Tổng quan về cấu trúc pha của mô hình chất hạt nhân Chiral

THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN
20 Số 58 - Tháng 03/2019
TỔNG QUAN
VỀ CẤU TRÚC PHA CỦA MÔ HÌNH 
CHẤT HẠT NHÂN CHIRAL
Một bức trạnh tổng quan về các chuyển pha trong mô hình chất hạt nhân chiral được xem xét 
dựa trên mô hình Nambu-Jona-Lasinio mở rộng (ENJL). Có ba vùng chuyển pha, một là chuyển pha 
khí - lỏng đặc trưng cho chất hạt nhân, hai là chuyển pha chiral đặc trưng vùng cho tương tác mạnh, 
và cuối cùng là chuyển pha quark-hadron đặc trưng cho vùng phá vỡ giam cầm. Chuyển pha quark-
hadron xảy ra ở mật độ và nhiệt độ rất cao, từ một pha của chất hạt nhân chiral bao gồm các hadron 
và meson bị giam cầm sang trạng thái quark và gluon được giải phóng. Kết quả chỉ ra có một vùng 
giống quarkyonic, xuất hiện sau khi đối xứng chiral đã được khôi phục và ngay trước khi giam cầm 
bị phá vỡ, ở đó các cơ chế kích thích cơ bản vẫn là nucleon.
1. Tình hình nghiên cứu hiện nay
Khám phá cấu trúc pha của sắc ký lượng 
tử (QCD) chắc chắn là một trong những chủ đề 
thú vị nhất trong lĩnh vực vật lý tương tác mạnh. 
Ngay từ những năm 70, sau khi nhận ra rằng các 
hadron bao gồm các quark và gluon bị giam cầm, 
người ta đã lập luận rằng quark và gluon sẽ bị 
phá vỡ giam cầm ở nhiệt độ hoặc mật độ cao khi 
các hadron chồng chéo mạnh và làm mất tính cá 
nhân của chúng [1,2]. Trong bức tranh này, có hai 
pha riêng biệt, pha hadronic, ở đó quark và gluon 
bị giam cầm, và pha gọi là plasma quark-gluon 
(QGP) nơi chúng không còn bị giam cầm. Kịch 
bản này được minh họa trong Hình 1a cho giản 
đồ pha trong mặt phẳng thế hóa và nhiệt độ. Giản 
đồ kiểu này được vẽ trong [2] và có thể thấy trong 
nhiều tài liệu khác [3,4].
Trong tự nhiên, QGP chắc chắn tồn tại 
trong vũ trụ sơ khai, vài micrô giây sau Vụ nổ 
lớn khi nhiệt độ rất cao. Không rõ liệu vật chất 
quark không giam cầm có tồn tại trong tâm của 
các sao neutron tương đối lạnh nhưng đậm đặc 
hay không. Về mặt thực nghiệm, việc tạo ra và 
xác định QGP là mục tiêu cuối cùng của các va 
chạm ion nặng tương đối tính. Những dấu hiệu 
thành công đầu tiên đã được báo cáo trong các 
thông cáo báo chí tại CERN (SPS) [5] và BNL 
(RHIC) [6], mặc dù việc giải thích dữ liệu vẫn 
còn đang được tranh luận. Có rất ít nghi ngờ rằng 
QGP sẽ được tạo ra tại Máy va chạm Hadron lớn 
(LHC), hiện đang được chế tạo tại CERN.
Ít nhất ở mức sơ đồ, giản đồ pha hiển thị ở 
Hình 1a vẫn là hình ảnh tiêu chuẩn trong khoảng 
hai thập kỷ. Cụ thể, khả năng có nhiều hơn một 
pha không giam cầm không được tính đến. Mặc 
dù cặp Cooper trong chất quark lạnh, đậm đặc 
(siêu dẫn màu) đã được đề cập từ năm 1975 [1] 
và đã được nghiên cứu thêm trong [7, 8, 9], sự 
liên quan của ý tưởng này đối với sơ đồ pha QCD 
đã bị bỏ qua mãi cho đến cuối thập niên 90. Vào 
thời điểm đó, các phương pháp tiếp cận mới về 
tính siêu dẫn màu cho thấy các khoảng trống liên 
THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN
21Số 58 - Tháng 03/2019
quan trong phổ fermion có thể ở mức 100 MeV 
[10, 11], lớn hơn nhiều so với dự kiến trước đó. 
