J. Plasma Fusion Res. Vol.100, No.6 (2024) 245-248

小特集

クォーク・グルーオン・プラズマ研究を含めた重イオン衝突物理の現状と展望
Present Status and Future Prospects of Quark Gluon Plasma
Investigation and Heavy-Ion Collision

1 ．はじめに
1. Introduction
北 沢 正 清，神 藤 勝 啓 1 ）KITAZAWA Masakiyo and SHINTO Katsuhiro 1 ）京都大学基礎物理学研究所， 1 ）日本原子力研究開発機構 J-PARC センター
（原稿受付：2024年 3 月20日）

1．1

一言で「プラズマ」と言っても様々である．身近なとクォーク・グルーオン・プラズマ（QGP）

ころでは，炎や雷，蛍光灯などがあり，実験室や恒星の物質を細かく分解していくと，分子，原子の階層を経中で起こる核融合プラズマ，微細加工や半導体デバイス，て原子核と電子に至る．図 1 に示すように，原子核は陽

新素材生成などの工業での応用をはじめ，医療や農業な子と中性子（総称して核子と呼ぶ）から構成されており，どへの応用に用いられている応用プラズマ，レーザー照

核子はさらにクォークとグルーオンと呼ばれる素粒子か射により生成されるプラズマ，電離層，磁気圏や恒星なら構成された複合粒子であることが知られている．クォー

どの周辺に存在する宇宙プラズマなど．

クは電子の± 1/3 倍もしくは± 2/3 倍の分数電荷を持ったプラズマとは，気体を高温にすることで分子が原子に，素粒子であり，クォークとグルーオンの動力学は量子色

更に原子がイオンと電子に電離した気体であり，デバイ

力学（Quantum ChromoDynamics:QCD）と呼ばれる理長に比べて十分に大きく，電気的に準中性状態である．

論で記述されることがわかっている．

プラズマ中にも含まれるイオンや原子の元となる原子核

クォークは，物質を形作る最も基本的な素粒子の一つを構成する核子は， 3 つのクォークで構成される．クォー

でありながら，単独では観測できないという不思議な性

ク間には強い相互作用を媒介している力の粒子であるグ質を持っている．我々の身近な世界では，クォークは核

ルーオンがあり，それは電磁気力の場合の光子に相当す

子や中間子といった，ハドロンと総称される整数電荷のる．これらクォークやグルーオンがたくさん集まる（高粒子の内部に閉じ込められており，過去に分数電荷を観

数密度 になる）ことで，それらの間に働く「強い力」が遮へいされると，ある意味「プラズマ」の状態に近いと考えられる．
今回の小特集では，核融合プラズマ（約 1 億度）よりも更に高温の状態（約 1 ∼ 2 兆度）であるクォーク・グルー
オン・プラズマ（QGP）について，本学会誌 2002 年の解説記事［1］以降の進展を紹介する．QGP を生成するためには，重イオンビームを衝突させる必要があるが，近年のQGP 研究を含めた重イオン衝突物理の現状と展望についても併せて紹介する．
図１

物質の構成要素．原子核は核子（陽子と中性子）から作られており，核子はさらにはクォークから構成されている．

Yukawa Institute of Theoretical Physics, Kyoto University, KYOTO 606-8267, Japancorresponding author’s e-mail: kitazawa@yukawa.kyoto-u.ac.jp

245Ⓒ2024 The Japan Society of Plasma
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Vol.100, No.6

June 2024

測した実験は存在しない．
一方，物質の温度，あるいは密度を限りなく上昇させていくと，クォークがハドロン内部への閉じ込めから解放された物質状態を作ることができる．これは，身近な物質が高温でプラズマ状態になるのと似ている．プラズ
マ中では電子が熱運動によって原子への束縛から解放されるが，これと同じように，さらに高温の世界ではハドロン内部のクォークが閉じ込めから解放され，独立な粒

図２子状態として運動し始める．こうして超高温で実現する
ある種のプラズマ状態が，本小特集の主題，クォーク・高エネルギー重イオン衝突実験の概念図．重原子核衝突により，複雑な系が作られる．

グルーオン・プラズマ（QGP）である．QCD の第一原

た実験は，新粒子探索や素過程・構造などの研究に向い

理計算である格子 QCD 数値シミュレーションによれば，ている．

QGP 状態は約 2 兆度より高温で実現する．

高エネルギー重イオン衝突実験は，これまでに米国の2 兆度というと，あまりにも高温で面食らうかもしれな

Relativistic Heavy-Ion Collider（RHIC）や欧州の Large

い．しかし，QGP は決して理論研究者の頭の中だけにあHadron Collider（LHC）など世界各地の実験施設で活発る空想上の産物ではない．例えば，宇宙の歴史をビッグに行われてきた［2］．第 2 章で見るように，2000 年に始動

バン開闢に向けて遡れば宇宙の温度は上昇し，誕生からした RHIC では光速の 99.99% 以上に加速した金原子核を

約 10－5 秒後の時点で 2 兆度に達する．したがって，この衝突させることで，温度にして 4 兆度を超える物質の生時刻以前の初期宇宙は QGP で満たされており，誕生から成に成功し，QGP の生成を支持する様々な実験結果が得

約 10－5 秒に宇宙を満たす物質の性質は QGP からクォーク

らえた．さらに，第 3 章で見るように 2009 年に開始されがハドロン内部に閉じ込められた状態へと大きく変化した LHC 実験ではさらに高エネルギーの実験が行われておた．このような宇宙の歴史をひもとくには，QGP の性質

り，QGP 研究は近年格段に精密化している．

を理解する必要がある．また，現在の宇宙には中性子星

高エネルギー重イオン衝突実験で作られた QGP は，生と呼ばれる超高密度の天体が星の数ほど存在することが成直後から周囲の真空に向けて急激に膨張・冷却する．

知られている．中性子星とは，太陽の 1 ～ 2 倍という大質このため QGP 状態の持続時間は 10－22 秒程度にすぎず，量を持ちながら半径は 15 km 以下という超コンパクト天

その体積も原子核の大きさ程度，すなわち一片の長さが体で，主に超新星爆発の残骸として作られる．その中心

10－14 m ほどである．QGP 中で解放されたクォークたちは部の密度は，重力による圧縮で 1015 g/cm3 程度に達してい瞬時にハドロン内部に閉じ込められ，飛散する．重イオ

ると考えられている．そこでは，ハドロンが押し潰されン衝突実験の検出器が観測できるのは，こうして発生しることによってクォークに解離し，QGP が実現する可能た大量のハドロンの放出角度や運動量の分布のみであり，性が指摘されている．中性子星の内部構造は，重力波天

これらの情報をもとに極小の QGP を調べる必要がある．
こう書くと，とても困難な実験に思われるかもしれな

文学で中性子星合体が観測されたことなどにより，近年

い．しかし，以降の章で詳しく見るように，熱的な状態

高い注目を集め，活発に研究されている．

が作られていることを示すシグナルが複数観測されてい1．2

高エネルギー重イオン衝突実験ることに加え，多様な観測量と解析の併用によって QGP

このように広大な宇宙に目を向けることでその必要性の性質を様々な側面から調べることに成功している．例が見えてくる QGP だが，実は地上の実験でも作り出すことして，生成された系の温度は複数の方法で測定されてとができる．これを実現するのが，本特集のもう一つのきた［2］．温度測定は，使う観測量によって膨張のどの主題である，高エネルギー重イオン衝突実験である．

段階に敏感かが変わる．その中でも，光子を用いた測定は初期状態に敏感であり，そこで得られた温度は第一原

高エネルギー重イオン衝突実験とは，巨大な粒子加速器で光速近くまで加速した重原子核（重イオン）を正面

理計算が予言する QGP の実現温度である 2 兆度を大きく衝突させる実験である．ここで重原子核とは，金や鉛など，超えていたことが RHIC 実験の初期の大きな成果となっ核子数が 200 個程度の原子核を指すことが多い．

た．これに加え，ジェットと呼ばれる高エネルギー粒子

素粒子物理のための加速器実験は，重イオン衝突実験

が QGP 中を横切る際に強い減速を受けること，QGP は粘の他に，電子や陽子などを加速・衝突させる実験も盛ん

性係数がゼロに近い完全流体的なふるまいをすることなに行われている．図 2 に示すように，これらと比較したどが様々な物理量の観測によって明らかにされてきたこ

ときの重イオン衝突実験の特徴は，加速衝突する物体がとを第 2 ， 3 章で詳しくみる．

圧倒的に大きいことにある．これにより，電子や陽子の重イオン衝突実験の結果を理解する上では，衝突によっ

衝突では作れない巨大な系が作り出され，系の内部で粒て生成された物質の時空発展を記述する動的模型を使っ子同士が複雑に相互作用することで熱平衡と見なせる物た理論研究も不可欠である．このような研究は，RHIC や質が作られる．これによって数兆度の QGP の議論が可能

LHC での実験の発展と並行して，過去数十年間にわたりとなるのである．これに対し，電子や陽子ビームを使っ大きく進展してきた．近年は，QGP 状態の発展を相対論
246

Special Topic Article

1. Introduction	

M. Kitazawa and K. Shinto

的粘性流体力学で記述し，ハドロン化後の発展は分子動
力学的な方法で記述する方法が主流である［2］．これらの研究も，流体力学への微視的ゆらぎの効果の取り込みや，流体的な QGP と粒子的なハドロンを並行して取り扱う模型の開発，模型のパラメータをベイズ推定で決定する研究などが行われ，大きく発展している．

1．3

QCD の相構造と高密度物質探索

図４

こうして活発に行われる高エネルギー重イオン衝突実
験だが，近年，生成される QGP のクォーク数密度依存性

重イオン衝突の衝突エネルギー依存性．衝突エネルギーを程よく選ぶと，衝突粒子が衝突点付近で止まり，高密度状態が作られる．

を調べ，QCD の相構造を探索する実験が世界的に注目され，大きな潮流となっている［3］．

だが，適度な衝突エネルギーでは中性子星中心部の密度

図 3 に示すように，ハドロン物質から QGP への転移は，

1015 g/cm3 をも超える高密度物質が作られると考えられてクォーク数密度（化学ポテンシャル）に応じて変化する

おり，地上で唯一の中性子星最奥部に迫る手段としてもと考えられている．クォーク数密度が小さいとき，この注目されている．

転移には明快な相転移点が存在しないことが第一原理計

重イオン衝突による衝突エネルギー依存性探査は，総算によって示されているのだが，高クォーク数密度領域

称 し て ビ ー ム エ ネ ル ギ ー 走 査（Beam-Energy Scan:には一次相転移が現れることが予想されている［4］．このBES） と 呼 ば れ る．RHIC で は 2010 年 以 降， 最 高 衝 突

様相は水の液気相転移の一次相転移が高圧領域で消失し，エ ネ ル ギ ー で あ る sNN ＝200 GeV よ り は る か に 低 い

超臨界液体になるのと似ている．また，低温・高密度領

sNN ＝3～20 GeV 領域の BES が行われ，様々な興味深い域ではカラー超伝導と呼ばれる，まったく新しい物質状データが得られた．これについては第 4 章で詳しく議論

態が実現することも指摘されている．これらの相転移のする．BES は，CERN の NA61/SHINE や GSI の HADES

実験的探索が注目されているのである．

など，欧州の実験でも行われている．さらに，ドイツ GSI

重イオン衝突で生成される QGP のクォーク数密度は，では高密度物質の生成をめざす次世代実験施設 FAIR の建どうすれば変化させられるのか．実は，衝突エネルギー

設が進んでいる［3］．

を変えればよい．衝突エネルギーが高い場合，図 4 左に重イオン衝突実験のフロンティアが低衝突エネルギー示すように衝突した原子核内の核子は衝突点をすり抜け領域にあることを不思議に思われるかもしれない．これてしまい，衝突点付近の密度が上がらない．これまで説は重イオン衝突の歴史と関連する．過去数十年を振り返明した RHIC，LHC 実験の衝突エネルギーは，この領域

ると，2000 年の RHIC，2009 年の LHC の稼働により高衝に位置する．一方，衝突エネルギーを下げていくと衝突

突エネルギー実験が立て続けに実現し，分野の興味と人粒子が程よく減速・圧縮されて衝突点付近に残りやすく的資源がこれらの実験に注ぎ込まれた．これにより高衝なり，クォーク数密度が上昇する．この性質を使うことで，突エネルギー領域の物理が大きく進展した一方，中間エ

様々なクォーク数密度の QGP を調べることができるのでネルギー領域の理解が置き去りにされてしまった．そのある．もちろん，衝突エネルギーを下げすぎるとそもそ

後，高衝突エネルギー領域の実験がひと段落したことで，も圧縮が起こらないので，一定の衝突エネルギーは必要

中間領域への興味が復活しているのである．中間エネル
ギー領域の重イオン衝突実験は，過去にも行われたことはあるが，最新の大輝度重イオンビームと，ここ数十年の間に開発された技術的進展によって過去とは段違いの高精度実験が実現し，高密度領域の相構造に初めて迫ることができると期待されているのである．

1．4

J-PARC 重イオン衝突実験計画

高密度領域をめざす重イオン衝突実験は，わが国のJ-PARC でも計画されている．現在，J-PARC の加速器
群はもっぱら陽子加速に使われている．ここに，重イオン入射器を接続することで，後段の大強度加速器である
Rapid-Cycling Synchrotron（RCS）とメインリング（MR）
を重イオン加速に流用できる．このように既存施設を活図３用することで，FAIR 計画など海外の実験計画と比べて圧QCD の相図とビームエネルギー走査（BES）の概念図．
高密度領域では QGP への相転移が一次相転移になることが予想されている．重イオン衝突では，衝突エネルギーの変化により，様々な密度領域を探索できる．

倒的に低コストで高密度物質探索ができる．この計画は，J-PARC 重イオン計画（J-PARC-HI）［5］と呼ばれ，第 5章で詳しく解説する．
247

Journal of Plasma and Fusion Research

J-PARC-HI の魅力の一つに，J-PARC 加速器群が実現

Vol.100, No.6

June 2024

貢献をすることが期待されている．

する超高輝度ビームによって世界最高の衝突レートが実

本小特集記事の各章では，これら個々の話題について，現できることが挙げられる．これにより，様々な物理量

より掘り下げて見ていくことにする．

を超高統計で測定することができる．特に J-PARC-HI の第二期計画では，新設の検出器を使うことでハドロンと

参考文献

レプトンの同時測定といった多様な測定が実現し，高密［ 1 ］初田哲男：プラズマ・核融合学会誌 78, 1285 (2002).
［ 2 ］秋葉康之：クォーク・グルーオン・プラズマの物理（基本
法則から読み解く物理学最前線 3 ）（共立出版，2014）．
［ 3 ］北沢正清，野中俊宏，江角晋一：非ガウスゆらぎで探る宇宙最高密度の相転移，日本物理学会誌 76, 507(2021).
［ 4 ］北沢正清，国広悌二：超高温・高密度のクォーク物質（基本法則から読み解く物理学最前線29）（共立出版，
2022）．
［ 5 ］https://asrc.jaea.go.jp/soshiki/gr/hadron/jparc-hi/度領域の一次相転移やその端点である QCD 臨界点，さらにはカラー超伝導状態の観測などが実現すると期待されている．
高エネルギー重イオン衝突実験は過去 20 年ほどの間に目覚ましく進展した．そこでの大きな成果は QGP 生成の確立とその性質の精密測定であった．そして今後，さらなる精密測定と QCD 相構造の解明へと向かう実験が予定されている．そこでは我が国の加速器 J-PARC も主要な

248

J. Plasma Fusion Res. Vol.100, No.6 (2024) 249-254

小特集 クォーク・グルーオン・プラズマ研究を含めた重イオン衝突物理の現状と展望

2 ．高エネルギー重イオン衝突による
クォーク・グルーオン・プラズマの発見 SPS と RHIC
2. Discovery of Quark-Gluon Plasma in High-Energy Heavy-Ion Collisions
at SPS and RHIC
小 沢 恭 一 郎，佐 甲 博 之 1 ）OZAWA Kyoichiro and SAKO Hiroyuki 1 ）高エネルギー加速器研究機構， 1 ）日本原子力研究開発機構（原稿受付：2024年 3 月20日）

