ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2023, том 86, № 1, с. 172-178

ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ

СПЕКТРЫ НЕЙТРИНО СВЕРХНОВЫХ И НАБЛЮДЕНИЯ

С ПОМОЩЬЮ КРУПНОМАСШТАБНЫХ ТЕЛЕСКОПОВ

Поступила в редакцию 28.09.2022 г.; после доработки 28.09.2022 г.; принята к публикации 29.09.2022 г.

Рассмотрены энергетические спектры нейтрино сверхновых II типа при различных механизмах

взрыва. Для динамо активных сверхновых показано, что эффективные столкновения нейтрино в

намагниченном нуклонном газе, обусловленные гамов-теллеровской компонентой нейтрального тока,

приводят к ускорениюнейтрино. Подобное усилениежесткости энергетического спектра благоприятно

для наблюдений нейтрино сверхновых с использованием нейтринных телескопов. Обсуждаются

возможности детектирования нейтрино сверхновых обсерваториями больших объемов: KM3NeT и

Baikal-GVD.

DOI: 10.31857/S0044002723010300, EDN: REKFFE

1. ВВЕДЕНИЕ

волны. Другой возможный механизм взрыва свя-

зан с оживлением остановившейся ударной волны,

Сверхновые типа II (СН) представляют од-

благодаря нагреву при взаимодействии с выбросом

но из самых энергичных событий, являющиеся,

нейтрино и антинейтрино, испускаемыми остыва-

предположительно, источниками космических лу-

чей высокой энергии, областями синтеза тяжелых

ющей протонейтронной звездой [3-5]. Поглоще-

нуклидов, например, атомных ядер e-, s-, p-, r-

ние нейтрино на нуклонах приводит к повышению

процессов, обновления других ядерных компонен-

температуры и давления вещества внутри ударной

тов и т.д. Соответственно, механизмы взрыва СН

волны, которое начинает расширяться, толкая впе-

представляют собой важный вопрос, который все

ред распространение волны. Эффективность та-

еще обсуждается. В частности, механизм передачи

кого механизма замедленного взрыва СН зависит

энергии всему веществу звезды предшественни-

от светимости нейтрино и жесткости их спектров

ка (предсверхновой, изначально связанному гра-

[4, 5].

витационными силами) является одной из основ-

ных проблем СН. Поток нейтрино и/или магнит-

ное давление, предположительно, вносят ключевой

Поскольку нейтрино или магнитное давление

вклад в формирование соответствующей взрывной

способны вносить значительный вклад в механизм

ударной волны в дополнение к отскоку в активной

взрывов сверхновых, анализ динамики нейтрино в

зоне и тепловому давлению.

веществе сверхновых с учетом магнитных эффек-

В окрестности нейтрино сферы сильная конвек-

тов представляет собой важную проблему. Кроме

ция [1] и/или магниторотационная неустойчивость

того, возможное магнитное влияние на спектры

[2] могут вызвать турбулентные динамо процессы,

нейтрино имеет решающее значение для интер-

приводящие к усилению магнитной индукции до

претации r- и нейтринных процессов, на которые

десятков тератесла (TTл). Соответственно, быст-

также может влиять магнитное поле [6-9]. Как

рые взрывы СН могут быть связаны с магнитным

показано недавно [10, 11], обмен энергией при

давлением, привносящим значительную энергию в

нейтрино-ядерном рассеянии может быть заметно

вещество наружных слоев звезды и приводящим к

усилен за счет магнитной индукции. В следующем

преобладающему механизму образования ударной

разделе мы рассмотрим сечения передачи энергии

при движении нейтрино вблизи нейтриносферы.

¹⁾Лаборатория теоретической физики им. Н.Н. Боголюбо-

ва, ОИЯИ, Дубна, Россия.

Как показано в разд. 3, такой подход дает чет-

²⁾Государственный университет “Дубна”, Дубна, Россия.

кое представление о влиянии неупругого рассеяния

³⁾Московский государственный технический университет

на спектры нейтрино. Возможности наблюдения

им. Н.Э. Баумана, Москва, Россия.