Do các khoảng trống lớn hơn có liên quan đến 
nhiệt độ tới hạn lớn hơn, điều này có nghĩa là có 
sự mở rộng đáng kể của vùng siêu dẫn màu vào 
hướng nhiệt độ. Do đó, ngoài hai pha tiêu chuẩn, 
cần có một vùng không đáng kể trong sơ đồ pha 
QCD trong đó vật chất tương tác mạnh là chất 
siêu dẫn màu [12-15]. Cánh cửa đã mở ra cho 
nhiều khả năng mới.
Điều này được minh họa bằng các sơ đồ 
ba pha còn lại của Hình 1, được lấy từ các nghiên 
cứu tiếp theo. Người ta hy vọng rằng ở thế hóa 
cao các quark up, down, lạ được ghép cặp thành 
một ngưng tụ khóa vị màu (CFL) [16]. Tuy nhiên, 
điều này có thể trở nên bất lợi ở mật độ thấp hơn, 
nơi các quark lạ bị triệt tiêu do khối lượng của 
chúng. Do đó, có thể trong một vùng trung gian 
có pha siêu dẫn màu thứ hai (2SC) ở đó chỉ có các 
quark up và down được ghép cặp. Kịch bản này 
được mô tả trong giản đồ của Hình 1b [17]. Gần 
đây, các pha tiếp theo, như chất siêu dẫn màu ba 
vị có ngưng tụ kaon (CFL-K) [18, 19, 20] hoặc 
chất siêu dẫn màu kết tinh (pha LOFF) [21, 22] 
cũng đã được đề xuất, có thể một phần (Hình 1c 
[14]) hoặc thậm chí hoàn toàn (Hình 1d [23]) 
thay thế cho pha 2SC.
Hình 1, chỉ là một bản tổng hợp không đầy 
đủ các đề xuất gần đây, minh họa sự phong phú 
về tiềm năng của cấu trúc pha, vốn không được 
đánh giá cao trong một thời gian dài. Đồng thời, 
rõ ràng là vấn đề không được giải quyết. Lưu ý 
rằng tất cả các sơ đồ pha được hiển thị trong hình 
chỉ mang tính mô tả, tức là chỉ có phỏng đoán, 
dựa trên các kết quả lý thuyết hoặc lập luận nhất 
định. Trong tình huống này và do kết quả chính 
xác từ QCD khá hạn chế, các tính toán mô hình 
có thể cung cấp một công cụ hữu ích để kiểm 
tra những ý tưởng này và đề xuất những ý tưởng 
mới.
Hình 1: Giản đồ pha QCD trong mặt 
phẳng thế hóa - nhiệt độ. Hình 1a (phía trên bên 
trái): giản đồ pha chung trước siêu dẫn màu, ví 
dụ xem [3, 4]. Các giản đồ khác được lấy từ các 
tài liệu. Hình 1b (góc trên bên phải): [17]. Hình 
1c (góc dưới bên trái): [23]. Hình 1d (góc dưới 
bên phải): [14].
2. Cấu trúc pha của hạt nhân
Từ những năm năm mươi của thế kỉ 
trước, nghiên cứu chuyển pha của vật chất xuất 
hiện và trở thành một trong những vấn đề thời sự 
của vật lý hiện đại. Nghiên cứu chuyển pha được 
các nhà vật lý quan tâm trong nhiều lĩnh vực khác 
nhau từ vật lý hạt cơ bản đến vật lý thiên thể học. 
Trong đó, cùng với cấu trúc pha của QCD, các 
chuyển pha trong chất hạt nhân đã thu hút được 
nhiều sự quan tâm của các nhà vật lý. Các công 
trình nghiên cứu về chuyển pha trong các mô 
hình khác nhau hầu hết chỉ đề cập đến chuyển 
pha nhiệt, đây là chuyển pha được sinh ra bởi sự 
thăng giáng nhiệt của các đại lượng vật lý khi 
nhiệt độ thay đổi và do đó tuân theo các nguyên 
lý của nhiệt động học.