2000年に CERN-SPS の実験グループは J/ψ 粒子の抑制等の観測によってクォークを自由度とする物質状態
クォーク・グルーオン・プラズマ（QGP）の兆候を観測した．また2005年に RHIC の PHENIX，STAR を中心とする実験グループは，パートンの強いエネルギー損失と，強い粒子集団運動の観測等によって QGP を発見し，粘性が低い完全流体的な性質を持つことを明らかにした．これらの測定結果を中心に，SPS と RHIC での高エネルギー重イオン衝突における QGP 発見に関連する観測結果とその物理的解釈を概観する．
Keywords:
quark-gluon plasma, chemical equilibrium, J/ψ suppression, SPS, RHIC

2．1

 ォーク・グルーオン・プラズマの実験的
ク
研究

2．1．1

高エネルギー重イオン加速器の発展

BNL の AGS における重イオン衝突加速は，既存のタン
デム加速器を入射器として 1986 年に軽いイオンの加速から始まり，1992 年からは Booster が完成し，本格的な重イオン実験が始まった．加速されたビームの運動エネルギー

1970 年代に，陽子や中性子の内部構造としてのクォーは，核子あたり 10 GeV である．

クモデルが確立されるとともに，クォークの力学に関する様々な考察が始まった．我々の身の回りの通常の世界

CERN の SPS における重イオン衝突実験は，1986 年にでは，クォークは陽子や中性子などのハドロンと呼ばれ始まり（1994 年から鉛ビーム加速），現在も NA61/SHINE

る粒子の中に存在する．これは，我々の世界がハドロン実験が行われている．一番重い衝突系は鉛・鉛衝突で，を基本的な粒子とするハドロン相に属していることを示

ビームエネルギーは核子あたり 158 GeV であり，固定標唆している．これに対し，高温または高密度の媒質中で的型実験であるので核子対あたりの重心系エネルギーはは，クォークがハドロンから解放された「クォーク・グルー

sNN ＝ 17 GeV である．

オン・プラズマ（QGP）」の存在が理論的に指摘され，高その後，BNL においては，AGS 加速器を入射器としエネルギーの重イオン衝突を用いて実験的に探索されてて，RHIC（Relativistic Heavy Ion Collider） に お け る

きた．

重イオン実験プログラムが 2000 年に開始された．重イオ

歴史的には，重イオン実験は，バンデグラーフ型加速

ンビームを用いた世界初の衝突型加速器であり，最大ビー器などの静電型加速器やサイクロトロンを用いた原子核

ムエネルギーは核子対あたり 100 GeV, 重心系での衝突エ研究が中心的課題であったが，反陽子を発見したシンク

ネルギーは核子対あたり sNN ＝ 200 GeV である．実験は，ロトロン加速器であるベバトロン加速器に 1980 年頃に重2025 年まで行われる予定である．

イオン入射器が整備され，ベバラック加速器として生ま2．1．2

高エネルギー重イオン衝突の概要

QGP を生成するためには，十分に高い温度か密度を持れ変わったことで，シンクロトロン加速器を用いた高エネルギーでの重イオン探索実験が始まった

つ媒質が必要である．例えば，高温の媒質中においては

その後，1980 年代後半に入ると重イオン加速器を用い最も軽いハドロンである π 中間子が媒質中で多重発生し，た研究は，米国 Brookhaven 国立研究所（BNL）の AGS

有限の大きさを持つ π 中間子が媒質内で重なり始める．π（Alternating Gradient Synchrotron）と欧州原子核研究

中間子の質量が 140 MeV/c2 程度であり，そのような状況

機 構（CERN） の SPS（Super Proton Synchrotron） にが実現する温度は 1 兆度を超えるため，通常の手段ではおいて進められた．

達成できない．

High Energy Accelerator Research Organization, Tsukuba, IBARAKI 305-0801, Japancorresponding author’s e-mail: ozawa@post.kek.jp

249Ⓒ2024 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research

重イオン衝突実験では，加速された重イオンを衝突さVol.100, No.6

June 2024

クォークレベルでの多粒子の相互作用が必要であるため，
QGP 実現の大きな証拠となりうる．

せ，その反応のエネルギーにより，重イオン程度の微小領域で高温・高密度状態を生成する．この重イオン衝突

加えて，実験で得られる情報としては，最終的な生成は，素粒子スケールで見ても決して定常的な状態ではな

ハドロンの種類ごとの生成量とその比がある． 1 回の衝突

く，時事刻々と姿を変える動的なものであり，そこで実で生成される粒子の数を，粒子多重度と呼ぶ．後述する

現される QGP も短寿命のものとなる．実験的には，このように，粒子の生成比は，化学的凍結時点での温度と化ような短寿命の QGP をどのように観測するかが大きな課

学ポテンシャルの情報を与える．

題である．これは，例えば，昨今の天文観測で重力波をさらに，QGP からハドロン相への相転移を直接的に捉含むマルチメッセンジャー観測により中性子星やブラッえる試みも重要である．一次相転移の際には，相関長のクホールの合体現象から情報を得るのに似た，複合的な発散が保存量のゆらぎの増大の形で捉えられる可能性が観測が必要となってくる．

ある．これは，保存されるべき粒子の生成量の分布を詳

ここで，どのような観測が重要となるかを簡単に説明

細に測定することで明らかになる可能性がある．

するために，重イオン衝突の特徴を簡単に述べる．重イ

また QGP を起源とする現象をとらえるために，終状態

オン衝突の最初期は，重イオン中の核子衝突の重ね合わであるハドロンとの相互作用が小さい光子や電子の測定

せで理解される．衝突する重イオン同士の距離（衝突パや，QGP 相の影響が小さい陽子・陽子の衝突との比較測

ラメータ）はコントロールできないため，統計的な分布定が重要となる．

を持って様々な衝突パラメータを持った事象が発生する．

本小特集では，QGP の発見からその性質の探究まで，そのため，その衝突に参加した重イオン中の核子の数や多くの測定結果を，以上のようなバックグラウンドを念

1 回の重イオン衝突で発生する核子衝突の数も分布を持頭に紹介していきたい．

つ．これらの分布を反映する量として，実験的には衝突中心度という量が定義される．系の温度などは，この衝

2．2

突中心度に依存するため，測定量の衝突中心度依存性や2．2．1 重イオン衝突で生成される物質のエネルギー依存性

衝突エネルギー依存性を調べることで，系が実現した状

図 1 に AGS，SPS，RHIC の重イオン衝突における正態（QGP かどうかなど）を研究できる．

SPS における重イオン衝突実験

味陽子（陽子 - 反陽子）のラピディティ分布を示す［1］．

衝突後は，初期衝突で生成された粒子がさらに相互作

AGS エネルギー領域の重イオン衝突では原子核中の核子用をしながら時間発展し，QGP が生成される．生成され同士が減速し留まりやすい（バリオン停止現象）ため，た系は，膨張し，ある温度まで冷えたところで，クォー分布は重心系ラピディティを中心とするピークを持つ．

クが閉じ込められハドロンが生成される．生成したハド

一方 SPS や RHIC のような，よりエネルギーにおいては，

ロンの種類が固定された時点を化学的凍結と呼ぶ．その核子がお互いの原子核をすり抜けやすくなるため， 2 つ

後，生成粒子の運動量が固定される熱力学的凍結が起この原子核の名残を示す 2 ピークの分布となる．つまり，る．検出器では，粒子の種類，運動量が測定される．

AGS エネルギー領域でバリオン密度が最も高く，SPS や
RHIC ではバリオン密度が減少することを示している．

このように最終的に測定される量は，すべての段階を複雑に反映したものとなる．そのため，QGP に敏感な観

SPS の NA49 実験において測定されたラピディティ当た

測量を上手く見つけ出すことが，重イオン衝突の実験的りの全粒子の横エネルギー［2］から評価されたエネルギー研究においては重要である．特に，媒質からの輻射や，

密度は，3 GeV/fm3 であり，格子 QCD 計算で得られた相QGP 中のクォークがハドロンへと変化した痕跡を探すの

3
転移の値 0.7 GeV/fm［3］をはるかに超えており，QGP 生

が，実験屋の腕の見せ所である．

成に十分なエネルギー密度に達していることが示された．

本小特集では多くの測定例が示されるが，ここで基本的な測定量や考え方を示しておく．個々の粒子の運動量
測定は，ローレンツ不変性の観点から，横運動量とラピ
ディティという量の関数で測定量を表す．横運動量は文
字通り，ビームに垂直な平面に射影した運動量であり，主に相互作用によって生み出された運動量を示す．ラピ
ディティは，ビームからの角度に対応する量であり，ローレンツ変換によって分布の形が保持されるため，ローレ
ンツ不変な物理の議論に適している．系の熱力学的な量との関係では，横運動量の分布は，系の温度分布や外側へと膨張する集団運動と関係する．生成された媒質の温度やエネルギー密度は，この横運動量分布により測定される．また，系が熱化されたことによる集団運動の影響は，放出された多粒子間の相関関数の形で存在することが示
唆されている．特に，強い集団運動を生み出すためには，

図1

250

AGS，SPS，RHIC における正味陽子のラピディティ分布［1］．

Special Topic Article

2．2．2

2. Discovery of Quark-Gluon Plasma in High-Energy Heavy-Ion Collisions at SPS and RHIC	

K. Ozawa and H. Sako

ク増大の指標として，反 s クォークを持つ K ＋と，u クォー

ストレンジネス生成と化学平衡模型

ストレンジ（s）クォークはわたしたちの周りの物質をクと反 d クォークを持つ π ＋ の生成数の比が使用される．

構成するアップ（u），ダウンクォーク（d）（数 MeV）よSPS の NA49 実 験 は，K ＋ /π ＋ 生 成 数 比 が sNN ＝10 GeV

りも重い 100 MeV/c 程度の質量を持っており，クォーク・付近において，鋭いピーク「ホーン」を持つことを発見

2

反クォークの対生成で作られるため，低エネルギーハド

した［7］．NA49 はこのピークを相転移の証拠だとしていロン反応では生成しにくい．しかし高エネルギー重イオ

るが，化学平衡模型では，AGS と RHIC のデータを含めン衝突における多段階ハドロン反応や，高温・高密度のたエネルギー依存性は定性的には再現できている［17］．

QGP 中では生成量が増加する．また，高バリオン密度物

RHIC-BES でも再測定が行われているが，統計量の制限

質中では，u，d クォークのフェルミエネルギーの増加にのため，SPS で発見されたホーンが非連続なエネルギー

より，s クォークが生成しやすくなる．このようにスト依存性であるかどうかの結論には至っていない．今後のレンジネスの増大は QGP の信号として提唱されてきた．

J-PARC-HI 等の高統計実験における再測定に期待する．

SPS の WA97 実験は，鉛・鉛衝突においてストレンジネ

2．2．3

レプトン対生成量と ρ の熔解および J/ψ 抑制

ス－1 の Λ，－2 の Ξ ，ストレンジネス－3 の Ω と反粒子

高温物質中で生成される仮想光子はレプトン（電子，Ω ＋の和（S ＝ 3）の収量を測定した．原子核中の反応に関

ミュオン等）の対に崩壊する．光子およびレプトンは強与した核子数で規格化した鉛・鉛衝突の収量は，陽子・い相互作用をしないため，高温に達した衝突系の情報を

原子核衝突と比較して，それぞれ 4 倍， 7 倍，20 倍とい

そのまま運ぶ「透過探針」である．SPS では高エネルギー

う驚くべき増大を発見した［4］．これらは実は後述する化重イオン衝突実験で初めてレプトン対の測定が行われた．

学平衡模型でほぼ再現できることが示されたが，化学平SPS の CERES/NA45 実験は 2 台のリングイメージング

衡に達する機構には謎が残っている．衝突系の化学的凍

チェレンコフ検出器による電子対測定に特化された実験

結（重イオン衝突後，生成ハドロンの非弾性衝突が終了し，で，電子対の不変質量分布を測定した．図 3 の鉛・金衝

粒子数が確定した時点）までの時間が短すぎるためハド突の電子対不変質量分布［8］を陽子・陽子衝突の分布をス－－

ロン間の反応のみでは化学平衡に達することが説明でき

ケーリングしたものと比較したところ，ρ 中間子のピーク

ず，QGP が生成され，速い化学平衡が起こったことを示（～770 MeV）が消失し，それよりも低い 300 － 500 MeV

唆する．

周辺に増大が観測された．つまり ρ 中間子のスペクトル

これら複数ストレンジネス粒子などの様々な生成粒子が大幅に変化しており，高温・高バリオン密度におけ数の比を，単純な平衡状態を仮定して化学平衡模型で説るカイラル対称性回復の信号ではないかと注目された．

明する研究が行われた［3，5］．温度（T），バリオン化学ポ

200 － 600 MeV の質量領域において，陽子・陽子分布に関

テンシャル（μb）の 2 変数のみの関数として表現し，こする増加ファクターは 2.7 であった．ただし，CERES お

れらを様々な粒子数比へのフィットで求める．SPS（核よび NA60 の In ＋ In 衝突のミュオン対（μ＋ μ－）不変質量

子当たり 158 GeV/c）においては，図 2 のように Ξ，Ω を

分布スペクトルと理論模型の比較［9］から，ρ のスペクト含む粒子比が 2 変数のみのフィットによってよく再現さ

ル変化はカイラル対称性回復による ρ 質量の減少模型［10］れ，T ＝ 160 ± 5 MeV，μb ＝ 240 ± 18 MeV が得られている．

よりも，ππ → ρ 反応を取り入れた模型による ρ 質量分布

この化学的凍結における温度は，格子 QCD 計算の μb ＝ 0

幅の増大［11］によってよりよく再現されることが示されにおける相転移温度 Tc ＝ 165 MeV［6］に非常に近い．したており，カイラル対称性との関連は未解決である．

がって SPS で QGP ができている可能性が高いと考えることができる．
SPS においては核子当たり 20，30，40，80，158 GeV/c の実験が行われ，エネルギー依存性が調べられた．s クォー

図２核子当たり158 GeV/c の鉛・鉛（金）衝突における生成粒
子数比と化学平衡模型によるフィット［5］．

図3

251

核子当たり158 GeV/c の鉛・金衝突における電子対不変質量分布［8］.