рассматриваемых эффектов с помощью нейтрин-

⁴⁾Факультет физики и астрономии “Этторе Майорана”,

Университет Катании, Италия.

ных телескопов большого объема анализируются в

^*E-mail: vkondrat@theor.jinr.ru

разд. 4. Выводы приведены в разд. 5.

172

СПЕКТРЫ НЕЙТРИНО СВЕРХНОВЫХ И НАБЛЮДЕНИЯ

173

2. РЕЖИМЫ ДИНАМИКИ НЕЙТРИНО

(1 Тг = 10¹² г) и температуре T ∼ 5-10 МэВ. По-

ВНЕ И ВНУТРИ НЕЙТРИНО СФЕРЫ

скольку эта область также соответствует точке

НАМАГНИЧЕННЫХ СВЕРХНОВЫХ

бифуркации, мы предполагаем значительные флук-

туации температуры T и плотности n в сочетании

Нейтрино сфера соответствует области прото-

с сильной конвекцией. При таких условиях и реа-

нейтронной звезды, где пространственное движе-

листичных значениях параметра бета-равновесия,

ние нейтрино изменяется от диффузного к ква-

т.е. Y_e ∼ 0.2, энергии Ферми для нуклонов E^NF

зисвободному. Электронно-ароматные нейтрино и

и электронов E^eF малы и велики по сравнению

антинейтрино в ядре сверхновой взаимодействуют

с температурой соответственно [12-14]. Следова-

со звездным веществом посредством реакций по-

глощения и испускания из-за заряженного тока,

тельно, нуклонные компоненты с E^NF ≪ T пред-

которые вносят значительный вклад в их непро-

ставляют собой невырожденный газ, в то время

зрачность и приводят к интенсивному обмену энер-

как электронный газ с E^eF ≫ T сильно вырож-

гией при взаимодействии. Энергетические спектры

ден. Как следствие, сечение рассеяния нейтрино

нейтрино, вылетающих из вещества такой прото-

на электронах сильно подавлено из-за принципа

нейтронной звезды в область слабой связи или ней-

Паули. Такой эффект блокировки также приводит

трино сферы можно параметризовать следующим

к фактическому прекращению заряженной ком-

уравнением:

поненты тока в нейтрино-нуклонном рассеянии.

∫

Намагничивание приводит к эффективному увели-

W (E_v,T) = E2v dΩf (r,p,l) ∼

(1)

чению энергии Ферми и дальнейшему уменьшению

соответствующего процесса рассеяния. Таким об-

∼ Eav exp{-(1 + α)EV /E_av},

разом, соответствующая длина свободного пробега

(mfp) возрастает до километра при рассматри-

где функция распределения в фазовом простран-

ваемых плотностях. Поэтому в дальнейшем мы

стве f (r, p, l) проинтегрирована по Ω, где Ω обо-

пренебрегаем процессами рождения и аннигиляции

значает телесный угол вектора импульса, E_av —

нейтрино вблизи нейтрино сферы.

средняя энергия, а α — параметр, описываю-

Напротив, рассеяние нейтрино на нуклонах

щий величину спектрального защемления; зна-

за счет нейтральной компоненты тока можно

чение α = 2 соответствует спектру Максвелла-

рассматривать как независимый процесс с соот-

Больцмана, а α = 2.30 — распределению Ферми-

Дирака с нулевым химическим потенциалом. При

ветствующим mfpl_f = (N_N σ_GT0)^- ≈ 100 м. Здесь

отсутствии дополнительных полей (например, маг-

N_i = n_i/m_i представляет собой количественную

нитного) вблизи и за пределами поверхности про-

плотность i-й ядерной частицы (N обозначает

тонейтронной звезды в области нейтрино сферы

нуклон) с массой m_i и вкладом n_i в общую мас-

невозможно поддерживать как химическое равно-

совую плотность n, σ_GT0 ≈ 10-40 см²(E_ν /37 МэВ)²

весие между нейтрино и звездным веществом, так и

представляет собой соответствующее сечение [6].