Đối với chất hạt nhân, điều quan trọng là 
phải mô tả được đồng thời tính chất bão hòa hạt 
nhân và phục hồi đối xứng chiral. Tính chất bão 
hòa của vật chất hạt nhân được mô tả thành công 
theo mô hình hạt nhân tương đối tính Walecka 
[24] và phiên bản đơn giản của nó dựa trên mô 
hình Nambu-Jona-Lasinio [25-27]. Cơ chế cơ 
bản của bão hòa là sự cân bằng giữa lực đẩy và 
THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN
22 Số 58 - Tháng 03/2019
lực hút giữa các nucleon ở một giá trị cụ thể của 
mật độ baryon. Mặc dù mô hình này đã mang lại 
nhiều kết quả thành công cho chất hạt nhân và hạt 
nhân hữu hạn, nhưng mô hình này vẫn chưa bao 
quát được miền vật chất có mật độ cao, chưa tái 
hiện được chuyển pha chiral, thường được chấp 
nhận là một trong những đối xứng cơ bản của 
tương tác mạnh. Sự chuyển pha chiral trong trạng 
thái vật chất đậm đặc đóng một vai trò quan trọng 
trong nghiên cứu tính chất vật lý của hạt nhân bị 
kích thích cũng như cấu trúc của các ngôi sao nhỏ 
và sự tiến hóa của vũ trụ sơ khai.
Có một số mô hình chiral có khả năng 
được sử dụng để mô tả chất hạt nhân. Phổ biến 
nhất là mô hình sigma tuyến tính [28] và mô hình 
Nambu-Jona-Lasinio (NJL) [29]. Chúng có thể 
giải thích sự phá vỡ tự nhiên của sự đối xứng 
chiral trong chân không và sự phục hồi của nó ở 
mật độ năng lượng cao. Nhưng các phiên bản đơn 
giản nhất của các mô hình này lại không thể tái 
tạo các đặc tính bão hòa hạt nhân. Cụ thể, mô hình 
sigma tuyến tính chỉ dự đoán một trạng thái bất 
thường của chất hạt nhân [30] trong đó đối xứng 
chiral được khôi phục và khối lượng hiệu dụng 
của hạt nhân biến mất. Một số mô hình tinh vi 
hơn của loại này đã được đề xuất [31-35]. Mặc dù 
chúng có thể tái tạo trạng thái bão hòa hạt nhân, 
nhưng những vấn đề mới lại xuất hiện trong các 
mô hình này; cụ thể, một số trong chúng không 
dự đoán sự phục hồi đối xứng chiral ở mật độ 
baryon cao. Cũng có những nỗ lực sử dụng mô 
hình NJL để mô tả vật chất hạt nhân lạnh [36-38]. 
Người ta đã tranh luận [36,37] rằng chất hạt nhân 
bị ràng buộc với sự đối xứng chiral bị phá vỡ 
tự phát là không thể trong các mô hình NJL tiêu 
chuẩn. Các tác giả của [36] đề xuất thêm các số 
hạng tương tác vectơ - vô hướng bổ sung để tái 
tạo các tính chất bão hòa quan sát được của chất 
hạt nhân. Mặt khác, người ta đã chỉ ra [38] rằng 
bằng cách giả sử giá trị đủ thấp của tham số cắt 
động lượng (Λ ~ 0,3 GeV), có thể tạo ra trạng thái 
bão hòa ở mật độ thường ngay cả trong mô hình 
NJL tiêu chuẩn. Tuy nhiên, trong trường hợp này, 
khối lượng hiệu dụng nucleon ở ρB = ρ0 được dự 
đoán nhỏ bằng nửa giá trị thực nghiệm của nó.
Gần đây, chúng tôi đã xem xét lại khả 
năng sử dụng phiên bản mở rộng của mô hình 
chiral NJL mở rộng (ENJL) có tính đến tương 
tác vectơ - vô hướng để nghiên cứu chất hạt nhân 
ở nhiệt độ hữu hạn và cấu trúc pha của nó [39]. 
Phiên bản ENJL này tái tạo tốt các đặc tính bão 
hòa quan sát được của vật chất hạt nhân như mật 
độ cân bằng, năng lượng liên kết, mô đun nén 
và khối lượng hiệu dụng nucleon ở ρB = ρ0. Nó 
cho thấy một chuyển pha loại một (của loại khí - 
lỏng) xảy ra ở mật độ bão hòa; chuyển pha này có 
mặt trong bất kỳ mô hình thực tế nào về chất hạt 
nhân. Hơn nữa, mô hình được xem xét bởi [40] 
dự đoán sự phục hồi đối xứng chiral ở mật độ 
baryon cao, ρB ≥ 2,2 ρ0 khi T ≤ 171 MeV, ở nhiệt 
độ cao T > 171 MeV khi ρB < 2,2 ρ0. Giản đồ pha 
của mô hình được cho trong Hình 2.