Journal of Plasma and Fusion Research

松井，Satz は QGP におけるカラー電荷のデバイ遮蔽効Vol.100, No.6

2．2．5

果によって J/ψ が抑制されることを予言した［9］．NA50

June 2024

SPS におけるクォーク・グルーオン・プラズマ兆候の発見とまとめ

実験ではミュオン対によってチャーモニウム（チャーム2000 年に CERN-SPS の実験グループは上記のような観クォークと反チャームクォークから構成される中間子）

測結果によってクォークを自由度とする QGP の兆候を観の測定が行われた．図 4 は，J/ψ の収量と原子核吸収を仮測したと発表した．①鉛・鉛中心衝突で測定された総横エ定した模型との比のエネルギー密度依存性を示す．エネ

ネルギーから求められたエネルギー密度は，格子 QCD でルギー密度はカロリメータで測定した横エネルギーから予言されている相転移エネルギー密度 0.7 GeV/fm3 をはる求めた．エネルギー密度 2.2 GeV/fm3 以上で急激な J/ψ のかに超えている．② S ＝－3 の Ω バリオンや S ＝－2 の Ξ の抑制が観測され，周辺衝突で 1 であった模型との比が中収量はそれぞれ陽子・原子核衝突の 20 倍および 7 倍に増心衝突では約 0.5 に抑制された．この結果は QGP への相加しており，それらを含むあらゆるハドロンの生成比は転移を示唆する結果として注目された．

化学平衡模型で極めてよく記述される．しかしこれらの

2．2．4

複数ストレンジネスを持つバリオンの収量増加はハドロ

その他の実験結果

上記以外に，SPS においては 2 粒子相関 HBT（Hanbury

ン反応のみを仮定した模型では再現不可能であり，しかBrown-Twiss Interferometry），粒子集団運動（フロー），も化学的凍結時の温度 160 MeV は格子 QCD 計算による相事象毎揺らぎの測定が行われた．HBT 測定では， 2 つの転移温度 165 MeV に極めて近い．つまり衝突系において相対運動量が小さいボソンの干渉を用いて衝突系（粒子QGP が生成され，その直後に化学的凍結したと考えられ源）の空間的広がりを測定する．ππ 相関の HBT 解析から，

る．③ J/ψ 抑制は，原子核による吸収よりもはるかに強く，

sNN＝10 GeV 付近のエネルギーで空間的広がりが最小に

QGP によるカラー遮蔽効果のためと考えられる．④鉛・なることがわかったが，これは π の熱力学的凍結時の平金衝突の電子対不変質量分布は，陽子・陽子衝突に比べて，均自由行程がエネルギーによらず 1 fm であると仮定する

真空での 770 MeV の ρ のピークが消失し，200－600 MeVと説明できる．荷電粒子の 2 次のフロー（v2）の解析からのより低いエネルギーへ分布が変化したことが観測されは，AGS から SPS へエネルギーをあげていくと，核子対ている．これはカイラル対称性の回復によって ρ の質量スあたりの重心系エネルギー sNN ＝ 3.5 GeV 付近で負からペクトルが変化していることを示している［13］．

正の値に変化することが観測された．これは AGS では原以上のように SPS における重イオン衝突では QGP 生成

子核の傍観部（反応に関与しない核子）のために反応平を強く示唆する観測結果が得られ，QGP 研究の歴史の上

面内へのフローが遮蔽されるのに対し，SPS では傍観部で重要なマイルストーンであった．また RHIC 以降につなの影響が少なく，原子核の反応関与部（反応に関与する

がる QGP 観測のための解析手法の多くはここで発明され核子）の体積のアーモンド状の初期形状から反応平面方

た．残念ながら SPS では QGP の「発見」には至らなかっ

向の粒子の集団運動（フロー，3.1 節で説明）が増加する

たが，以下に示すようにさらにエネルギーの高い RHIC にためと考えられる．さらに，RHIC で大きな発展を遂げる

おける研究への橋渡しとなった．

衝突事象毎の揺らぎ解析が SPS で初めて開始され，NA49

2．3

や CERES で解析が行われた．横運動量や荷電粒子数の揺らぎは QCD 臨界点で増大すると予想され，臨界点の有力

 HIC におけるクォーク・グルーオン・プラ
R
ズマの発見

SPS での実験結果を受け，RHIC では QGP 生成の証拠

なプローブと考えられたが，SPS の解析では優位な変化は見られなかった．

を得るべく，衝突エネルギーを大幅に向上させた実験を実施した．その結果，RHIC では，QGP の生成が明確に示された．ここでは，RHIC で得られた結果の中から，特に重要な 3 つの実験結果を紹介する．
2．3．1

クォーク・グルーオン・プラズマ生成に起因する強い集団運動の発見

RHIC では，QGP の生成を示す有力な観測量として，「フロー」と呼ばれる粒子の集団運動の研究が精力的に行われた．粒子の横運動量の方位角分布は，単純な核子衝
突では，系の回転対称性から均一な分布をする．それに対して，重イオン衝突において熱化した系が作られた場
合，系の圧力勾配や温度勾配によって生じる分布の偏り
フローに反映され，異方性が生じることが期待される．
重イオン衝突実験においては，

図4dN∝1＋2v1 cos ϕ＋2v2 cos 2ϕ＋…
dϕ

核子当たり158 GeV/c の鉛・鉛中心衝突における J/ψ の
収量と原子核による吸収を仮定した模型との比のエネル
ギー密度依存性［10］．

のように，この方位角分布をフーリエ変換した際の係数252

Special Topic Article

2. Discovery of Quark-Gluon Plasma in High-Energy Heavy-Ion Collisions at SPS and RHIC	

K. Ozawa and H. Sakoに注目する．この 1 次の項 v1 を「指向型フロー」と呼び，情報が得られる．この現象はジェット抑制現象と呼ばれ

2 次の項 v2 を「楕円型フロー」と呼ぶ．特に，楕円型フローる．
図 6 に RHIC-PHENIX 実験の測定結果を示す．縦軸は，は熱化による非等方性をあらわす量として解析されてき金原子核衝突で得られた収量を，陽子・陽子衝突の重ねた．

合わせから期待される収量で割ったものである．特に高このような集団運動は，系の熱化が早ければ早いほど，生成された粒子同士の結合（相互作用）が強ければ強い

横運動量（ pT）領域で強い抑制が観測され，クォークレ

ほど，強度が大きくなる．RHIC での研究開始当初は，ベルの高いエネルギー密度が実現されていることが強く

v1，v2 を中心に研究が実施されたが，のちに高次の係数の支持された．さらに，ジェットのエネルギー損失の強度解析も進められた．

を様々に変化させたモデル計算（図中の水平方向の線に

図 5 に RHIC-PHENIX 実験での v2 の測定結果を示す．

対応）と実験結果を比較することで，輸送係数パラメー

結果は，予想を超える大きな非等方性を示し，初期衝突ˆ ）が決定された．この結果から，この媒質はクォー
タ（〈q〉直後の急速な熱化を示唆する結果となった．さらに，測クと強く結合した流体的な振る舞いをすることが示され定した粒子内のクォークの数で v2 と横方向のエネルギー

た．

（KET）を割った場合，図 5 に示すようにすべての粒子が2．3．3

直接光子による衝突初期温度の測定

集団運動やジェットの収量抑制の測定により，生成し同じふるまいをすることがわかった．これはクォークレ
ベルでの集団運動を強く支持する証拠となった［14］．

た系がクォークレベルで熱化し，高いエネルギー密度と2．3．2

高エネルギー密度と強結合を持つ系の生成

強い結合を持つことがわかってきたが，並行して温度に生成された系が，高いエネルギー密度を持ち，構成粒代表される系の熱的な性質の測も試みられた．高エネル

子が強く結合することを示唆する結果が，高運動量ハドギー重イオン衝突を用いた QGP 研究では，系が急速に時

ロン生成の測定によって得られた．RHIC エネルギー領域

間発展するため，どの時点での温度を測定しているのかの核子・核子衝突では，ジェットと呼ばれる数 GeV/c 以

が重要である．ハドロンを用いた場合は，系の化学組成上の高い運動量を持つ粒子が，核子中のクォーク同士のや運動量成分が凍結する比較的終期での温度が測定され衝突によって生成されることが知られている．重イオン

る．これに対して，生成した系の初期の温度を測定する

衝突においても，初期の核子・核子衝突（中のクォーク試みとして，直接光子（重イオン衝突の初期において，同士の衝突）により，ジェットが生成される．この生成核子のクォークやグルーオンの衝突反応から直接生成さ量や運動量分布は，重イオン衝突中で生じる核子・核子

れる光子）の横運動量分布の測定が試みられた．光子は，衝突の回数により正確に推定できる．これに対して，実クォークとの相互作用が弱いため，衝突の初期で生成さ際に重イオン衝突により測定した高運動量粒子の運動量れた光子がそのまま系の外に飛び出すことができる．こ分布との比を取ることにより，生成された媒質内でジェッの光子の運動量分布から，系の初期の温度を評価できる．

トが受ける効果を評価することができる．これに対して

しかし，この測定にも大きな困難がある．それは，光子

低運動量粒子は様々な効果によって生成され評価が難しは終状態を含む系の時間発展のあらゆる段階で生成されいため，高運動量粒子を用いることが重要な点となる．

るため，初期状態で生成された光子ではない背景光子が生成された高運動量粒子は，媒質と相互作用しながら多く存在することである．特に，終状態でのハドロン崩

動きまわる．媒質の密度が高かったり，媒質と強く相互壊による背景光子の影響が大きく，初期光子は測定が難作用する場合，媒質中で容易にエネルギーを失い，高運

しい．そこで，QGP から直接的に輻射される光子（直接動量の粒子の収量が減少する．この収量変化を定量的に光子）を，直接光子に付随する仮想光子がレプトン対に測定することにより，系のエネルギー密度や粘性などの

図5

楕円型フロー v2を測定粒子中のクォーク数で割った量のクォークあたりの横運動量依存性（a），およびクォークあたりの横方向の運動エネルギー依存性（b）
［14］．

図6

253

金原子核衝突における中性 π 中間子の生成量を陽子・陽子
衝突でスケールしたものの横運動量依存性．各線は，生成ˆ を仮定したモデル計算［15］．
媒質中の〈q〉

Journal of Plasma and Fusion Research

Vol.100, No.6

June 2024

輸送係数の評価などの研究の結果，生成された QGP が強変換する事象を用いて測定した．
図 7 に RHIC-PHENIX 実験の測定結果を示す．ハドロ結合の流体的振る舞いを示すことが判明した．また，生ン崩壊による背景光子を引いた光子の横運動量分布であ成した系が達成した温度は，これまでに人類が見たことる．モデル計算によると，低運動量領域では初期状態かもない高温であり，まさに宇宙の最初期にしか存在しえらの輻射を起源とする光子が主要な寄与をし，高運動量

なかったありえない物質を実験室で研究することを可能

領域では，上述の強い散乱からの光子が分布を作る．種としたのである．

類の違う点は，陽子・陽子衝突および金・金衝突のいく

実験的には，クォーク相の持つ性質とハドロン相の持

つかの衝突中心度と測定手法の結果を示している．点線

つ性質の区別が明確になったのが，RHIC における大きなは，初期状態からの輻射を起源とする光子を含まないモ成果である．これにより，SPS エネルギーと RHIC エネ

デル計算の分布である．この分布からの超過分を温度とルギーの間でのクォーク相とハドロン相の相転移の研究して評価すると，300 MeV 以上に相当することが示唆さがすすめられた．

れた．QGP の生成に十分な高温が達成されたことを示している．ただし，最近の研究により，この解析は集団運

参考文献

動の影響により実際の温度よりは高い温度を示している［ 1 ］I.G. Bearden et al., Phys. Rev. Lett. 93, 102301-1(2004).
［ 2 ］T. Alber et al., Phys. Rev. Lett. 75, 3814 (1995).
［ 3 ］A. Andronic and P. Braun-Munzinger, Ultrarelativistic Nucleus–Nucleus Collisions and the Quark–Gluon Plasma. In: Arias, J.M., Lozano, M. (eds) The
Hispalensis Lectures on Nuclear Physics Vol. 2.
Lecture Notes in Physics, vol 652. Springer, Berlin,
Heidelberg.
［ 4 ］F. Antinori et al., Nucl. Phys. A 661, 130c (1999).
［ 5 ］A. Andronic et al., Nucl. Phys. A 772, 167 (2006).
［ 6 ］F. Karsch, J. Phys. G 31, S633, (2005).
［ 7 ］C. Alt et al., Phys. Rev. C 77, 024903 (2008).
［ 8 ］G. Agakichiev et al., Eur. Phys. J. C 41, 475 (2005).
［ 9 ］R. Arnaldi et al., Eur. Phys. J. C 61, 711 (2009).
［10］G.E. Brown and M. Rho, Phys. Rev. Lett. 66, 2720
(1991).
［11］T. Matsui and H. Satz, Phys. Lett. B 178, 416 (1986).
［12］M.C. Abreu et al., Nucl. Phys. B (Proc. Suppl.) 92, 43(2001).
［13］U. Heinz and M. Jacob, arXiv:nucl-th/0002042(2000).
［14］A. Adare et al., [PHENIX], Phys. Rev. Lett. 98,
162301 (2007).
［15］A. Adare et al., [PHENIX], Phys. Rev. Lett. 101,
232301 (2008).
［16］A. Adare et al., [PHENIX], Phys. Rev. Lett. 104,
132301 (2010).
［17］A. Andronic et al., Nucl. Phys. A 834, 237c (2010).

ことがわかっている．

2．4

RHIC における研究のまとめ

RHIC に お い て は， 上 述 の 結 果 に 代 表 さ れ る よ う な

QGP の生成を示す測定結果が数多く得られ，ついに QGPの発見へと至った．
さらに，RHIC で生成された QGP のエネルギー密度，

図7

直接光子の横運動量分布［16］．

254

J. Plasma Fusion Res. Vol.100, No.6 (2024) 255-260

小特集 クォーク・グルーオン・プラズマ研究を含めた重イオン衝突物理の現状と展望

3 ．クォーク・グルーオン・プラズマ物性の精密研究と将来展望
3. Detailed Characterization of Quark-Gluon Plasma and Future Prospects
郡司

卓

GUNJI Taku
東京大学原子核科学研究センター（原稿受付：2024年 3 月20日）

RHIC におけるクォーク・グルーオン・プラズマ（QGP）に関する数々の発見を受けて，2010年より RHICの約14－27倍の衝突エネルギーを持つ CERN の LHC の運転が開始された．LHC では，RHIC 以上の高温度・高体積・高寿命のクォーク・グルーオン・プラズマを生成する．RHIC と LHC の共演により，QGP の物理は，発見から精密科学へと発展する．LHC における新発見を中心に，RHIC と LHC がもたらす QGP 研究の最前線を報告する．
Keywords:
Quark-Gluon Plasma, Relativistic Heavy-ion collisions, Relativistic Heavy-Ion Collider, Large Hadron Collider,
ALICE, sPHENIX, Electron-Ion Collider

3．1

新たな研究の舞台「LHC」の始動

中で， 1 ヶ月ほどは重イオン加速が優先的に行われる．こ

3．1．1

LHC の始動の間は，ALICE 実験が主役となり，QGP 研究のための重RHIC で大成功を収めたクォーク・グルーオン・プラズ

イオン衝突データが取得される．2010 年に，RHIC の約マ（QGP）の物理は，CERN-LHC の始動により，新たな14 倍にあたる，核子対重心エネルギー2.76 TeV の鉛・鉛局面を迎えている．RHIC と LHC の共演により，QGP の衝突が行われた．その後，LHC 運転第 1 期（2009－2012年）

物理は「発見」から「精密科学」へ進展する．

は 2.76 TeV，第 2 期（2015－2018）は 5.02 TeV，第 3 期（2022－2025 年）は 5.36 TeV の重イオン衝突が継続的に行われLHC［1］は，スイスのジュネーブにある欧州素粒子原子核研究機構（CERN）が持つ世界最高エネルギーのハている．

ドロン衝突型加速器である．LHC は，2000 年まで稼働し

3．1．2

ALICE 実験［4］ていた電子 - 陽電子コライダー（LEP）の後続計画としALICE 実験は LHC で行われている 4 つの実験のうちて 1994 年に立案され，15 年以上かけて建設された．陽子

唯一高エネルギー重イオン衝突に特化し，QGP の研究にの最大加速エネルギーは 7 TeV，鉛イオン（82208Pb）の場

主眼を置く国際共同実験である［5］．42 カ国，175 機関，

合は，核子あたり 2.76 TeV である．加速器は，地下平均

2000 人規模で構成され，日本からは，筑波大学，東京大

100 m に作られ，その円周は約 27 km で，山手線とほぼ同学，奈良女子大学，広島大学，佐賀大学，長崎総合科学

じ大きさである．日本はビーム収束用の超伝導電磁石に大学が参加している．現在の ALICE 実験の構成を紹介す

おいて大きな寄与を果たしている［2］．

る［6］．衝突点から外側に向けて， 7 層のモノリシックシ

LHC の主目的は，陽子・陽子衝突による素粒子物理学

リコンピクセル検出器（ALPIDE）， 4 層のガス電子増幅の推進である．標準模型で予言されながら唯一未発見で器を使って連続運転を行うタイムプロジェクションチェ

あったヒッグス粒子と標準模型を超える物理現象の発見

ンバー（TPC），遷移輻射検出器，飛行時間測定器，電が主な目的である．この目的のために，ATLAS 実験と

磁カロリメータなどが配置される．前方方向には， 4 層

CMS 実験が配置されている．2009 年に，世界初となるのシリコンピクセル検出器とミューオン測定用のスペク

TeV 領域の陽子・陽子衝突（重心エネルギー7 TeV）がトロメーターがある．さらに，検出器から連続的にやっ行われ，素粒子物理学は新しい時代に突入した．そして，てくるデータを，並列計算能力に優れる GPU（Graphic

2012 年に ATLAS 実験と CMS 実験の両実験がヒッグス粒

processing unit）を大量に使って，リアルタイムに生デー子の発見を公表し，大きな注目を集め，2013 年のノーベ

タから物理情報に変換するデータ収集系が配備されていル物理学賞の受賞につながった［3］．

る．図 1 は，2023 年の鉛・鉛衝突のイベントディスプレ

LHC は素粒子物理学のための加速器と思われがちだが，イである．これらの飛跡がオンラインで再構成されてい実は，QGP のための加速器でもある．LHC の年次運転のる．今までの 50 － 100 倍のデータを 2025 － 2032 年に収集

Center for Nuclear Study, Graduate School of Science, the University of Tokyoauthor’s e-mail: gunji@cns.s.u-tokyo.ac.jp