диффузию. Однако заметный обмен энергией меж-

ду нейтрино и сильно намагниченным веществом

2.1. Обмен энергией при рассеянии нейтрино

звезды может повлиять на спектры нейтрино.

на намагниченных нуклонах

Нейтрино, соответствующие тяжелым лепто-

нам, энергетически менее связаны со звездной

Обмен энергией в горячем намагниченном ве-

плазмой, в основном из-за таких реакций, как об-

ществе при рассеянии ν + N → ν^′ + N^′ рассмат-

разования пар, тормозное излучение при рассеянии

ривался в [10, 11]. Напомним, что уровни энергии

на нуклонах, электронах и аннигиляция нейтрино-

нуклонов со спиновыми магнитными моментами,

антинейтрино. Однако полная непрозрачность в

направленными вдоль (спин вверх) и противопо-

основном определяется рассеянием нейтрино на

ложно (спин вниз) направлению магнитного поля,

нуклонах. Таким образом, тяжелолептонные ней-

расщепляются на величину Δ = |g_α|μ_N H ≡ |g_α|ω_L

трино отщепляются из теплового равновесия в

из-за взаимодействия с полем H. Здесь μ_N обо-

энергетической сфере, которая находится значи-

значает ядерный магнетон, ω_L = μ_N H представ-

тельно глубже внутри зарождающейся протоней-

ляет частоту Лармора, а g_α - g-фактор нуклона.

тронной звезды, чем транспортная сфера, находя-

Следовательно, при рассеянии за счет компоненты

щаяся рядом с нейтрино сферой, где происходит

нейтрального тока взаимодействия Гамов-Теллера

переход от диффузии к свободному потоку. Соот-

(GT0) на нуклонах, занимающих уровни со спином

ветственно, в режиме слабой рассеивающей атмо-

вверх и вниз, нейтрино претерпевает эндо- и экзо-

сферы тяжелолептонные нейтрино все еще часто

энергетические переходы соответственно [10, 11].

сталкиваются с нейтронами и протонами.

Такие режимы возникают из-за оператора перехо-

Вещество вблизи области нейтрино сферы соот-

да GT0 (GT0 = σt₀) с передачей спина и четно-

ветствует умеренной плотности n ∼ 0.1-10 Тг/см³

сти J^π = 1⁺, приводящего к перевороту спина при

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

174

КОНДРАТЬЕВ и др.

эффективном процессе рассеяния. За единичное

условие T = Δ/(2ln{(E_v + Δ)/θ(E_v - Δ)(E_v -

эффективное столкновение нейтрино теряет или

- Δ)} определяет смену предпочтительных ре-

набирает энергию Δ.

жимов ускорения и торможения для нейтринной

В случае многократного рассеяния обмен энер-

динамики в намагниченном нуклонном газе. В

гией можно количественно получить с помощью

случае, когда начальная энергия нейтрино E_v и

сечения передачи энергии. Это значение определя-

температура вещества T значительно превышают

ется как

расщепление уровней, Δ, это условие упрощается

∫

к виду E_v ≈ 4T . Такое же соотношение начальной

Si1 = - dϵϵ(dσ^iν→ν′ /dϵ),

(2)

энергии нейтрино E_ν и температуры газа нуклонов

T для переключения динамических режимов полу-

где dσiν→ν′ /dϵ обозначает дифференциальное се-

чается также в случае множественных эффектив-

чение при столкновении нейтрино с i-ой ядерной

ных столкновений, рассмотренных в уравнениях (2)

частицей и изменением энергии ϵ. При эффек-

и (3) и их обсуждении.

тивном GT0 рассеяния нейтрино в намагниченном

нуклоном газе с температурой T сечение передачи

3. ЭФФЕКТ ЭНЕРГООБМЕНА

энергии имеет вид [10, 11]

В ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ СПЕКТРАХ

S₁ ≈ σ_GT0Δ(2δ_E - δ_T /2).