Hình 2: Các chuyển pha của chất hạt nhân 
chiral trong mặt phẳng (T, μ
B
). Đoạn đường ngắn 
ở μ
B
=923 MeV, mô tả chuyển pha khí - lỏng loại 
một. CEP(T=18 MeV, μ
B
=922 MeV) là điểm cuối 
tới hạn của chuyển pha này. Đường đứt nét mô 
tả chuyển pha chiral loại hai. CP(T=171 MeV, 
μB=980 MeV) là điểm ba tới hạn, ở đó đường 
cong biểu diễn chuyển pha chiral loại một (đường 
liền nét) gặp đường cong biểu diễn chuyển pha 
chiral loại hai (đường đứt nét).
THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN
23Số 58 - Tháng 03/2019
Mô hình cho hai vùng chuyển pha riêng 
biệt. Đầu tiên, nó cho thấy quá trình chuyển pha 
khí lỏng loại một xảy ra ở mật độ dưới bão hòa 
ứng với m*/m
N
 ~ 0,66, từ (T=0, μ
B
=923 MeV) và 
kéo dài đến điểm cuối tới hạn (CEP) tại (T≈18 
MeV, μ
B
≈922 MeV). Thứ hai, sự phục hồi đối 
xứng chiral ở nhiệt độ 0 xảy ra chính xác tại mật 
độ tới hạn ρ
c
≈2,2ρ0. Ở nhiệt độ khác 0, chuyển 
pha chiral loại 2 xảy ra ở trong vùng (0≤ T ≤171 
MeV, 980≤ μ
B 
≤1210 MeV), kéo dài từ (T=0, 
μ
B
=980 MeV) và kết thúc tại điểm ba tới hạn, 
CP(T≈171 MeV, μ
B
≈980 MeV), tại đó có sự bắt 
đầu của chuyển pha loại một.
Như vậy, sử dụng mô hình chất hạt nhân 
chiral để khảo sát các tính chất hạt nhân ở nhiệt 
độ và thế hóa hữu hạn, ta phát hiện thấy có hai 
giản đồ pha; giản đồ pha của chuyển pha khí - 
lỏng loại một của chất hạt nhân xảy ra tại mật độ 
dưới mật độ bão hòa và giản đồ pha của chuyển 
pha chiral với hai loại chuyển pha, được chia tách 
bởi điểm ba tới hạn xảy ra ở mật độ cao và/hoặc 
ở nhiệt độ cao. Chính việc loại bỏ khối lượng 
trần của nucleon, yếu tố trực tiếp gây phá vỡ 
đối xứng chiral trong biểu thức của hàm mật độ 
Lagrangian đã khiến mật độ Lagrangian của mô 
hình thỏa mãn chính xác bất biến chiral, trở nên 
hoàn thiện hơn. Nhờ vậy, mô hình chất hạt nhân 
chiral đã bộc lộ một cách rõ ràng kịch bản chuyển 
pha chiral trong chất hạt nhân, một trong những 
tính chất cơ bản của vật chất tương tác mạnh.
3. Sự chuyển pha từ hadron sang quark 
Gần đây, nghiên cứu chuyển pha hadron-
quark (HQ) là một trong những chủ đề nóng của 
vật lý hiện đại. Cơ chế giam giữ là một thuộc tính 
nội tại của động lực học lượng tử QCD - lý thuyết 
cơ bản của tương tác mạnh. Khi nhiệt độ hoặc 
mật độ rất lớn, các tương tác giam cầm quark 
và gluon trong hadron trở nên yếu dần đi và giải 
phóng chúng khỏi nơi giam giữ. Pha mà quark và 
gluon được giải phóng khỏi sự giam giữ được gọi 
là pha quark-gluon plasma (QGP). Tính toán của 
QCD đã thiết lập sự tồn tại một pha phá vỡ giam 
cầm vật chất ở nhiệt độ lớn hơn T~170 MeV. Đã 
có nhiều đề xuất và thảo luận về các phiên bản 
khác nhau liên quan đến quá trình phá vỡ giam 
cầm của hadron ở mật độ và nhiệt độ cao nhưng 
vẫn chưa rõ ràng. Quá trình chuyển pha loại 1 
được gợi ý bởi nhiều mô hình nghiên cứu [41] và 
[40]. Một trong những kết quả trực tiếp của giả 
thiết này là sự xuất hiện của vùng pha trộn hadron 
và quark trong quá trình chuyển pha.