255Ⓒ2024 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research

図1

Vol.100, No.6

June 2024

ALICE 実験と鉛・鉛衝突のイベントディスプレイ．

する予定であり，QGP のより精密な物性を研究する．

3．2

図2

超中心衝突における 2 粒子間の角度相関とフーリエ展開のフィット［7］．

図3

中心衝突における 1 次から 8 次までの集団運動の大きさ
［7］
．

図4

高 次 の 集 団 運 動 の 粒 子 多 重 度（LHC） と 運 動 量 依 存
性（RHIC）と流体計算との比較．LHC での比粘性＝0.2，
RHIC での比粘性＝0.12の場合［9］．

精密研究に迫る新しい測定

これまでに RHIC や LHC の重イオン衝突で得られた最新の成果を，LHC を中心にまとめる．
3．2．1

高次のフローの発見2 章で紹介したように，RHIC では，方位角異方性，特に， 2 次の楕円フロー（v2）に対する研究が行われてきた．
しかし，LHC では，高精度化によって 2 次だけではなく，
3 次，4 次，5 次といった高次のフローが測定されている．
鉛や金のような重い原子核中の核子の空間分布は平均的には Woods-Saxon 分布で与えられるが，衝突事象ごとにみれば，核子の空間分布は揺らいでいる．また，高エネ
ルギー極限の核子はグルーオンによって支配されているが，グルーオンのエネルギー密度も空間的に揺らいでいる．このような揺らぎによって，衝突直後状態には， 2 次
だけでなく高次の異方性が存在する．この場合，v2 と同じように，系の流体的膨張に伴い，運動量空間に 3 次や 4
次の異方性が発生する．図 2 は，超中心衝突における低運動量粒子の 2 粒子方位角度相関を見たものである．この相関から，n 次のフロー vn を抜き出したパワースペクト
ラムが，図 3 である［7］．高次のフローになるほど，粘性の影響をより強く受けるが，高次のフローが終状態まで残っていることは，QGP の粘性係数が著しく小さいことを示唆する．RHIC でも同様の高次のフローが発見された［8］．図 4 は，初期状態の揺らぎと流体計算を組み合わせたモデルとの比較である． 2 次から 5 次の全てのフローが再現されることがわかった［9］．

ではジェットの直接測定によるクォークやグルーオンの

3．2．2

エネルギー損失に関する研究が可能となった．ジェット

ジェットのエネルギー損失の直接測定

高エネルギークォークやグルーオンは，QGP 中でエネのエネルギー損失を通して，生成されたクォークやグルー

ルギーを失うが，その損失量は，QGP のパートン密度やオンの正味のエネルギー損失を直接的に議論することが輸送係数（〈q〉）に依存する． 2 章でみたように，RHICできる．QGP がなければ，ジェットは対となって反対方

では高エネルギークォークやグルーオンからの破砕粒子

向に同じエネルギーを持って放出されるが， 2 つのジェッの測定により，クォークやグルーオンのエネルギー損失にトが QGP 中を通過する距離が異なると，QGP 中のエネル

ともなう大きな収量抑制が観測された．LHC エネルギー

ギー損失によって，ジェット対のエネルギーは非対称に領域では，RHIC エネルギーと比較してハード散乱の断面なる．この現象が CMS で測定され，図 5 に示されている積が圧倒的に大きく，非常に多くの高エネルギージェッ［10］．また，図 6 に示す通り，ATLAS 実験の最新結果にトが生成される．かつ，LHC の ATLAS や CMS 実験は，

よれば，900 GeV の高エネルギージェットまで，QGP 中

高エネルギージェットを高精度に再構成する電磁カロリ

でエネルギーを失うことがわかっている［11］．クォーク

メータとハドロンカロリメータを持つ．そのため，LHC

やグルーオンが QGP 中でエネルギーを失うことはわかっ256

Special Topic Article

3. Detailed Characterization of Quark-Gluon Plasma and Future Prospects	T. Gunji

は，ϒ の収量測定が初めて実現した．図 8 に，CMS 実験が測定した，鉛・鉛衝突におけるミューオン対の不変質量分布を示す［13］．陽子・陽子衝突からの予想収量（点線）に比べ，鉛・鉛衝突では，束縛が緩い励起状態 ϒ（2S）と ϒ（3S）が大きく抑制されている．図 9 は，チャーモニ
ウムとボトモニウム抑制量と束縛エネルギーの関係である［14］．抑制の大きさは，束縛エネルギー（系の大きさ）

図5

パートンのエネルギー損失により，ジェット対のエネルギーが非対称になっている．CMS 実験より［10］．

図6

図7

D メソンと B メソン崩壊からくる D メソンの楕円フローと横運動量依存性［12］．

図8

CMS が測定した陽子 - 陽子衝突からの予想収量（破線）と鉛・鉛衝突（点）のミューオン対の不変質量分布［13］．

ジェットの RAA とジェットエネルギー依存性［11］．

たが「失われたエネルギーはどこにいったのか？」という疑問が湧いてくる．高エネルギージェットと粒子の角度相関をみると，ジェットの進行方向から広い角度方向に多く粒子が作られることがわかっている［10］．その伝
播は QGP の音速や状態方程式に依存する．
3．2．3

重クォークの測定

チャームやボトムクォークは，質量が系の温度よりも十分に大きいので熱的な生成はなく，基本的に初期のハード散乱のみで生成される．初期の生成量や運動量分布などは陽子・陽子衝突の重ね合わせと摂動計算で理解することができる．低運動量のチャームとボトムクォークは，
QGP 中ではブラウン運動し，物質中のクォークやグルー
オンとの衝突を通じて運動量を変える．終状態の運動量分布やフローから，QGP 中における拡散係数がわかる．
RHIC では低運動量チャームクォークの測定ができたが，ボトムクォークは生成断面積が小さく難しかった．一方，
LHC ではボトムクォークの振る舞いが新しく測定できる．
図 7 は，ALICE 実験で測定されたチャームとボトムクォー
クを含むハドロンの楕円型フロー（v2）を示す［12］．チャー
ムに比べボトムクォークはフローに参加し難いことを示
し，熱化にも到達しにくいことがわかった．
3．2．4

J/ψ の収量増大とΥの抑制

J/ψ の収量抑制は，QGP の証拠と考えられ，SPS の時
代から精力的な研究がなされてきた． 2 章で見たように，
SPS の中心衝突で見つかった異常収量抑制から始まり，
RHIC でも同様に大きな収量抑制が観測された．LHC で

図9

257

クォーコニウムの束縛エネルギーと抑制度の相関［14］．

Journal of Plasma and Fusion Research

Vol.100, No.6

June 2024と強く相関し，カラー遮蔽効果による抑制効果と定性的には無矛盾であることがわかった．今後は，これらの結果と理論モデルとの比較を通じて，QGP の遮蔽長などの物性を導き出す．
図 10 の J/ψ は横運動量が大きい粒子に関する結果である．LHC エネルギーでは，一回の重イオン衝突事象で多くのチャームクォークと反チャームクォークが生成される．ALICE 実験は，低い運動量領域においては，抑制ではなく，逆に収量の増大を報告した［15］．低い運動量領域では，熱化したチャームと反チャームが再結合することで J/ψ を生成する．このような新しい J/ψ の 2 次生成もLHC での重要な発見である．
3．2．5

小さい系での集団運動

LHC での陽子・陽子衝突や陽子・鉛では，重イオン衝
突と同じようなフローが報告された．その後，RHIC でも同様の結果が発見されている．フローが起こる条件は，系の大きさに比べクォークやグルーオン間の平均自由行
程が短いことであり，小さい系でも集団運動が見られる
ことは，多くの研究者が予想していなかった．図 10 は，ALICE 実験の陽子・鉛衝突の中心衝突における，π 中間子，
K 中間子，陽子の v2 であり，鉛・鉛衝突と同様の傾向を示していることがわかる［16］．同じようなフローが，陽子・

図11

金，重陽子・金，He・金衝突にて，PHENIX 実験から報告されている［17］．陽子は 3 個の構成子クォークを持ち，3．3

高エネルギー極限ではこのクォークが種となって，グルー

ALICE 実験で測定されたストレンジバリオンの収量増加［18］．

QGP の物性

オンやクォーク対を多重生成する．これらのゆらぎによっ

RHIC や LHC の様々な測定と結果から，ベイズ推定法て，陽子は複雑な空間非等方性をもち，この非等方性とを用いて，QGP の物性を制限する試みが進んでいる．相流体的時空発展があれば，実験結果を再現することがで対論的流体模型は状態方程式，粘性などの QGP の性質をきる．

パラメータとして内包している．多くの時空発展モデル

小さい系では，フローだけでなく，粒子多重度の増加

は，初期条件，流体膨張，ハドロン化，ハドロン間の終にともない，AGS や SPS で見られたストレンジバリオン

状態相互作用で構成されている．これらの各過程にパラの収量の増大も報告されている［18］．図 11 は，ALICE 実

メータが存在し，それらが実験結果を説明する上で相関験で測定された，K 中間子，Λ，Ξ，Ω バリオンの粒子多を持っていることがわかってきた．ベイズ推定法は，様々重度依存性である．陽子・陽子，陽子・鉛衝突において，な実験結果を同時に解析しモデルに存在する全てのパラ粒子多重度の増加に伴い，ストレンジバリオンの収量がメータを一挙に決定する方法である．その遂行には非常に急激に増大している．小さい系でも QGP のような局所平多くの計算量を要するが，最近の計算機能力の向上によ

衡物質であれば，そこから熱化や流体化へのダイナミク

り，このような解析が進んでいる．図 12 と図 13 に，例とスに迫ることが可能かもしれない．

して，ベイズ推定法によって制限された比粘性と重クォークの拡散係数の温度依存性を示す［19，20］．得られた比粘性は，強結合系における最小値に切迫しており，生成

図10

陽 子・ 鉛 衝 突 に お け る， 2 次 の 方 位 角 異 方 性 と massordering
［16］．

図12

258

ベイズ推定で制限された比粘性の温度依存性［19］．

Special Topic Article

3. Detailed Characterization of Quark-Gluon Plasma and Future Prospects	T. Gunji

収集を完了し，その後，後続実験「sPHENIX 実験」が立ち上がった．RHIC で十分な精度で測定することができなかったジェット，b クォーク，ϒ などの稀事象の測定に主眼を置く実験である．2023 年に試運転を終えて，2024－
2025 の 2 年間で，金・金衝突のデータを取得し，ジェット・b クォーク・ϒ の稀事象を測定し，QGP 研究に対する
RHIC のミッションを完遂する．
3．4．3

ALICE-FoCAL アップグレード

LHC は 2026 年から 2029 年まで陽子ビーム高輝度化に向けた大規模な改修作業を行う．この改修期間の間に，ALICE 実験は，最内層のシリコンピクセル検出器と前方方向の電磁カロリメータ，ハドロンカロリメータ（合わせて前方カロリメータ，FoCAL）を建設する．FoCALの目標は，LHC エネルギーにおける原子核内のパートン
図13構造，特に高密度のグルーオン飽和状態の探索を通じて，

ベイズ推定で制限された重クォークの拡散係数［20］．

QGP の初期状態を特定することにある［21］．日本グルー
プも筑波大学を中心として FoCAL プロジェクトを推進しされた QGP が非常に強く結合した系であることを示唆すている．

る．しかし，この解析結果はインプットとなる理論モデ

3．4．4

ALICE3 計画

ルや物理量のパラメトライズに依存しているため，得らALICE 実験では，2035 年以降に，最新のシリコンピク

れた結果の吟味を慎重に行う必要があることに注意した

セル技術を結集して，測定器を大幅に入れ替える［22］．

い．計算機能力の向上と実験精度や理論精度の向上によ

重クォークや電子対の測定を中心に据え，電子対の測定

り，ベイズ推定法は今後ますます重要な解析手段となるでは，重クォーク起源のバックグランドを高精度で取りであろう．

除くことで，ベクトル中間子とカイラル混合した擬ベク
トル中間子の質量スペクトルを初めて測定することが可

3．4

今後の展望

能になり，高温度領域におけるカイラル対称性の回復現

3．4．1

まだわかっていないこと

象の探索が前進すると期待される．

RHIC での発見を受け，LHC ではその精密研究が展開

3．4．5

電子 - イオン衝突型加速器「EIC」計画

され，QGP の物理は着実な進化を遂げているが，多く課

2025 年に RHIC は運転を終了し，BNL 研究所の加速器

題も残されている．今後の課題として，① QGP の性質の実験は RHIC から「電子 - イオン衝突型加速器（EIC）」

温度依存性，特に高温度領域の物性，②衝突初期条件のに舵を切る［23］．EIC は，高エネルギーの偏極電子と偏確定，③熱化や流体化に至る動的機構の解明，④カイラ

極陽子や重イオンの衝突を目的として，世界で唯一新し

ル対称性の回復現象の探索など，が挙げられる．①に関く建設される加速器である．先行研究の HERA 加速器（ドしては，衝突初期に作られ高温度領域に感度のあるプローイツ）の 100－1000 倍の輝度が実現し，これまで見ること

ブ（ジェットやボトム，ϒ）の高精度測定が重要である．

のできなかった核子や原子核の内部構造に迫ることがで②に関しては，実験結果を再現する QGP の比粘性は，初きる．高密度グルーオン飽和を探索し，QGP の初期状態

期状態の取り方に強く依存することがわかっているので，を解明するとともに，高密度のグルーオン飽和状態の性

初期条件の確定は急務である．初期条件は，高エネルギー質が明らかになることが期待される．

原子核内部のパートン構造で決まる．③は，衝突後から熱化や流体化に至る非平衡時空発展の解明である．長い

RHIC と LHC に共演により，QGP に関する多くの知見

ラピディティ方向の粒子相関の測定が，衝突後に早い熱が集まりつつある．その背景には，加速器技術，実験技術，化を実現する有力なシナリオの検証に有益である．④に計算機能力の向上があり，今後の更なる進展により，よ関しては，格子 QCD 計算によれば，高温領域では，非り一層，QGP の学術は深く，そして学際的な広がりを見閉じ込めが起こるのと同時にカイラル対称性が回復したせると思われる．様々な階層で見られる強相関物性の統状態が実現する．カイラル対称性の回復と破れの検証は，合的理解，線形応答領域を超える極限非線形非平衡科学，

ハドロンの質量発現機構とも関連した非常に重要な課題

古典・量子プラズマ物理など，分野を超えて一緒に研究である．これらを達成するために，様々な実験の高度化，できる日を夢見て，今後も QGP の物理を発展させていき

新しい実験や加速器の計画が考えられている．その高エ

たい．

ネルギー指向の実験例として，以下の 4 つのプロジェク

参考文献

トを挙げたい．
3．4．2［ 1 ］https://home.cern/science/accelerators/large-hadron-collider

RHIC-sPHENIX 実験

RHIC で行われていた PHENIX 実験は 2016 年にデータ
259

Journal of Plasma and Fusion Research

Vol.100, No.6

June 2024［13］CMS Collaboration, Phys. Rev. Lett. 109, 222301(2012).
［14］Zhen Hu et al., International Journal of Modern
Physics A, 32, Nos. 19n20, 1730015 (2017).
［15］ALICE Collaboration, Phys. Lett. B 734, 314 (2014).
［16］ALICE Collaboration, Phys. Lett. B 726, 164 (2013).
［17］PHENIX Collaboration, Nat. Phys. 15, 214 (2019).
［18］ALICE Collaboration, Nat. Phys. 13, 535 (2017).
［19］Jonah E. Bernhard et al., Nat. Phys. 15, 1113 (2019).
［20］Y. Xu et al., Phys. Rev. C 97, 014907 (2018).
［21］ALICE Collaboration, CERN-LHCC-2020-009.
［22］ALICE Collaboration, arXiv:2211.02491; CERNLHCC-2022-009.
［23］https://www.bnl.gov/eic/［ 2 ］山本 明 他：加速器 6, 96 (2009).
［ 3 ］ATLAS Collaboration, Phys. Lett. B716, 1 (2012),
CMS Collaboration, Phys. Lett. B716, 30 (2012).
［ 4 ］https://lpc.web.cern.ch/［ 5 ］http://alice-collaboration.web.cern.ch/［ 6 ］ALICE Collaboration, to be published in JINST,
2024, arXiv:2302.01238.
［ 7 ］ALICE Collaboration, Phys. Lett. B 708, 249 (2012).
［ 8 ］PHENIX Collaboration, Phys. Rev. Lett. 107, 252301(2011).
［ 9 ］C. Gale et al., Phys. Rev. Lett. 110, 012302 (2013).
［10］https://cds.cern.ch/record/1309898, CMS Collaboration,
Phys. Rev. C. 84 (024906).
［11］ATLAS Collaboration, Phys. Lett. B 790, 108 (2019).
［12］ALICE Collaboration, Eur. Phys. J. C 83, 1123 (2023).