(3)

НЕЙТРИНО

Здесь δ_T = Δ/T , δ_E = Δ/E_ν . Зависимость этой

Используя уравнение (3), для интенсивности

величины от энергии налетающего нейтрино E_ν

передачи энергии на длине l получаем

(

)

определяется температурой T , а произведение рас-

∑

∂E_v

E_v

щепления Δ и сечения рассеяния σ_GT0 в нуклонном

= N_iS_i ≈ E_v

/l_t,

(4)

газе определяет соответствующую интенсивность

∂l

энергообмена.

где средняя длина передачи энергии l-1t =_∑

Рисунок

иллюстрирует сечение передачи

σiGT0N_iδ² . Как обосновано в разд.

2.1,

энергии S₁ в единицах Δσ_GT0, т.е. произведения

E_i

сечения рассеяния σ_GT0 и расщепления уров-

намагниченный газ нуклонов дает преобладающий

ней Δ. Видно переключение динамики нейтрино

вклад в энергообмен нейтрино-вещество в обла-

между эндо- и экзоэнергетическими режимами.

сти нейтрино-сферы. Тогда, учитывая уравнение

Для горячего нуклонного газа положительные

(3), длину передачи энергии получим как l_t ≈

значения сечения передачи энергии S₁ приводят

≈ 100 м(3 МэВ/Δ_av)²(10 Тг см-3)/n, с усреднен-_∑

к ускорению нейтрино или экзоэнергетическому

ным значением расщепления Δ2av =_i N_iΔ2i/N.

рассеянию, а отрицательные величины S₁ для

Энергетический спектр нейтрино при длине про-

холодного вещества указывают на торможение

бега l дается уравнением (1) с заменой E_ν ре-

нейтрино, т.е. эндоэнергетические столкновения.

шением уравнения (4), т.е. E_ν → e_lE_ν (e_l + (1 -

Такой переход от режима остановки к режиму

- e_l)E_ν/4T)-1 с e_l = exp{l/l_t}.

разгона происходит при условиях E_ν ≈ 4T . Умень-

шение вклада GT0-переходов с верхнележащего

На рис. 2 показан эффект энергообмена в энер-

уровня на нижележащий уровень из-за подавления

гетических спектрах нейтрино в процессе эволюции

тепловой заселенности верхнего расщепленного

в окрестности нейтриносферной области. Распре-

энергетического уровня нуклона, очевидно, являет-

деление Максвелла-Больцмана, соответствующее

ся физической причиной такого перехода. Условие

α = 2 и E_av = 10 МэВ в уравнении (1), принято в

этого изменения от одного режима к другому

качестве начального. Видно, что эффект передачи

хорошо описывается соотношением, приведенным

энергии в намагниченном нуклонном газе приводит

выше, и не зависит от величины расщепления

к увеличению энергии нейтрино в максимуме рас-

Δ и, следовательно, от геометрии магнитной

пределения. Когда путь нейтрино l приближается

индукции [9].

к средней длине передачи энергии l_t, мы получа-

Соотношение заполнения соответствующих

ем разброс в распределении W (E) с увеличением

верхнего и нижних нуклонных уровней и фазо-

энергии в точке максимума почти линейно с ростом

вого объема нейтрино в выходном канале (т.е.

e_l. Такое ускорение особенно эффективно при бо-

лее высоких температурах газа.

exp{δ_T }(1 - δ_E )²θ(1 - δ_E )/(1 + δ_E )², со ступен-

чатой функцией θ(x)) определяет преимущество

между соответствующими экзо- и эндоэнергетиче-

3.1. Эффекты флуктуаций в энергетических

скими режимами при однократном столкновении.

спектрах

Когда это отношение больше одного, количество

эндоэнергетических столкновений меньше, чем

Значительные флуктуации вблизи нейтрино

экзоэнергетических, и наоборот. Следовательно,

сферы и точки бифуркации вызывают большие

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

СПЕКТРЫ НЕЙТРИНО СВЕРХНОВЫХ И НАБЛЮДЕНИЯ

175

T/Δ

E/Δ

Рис. 1. Сечение передачиэнергииS1 в единицахΔσGT0, т.е. произведениясечениярассеянияσGT0 и расщепленияуровней

Δ. Контурное изображение безразмерной величины S1/ΔσGT0 представлено как функция начальной энергии нейтрино

и температуры и изменяется от -1 (темная область в правом нижнем углу) к положительной величине сечения (светлая

область в левом верхнем углу). Сплошная диагональная прямая линия обозначает границу раздела между режимами

ускорения и торможения, соответствующую соотношению Eν = 4T между энергией нейтрино Eν и температурой T.