Quá trình giải phóng khỏi sự giam cầm là 
quá trình chuyển pha giữa các vật chất hadronic 
và quark-gluon. Các nghiên cứu lý thuyết về quá 
trình chuyển pha hoặc giản đồ pha trên mặt phẳng 
nhiệt độ - thế hóa ở trạng thái nóng và mật độ hữu 
hạn là những thành quả gần đây nhất. Trong môi 
trường cực nóng hoặc đậm đặc đối với hệ pha 
trộn quark-hadron, có thể tồn tại ở nhiều pha khác 
nhau với mô hình phá vỡ đối xứng [42].
Nghiên cứu về quá trình chuyển pha 
chiral ở nhiệt độ cao, các đại lượng nhiệt động 
như phương trình khe, mật độ baryon, mật độ 
năng lượng và EoS có thể được khai triển quanh 
giới hạn chiral. chúng ta nhận ra rằng quá trình 
chuyển pha chiral ở nhiệt độ cao là quá trình 
chuyển pha loại một ở nhiệt độ lớn hơn T≈171 
MeV (xem Hình 2). Ví dụ ở nhiệt độ T=190 MeV 
vùng màu xám (ngưng tụ chiral) là một hàm đa 
trị và cho ta thấy nó là một trạng thái hỗn hợp của 
pha hạt nhân nóng và pha chiral nóng. Khi T≥171 
MeV ngưng tụ chiral có thể rơi xuống bằng không 
ngay cả với giá trị thấp nhất của thế hóa hoặc/
và mật độ baryon. Điều này gợi ý rằng khi vật 
chất được làm đủ nóng, các hadron trở nên mất 
khối lượng và bắt đầu phủ lên nhau và các quark, 
gluon có thể di chuyển tự do trong không - thời 
gian lớn hơn. Trong hình này, T
H
≈171MeV là 
nhiệt độ giới hạn cho quá trình chuyển pha sang 
tự do giữa hadron, quark và gluon. Chúng ta có 
thể gọi là giới hạn chiral.
THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN
24 Số 58 - Tháng 03/2019
Ở nhiệt độ thấp, nhưng khác không, với 
khả năng bổ sung nhiệt làm bay hơi các nucleon 
độc lập từ bề mặt của các giọt hạt nhân. Ở nhiệt 
độ thấp và mật độ thấp hơn mật độ trạng thái cơ 
bản, có sự trộn pha của các nucleon và các giọt 
hạt nhân. Điều này gợi nhớ lại hiện tượng chuyển 
pha của nuóc, khi ở nhiệt độ phòng và áp suất 
bình thường tồn tại một hỗn hợp pha của phân 
tử nước và những giọt nước. Thay đổi mật độ có 
thể làm thay đổi thành phần tương đối của phân 
tử và giọt. Ngoài mật độ các giọt lấp đầy toàn bộ 
thể tích và đi vào pha lỏng, trong khi ở dưới mật 
độ các mảnh giọt cuối cùng thành các phân tử và 
đi vào pha khí. Trạng thái này là dạng điển hình 
cho chuyển pha loại một. Trong trường hợp này, 
chuyển pha được gọi là chuyển pha khí - lỏng của 
nước. Trong chất hạt nhân cho thấy một tính chất 
tương tự, mô tả pha khí của chất hạt nhân ở thế 
hóa thấp và pha lỏng của chất hạt nhân ở thế hóa 
lớn hơn (Hình 2).
Một bức tranh tương tự xảy ra ở nhiệt độ 
cao nơi tính đối xứng chiral được phục hồi và các 
nucleon phá bỏ sự giam cầm. Quá trình này được 
gọi là dịch chuyển quark-hadron. Ở nhiệt độ cao, 
ngay cả khi mật độ baryon thấp, chất hạt nhân 
không chỉ có các nucleon mà còn chất khác, các 
hadron bị kích thích, các hadron nhẹ, các pion, là 
phổ biến nhất. Ở nhiệt độ cao và thế hóa baryon 
thấp, thang đo xung lượng điển hình cho sự tán 
xạ giữa các hadron được xác định bởi nhiệt độ 
T. Nếu nhiệt độ ở cùng bậc hoặc lớn hơn xung 
lượng cắt Λ
QCD
, thì tán xạ giữa các hadron bắt 
đầu động đến cấu trúc quark-gluon của chúng. 