260

J. Plasma Fusion Res. Vol.100, No.6 (2024) 261-265

小特集 クォーク・グルーオン・プラズマ研究を含めた重イオン衝突物理の現状と展望

4 ．RHICにおけるクォーク・グルーオン・プラズマ研究とQCD 相構造の探索
4. Quark Gluon Plasma and QCD Phase Diagram at RHIC
江角晋一

ESUMI ShinIchi
筑波大学数理物質系物理学域 宇宙史研究センター（原稿受付：2024年 3 月20日）

RHIC や LHC 加速器を用いた実験により高温領域におけるクォーク・グルーオン・プラズマ（QGP）の性質が明らかになりつつある．一方で，AGS や SPS 加速器のエネルギー領域では，特に高密度領域において相転移の様子が異なり，量子色力学（QCD）臨界点があることが期待される．そのため RHIC や SPS 加速器を用いて衝突エネルギーを走査する実験が行われている．本章では，RHIC 加速器におけるビームエネルギー走査実験の結果を紹介する．
Keywords:
phase transition, critical end point, beam energy scan

4．1

ビームエネルギー走査実験を下げるために，片側のビーム原子核と固定標的内の原

QCD 相図の高温領域から高密度領域に渡る相転移の様子核との衝突事象を測定する固定標的実験モードによる子の変化を探るために，米国 BNL の RHIC 加速器では，実験も併用する．図 2 には，第 1 期および，第 2 期のビー

原子核衝突のビームエネルギーを変化させるビームエネ

ムエネルギー走査実験（BES-I，BES-II 実験）により収

ルギー走査実験（BES 実験）が行われている．第 1 期

集した実験データのリストを示す．RHIC 加速器では，の BES 実験においては，核子対あたりの重心エネルギー

7.7 GeV まで衝突型実験モードで実験を行い，さらに低い（ sNN ）＝ 7.7～62.4 GeV 領域で衝突エネルギーを走査し，エネルギー領域は，固定標的実験モードで実験を遂行しこの後紹介するように複数の興味深い実験結果が見えた

た．

ため，第 2 期の BES 実験として sNN ＝3～27 GeV 領域において，高統計の衝突実験を行うことになった．
図 1 には，RHIC 加速器における STAR 実験のセットアップを示す．通常は，衝突型実験モードにより検出器の中心付近の原子核衝突を測定するが，重心系エネルギー

図1

図2

RHIC-STAR 実験のセットアップと固定標的モード．

第 1 ， 2 期のビームエネルギー走査実験（BES-I，-II 実験）
により収集した実験データセット．

Tomonaga Center for the History of the Universe, University of Tsukuba, Tsukuba, IBARAKI 305-8571, Japanauthor’s e-mail: esumi.shinichi.gn@u.tsukuba.ac.jp

261Ⓒ2024 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research

4．2

原子核衝突により達成された温度・密度

Vol.100, No.6

June 2024

る相転移温度に近いことを示している．一方で， sNN が衝突により生成されるハドロンの収量や，運動量分布20 GeV 付近よりも高い場合には，ρ 中間子質量から J/ψ 質

を用いることで，衝突系の終状態を表す様々な凍結温度

量までの中間質量領域の分布を用いた測定温度（TIMR）は，を測定することができる．図 3 に示すように，衝突ビー

有意に高い値を示している．横方向運動量分布の傾きをムエネルギーを走査することにより，ハドロン生成時に用いる温度測定方法よりも，不変質量分布の形状を用いおける化学的凍結温度とバリオン密度の変化を確認した．

る方が，動的な膨張効果による影響を受けないためより

衝突エネルギーを下げると，原子核内のバリオンストッ

適切な温度測定ができるとされるが，横方向運動量分布

ピング効果の増大により，高密度状態が生成されているを用いる温度測定を同時に行うことにより，さらに多角ことがわかる．ハドロンが最終的に放出される時点の熱的な理解や発展が得られることが期待される．

力学的凍結温度は，観測されたハドロンの運動量分布か

図 5 は， sNN ＝ 200 GeV の金＋金衝突における，直接ら導出され，上の化学的凍結温度に比べるとさらに低く

光子分布（実験的に観測される包括光子分布から，ハドなる．一方でハドロンとの相互作用の小さなレプトン対ロン崩壊などからくるバックグラウンド光子を差し引くや光子の分布を測定すると，熱的電子対の質量分布や熱ことで得られる，反応領域から直接放出される光子分布）

的光子の運動量分布を直接観測することができ，反応領の測定から，さらに摂動論的 QCD 相互作用により生成さ域における衝突初期の温度が測定できる．

れる光子（原子核衝突内で起こる核子・核子散乱回数に

図 4 は，電子対の不変質量分布の形状を用いた温度測

比例することがわかっている直接光子）を差し引くこと

定結果のバリオン化学ポテンシャル（ μB）に対する依存で得られる熱的光子の横運動量分布から求めた温度を示性を表す．低質量領域の分布を用いた測定温度（TLMR）は，している．この方法による温度測定は，膨張する系の動

化学的凍結温度に近く，また格子 QCD 計算から予想され的な効果を含むため，見かけ上の温度 Teff と呼ぶが，電子対測定の場合と同様に横運動量領域によって異なる温度を示している．

4．3

集団運動の測定と状態方程式

粒子生成の方位角異方性（フロー）は，反応平面（非中心衝突においてビーム軸と，衝突する 2 つの原子核中心間を結ぶ直線を含む平面）を基準として，生成粒子の方位角分布が非一様になる様子を表す．衝突初期の反応
領域の幾何学的な形状や，高温・高密度物質の圧縮に対する膨張・発展など，系の応答の結果により得られるものであるため，高温・高密度物質系の状態方程式を反映することが期待される．
図 6 に，正味陽子の指向型フロー v1 のラピディティに対する傾きのビームエネルギー依存性を示す．この傾き
図3

図4は， 2 回符号を変え， sNN ＝ 10 GeV 領域で傾きが負の最ハドロン生成量を化学平衡モデルによりフィットして得られた化学的凍結温度 Tch とバリオン化学ポテンシャル μBの相関を表す．衝突のビームエネルギーを下げることにより，高密度領域の QCD 相図の領域の探索が可能になる［1］．

小値を持つことがわかる．指向型フロー v1 は，衝突する

熱的電子対測定により得られた 2 つの温度測定結果を表す．低質量領域の分布を用いた温度を TLMR と，中間質量領域による温度 TIMR を，ハドロン生成の化学平衡温度や格子 QCD 計算と比較している［2］．

図5

262

熱光子測定（実験的に観測された光子分布から，ハドロン崩壊からの寄与や，QCD 相互作用による直接光子を差し引いたもの）により得られた熱光子横運動量分布の傾きを用いた， 2 つの p T 領域における温度測定結果を表す［3］．

Special Topic Article

図6

4. Quark Gluon Plasma and QCD Phase Diagram at RHIC	

正味陽子の指向型フロー v1のラピディティーに対する傾き（dv1/dy）のビームエネルギー依存性を表す［4］．

図8

S. Esumi

識別されたハドロンの楕円的方位角 v2のクォーク数スケー
リングを表す［6］．

原子核の傍観部（spectators）から，原子核の反応関与部

観測値をそれぞれのハドロンの構成クォーク数により規（participants）への圧縮や，その後の関与部の膨張・発格化している． sNN ＝ 27 GeV 付近から高い領域で，この展などによる複合的な要因・効果で生成されるものであ

クォーク数スケーリングがほぼ成り立っている（クォーる．特に正味の陽子分布を用いた v1 測定は，反応関与部

ク数で規格化したハドロンの v2 は，ほぼ同じになる）が，と傍観部からなる衝突系・反応領域の状態方程式に敏感

sNN ＝3 GeV においてはそれが成り立っていないことがであり，観測された非単調な振る舞いは， 1 次相転移やそわかる．クォーク数スケーリングが成り立つということの終点である QCD 臨界点，急激な状態方程式の変化など

は，楕円型膨張が QGP 相の時に（ハドロン相になる前に）に起因している可能性がある．図内にも比較されている

発展していることと，QGP 相の終わりにクォーク結合・

ように，この実験結果は単純なハドロン相互作用モデル

融合などの過程を経てハドロンが生成されていることを（UrQMD）などでは，再現できないことが知られている．

示している． sNN ＝3 GeV ではハドロン相が主要であり，
27 GeV では QGP 相に達していることを示している．

図 7 は，反応平面に対する楕円型フローの衝突ビーム
エネルギー依存性を示す． sNN ＝ 2〜3 GeV の低衝突エネ

4．4

ルギー領域では，楕円型フロー v2 は負の値を示し，これ

粒子相関と反応領域の時空構造・発展は衝突する原子核の傍観部が反応領域を通過するのに時

図 9 は，同種 2 粒子間の量子力学的干渉効果を用いた間がかかり，反応平面方向への粒子生成を妨げるからで

HBT（Hanbury-Brown Twiss）測定により観測された反ある（Shadowing 効果）．一方で高いエネルギー領域では，

応領域（粒子発生源）の大きさを表している．ビーム軸

v2 の符号が正に転じた後はゆっくりと絶対値が大きくなっ方向（Rlong）と垂直方向に分割し，さらにそのビーム軸ている．これは，非中心衝突の場合に，衝突初期に作らと垂直方向の成分を， 2 粒子の平均横運動量 pT 方向に対れる縦長（アーモンド型）の幾何学的反応関与部の形状が，する平行成分（Rout）と垂直成分（Rside）に分離し， 3 次

その短軸方向（反応平面方向）へ流体力学的に楕円型の元的な粒子発生源の大きさや形状を調べることを目的と膨張をする効果が，衝突ビームエネルギーとともに増大する．Rout は粒子発生の時間的広がりを含むため，ここでしている様子を示している．本小特集第 2 章でも説明しはビーム軸方向（Rlong）とそれに垂直な方向（Rside）のたように RHIC 加速器のエネルギー領域における大きな
楕円型膨張と，この後で示すクォーク数スケーリングの発見により，QGP 相の生成が確実視されるようになった．
図 8 は， ク ォ ー ク 1 個 あ た り に 規 格 化 し た 楕 円 型 フ
ロー v2 の横エネルギー依存性を表す．縦軸・横軸ともに

図7

図9

荷電粒子の楕円的方位角 v2のビームエネルギー依存性を表
す［5］．

263

同種 2 粒子間の量子力学的干渉効果を用いる HBT 測定により得られたビーム軸に対して縦方向と横方向の粒子生成
源の大きさの相関を表す［5］．

Journal of Plasma and Fusion Research

2 つの半径の相関を表している．図中の矢印で示した，低Vol.100, No.6

June 2024

突エネルギーに対して高次キュムラント比が振動するパい衝突エネルギー領域から高い衝突エネルギー領域に向ターンに似た振る舞いが，実験的にも，20 GeV 付近の極

けた粒子発生源の縦横形状の変化は，反応領域の圧縮と小と 7 GeV 以下の領域に極大を持つような依存性として膨張の様子を反映し， sNN が数 GeV 〜数 10 GeV 領域で観測された．図に示された極小と極大を持つ曲線は，本その大きさが最小になること（密度が最大になること）

章著者が希望的偏見・予測に基づいて描いたものである．

を示唆している．

これは，第 1 期のビームエネルギー走査実験データの解

図 10 は，粒子発生源の 2 つの半径（Rout，Rside）の自乗

析結果であり，現状の実験的な統計的・系統的精度を考の差分の衝突エネルギー依存性を表す．この差分は，粒慮すると，もちろん有意な信号とは言えない．そのため，子発生の放出・持続時間を表す量だが，特に数 10 GeV 領

検出器の改良を行い，数 10 倍の統計量を持つ第 2 期のビー域の中心衝突において顕著な放出時間の増大があること

ムエネルギー走査実験の測定・解析が現在進められていを示している．この変化が，図 9 で示した粒子発生源のる．

サイズの最小値や，図 6 で示した正味陽子の v1 の傾きの

図 12 には，金・金の中心衝突における 3 重水素原子核

最小値と，同様の衝突ビームエネルギー領域で観測されtriton（t : pnn），重陽子 deuteron（d : pn），陽子 proton（p）ていることは，この衝突エネルギー領域で一次相転移の数の生成比（Nt Np / Nd2）のビームエネルギー依存性を示

ような質的変化が起こっていることを示唆しており，特している．核子融合模型による軽い原子核生成理論によ筆すべきである．

ると中性子密度の局所的ゆらぎがこの生成比に反映されることが予測され，そのエネルギー依存性に非単調な振4．5

ゆらぎ測定による QCD 臨界点探索

る舞いがみられると，QCD 臨界点や 1 次相転移によるバ

QCD 臨界点や， 1 次相転移に対する感度が大きいと期リオン密度ゆらぎに関連する可能性がある．それを示唆待される観測量に，保存量分布の高次形状（高次ゆらぎ）

するかのように，一点破線で示した熱平衡モデルに対しがある．バリオン数や電荷数などの保存量は，全立体角て 4σ 程度のズレが sNN ＝20〜30 GeV で観測された．

で積分すると保存されるために，それらの値はゆらぎが無いが，実験的な測定領域（特にラピディティー領域）を限定することにより，有限のゆらぎが観測できる．観測されるゆらぎは，その系の相関長などに影響されるため，相転移や QCD 臨界点の近傍で相関長などが増大する
場合には，ゆらぎの大きさが変化すると期待できる．特に，高次ゆらぎ（高次のキュムラント）は，その次数が高ければ高いほど相関長に敏感であるとされる．図 11 には，正味陽子数（及び陽子数）の分布の尖度を表す 4 次キュ
ムラントと幅を表す 2 次キュムラント比のビームエネル
ギー依存性を表す．QCD 臨界点近傍に予測されている衝図10

ビーム軸に対して垂直方向の粒子発生源の大きさを，さらに 2 粒子の横方向運動量方向とそれに垂直方向に分割し，その差分（粒子生成の放出・持続時間）のビームエネルギー依存性を表す［7］．

264

図11

陽子数及び正味の陽子数分布の高次ゆらぎ（ 4 次と 2 次のキュムラント比）のビームエネルギー依存性を表す［8］．

図123 重水素原子核（t），重陽子（d），陽子（p）数の生成比（NtNp / Nd2）のビームエネルギー依存性を示す［9］．

Special Topic Article

4．6

4. Quark Gluon Plasma and QCD Phase Diagram at RHIC	まとめ

S. Esumi

参考文献

LHC 加速器などの高エネルギー重イオン衝突実験によ［ 1 ］L. Adamczyk et al. (STAR Collaboration), Phys. Rev. C
96, 044904 (2017).
［ 2 ］STAR Preliminary, QM2023.
［ 3 ］A. Adare et al. (PHENIX Collaboration), Phys. Rev.
Lett. 123, 022301 (2019).
［ 4 ］L. Adamczyk et al. (STAR Collaboration), Phys. Rev.
Lett. 112, 162301 (2014) .
［ 5 ］M.S. Abdallah et al. (STAR Collaboration),Phys. Rev.
C 103, 34908 (2021) .
［ 6 ］M.S. Abdallah et al. (STAR Collaboration), Phys.
Lett. B 827, 137003 (2022).
［ 7 ］R.A. Lacey, Phys. Rev. Lett. 114, 142301 (2015).
［ 8 ］M.S. Abdallah et al. (STAR Collaboration), Phys. Rev.
Lett. 128, 202303 (2022).
［ 9 ］M.I. Abdulhamid et al. (STAR Collaboration), Phys.
Rev. Lett. 130, 202301 (2023).