1.5

1.0

/l_t

0.5

Ev, МэВ

, МэВ

Рис. 2. Спектры энергии нейтрино в зависимости от длины пробега l для α = 2, Eav = 10 МэВ, T = 10 МэВ (a) и

усредненной по интервалу T = 5-10 МэВ (б).

флуктуации свойств соответствующего звездно-

сторону больших энергий, приближаясь к области

го материала. Усредним результаты изменения

10-20 МэВ. Свойства такого усредненного рас-

энергетических спектров по флуктуациям. Для

пределения энергии напоминают результаты для

температуры T мы предполагаем равномерное

температуры T = 10 МэВ, обеспечивающие, таким

распределение в диапазоне от

до

МэВ

образом, эффективность механизма ускорения при

независимо от флуктуаций плотности. Как видно на

рис. 2б, максимум распределения W (E) смещен в более высоких температурах.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

176

КОНДРАТЬЕВ и др.

4. УСИЛЕНИЕ ЖЕСТКОСТИ СПЕКТРА

Φ(t) связано с фазой коллапса СН, которая проис-

И ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТИ БОЛЬШИХ

ходит в течение половины секунды [20], определя-

ДЕТЕКТОРОВ НЕЙТРИНО

ющей время наблюдения. Скорость обнаружения

сигнальных событий нейтрино СН, r_SN(t), может

Сильно изменяющиеся переходные потоки ча-

быть записана как

стиц нейтрино могут быть обнаружены [12, 15] с

помощью крупномасштабных нейтринных телеско-

r_SN(t) ≈ Φ(t)Σ_in_i〈σⁱV_ef〉

(5)

пов: KM3NeT [16], Baikal-GVD [17]. Соответству-

с суммированием по индексу i ∈ {p, e^-,¹⁶O}, вклю-

ющий сигнал можно выделить из детектирования

чающим наиболее важные компоненты мишени

фотоэлектронными умножителями (ФЭУ) черен-

(воды), производящие энергичные заряженные ча-

ковского излучения от энергичных электронов и

стицы (т.е. e+/-), для тяжелолептонных нейтрино

позитронов, возникающих при рассеянии нейтри-

подобные эффективные столкновения возможны

но на ядерных частицах. Для низкоэнергетиче-

только с электронами, n_i — количественная плот-

ских ∼10 МэВ нейтрино СН сигнал возникает, в

ность частиц мишеней, и

основном, за счет обратного бета-распад (ОБР)

электронных антинейтрино на свободных протонах

〈σⁱV_ef〉 =

(6)

∫

(v_e + p → e⁺ + n) [18]. На его долю приходится

∼88-93% частоты обнаружения нейтрино. Этому

= dE_ν W (E_ν )σⁱ(E_ν )V_ef(E_ν ) ∼ 〈E7/2ν〉.

каналу благоприятствует его относительно боль-

шое сечение и тот факт, что энергия падающего

Здесь σⁱ(ε) — сечение взаимодействия для данной

нейтрино эффективно передается исходящему по-

компоненты мишени i, а W (ε) дает энергетический

зитрону, повышая вероятность обнаружения. Кро-

спектр из уравнения (1).