Hơn nữa, vì mật độ hạt gia tăng theo nhiệt độ, 
các hàm sóng của hadron sẽ bắt đầu phủ nhau ở 
nhiệt độ lớn.
Khi vật chất nóng, hạt nhân cuối cùng 
phân rã thành proton và neutron (nucleons). Đồng 
thời các hadron nhẹ (chủ yếu là các pion) gây nên 
nhiệt, lấp đầy không gian giữa các nucleon. Do 
không gian của các pion và hadron sinh nhiệt có 
hạn nên chúng bắt đầu phủ lên nhau và phủ lên 
các túi của nucleon ban đầu sao cho tạo thành 
một mạng lưới các vùng có chứa các quark, phản 
quark và gluon được hình thành. Tại một nhiệt 
độ tới hạn T
C 
nhất định, các vùng này sẽ lấp đầy 
toàn bộ thể tích trong quá trình thẩm thấu. Trạng 
thái mới của vật chất này là quark-gluon plasma 
(QGP). Chân không trở lên tầm thường và các 
thành phần cơ bản bắt đầu tương tác yếu đi. Tuy 
nhiên, có một sự khác biệt cơ bản với plasma điện 
từ thông thường đó là sự chuyển pha gây ra do ion 
hóa và diễn ra từ từ. Do sự giam cầm, không có 
sự giải phóng các quark và bức xạ gluon ở dưới 
nhiệt độ tới hạn. Đến đây, một quá trình chuyển 
pha tương đối sắc nét được mong đợi.
Như vậy từ chất hạt nhân chiral, khi 
tăng nhiệt độ và mật độ, đã xảy ra chuyển pha 
sang pha quark-gluon plasma (QGP). Quá trình 
chuyển pha được suy ra từ cấu trúc Gibbs ở ranh 
giới các pha. Theo cấu trúc này, chuyển pha từ 
hadron sang quark là loại một. Nghĩa là, ranh 
giới pha thu được theo yêu cầu: ở thế hóa không 
đổi, áp suất của QGP bằng với áp suất trong pha 
hadronic. Kết quả là đường cong ranh giới pha 
(đường gạch chấm) trên mặt phẳng T-μ chỉ ra trên 
Hình 3.
Hình 3: Quá trình chuyển pha hadron 
quark (đường chấm màu xanh) của chất hạt 
nhân chiral nóng sang quark-gluon plasma trong 
mặt phẳng (T, μ
B
). Vùng màu tối là sự xuất hiện 
của pha hỗn hợp quark-hadron trong quá trình 
chuyển pha chiral nóng.
THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN
25Số 58 - Tháng 03/2019
Nhận ra từ Hình 3 rằng có một khu vực 
nơi quá trình chuyển pha HQ xảy ra ngoài sự 
phục hồi đối xứng chiral ở phía pha hạt nhân, 
trong đó khối lượng nucleon bằng không. Đây là 
một pha trong đó các kích thích cơ bản nucleonic 
(hadronic) vẫn tồn tại nhưng nằm trong đối xứng 
chiral ngay trước khi chuyển sang pha quark bằng 
chuyển pha HQ, tức là có một vùng mà ở đó khối 
lượng hiệu dụng của nucleon bằng không nhưng 
các nucleon chưa phá vỡ sự giam cầm để giải 
phóng quark. Khu vực này đã được đề xuất gần 
đây bởi McLerran và Pisarski dựa trên các đối số 
N
c
 lớn [43], cái gọi là vật chất quarkyonic như 
là một trạng thái mới của vật chất đặc trưng bởi 
sự giam cầm nhưng đã phục hồi đối xứng chiral. 
Pha chiral này nằm ngoài pha hạt nhân đối xứng 
thông thường và được dự đoán bởi mô hình trên 
có thể tương ứng với pha quarkyonic.
Cái tên “quarkyon” diễn tả thực tế vật chất 
bao gồm các baryon bị giam cầm nhưng vẫn hoạt 
động như các quark đối xứng chiral ở mật độ cao. 
Có thể có các hiệu ứng phi nhiễu liên quan đến 
sự giam cầm và phục hồi đối xứng chiral gần bền 
mặt Fermi, vì còn những tương tác nhạy với hiệu 
ứng tầm xa, nhưng các tính chất khối lại trông 
như các quark tự do.