る高温領域の QGP 相に関する研究が進む一方で，SPS から RHIC 加速器を用いた sNN ＝数〜数 10 GeV 領域の重イ
オン衝突実験により，高密度領域の QCD 相図を解き明かす研究が進んでいる．本章では RHIC 加速器が進めている
3〜30 GeV 領域における衝突ビームエネルギー走査実験の結果のうち，QCD 臨界点や 1 次相転移の兆候と考えられる実験結果を示した．今後，現在進行中の実験やデータ解析に加えて，本小特集第 5 章で紹介する FAIR，NICA，
HIAF，SPS，J-PARC-HI などにおける新たな実験により，
QCD 相図，その相構造や，QGP 相転移の全貌が明らかになることが期待されている．

265

J. Plasma Fusion Res. Vol.100, No.6 (2024) 266-273

小特集 クォーク・グルーオン・プラズマ研究を含めた重イオン衝突物理の現状と展望

5 ．高密度クォーク物質探索の展望とJ-PARC-HI
5. Future Prospects of Research on High-Baryon Density Quark Matter
and J-PARC-HI
佐 甲 博 之 1 ，2 ），原 田 寛 之 2 ）SAKO Hiroyuki 1 ，2 ）and HARADA Hiroyuki 2 ）日本原子力研究開発機構先端基礎研究センター， 2 ）日本原子力研究開発機構 J-PARC センター

1）

（原稿受付：2024年 3 月20日）

RHIC-BES 実験の成功を受けて，さらに低エネルギー，高統計測定において高密度クォーク物質を探索する
ドイツ FAIR-CBM, ロシア NICA 等の将来計画が進行している．これらを概観し，さらに高強度のビームによる高密度クォーク物質の高感度探索を行う J-PARC-HI 計画の概要と計画についての展望を記述する．
Keywords:
J-PARC Heavy-Ion Project, FAIR-CBM, NICA, NA61/SHINE, QCD phase structures, QCD critical point,color superconducting phase, neutron Star, neutron merger, strangelet

5．1

RHIC-BES から超高密度物質研究へ

究を行う．

5．1．1

低エネルギー・高レート重イオン衝突実験と期待

5．1．2

される物理

世界の高密度物質研究の重イオン計画の概観

ここで，世界で進む重イオン衝突実験の計画を概観す

RHIC-BES 実験においては， sNN ＝8－20 GeV の範囲

る．図 1 は衝突エネルギーと重イオン衝突レートの関係

における衝突型加速器実験および， sNN ＝3－8 GeV の固を示している．図のように様々な計画が現在進行中また

定標的型実験が行われてきた．これらのエネルギー領域

は建設が進んでいる．このことは高密度物質研究の国際の重イオン衝突では原子核密度の 5－10 倍という超高バリ的な重要性を示している．前章で見てきたように，高密オン密度が達成されると考えられている．ただし RHIC 加度物質の QCD 相構造等の研究で高統計の測定は非常に重速器では低エネルギーでのビーム強度に限界があるため，要である．これを実現する最も高いビーム強度（1011 Hz）

高密度クォーク物質の QCD 相構造解明のためには，さらと衝突レート（108 Hz）が期待される計画は現在検討がなる高強度加速器による実験が望まれている．

進んでいる J-PARC 重イオン計画（J-PARC-HI）である．

前章で紹介したように RHIC-BES では正味陽子数の 4
次の事象毎ゆらぎに QCD 臨界点の兆候と考えられる非単調なエネルギー依存性，および 8－10 GeV 付近における増大が観測されたが，統計量が足りていない．また，カイラル対称性回復のシグナルと期待されているベクター中
間子測定および，相転移信号の有力候補である熱光子測定のためには，レプトン対測定が必要であるが，RHICBES の低エネルギーでは統計量が少ないため難しい．
このような状況を受け，FAIR-CBM, NICA（Nuclotron-
based Ion Collider fAcility），J-PARC 重 イ オ ン 計 画（J-PARC Heavy-Ion Project, J-PARC-HI［1］） 等， 低 エネルギー，高強度の重イオン衝突計画が進んでいる．
これらの加速器で実現される物質の密度は，中性子星の中心部と同様に原子核密度の 5－10 倍に達すると考えられており，高密度ハドロン・クォーク物質の性質の研究，
QCD 相図の高密度領域において存在が予想されている一次相転移境界，QCD 臨界点，およびカラー超伝導相の探図1索，ストレンジネス生成およびハドロン間相互作用の研世界の高密度物質研究を行う重イオン計画のエネルギーと衝突レートの比較［2］．

Nuclear Science Research Institute, Advanced Science Research Center, IBARAKI 319-1195, Japancorresponding author’s e-mail: hiroyuki.sako@j-parc.jp

266Ⓒ2024 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

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H. Sako and H. Harada

ルギー sNN ＝11 GeV の金までの重イオン衝突によって衝突エネルギーは 2－5 GeV の広い範囲でエネルギー走査が可能である．ドイツの FAIR（Facility for Antiproton

高温・高密度物質の研究を行う．Nuclotron からのビー

and Ion Research） 計 画 に お け る，CBM（Compressed

ムを使用し， sNN ＝2－4.5 GeV における固定標的型実験

Baryonic Matter）実験は，J-PARC とほぼ同じエネルギー

Baryonic Matter at Nuclotron（BM@N）， お よ び NICA

領 域 を 持 ち，107 Hz の 衝 突 レ ー ト を 実 現 す る．STAR-

衝突型加速器において sNN ＝4－11 GeV における実験を

BES，NICA，NA61/SHINE はより高いエネルギー領域を行う Multi-Purpose Detector（MPD）の 2 つの実験から広くカバーするが，衝突レートは J-PARC-HI や CBM よ構成される．物理目標は，集団的現象，Λ 偏極，レプトン

りは低い．NICA は J-PARC-HI/CBM と STAR-BES の間対，ハイペロン，およびハイパー核生成等である．

のエネルギー範囲 1.2－12 GeV をカバーする計画である

図 3 に MPD スペクトロメーターを示す．検出器は 0.5 T

が，衝突レートは 10 Hz 以下に制限される．CERN-SPSのソレノイド磁石内部に設置される，主飛跡検出器は5における唯一の重イオン実験 NA61/SHINE は 8－17 GeV

TPC であり，荷電粒子の識別は TPC におけるエネルギーの STAR-BES の固定標的型実験と最低エネルギーの衝突

損失，および飛行時間測定器（TOF）によって行われる．

型実験の範囲をカバーしている．

さらに電磁カロリメータ（ECAL）によって電子および光FAIR-CBM，NICA，NA61/SHINE，NA60 ＋計画につ子の識別が行われる．
5．1．5

いては 1.3－1.6 節で解説し，J-PARC-HI については 2 節，
5．1．3

NA61/SHINECERN SPS 加速器における NA61/SHINE は NA49 の後3 節で詳しく解説する．

継実験であり， 8 台の TPC および飛行時間測定器（TOF）

FAIR-CBM

ドイツ FAIR 計画における重イオンビームは既存の SIS-を用いた大立体角においてハドロンを測定するスペクト

18 シンクロトロンを入射器とし，主リング SIS-100 シンク

ロメーターによる固定標的型実験である［4］．実験の主ロトロンによって，陽子および N/Z ＝ 1 のイオンを核子あ

目的は QCD 臨界点の探索およびハドロン相から QGP 相たりそれぞれ 29 GeV および 15 GeV に加速する．SIS-100への相転移に関する粒子生成の研究である．この実験でからの一次ビームを利用する CBM 実験は，固定標的型

は，NA49 で観測された K ＋ /π ＋ 比を Be ＋ Be および Ar ＋

実験であり，109 Hz のレートのイオンビームを利用する．

Sc 衝突で sNN ＝6－20 GeV の範囲で測定した．両者とも

現在 SIS-18 のビームを利用して電子対測定を行っているにエネルギーとともに緩やかな増加傾向を示し，Pb＋Pb

HADES 実験は，CBM の前方に移設され，実験を行う予で観測されたホーン構造は観測されなかった．QCD 臨界定である．

点探索のため，正味電荷数の 2 次， 3 次， 4 次キュムラ

CBM 実験は 2025 年の開始を予定している ．

ントの測定が sNN ＝4－18 GeV の範囲で p＋p，Be＋Be，

CBM 実験のセットアップを図 2 に示す．標的直後に双Ar＋Sc 衝突において行われたが，臨界点の兆候を示す非曲磁石があり，その中に衝突点検出器（MVD）およびシ

単調なエネルギー依存性は観測されていない．

リコンストリップ検出器（STS）があり，飛跡測定および

5．1．6

NA60 ＋

運動量測定が行われる．レプトン識別は，ミュオン識別

CERN SPS 加速器における NA60 ＋は NA60 の後継実験用の MUCH または電子識別用の RICH のどちらか一方にとして 2022 年に LOI が提出され，2028 年の実験開始をめ

よって行われる．さらに電子識別用の TRD と荷電粒子識

ざしている［5］． sNN ＝6－17 GeV の広い範囲で実験を行

別用の飛行時間測定器（TOF）が設置されている．CBMい，訳 2 × 105 Hz の高衝突レートにて実験を行う予定であでは前方の 25 °以下の角度のみが測定可能であり，低いエ

る．その目的はミュオン対測定によって，ベクトル中間

ネルギーにおいては，中心ラピディティのアクセプタン

子のカイラル対称性の回復に伴う質量変化の研究，熱光

スが小さくなる．一方 J-PARC-HI Phase 2（後述）では子による温度測定，およびチャーモニウムの研究である．

より大立体角の測定を計画しており，エネルギー走査実

この実験は固定標的型実験であり，双曲磁石内の標的直験をより系統的に進めることが期待されている．

後のシリコンピクセル検出器において荷電粒子運動量を5．1．4

測定し，その下流にあるハドロン吸収体を透過するミュ

NICA

NICA は，ロシア Joint Institute for Nuclear Research

オンを測定する．

（JINR）研究所における加速器計画である［3］．最大エネ

図２

CBM スペクトロメーター［1］．

図3

267

MPD スペクトロメーター［2］．

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Vol.100, No.6

June 2024

5．2

 -PARC 重 イ オ ン 計 画（J-PARC-HI） に おJける重イオン加速で大強度出力 500 kW の実績を有している．より短時間で5．2．1

大強度陽子加速器 J-PARC

洞や電磁石の電源を増強し，それまでの約 2 倍の速さの30 GeV のビーム加速を行うべく，2023 年に高周波加速空大強度陽子加速器施設 J-PARC を図 4 に示す．J-PARC

繰返し出力を実現した．2023 年 12 月のビーム試験においは，400 MeV H－リニアック，3 GeV シンクロトロン（RCS:て，760 kW のビーム取り出しに成功しており，750 kW を

Rapid Cycling Synchrotron），主リングシンクロトロン

超える定常運転をめざしている．MR の HD 実験への供給（MR: Main Ring synchrotron）の 3 基の加速器で構成さでは，順調に出力が増強しており，60 kW の安定運転のれている．現状では J-PARC では陽子ビームのみを加速す

実績を有している．今後，ビームの安定化や標的状態のることが可能であるが，将来的に J-PARC-HI のために重監視を行いつつ，目標 100 kW を超える出力をめざす．まイオンの加速をめざしている．現在の陽子のビーム加速

た，この HD への遅い取り出し運転では，世界最高レベル

は，以下のようになる． リニアックで 400 MeV まで加速

99.5%（ドイツ GSI 研究所 SIS18 加速器の実績：約 70%）

された負水素イオンビームは，RCS で陽子へと変換されの遅い取り出し効率を達成しており，大強度化に必須とながら約 300 周回にわたってビーム蓄積（ 2 バンチ）が行

なる取り出し部でのビームロス低減の実績を有する．

われ，蓄積入射後 20 ms で 3 GeV まで加速され，25 Hz の

このように，J-PARC 加速器は約 15 年間の歳月をかけ

繰返しで入出射を行っている．より多くの粒子を蓄積し，て得た，大強度出力調整や安定運転の豊富な実績と経験より速く加速し供給することで大強度出力（エネルギーを有する．大強度ビームは核融合を引き起こすようなプ

×平均電流）を実現している．大半のビームは，中性子・ラズマ状態と比較すると温度という観点では低い．しかミュー粒子を生成する物質・生命科学実験施設（MLF:

し，同様にビーム内の空間電荷力が強くなり，収束電磁Materials and Life Science Experimental Facility）へ供石などの収束力を弱め，ビームを安定に輸送・周回させ給され，数秒に 4 パルスのみ MR へ供給している．MR でるためにはビーム物理学に基づく精密な設計・計算や調は，RCS からの 3 GeV の陽子ビームを 4 パルス（計 8 バ

整が必須であり，世界の大強度陽子加速器では共通の課ンチ）入射・蓄積し，入射後 30 GeV まで加速する．加速

題（Space Charge workshop という国際ワークショップ

されたビームは， 1 度に全てのビームを出射する速い取りを定期的に開催している）となっている．既存の J-PARC

出しでニュートリノ実験施設（NU），もしくは徐々に出

は，陽子ビームを用いた詳細な理解，ビーム力学に基づ射する遅い取り出しでハドロン実験施設（HD）に供給しく現実的な計算モデルの構築，世界最高レベルの大強度ている［6］．

出力や取り出し効率の実績などを有している．これらのJ-PARC のリニアックと RCS では，2008 年の供給運転

既存の加速器を活用した GeV 級の重イオンビームの加速

開始から順調に出力を増強しており，2018 年 7 月に MLF

計画は，早期の大強度出力の実現性という観点から，国施設へ所期目標である世界最高レベルの 1 MW 出力（粒子外で計画・建設されている GeV 級の重イオン加速器計画

数：8.4 × 10 個，繰返し：25 Hz）の 1 時間の安定運転，と比較して非常に高い優位性を有していると言える．

13

2019 年 7 月には 12 時間の安定運転に成功し，世界最高峰

以下 2．2 節において，重イオンの加速スキームの概要との安定な大強度出力の実績を有する．現在は，800 kW の重イオンビームのパラメータを示し，2．3 節においては既共用運転を行っており，今後 MLF 施設の中性子生成水銀

存のリング加速器による重イオン加速について，2．4 節に標的や加速器を構成する機器の状態を監視しながら利用

おいては新設の重イオン入射器について解説する．

運転での出力を 1 MW へ徐々に上げていく予定である．加5．2．2

J-PARC-HI の加速スキーム

速器としては更なる大強度出力 1.5 MW に向けて研究開発

J-PARC-HI におけるビーム加速では，図 4 に示すようを進めている［7］．MR のニュートリノ（NU）実験への供に重イオン用入射器を新設し，現存する RCS に接続する．

給では，目標（2.0 × 1014 個）を超える粒子数（2.6 × 1014 個）

そして，RCS と MR の 2 基の加速器を活用して核子当たり 10 GeV のエネルギーまで加速する．新たな入射器を検討・設計する上で，現存の加速器の特性の把握や陽子ビー
ムとの違いの考慮が重要となる．金の原子核のビームの場合の各加速器におけるパラメータを表 1 に示す．
5．2．3

現存の加速器における重イオン加速

RCS と MR を活用し重イオンビームを GeV 級まで加速する上で，陽子ビームとの違いを考慮しなければならな
表1

図4

大強度陽子加速器施設 J-PARC と新設重イオン入射施設．

268

J-PARC-HI における重イオンビームパラメータ．

加速器

イオン

核子あたりエネルギー

粒子数

HI リニアックAu

10 MeV/u

2.0 × 1011

HI ブースター

51 ＋

Au

32.2 MeV/u

1.5 × 1011

RCS

Au56 ＋

500 MeV/u

1.1 × 1011

MRAu

11.5 GeV/u

4.0 × 1011

33 ＋

79 ＋

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い．陽子と重イオンの主な違いは以下である．

H. Sako and H. Harada

を用いれば，RCS では 0.12% しかロスしないことがわか

1 ．ビーム内の粒子の電荷数や質量り，上記 3 に十分対応できる．しかし，高電荷にするこ

2 ．陽子とは異なるビーム入射ならびに蓄積手法とで大強度ビーム出力時のビーム内相互作用の空間電荷

3 ．低 電荷の重イオンビーム（電子をたくさん持つ）

力に伴うビームロス起源の増大が懸念される．例としての真空中残留ガスによる電子剥離や電子捕獲

金の場合，低電荷（Au33 ＋）と高電荷（Au66 ＋）では，空RCS は，MLF 実験施設への陽子ビーム供給が責務であり，間電荷力が 2 倍近くになる．RCS における重イオンビー