ме того, электроны и позитроны рождаются при

В момент времени t для временного интер-

взаимодействии нейтрино с ядрами кислорода, вы-

вала δt вероятность срабатывания детектора от

званном заряженным током (v_e +¹⁶O → e^- +¹⁶F,

потока нейтрино СН p_SN = r_SN(t)δt. На рис. 3

v_e +¹⁶O → e⁺ +¹⁶N). Они вносят от 2% до 8% в

показано ожидаемое количество сигнальных со-

частоту обнаружения, в зависимости от предше-

бытий на один ФЭУ как функция расстояния до

ственника. Упругое рассеяние на электронах (ν +

источника для KM3NeT и Baikal-GVD. Уравне-

+ e^- → ν + e^-), которое возможно для всех аро-

ние (5) воспроизводит результаты Монте-Карло-

матов нейтрино, вносит вклад на уровне ∼3-5%.

моделирований [15], показывая ∼1/d² зависимость

Взаимодействие нейтрино с энергией ниже

сигнала. Число событий растет с увеличением мас-

100 МэВ приводит к образованию заряженно-

сы для трех рассмотренных предшественников СН

го лептона (e⁺ или e^-), c длиной пробега до

из-за больших светимости L и средней энергии

нескольких десятков сантиметров (≈0.5 см на

нейтрино, см. уравнения (5) и (6).

1 МэВ энергии электрона/позитрона, падающего

Общая частота обнаружения r = r_SN + r_B

включает частоту фоновых событий r_B. Мно-

нейтрино [19]). Поскольку эта длина невелика

жественные совпадения k детекторов соответ-

по сравнению с типичным расстоянием разде-

ления между ФЭУ, соответствующие источники

ствуют вероятности, заданной законом Пуассона

черенковского излучения можно рассматривать

p^k/k!e^-p. В этом случае отношение сигнал/фон

как точечные и изотропные. При этом число фо-

задается как

(1 + r_SN/r_B)^k exp{-p_SN} ≈ (1 +

тонов черенковского излучения пропорционально

+kr_SN/r_B). Для малых величин p_SN это отношение

энергии заряженного лептона (или нейтрино) N ≈

не зависит от интервала δt. Очевидно, что k-

≈ N₁₀E₁₀, где N₁₀ ≈ 1600 — число фотонов при

кратное совпадение усиливает в k раз чувстви-

контрольной энергии 10 МэВ, и E₁₀ = E/10 МэВ.

тельность обнаружения слабого сигнала нейтрино

Учитывая, что N_t ≈ 3 фотонов включают сигнал

СН. Когда условие (kr_SN/r_B) ≈ 1 соответствует

в трубке фотоумножителя, черенковский источник

значению k, приближающемуся к десяти, тогда

возможно зарегистрировать вплоть до расстояния

для d ∼ 10 кпк требуется превышение десятков

R ≈ (E₁₀N₁₀/N_t)1/2r_t/2, где r_t — радиус трубки

или сотен тысяч в пересчете на общее количество

фотоумножителя. Соответственно, эффективный

детекторов.

объем, отнесенный к фотоумножителю, V_ef ≈

≈ r3t (E₁₀N₁₀/N_t)3/2π/6.

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Предполагая сферически однородное излучение

Мы рассмотрели передачу энергии при рассе-

нейтрино, получаем для потока нейтрино на Земле

янии нейтрино на нуклонах в сильных магнитных

Φ(t) = L(t)/4πd² со светимостью нейтрино L(t)

полях, предположительно, возникающих в сверх-

и расстоянием до источника d. Резкое увеличе-

новых, и соответствующий эффект в энергетиче-

ние пространственно однородного потока нейтрино

ских спектрах нейтрино. Показано, что ядерное

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

СПЕКТРЫ НЕЙТРИНО СВЕРХНОВЫХ И НАБЛЮДЕНИЯ

177

Относительное число событий

10⁰

40M₍

11M₍

10^-2

10^-4

10^-6

10⁰

10¹

10²

Расстояние, кпк

Рис. 3. Ожидаемое количество сигнальных событий, отнесенное к одному ФЭУ, как функция расстояния до источника

за интервал времени δt = 0.1 с в максимуме кривой блеска нейтрино L. Результаты уравнения (5) представлены

сплошной (для Baikal-GVD при массе звезды предшественника 40M⊙) и штриховыми (для KM3NeT при трех звездах-

предшественникахс массами 11, 27 и 40M⊙) линиями. Кругипоказывают результатыМонте-Карло-моделирований[15].