4. Kết luận
Quá trình chuyển pha ở các nhiệt độ và 
mật độ khác nhau đã được nghiên cứu trong mô 
hình chiral ENJL có tính đến tương tác vectơ - vô 
hướng đã cho một bức tranh tổng thể về các cấu 
trúc pha từ chất hạt nhân đến quark. Đối với chất 
hạt nhân, có hai chuyển pha tách biệt, chuyển pha 
khí lỏng và chuyển pha chiral. Đối với quá trình 
chuyển pha từ hadron sang quark, phía hadron là 
chất hạt nhân chiral và phía quark là quark-gluon 
plasma (chưa tính đên tương quan cặp quark), 
được kết hợp thông qua điều kiện cân bằng pha 
Gibbs và cho chuyển pha loại một.
 Có một pha đáng quan tâm từ giản 
đồ pha (Hình 3) xuất hiện ngay sau khi phục hồi 
đối xứng chiral nhưng nằm dưới chuyển pha pha 
vỡ giam cầm được đặc trưng bởi đường chuyển 
pha quark-hadron. Pha này như một pha kích 
thích, nghĩa là vẫn trong pha hạt nhân, chứ không 
phải pha quark (nghĩa là chưa phá vỡ giam cầm), 
nhưng đối xứng chiral đã được phục hồi. Pha này 
có thể tương ứng với pha quarkyonic, được giới 
thiệu như là một chất giam cầm đối xứng chiral.
Ở đây, chúng ta đã bỏ qua pha siêu dẫn 
màu mà nó có thể tồn tại trong các hệ mật độ 
hữu hạn và liên quan đến pha quarkyonic. Vì vậy, 
nhiệm vụ đầy thử thách tiếp theo có thể là nghiên 
cứu các pha của chất hạt nhân, bao gồm hạt nhân 
siêu lỏng và quark-gluon plasma, và cũng bao 
gồm trạng thái siêu dẫn màu. Hơn nữa, người ta 
tin tưởng rằng chất sao neutron trải qua quá trình 
chuyển pha với quark-gluon plasma ở nhiệt độ 
cao hoặc ở mật độ cao. Do đó, đây cũng là một 
vấn đề thú vị để nghiên cứu sự chuyển pha giữa 
chất sao neutron và chất quark. Điều này giúp 
chúng ta hiểu biết thêm về sao neutron, và phát 
triển vật lý các sao neutron.
Nguyễn Tuấn Anh
Khoa Kỹ thuật hạt nhân, Đại học Điện lực
_________________________________
TÀI LIỆU THAM KHẢO
[1] J.C. Collins and M.J. Perry, Phys. Rev. 
Lett. 34 (1975) 1353.
[2] N. Cabibbo and G. Parisi, Phys. Lett. 59B 
(1975) 67.
[3] J. Cleymans, R.V. Gavai, and E. Suhonen, 
Phys. Rep. 130 (1986) 217.
[4] H. Meyer-Ortmanns, Rev. Mod. Phys. 68 
(1996) 473.
[5] U. Heinz and M. Jacob, nucl-th/0002042.
[6] Brookhaven National Laboratory, press 
release 03-49,  bnlweb/
pubaf/pr/2003/bnlpr061103.htm.
THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN
26 Số 58 - Tháng 03/2019
[7] B. Barrois, Nucl. Phys. B 129 (1977) 390.
[8] S.C. Frautschi, Asymptotic freedom and 
color superconductivity in dense quark matter, 
in: Proc. of the Workshop on Hadronic Matter at 
Extreme Energy Density, N. Cabibbo (ed.), Erice 
1978.
[9] D. Bailin and A. Love, Phys. Rep. 107 
(1984) 325.
[10] M. Alford, K. Rajagopal, and F. Wilczek, 
Phys. Lett. B 422 (1998) 247.
[11] R. Rapp, T. Sch¨afer, E.V. Shuryak, and 
M. Velkovsky, Phys. Rev. Lett. 81 (1998) 53.
[12] K. Rajagopal and F. Wilczek, “The 
Condensed Matter Physics of QCD”, in: B.L. 
Ioffe Festschrift At the Frontier of Particle 
Physics / Handbook of QCD, vol. 3, edited by M. 
Shifman, World Scientific, Singapore, 2001, pp. 