その供給を行いつつ MR 行きのビームを重イオンビーム

ムの蓄積数は， 1 パルスあたり 1.1 × 1011 個をめざしていに切り替える必要がある．RCS では，25 Hz のビーム供給

る．このパルスあたりの粒子数は少ないように感じるが，においてパルス毎の行先変更やビーム出力・質の切り替え

ドイツの GSI 研究所の SIS18 の世界記録の 3 × 1010 個と比は現状でも実現しているが，ビームを曲げる偏向電磁石

較すると 3 倍多い．RCS や MR は大強度ビームの能力やや収束する四極電磁石などの主電磁石の励磁量は，25 Hz

実績（陽子ビームでパルスあたり 1014 個）があり，影響はの共振電源（正弦波）を用いており，パルス毎に切り替少ないと思われたが，空間電荷力を考慮した現実的な計えできない．そのため，大幅な改造をしない限り，陽子算モデルを用いたシミュレーションを行った．その結果，ビームと重イオンビームの加速切り替えに対応するよう

世界記録より多い 1011 個の重イオン粒子数でも 0.05% 以下

な磁場パターンの変更は不可能である．そのため，陽子となり，大きなビームロスなく加速可能である［6］．

ビーム運転時の電磁石の設定値で，重イオンビームを周5．2．4

新設の重イオン入射器

回させながら加速し供給する必要がある．一方，MR は実

前節で述べたように，RCS の前段にパルスビームを蓄験施設である NU 施設への供給と HD 施設への供給では，積する能力を持つ新たなリング型加速器を導入する必要

独立なパラメータでそれぞれ運転しており，重イオンビーがある．そこで，HI リニアックと HI ブースターリングをムの加速・供給の際も電磁石の設定値を独立にすること組み合わせ，RCS に適したビームを生成する設計を行った．

ができ，共存可能である．つまり，重イオンビームを既

最 上 流 の HI リ ニ ア ッ ク は， 重 粒 子 多 価 イ オ ン 源，存の施設に入射し加速する上で，RCS が多くの制限を持っ高 周 波 四 重 極 線 形 加 速 器（RFQ: Radio Frequencyている．

Quadrupole linac），1/4 波 長 型 空 洞（QWR: Quarter

まず，重イオンビームのリジリティ（運動量 / 電荷数）

Wave Resonator）による超伝導線形加速器で構成されの関係を陽子と同じにすることで，電磁石による曲げ角る．QWR は新設の最新型空洞を 20 台に加え，予算低減をや収束力は同じになり，ビーム力学的に陽子ビームと同めざし世界で最初に重イオンビームを加速した旧原子力様の横方向運動をするため，上記 1 は入射ビームのリジ

研究所の QWR40 台を活用することとした．供給開始初期

リティを調整することで解決できる．上記 2 に関しては，に利用する金の原子核のビームは，この HI リニアックで新たなビーム入射システムの構築が必須となる．多周回入

核子あたり 10 MeV まで加速する．HI ブースターリング

射による大強度のビーム蓄積を可能にするためには，新では Au33 ＋を Au51 ＋に荷電変換しながらビーム入射・蓄積

たな入射用機器を多く設置する必要があるが，RCS の周を行う．大強度陽子加速器では負水素イオンを陽子へと回ビームラインにおけるスペースが不足している．その荷電変換しながら入射することで同じビーム軌道にビー

ため，RCS の前段にパルスビームを蓄積する能力を持つ

ムを重ね，粒子密度を高めているが，同様に電荷を変換

新たなリング型加速器を配置し，RCS ではパルスビーム

しながら入射することで大強度のビームをため込むことを 1 周回で入射する，つまりキッカー電磁石と呼ばれるができる．ビーム蓄積後，核子当たり 32.2 MeV で加速し，入射時だけ横方向キックを与える電磁石を 2 台のみ配置

RCS にビームを供給する［8］．この重イオン用入射器は，することで上記 2 は克服できる．上記 3 に関しては，現

低エネルギーの重イオンビームを用いた様々な実験研究

状より真空度が 2 桁高い極高真空（10－9 Pa）にしない限り，（宇宙開発用材料照射，未知の超重元素の探索，原子力発

重イオンの電子の剥離や付与により，異なるリジリティ

電用燃料の被覆材への照射など）にも利用することを念となり，ビームはビームパイプに衝突して消失してしま頭において設計・開発を行っている．このように，海外う．そのため，RCS や MR での真空システムの大規模なでは数千億円をかけて建設を進めている重イオン加速器

改造が要求される．そのような改造を行わない方法としプロジェクトと同様の実験を，現存する世界最高峰の大て，重イオンビームの電荷数（陽子数−電子数）につい

強度陽子加速器 J-PARC や超伝導加速空洞の再利用を行て検討を行った．米国ブルックヘブン国立研究所の AGS

うことで，1/10 程度の予算規模で実現しかつ，性能を大き加速器では，低電荷（Au33 ＋）ではなく，高電荷（Au77 ＋）

く上回る計画が J-PARC-HI の魅力である．

）の状態でビーム入射・蓄積

現在の計画では早期実現をめざし，さらに予算規模を縮を行い，その後加速することで上記電子剥離・付与によ小させるため，段階的な建設を計画している．Phase I でる影響を低減し，大きなビーム損失を回避している．同は，高エネルギー加速器研究機構で停止・保管中の KEK

様に J-PARC-HI においても高電荷のビーム入射を行うこPS ブースターリング（500 MeV の陽子ビーム出力）を再とで，上記 3 を克服できると考えた．ビームハイプ内の活用することで，低強度ながらも早期の HI ビーム実現を

残留ガスとの相互作用を考慮した計算による見積もりでめざしている．上記とは別途の詳細な検討により，108 個

は，現在の真空度（10－7 Pa）であっても，高電荷ビームの Au ビームを J-PARC で加速・出力可能である．上記のもしくは全電子剥離（Au

79 ＋

269

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June 2024

大強度重イオンビーム蓄積と出力を可能とする HI ブース

反クォーク中間子のカラー遮蔽効果による抑制等がターリングの新設は Phase II で実現する．

考えられる．さらにカラー超伝導相の有力な信号として，電子対の低質量における増大が提案されてい5．3

 -PARC 重イオン計画（J-PARC-HI）における
J
実験計画

5．3．1

る．
2 ．ハドロンの質量獲得機構の解明

J-PARC-HI でめざす物理カ イラル対称性回復の信号の観測および，回復の強さの定量的評価を行う．

前節で述べたように，J-PARC-HI では世界最高強度の
重イオン加速器が実現される．これを用いて世界最高統

レ プトン対によって測定される中間子の質量スペク

計測定，世界最高感度の稀粒子探索が実現し，QCD 相図

トルの変化がその信号として提案されている．
3 ．高密度ハドロン / クォーク物質の物性解明の高密度領域における相構造の解明，高密度バリオン物
質の物性解明，および未発見の様々な粒子および原子核粒 子の集団運動（フロー）等による高密度物質の性の発見等，多くの重要な成果が得られることが期待され質の研究．高次のフローによる状態方程式，粘性の評価等．

る．
特に J-PARC-HI の世界最高の高統計測定においては競4 ．ハドロン間相互作用の解明

合する他の実験計画と比較して以下のような特徴がある．

2 粒子および多粒子運動量相関によるハドロン相互

下に示すように，各重イオン衝突で達する大きな密度の作用（ 2 体および 3 体相互作用）の解明．
5 ．稀粒子および原子核の発見

ゆらぎを利用して，J-PARC-HI の超高統計データを生かして最も高密度の衝突事象を選別することが可能であス トレンジネスを含むダイバリオン，多ストレンジ

る．さらに重イオン衝突系の時間発展の初期に現れるとネスハイパー核，ストレンジレット，K 中間子原子核

期待される，カラー超電導相（またはその前駆現象）を等の探索．

超低質量電子対の測定によって探索する予定である．まJ-PARC-HI で得られる統計量は表 2 の通りである．金・た，QCD 臨界点の有力信号として考えられているバリオ

金衝突のレート 107 Hz を仮定している．30 日の実験でン数揺らぎは現在陽子のみの測定において行われているS ＝－2 の J/ψ やハイパー核まで十分な統計量を得ることがが，真のバリオン数の測定のためには中性子の測定が必可能である．さらに衝突事象あたり 10－13 までの稀な粒子

須であり，J-PARC-HI で中性子する予定である．さらに，探索の感度がある．

3.4 節で示すように，閉ジオメトリの検出器と高強度重イ

JAM 輸送模型によると，衝突毎の最高密度は大きな揺オンビームによって，ハイパー核等様々な多ストレンジ

らぎを持っている．これを利用すると，高統計になればネスを持つ新しい粒子・原子核を発見することが期待さなるほど，密度分布のテールが高密度側に延びていく．

れる．

つまり高統計のデータを集めれば，稀な高密度事象を多J-PARC-HI の主な物理目標，およびそのための観測量

く得ることができる．もし各衝突事象において到達密度は以下のようになる．

と強い相関がある観測量があれば，その観測量を高密度

1 ．QCD 相構造の解明

トリガーとして高密度事象を選択することが可能となる．

図 5 に示す QCD 相図の高密度領域における，QCD 臨

ハドロン反応に基づいた模型（JAM）によれば ，有力な界点，ハドロン相から QGP 相への相転移境界，およ候補は全ハドロンの横運動量の和である．

びカラー超伝導相の発見および性質の解明．

5．3．2

J-PARC-HI における段階的計画

QCD 臨界点の有力なプローブとして，バリオン数等

前節で述べた J-PARC-HI 加速器の段階的な建設計画にの保存量の事象毎揺らぎが提案されている．また，同期する形で，図 6 のように Phase-I, Phase-II という段相転移の有力な信号として，熱光子温度のエネルギー階的な実験計画を検討している．Phase-0 として，陽子依存性の変化，あるいは J/ψ 等のチャームクォーク・ビームを用いた陽子・原子核実験 E16（16 は実験番号を示す）が 2020 年から行われている．
重イオンビームが実現されたとき，重イオンビームによる最初の実験は E16 検出器群をアップグレードして，
Phase I 実験として行う予定である．この実験は現在のE16 実験エリアの放射線遮蔽の制限から 108 Hz 重イオンビーム（105 Hz の反応レート）に限定される．Phase II
表2
観測量

事象当たりの粒子数30 日での粒子数

0.03

7 × 1012

ϕ→e e

－5

4 × 101 × 109

J/ψ → e＋e－

2 × 10－7

3 × 105

ΛΛHe

9 × 101 × 105

－

Ω

＋ －

図5

6

QCD 相図と J-PARC-HI．

270

J-PARC-HI において得られる統計量．

－8

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リメータ（LG）によって電子の識別を行う．
陽子ビームラインでは E16 実験と相補的で，かつ 30 倍の高統計が得られる ϕ → K＋K－によって s クォーク凝縮の定量的評価，および ϕ 質量の運動量および偏極依存性の測定をめざす E88 実験が提案され［10］，K 中間子の識別のた
めに前方角に飛行時間測定器（MRPC），π 中間子除去のためのエアロゲルチェレンコフ検出器が設置される予定である．
図６

E16,E88 で の 研 究 は J-PARC-HI に お け る 原 子 核 密 度

J-PARC ハドロン実験施設と段階的計画．

の 5－10 倍の超高密度におけるカイラル対称性の回復現象の研究に向けた基礎データとなり，また J-PARC-HI

では陽子ビームラインを延伸し，新たな大立体角スペク

Phase I と拮抗する高レートにおける電子，荷電粒子測定

トロメーターをハドロン実験施設の増設建屋に設置し，の前哨戦としての役割を果たす．
J-PARC-HI Phase I で は，E16 の 陽 子 ビ ー ム ラ イ ン，

ビームダンプと放射線遮蔽体を増強することにより最大10 Hz のビームを受け入れる．

ビームダンプおよび放射線遮蔽がそのまま重イオン輸送

5．3．3

J-PARC に お け る 陽 子・ 原 子 核 衝 突 実 験 とに使用され，最大 105 Hz までの重イオン衝突実験を行う．

J-PARC-HI Phase I

重イオン衝突実験では，図 7 のように E16 スペクトロメー

11

J-PARC-HI の Phase 0 計画として位置づけられる E16

ターをアップグレードして測定を行う．Phase I 最初の実験では，電子対の測定によって ϕ 中間子等のベクトル

実験提案は，電子対測定によって，重イオン衝突で直接中間子の原子核内における質量変化を測定し，原子核内生成される熱光子の温度を測定する計画である［11］．重の ϕ 中間子のカイラル対称性回復を研究する．過去に行

イオン衝突における高粒子多重度（衝突当たりの粒子数）

われた KEK-E325 実験の約 20 倍の統計量により原子核内に対応するため，前方の飛跡検出器の 1 部を GTR からの ϕ 中間子質量の減少を実験的に確立することをめざし

SSD に置き換え，さらに電磁カロリメータを鉛ガラスかている［9］．2020 年にコミッショニングランが開始され，らタングステン酸鉛（PWO4）に置き換える．中心衝突度

陽子ビームの性能向上と検出器の性能評価試験が行われ，は SSD で測定される粒子多重度と，新たに導入するゼロ

2025 年から本実験が始まる予定である．E16 実験におい度カロリメータによって測定するスペクテーターのエネては 1010 Hz の陽子ビームを使用し，107 Hz の陽子・原子

ルギーとの組み合わせによって求める．この実験で 3 か核衝突実験が行われる．

月のビームタイムで得られる電子対の不変質量スペクト

図 7 （上） のように，双曲電磁石 の中に設置されたシルは図 8 のようになり，熱光子の温度を 1.2 GeV/c2 以上のリコンストリップ検出器（SSD） 1 面と，GEM 飛跡検出

スペクトルをボルツマン分布でフィットすることによっ器（GEM Tracker） 3 面によって荷電粒子の飛跡を測定て求める．温度の測定誤差は 150 MeV の場合，6% 程度でし，Hadron Blind Detector（HBD）と鉛ガラス電磁カロある．この測定した温度を低エネルギーの HADES 実験
データと，SPS における実験データと比較することにより，衝突エネルギー依存性を求め，水を熱すると沸騰して水蒸気になる際に温度が 100 ℃で一定になるように，一次相転移の信号と期待される，温度が一定のエネルギー領域の有無を探索する ．

図7

上 図 は J-PARC E16実 験 検 出 器 群 を 示 す． 赤 太 線 は、
J-PARC-HI Phase I におけるアップグレード部分を示す．
下図はアップグレード部分の一部の拡大図．

図８

271

Phase I 最初の実験プロポーザルにおける電子対スペクト
ル［1］．

Journal of Plasma and Fusion Research

Vol.100, No.6

June 2024

Phase-I ではさらにハドロン測定（ストレンジネス生
成，フロー，揺らぎ等）に関する実験提案を計画している．
そのために飛行時間測定器（MRPC）およびアクセプタ
ンスを拡大するために，最前方角の飛跡検出器の導入を検討している．
5．3．4

J-PARC-HI Phase II

Phase II では，設計強度のビームレート 1011 Hz までの高レート・高統計実験を行う．また揺らぎ測定に最適な
大立体角検出器を建設する．Phase I で得られた実験結果をもとに，さらに高統計を必要とする高次ゆらぎ，チャー
モニウムを含む高質量領域のレプトン対測定，チャーム
ハドロン測定，多ストレンジネスハドロンの測定等が行

図10 J-PARC-HI Phase II スペクトロメーター（ハイパー核測定
セットアップ）．

われる予定である．
このような高レートの重イオン衝突実験は，検出器技術の限界に挑むものである．重イオンビーム強度の段階

さらに，図 10 のように，ハドロン測定セットアップの的な増加に従って，複数の検出器のセットアップを検討

上流に強磁場のスイーピング磁石と重金属製のコリメーしている．具体的には 1 ）反応レート 106 Hz までのハド

タおよびスリットを導入し，標的をその磁石の上流側に設

ロン測定セットアップ， 2 ）107 Hz までのミュオン対測定，

置するセットアップも検討している．このような立体角3 ）10 Hz までのハイパー核測定セットアップである．

を限定した「閉ジオメトリ」セットアップでは，ビーム8

図 9 に，ハドロン測定セットアップの案を示す．大型超エネルギーに近い高エネルギーのビームイオン及びビー

伝導双曲磁石を基盤としたスペクトロメーターで，飛跡ム破砕片のみが TPC の主スペクトロメーターに達する．

検出器として前方角を覆う Silicon Pixel Detector（SPD）

これらの水平方向の飛跡およびその崩壊運動学の測定にと後方角を覆う TPC および GEM 飛跡検出器の組み合わ

よって，様々な粒子および原子核を識別する．特にストせを採用する．荷電粒子識別のための飛行時間測定器とレンジクォークを多く含む中性に近いストレンジレット

して MRPC を採用する．さらに中性子検出器および TPC［12］や，多ストレンジハイパー核，およびダイオメガ等と MRPC の間に電子測定のためのリングイメージチェレのダイバリオン等，未発見の粒子および原子核を粒子多ンコフ検出器等の導入も検討している．中心衝突度測定