намагничивание приводит к появлению новых ка-

спектров нейтрино. Поскольку электронные ней-

налов реакции, индуцированных нейтральным то-

трино отделяются от вещества в нейтриносфере

ком, что создает дополнительные заметные ме-

и после этого испытывают несколько (в среднем

ханизмы рассеяния в динамике нейтрино, слабо

единичное) эффективных столкновений, соответ-

связанным с веществом. Показано, что сечение

ствующий эффект ускорения относительно неве-

передачи энергии в динамике нейтрино изменяется

лик. За пределами энергетической сферы динами-

от положительных значений на отрицательные с

ка тяжелолептонных нейтрино в основном опре-

увеличением энергии столкновения. Для намаг-

деляется столкновениями с нуклонами. В рассе-

ниченного невырожденного нуклонного газа такое

ивающей атмосфере (вплоть до нейтриносферы)

переключение режимов ускорения и торможения

эти столкновения достаточно часты, чтобы поддер-

происходит, когда энергия нейтрино превышает

живать пространственную диффузию тяжелолеп-

примерно в четыре раза температуру газа, в то

тонных нейтрино. Соответственно, значительный

время как ларморовская частота для нуклонов

пройденный путь l в намагниченной области звезды

достаточно мала. Такое изменение динамических

приводит к значительному эффекту ускорения в

свойств происходит из-за принципа детального ба-

случае тяжелолептонной компоненты.

ланса и разницы в объеме фазового пространства

для нейтрино в начальном и конечном каналах при

Усиление жесткости энергетического спектра

рассеянии на нуклонах со спином вверх и спином

нейтрино благоприятно для наблюдений нейтри-

вниз и не зависит от величины расщепления Δ в

но сверхновых с использованием нейтринных те-

магнитных полях. Следовательно, такое свойство

лескопов большого объема. В этом случае по-

ток нейтрино сверхновых проявляется как уве-

нечувствительно к геометрии намагничивания. Со-

личение скорости счета детекторов на начальном

ответствующие скорости ускорения и/или тормо-

этапе взрыва. При повышении энергии нейтрино

жения определяются произведением расщепления

E_ν число сигнальных событий регистрации рас-

Δ и сечения рассеяния σ_GT0 в нуклонном газе.

При реалистичных свойствах звездного материа-

тет как Eν/2, см. уравнения (6) и обсуждение

ла такие эффекты ядерного рассеяния нейтрино

там. Соответственно, число срабатывающих детек-

приводят к увеличению жесткости энергетических

торов пропорционально произведению плотности

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

178

КОНДРАТЬЕВ и др.

потока Φ(t) и

〈Eν/2〉. Предсказания уравнений

A. I. Vdovin, S. Cherubini, and M. Baldo, Bull. Russ.

Acad. Sci.: Phys. 84, 962 (2020)].

(5) и (6) воспроизводят результаты Монте-Карло-

12.

V. N. Kondratyev, T. D. Lobanovskaya, and

моделирований [15]. Чувствительность обнаруже-

D. B. Torekhan, Particles 5, 128 (2022).

ния слабого сигнала нейтрино сверхновых можно

13.

А. Ю. Игнатовский, Г. С. Бисноватый-Коган, Аст-

повысить в k раз, используя k-кратное совпаде-

рон. журн. 99, 211 (2022).

ние детекторов при обработке данных. Наконец,

14.

G.-J. Mao, V. N. Kondratyev, A. Iwamoto, Z.-X. Li,

заметим, что такая сильная намагниченность также

X.-Z. Wu, W. Greiner, and I. N. Mikhalov, Chin.

возникает при слияниях нейтронных звезд, в коре

Phys. Lett. 20, 1238 (2003).

магнитаров и столкновениях тяжелых ионов.

15.

S. Aiello et al. (KM3NeT Collab.), Eur. Phys. J. C 82,

317 (2022).

16.