2061–2151.
[13] M. Alford, Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 51 
(2001) 131.
[14] T. Sch¨afer, Quark Matter, in: A.B. 
Santra et al. (Eds.), ”Quarks and Mesons”, Proc. 
of the BARC workshop on Quarks and Mesons, 
Bhabba Atomic Research Center, Mumbai, India 
(2003), Narosa Publishing House, New Delhi 
(2004); hep-ph/0304281.
[15] D.H. Rischke, Prog. Part. Nucl. Phys. 52 
(2004) 197.
[16] M. Alford, K. Rajagopal, and F. Wilczek, 
Nucl. Phys. B 537 (1999) 443.
[17] K. Rajagopal, Nucl. Phys. A 661 (1999) 
150c.
[18] T. Sch¨afer, Phys. Rev. Lett. 85 (2000) 
5531.
[19] P.F. Bedaque and T. Sch¨afer, Nucl. Phys. 
A 697 (2002) 802.
[20] D.B. Kaplan and S.Reddy, Phys. Rev. D 
65 (2002) 054042.
[21] M. Alford, J. Bowers, and K. Rajagopal, 
Phys. Rev. D 63 (2001) 074016.
[22] J. Bowers and K. Rajagopal, Phys. Rev. 
D 66 (2002) 065002.
[23] M.G. Alford, Nucl. Phys. Proc. Suppl. 
117 (2003) 65.
[24] D. B. Serot and J. D. Walecka, in 
Advanced Nuclear Physics, edited by J. W. 
Negele and E. Vogt (Plenum Press, New York, 
1986), Vol. 16, p. 1.
[25] Tran Huu Phat, Nguyen Tuan Anh, and 
Le Viet Hoa, Nucl. Phys. B 772 (2003) c548.
[26] Tran Huu Phat, Nguyen Tuan Anh, 
Nguyen Van Long and Le Viet Hoa, Phys. Rev. C 
76 (2007) 045202.
[27] Tran Huu Phat, Nguyen Tuan Anh and 
Nguyen Van Long, Phys. Rev. C 77 (2008) 
054321.
[28] M. Gell-Mann and M. Levy, Nuovo 
Cimento 16, 705 (1960).
[29] Y. Nambu and G. Jona-Lasinio, Phys. 
Rev. 122, 345 (1961); 124, 246 (1961).
[30] T. D. Lee and G. C. Wick, Phys. Rev. D 
9, 2291 (1974).
[31] J. Boguta, Phys. Lett. B 120, 34 (1983).
[32] I. N. Mishustin, J. Bondorf, andM. Rho, 
Nucl. Phys. A 555, 215 (1993).
[33] G. W. Carter and P. J. Ellis, Nucl. Phys. 
A 628, 325 (1998).
[34] P. Papazoglou, S. Schramm, J. Schaffner-
Bielich, H. St¨ocker, and W. Greiner, Phys. Rev. 
C 57, 2576 (1998).
[35] P. Papazoglou, D. Zschiesche, S. 
Schramm, J. Schaffner-Bielich, H. St¨ocker, and 
W. Greiner, Phys. Rev. C 59, 411 (1999).
[36] V. Koch, T. S. Biro, J. Kunz, and U. 
Mosel, Phys. Lett. B 185, 1 (1987).
[37] M. Buballa, Nucl. Phys. A 611, 393 
(1996).
[38] I. N. Mishustin, in Proceedings of the 
International Conference on Nuclear Physics at 
the Turn of Millenium,Wilderness, 1996, edited 
by H. St¨ocker, A. Gallman, and J. H. Hamilton 
(World Scientific, Singapore, 1997), p. 499.
[39] Tran Huu Phat, Nguyen Tuan Anh, 
and Dinh Thanh Tam, Phys. Rev. C 84, 024321 
(2011).
[40] Nguyen Tuan Anh and Dinh Thanh Tam, 
Phys. Rev. C 84 (2011) 064326.
[41] T. Schaefer, arXiv:0509068; P. Braun-
Munzinger and J. Wambach, Rev. Mod. Phys. 81 
(2009) 1031.
[42] K. Fukushima and T. Hatsuda, Rep. Prog. 
Phys. 74 (2011) 014001.
[43] L. McLerran and R. D. Pisarski, Nucl. 
Phys. A796 (2007) 83; Y. Hidaka, L. McLerran 
and R. D. Pisarski, Nucl.