重度 10－13 の超高感度で探索する．

はゼロ度カロリメータおよび SPD によって測定される粒

5．3．5

J-PARC-HI のまとめと展望

子多重度の組み合わせによって行う．高レートに対応す

現在 J-PARC-HI ワーキンググループを中心に，加速器るため，データ収集系はトリガーを使用せず連続読出し

および実験の設計および計画の策定が精力的に行われてデータ収集系を採用する．これらの検出器，データ収集

おり，特に重イオン入射器については具体的な敷地や建系には ALICE 実験等の高レート実験技術を取り入れるこ

屋建設も含めた設計が行われており，KEK および JAEAとによって実現可能である．

上層部との計画に課する議論も行われている．重イオン

ミュオン対を測定するために，ハドロン測定セットアッ

入射器の建設の早期の実現をめざしている．

プの TPC を鉛遮蔽体と SPD および GEM トラッカーの組
み合わせに入れ替えるセットアップも検討している．下

参考文献

流側まで到達したミュオン対候補によるトリガー信号に［ 1 ］H. Sako et al., Letter of Intent for J-PARC HeavyIon Program (J-PARC-HI) (2016), https://j-parc.jp/
researcher/Hadron/en/pac_1607/pdf/LoI_2016-16.pdf［ 2 ］K. Agarwal et al., Phys. Scr. 98, 034006 (2023).
［ 3 ］M. Kapishin et al., JPS Conf. Proc. 32, 010093 (2020).
［ 4 ］S. Pulawski et al., EPJ Web. Conf. 276, 01004 (2023).
［ 5 ］C. Ahdida et al., Letter of Intent: the NA60+ experiment, arXiv:2212.14452.
［ 6 ］High-intensity Proton Accelerator Project Team,“Accelerator Technical Design Report for J-PARC”,
JAERI-Tech 2003-044 and KEK Report 2002-13.
［ 7 ］P.K. Saha et al., Proc. HIAT2015 (2015).
［ 8 ］H. Harada et al., Proc. PASJ2019 p.179-182 (2019).
［ 9 ］S. Yokkaichi, et al., E16: J-PARC E16 Run0 Proposal (2017), https://j-parc.jp/researcher/Hadron/en/
pac_1707/pdf/E16_2017-10.pdf［10］H. Sako et al., P88: Study of in-medium modification of ϕ mesons inside the nucleus with ϕ→K+K−

より，反応率 107 Hz までの測定が可能と見込まれる．

図9

J-PARC-HI Phase II スペクトロメーター（ハドロン測定セットアップ）．

272

Special Topic Article

5. Future Prospects of Research on High-Baryon Density Quark Matter and J-PARC-HI	

H. Sako and H. Harada

upgrades (2021), https://j-parc.jp/researcher/Hadron/en/pac_2107/pdf/P87_2021-13.pdf［12］E. Farhi and R. L. Jaffe, Phys. Rev. D 30, 2379
(1984).

measurement with the E16 spectrometer (2021),
https://j-parc.jp/researcher/Hadron/en/pac_2107/pdf/
P88_2021-12.pdf［11］T. Gunji et al., P87: Proposal for dielectron measurements in heavy-ion collisions at J- PARC with E16273

J. Plasma Fusion Res. Vol.100, No.6 (2024) 274-275

小特集 クォーク・グルーオン・プラズマ研究を含めた重イオン衝突物理の現状と展望

6 ．まとめ6. Conclusion
永宮正治

NAGAMIYA Shoji
高エネルギー加速器研究機構，理化学研究所（原稿受付：2024年 3 月20日）

6．1

初期の期待

6．2

なぜプラズマ？

私が高エネルギー重イオン衝突実験の研究に携わったクォークと反クォークは，現象論的には，図 1 の実線のは，1974 年で，今から 50 年も前のことになる．米国カに示したような力で結びついていると考えられている．

リフォルニア州のバークレーの地で，べバラック加速器

すなわち，遠方に行けば行くほど引力が強まるゴムのよが核子当り 2 GeV の重イオンビーム加速をスタートした

うな力である．この力を生み出すのは，グルーオンと呼年であった．当時の日本では，パイ中間子を生成できる

ばれる粒子である．この束縛状態が，図 1 に左に書いた加速器も存在しなかった時代である．当時，私はバーク

パイ中間子と考えてよい．

レーに居たため，この新しい分野の実験に飛び込んだ．

そこで，パイ中間子の多重発生を考えよう．多くの

その頃から，明確ではなかったが，今回の記事に書かクォークが存在すると，遠方にいるクォークほど，周りれていたクォーク・グルーオンのプラズマに関する期待のクォークに邪魔されて，元のクォークとの相互作用がが生まれていた．

弱くなる．これは，多くの電子が存在する時のデバイ遮

当時よく知られていた理論は，Hagedorn によるパイ中蔽に似ている．すなわち，相互作用は図 1 の点線で示す

間子の多重発生に関する考察であった．核物質の温度をように，遠方に行くほど弱くなってくる．言い換えると，

パイ中間子の質量である 140 MeV/c 以上にまで上げると，クォークと反クォークは，束縛状態に比べ，より遠方ま

パイ中間子が泡のようにボコボコと多重発生し，ちょうで飛び出していく．そして，ある空間内にパイ中間子がど液体の水が 100 度で水蒸気になるように，液体の原子核多くできればできるほど，空間内部をクォークと反クォーから多数のパイ中間子の泡ができる．これは，一種の一クが自由に飛び交うことになる．これを，電子雲のプラ次相転移で，相転移温度は，TH ＝ 150MeV と推定された．

ズマの名に準えて「クォーク・グルーオン・プラズマ」

2

最初の論文は，1965 年の Hagedorn の論文［1］にあるが，と名付け，高温核物質への興味が，70 年代当時から高まっ

詳しい解説は［2］にある．

てきた．

1974 年というと J/ψ 粒子の発見された年でもある．そ

6．3

れ以前は，素粒子の人でもクォークの存在を疑う人が沢山居り，私のボスの Owen Chamberlain も疑問視してい重イオン衝突との関連

核子当り数 100MeV を超える原子核反応は，近似的に，

たが，この発見を境に，クォークの存在を疑問視する人

核子同士の衝突の重なりと考えてよい．例えば，Pb のよは無くなってきた．クォークレベルで考えると，パイ中
間子はクォークと反クォークで表される．その観点から
Hagedorn 相転移を考えると，TH ＝ 150 MeV 以上の温度では，クォークと反クォークが多重発生することになる．
一方，パイ中間子は 0.6 fm（1 fm ＝ 10－15 m）という有限の半径を持つ．クォークと反クォークが多重発生し，この半径内に他のクォークや反クォークが重なり合うと，
もはやクォークと反クォークのスープ状のものが形成されるのではないか？
そこで，クォークと反クォークの力学に関する考察が
始まった．

図1

自由空間におけるクォーク・反クォーク間の力（実線）と高温領域でのクォーク・反クォーク間の力（点線）．

High Energy Accelerator Research Organization, Tsukuba, IBARAKI 305-0801, Japanauthor’s e-mail: nagamiya@post.kek.jp

274Ⓒ2024 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Special Topic Article

6. Conclusion	

S. Nagamiya

うに核子数約 200 の原子核同士の衝突を考えよう．核子期待される．しかし，残念ながら，このエネルギー領域

を人間に例えて考えると，200 人と 200 人同子が衝突するの加速器は現存しない．かろうじて，第 4 章に述べられ昔の戦いに似ている．いざ戦闘が始まると，お互いに火ているように，STAR 実験がこの領域をカバーしている

花が飛び交い，熱い戦いが始まる．さらに，衝突する人

が，強度が少ない．

と人との距離も縮まり，人々の密度も上がる．すなわち，

ここで，いかなる現象が期待されるかを考えてみよう．

戦闘中は，温度も密度も一時的に上がるのである．

原子核は核子の集団である．その内部を眺めると，半この様子を模式的に書いたのが，図 2 である．衝突に径 0.8 fm（直径 1.6 fm）の核子が，核子間距離 1.8 fm で，より，原子核温度や密度は，いったん上昇し，やがて衝

ほぼキチキチに詰まっている．その原子核を，たとえ突が終わると温度も密度も下がっていく．AGS と記した

ば，図 2 のように 10 倍の密度までにしたら，核子間距離

所を見ていただきたい．この現象は，核子当りのエネル

は 0.8 fm になり，核子の半径程度になる．核子は 3 つのギーにして GeV から数 10 GeV までは正しい．

クォークから成り立っているので，このような場合，どしかし，それ以上のエネルギーになると，上の戦闘のうしてもクォークから見た検討が必要になる．ひょっと

例で言うと，両者ともあまりにもエネルギーが高すぎてして，高温状態と同じ性質のクォーク物質が生成されて両軍団ともに勢いあまってすり抜けていく．しかし，すいるのかもしれない．

り抜けた後に火花だけが残る．これが，超高エネルギー

翻って宇宙を眺めてみると，宇宙後期の超新星爆発にの原子核衝突で，RHIC や LHC になり，この火花はパイ

伴い，中性子星が生成された．この星は，ほぼ中性子の中間子の多重発生となり，温度だけが上がることになる．

みから成り立ち，核密度 5 － 10 倍の星である．高密度の原子核が，実際に存在するのである．しかし，その内部

6．4

高温核とその性質

構造は，今のところわかっていない．

本小特集では，第 2 章から第 3 章まで，特に高温度にこれらに刺激され，高密度核探求の研究は，世界的に付随する多々の発見が，RHIC や LHC での実験に基づい理論・実験で進められてきた．詳しくは，第 5 章を参照て記述されている．詳細に亘って繰り返す気はないが，されたい．加速器では，FAIR や NICA を用いた研究が企

これらの諸発見は，宇宙初期の理論的期待とも一致して画されているが，わが国の J-PARC でも，もっか詳しいいる．

検討が進んでおり，本文にその詳細が記されている．高密度核研究は，これからの課題であり，大変に興味深い．

ビッグバンで始まる宇宙初期では，宇宙が冷え始めた
直後にヒッグス機構により質量を持つ粒子（クォーク）が誕生する．さらに，ビッグバンの 10 µs 後には，これら

参考文献のクォークや反クォークが fm という小さい空間に閉じ込［ 1 ］R. Hagedorn, Nuovo Cim. Suppl. 3, 147 (1965) .
［ 2 ］T. Ericson and J. Rafelski, CERN Courier Volume 43,
Number 7, September 2003.
［ 3 ］Y. Nambu and G. Jona-Lasinio, Phys. Rev. 122, 345(1961); Phys. Rev. 124, 246 (1961).
［ 4 ］A. Andronic et al., Nature 561, 321 (2018).

められる．これは，南部陽一郎氏等の唱えた閉じ込め理論［3］で，グルーオンという糊のような粒子のために起こると考えられている．その時の宇宙の温度は約 2 兆度と言われる．
この 2 兆度という温度は，先に述べた Hagedorn 温度に近く，この事実が，RHIC や LHC での実験を促した．そして，RHIC や LHC で高温状態を実現した後の冷却化の過程で，この温度付近で，クォークの閉じ込め（ハドロン化）が観測されたのである［4］．
もちろん，これ以外にも，数多くの興味深い結果が出てきた．このクォーク・グルーオン・プラズマは，ガス状ではなく，超流動液体であることもわかったし，相転移も一次相転移でなく二次相転移であることもわかってきた．デバイ遮蔽による J/ψ や Υ 粒子抑制効果も研究された．これらは，本文を見ていただければ，よくわかる．

6．5

高密度核に向かって

このように高温の原子核に関する研究は飛躍的に進ん
図2だが，はたして，高密度核に関しての研究はどうなっているのだろうか？ 核子当り 10 GeV 近辺のビームを静止標的に照射すると，図 1 にあるように，大きな密度達成が275期待される原子核衝突の経路．AGS は，核子当り10 GeV
原子核ビームを静止標的に照射した時を指し，RHIC は，核子当り200 GeV 原子核ビームをコライダーモードで正面衝突させた時を指す．

Journal of Plasma and Fusion Research

Vol.100, No.6

June 2024

小特集執筆者紹介
きた ざわ

まさ

きよ

はら

北 沢 正 清ざわ きょう いちろう

小 沢 恭 一 郎

なが

こう

ひろ

ゆき

日本原子力研究開発機構 先端基礎研究セン
ター ハドロン原子核物理研究グループ・研究主幹．現在 J-PARC においてハドロンビー
ムによる原子核，ハドロン物理の実験研究を行っている．また本記事にも紹介した J-PARC 重イオン衝突計画（J-PARC-HI）の準備を推進している．
じ

すみ

かつ

ひろ

日本原子力研究開発機構 J-PARC
センター加速器ディビジョン所属．
J-PARC 最上流部の水素負イオン
源 を 担 当．2016 年 4 月 よ り 現 職．
本誌編集委員として小特集のテーマを考えていた時に義父から頂いた書籍（第 1 章参考文献［2］，義父
は本シリーズ監修の須藤先生より頂戴した）を書棚から引っ張り出し，提案した．共著諸先生に多大なご協力を頂き感謝．
一方で J-PARC-HI 用の重イオン源開発のプレッシャーも…．

卓

しん

とう

神 藤 勝 啓東京大学大学院理学系研究科附属原子核科
学 研 究 セ ン タ ー（CNS） 准 教 授．2007 年
東 京 大 学 大 学 院 博 士 課 程 修 了． 博 士（ 理学）．CERN-LHC での ALICE 実験に従事し，クォークグルーオンプラズマの研究を推進する．BNL の次期計画「Electron-Ion Collider（EIC）」での ePIC 実験を推進し，
高エネルギー核子・原子核の内部構造に関する研究を開始している．趣味は，サッカー，ドラム（超初心者．趣味と言えるほど最近はやれていない）．
え

じ

しん

たく

郡 司

みや しょう高 エ ネ ル ギ ー 加 速 器 研 究 機 構・ 名 誉 教 授．
1967 年東大理学部物理卒業，1972 年阪大理学研究科博士．1973 年より 1996 年まで，主として米国・バークレーおよびブルックへブン研究所にて，高エネルギー重イオン物理学の実験研究に専念．
1997 年から 2012 年までは，J-PARC 建設計画に従事．現在は，理化学研究所にて客員主管研究員を務める傍ら，つくば・東海の研究所にも通っている．

佐 甲 博 之ぐんゆき

永 宮 正 治高エネルギー加速器研究機構（KEK） 素粒
子原子核研究所 准教授．2000 年京都大学大学院博士課程修了．博士（理学）．主な研究分野は，加速器を用いたハドロン・原子核物理の研究．2000 年より米国ブルックヘブン国立研究所で重イオン実験に従事し，2011 年からは KEK に異動し，東海村・
J-PARC において日々奮闘しています．
さひろ

日本原子力研究開発機構 J-PARC センター・研究副主幹．専門は加速器科学，ビーム物理学．2005 年（修士 2 年）から J-PARC 加速器での研究に従事，2009 年広島大学理学研究科
にて理学博士を取得．学位取得後，J-PARC における大強度
ビームの研究開発を継続．ビーム物理研究会・若手の会 初代会長，日本物理学会 代議員などを歴任，現在は日本加速器学会 理事．本記事で紹介した次世代研究計画 J-PARC HI における加速器を設計・推進している．

京都大学基礎物理学研究所・講師．2005 年京都大学大学院博士後期課程修了．博士（理学）．
専門は原子核理論．クォーク・ハドロン物理，
特に高温高密度系の相転移現象について，高エネルギー重イオン衝突実験や格子 QCD 大規模数値計算な
どを使いながら研究している．趣味はジョギング．週末に山に走りに行くのが何よりの楽しみ．自転車とマラソンもやっ
てます．
お

だ

原 田 寛 之いち

江 角 晋 一筑波大学 数理物質系 物理学域 教授．宇宙史研究センター クォーク・核物質研究部門長．
1995年 9 月広島大学 大学院 博士課程修了 博士（理学）．SPS，RHIC，LHC における重イオン実験を経て，現在は RHIC-STAR 実験，FAIR-CBM 実験などに関わる．趣味は，サッカー，ハードロック，QCD 臨界点探索など．

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