S. Adri ´an-Mart

inez, M. Ageron, F. Aharonian,

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

S. Aiello, A. Albert, F. Ameli, E. Anassontzis,

P. M ¨osta, C. D. Ott, D. Radice, L. F. Roberts,

M. Andre, G. Androulakis, M. Anghinolfi, G. Anton,

E. Schnetter, and R. Haas, Nature 528, 376 (2015).

M. Ardid, T. Avgitas, G. Barbarino, E. Barbarito,

J. Guilet and E. M ¨uller, Mon. Not. R. Astron. Soc.

B. Baret, et al., J. Phys. G 43, 084001 (2016).

450, 21532171 (2015).

17.

A. D. Avrorin, A. V. Avrorin, V. M. Aynutdinov,

S. A. Colgate and R. H. White, Astrophys. J. 143, 626

R. Bannash, I. A. Belolaptikov, V. B. Brudanin,

(1966).

N. M. Budnev, I. A. Danilchenko, S. V. Demidov,

H. A. Bethe and H. A. Wilson, Astrophys. J. 295, 14

G. V. Domogatsky, A. A. Doroshenko, R. Dvornicky,

(1985).

A. N. Dyachok, Zh.-A. M. Dzhilkibaev, L. Fajt,

H.-T. Janka, T. Melson, and T. Summa, Ann. Rev.

S. V. Fialkovsky, et al., EPJ Web Conf. 136, 04007

Nucl. Part. Sci. 66, 341 (2016).

(2017).

V. N. Kondratyev, Eur. Phys. J. A 50, 7 (2014).

18.

K. Scholberg, Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 62, 81

V. N. Kondratyev, Mon. Not. R. Astron. Soc. 480,

(2012).

5380 (2018).

19.

R. Abbasi, Y. Abdou, T. Abu-Zayyad, M. Ackermann,

В. Н. Кондратьев, Ю. В. Коровинa, Письма в

J. Adams, J. A. Aguilar, M. Ahlers, M. M. Allen,

ЖЭТФ 102, 155 (2015) [V. N. Kondratyev and

D. Altmann, K. Andeen, J. Auffenberg, X. Bai,

Yu. V. Korovina, JETP Lett. 102, 131 (2015)].

M. Baker, S. W. Barwick, V. Baum, R. Bay,

V. N. Kondratyev, Universe 7, 487 (2021).

et al., Astron. Astrophys. 535, A109 (2011); Astron.

10.

V. N. Kondratyev, A. A. Dzhioev, A. I. Vdovin,

Astrophys. 563, C1 (Erratum) (2014).

S. Cherubini, and M. Baldo, Phys. Rev. C 100,

20.

The

Garching

Core-Collapse

Supernova

045802 (2019).

Research, Available online: https://wwwmpa.mpa-

11.

В. Н. Кондратьев, А. А. Джиоев, А. И. Вдовин,

С. Кэрубини, М. Балдо, Изв. РАН. Сер. физ.

garching.mpg.de/ccsnarchive/ (accessed on 7 July

2022).

84, 1167 (2020) [V. N. Kondratyev, A. A. Dzhioev,

SUPERNOVA NEUTRINO SPECTRA & OBSERVATIONS BY LARGE

VOLUME TELESCOPES

V. N. Kondratyev^1),2), N. G. Khor’kova³⁾, S. Cherubini⁴⁾

¹⁾Bogoliubov Laboratory of Theoretical Physics, JINR, Dubna, Russia

²⁾Dubna State University, Dubna, Russia

³⁾Bauman Moscow State Technical University, Moscow, Russia

⁴⁾Department of Physics and Astronomy “Ettore Majorana”, University of Catania, Italy

The energy spectra of neutrinos of type II supernovae under various explosion mechanisms are considered.

For dynamo active supernovae, it is shown that effective neutrino collisions in magnetized nucleon gas

caused by the Gamow-Teller component of the neutral current lead to neutrino acceleration. Such an

increase in the hardness of the neutrino energy spectrum is favorable for observations of supernova

neutrinos using neutrino telescopes. The possibilities of detecting neutrinos of supernovae by large-volume

observatories (KM3NeT and Baikal-GVD) are discussed.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023