1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Астрономический журнал
  4. T. 100, № 2, 2023

Астрономический журнал, 2023, T. 100, № 2, стр. 166-172

Спектры нейтрино магниторотационных сверхновых и наблюдения с помощью телескопов большого объема

В. Н. Кондратьев 1, 2, *, С. Кэрубини 3

1 Лаборатория Теоретической физики им. Н.Н. Боголюбова
Дубна, Россия

2 Государственный университет “Дубна”
Дубна, Россия

3 Факультет физики и астрономии “Этторе Майорана”, Университет Катании
CITY, Италия

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

Поступила в редакцию 09.09.2022
После доработки 01.12.2022
Принята к публикации 08.12.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Рассмотрена динамика нейтрино в горячем и плотном намагниченном веществе, соответствующем магниторотационному взрыву сверхновых. Показано, что эффективные столкновения нейтрино в намагниченном нуклонном газе, обусловленные гамов-теллеровским компонентом нейтрального тока, изменяются от экзо- к эндоэнергетическому рассеянию, когда энергия нейтрино становится выше температуры вещества примерно в четыре раза. Соответственно, сечение передачи энергии в кинетике нейтрино изменяется с положительных на отрицательные значения при этих условиях. Для реалистичных параметров сверхновых рассмотренные эффекты приводят к усилению жесткости спектров нейтрино. Обсуждаются возможности детектирования нейтрино сверхновых обсерваториями больших объемов: KM3NeT и Baikal-GVD.

Ключевые слова: ядерная астрофизика, сверхновые, нейтрино

1. ВВЕДЕНИЕ

Взаимодействие нейтрино с веществом представляет собой важную проблему в различных астрофизических явлениях, например: сверхновые, слияние нейтронных звезд, образование коры нейтронных звезд и т.д. В частности, давления, обусловленные потоком нейтрино и/или магнитным полем, рассматриваются как дополнительный ключевой вклад в формирование ударной волны сверхновых и возможный механизм передачи энергии всему изначально связанному веществу звезды-прародителя [1].

В сценарии взрыва за счет нейтринного разогрева развитие остановившейся ударной волны может быть возобновлено электронными нейтрино и антинейтрино, излучаемыми охлаждающейся прото-нейтронной звездой [1–3]. Кроме того, способствовать возникновению взрыва могут многомерные эффекты, такие как конвекция и неустойчивость плазмы, как это следует из современных моделирований взрыва сверхновых [1, 4–6] и анализа процессов нуклеосинтеза [7–10]. Действительно, принудительная конвекция, вызывающая магниторотационную неустойчивость и/или динамо процессы, может привести к огромному усилению магнитной индукции. Такие большие поля могут возникать в короткое время формирования ударной волны и имеют хаотический характер. Соответствующее магнитное давление накачивает энергию в вещество звезды и может рассматриваться как преобладающий механизм формирования ударной волны для сценария быстро протекающего взрыва. Последующее пересоединение магнитных линий приводит к подавлению до двух порядков величины значений магнитной индукции. Учитывая, что дипольные компоненты магнитного поля большинства нейтронных звезд, образованных в остатках СН, составляют 1−10 Терагаусс (1 ТГс = 1012 Гс), напряженность переходных магнитных полей может достигать сотни ТГс.

Учитывая, что нейтринное и/или магнитное давление вносит значительный вклад в механизм взрыва сверхновых, необходим анализ транспорта нейтрино в веществе сверхновых с учетом магнитных эффектов. Присутствие магнитного поля приводит к заметному обмену энергией и при рассеянии нейтрино на нуклонах [11, 12]. Целью этой работы является исследование дополнительных каналов нейтрино-ядерных реакций, возникающих в намагниченной среде CН. Показано, что такие каналы изменяют энергию нейтрино. В частности, мы рассматриваем рассеяние нейтрино на нуклонах в намагниченной горячем веществе вблизи нейтрино-сферы и соответствующий эффект в энергетических спектрах нейтрино. Проанализированы возможности наблюдения эффектов с помощью крупномасштабных нейтринных телескопов: KM3NeT, Baikal-GVD.

2. РЕЖИМЫ ДИНАМИКИ НЕЙТРИНО ВНЕ И ВНУТРИ НЕЙТРИНО-СФЕРЫ НАМАГНИЧЕННЫХ СВЕРХНОВЫХ

Нейтрино-сфера соответствует области протонейтронной звезды, где пространственное движение нейтрино изменяется от диффузного к квазисвободному. Электронно-ароматные нейтрино и антинейтрино в ядре сверхновой взаимодействуют со звездным веществом посредством реакций поглощения и испускания из-за заряженного тока, которые вносят значительный вклад в их непрозрачность и приводят к интенсивному обмену энергией при взаимодействии. Энергетические спектры нейтрино, вылетающих из вещества такой протонейтронной звезды в область слабой связи или нейтрино-сферы, можно параметризовать следующим уравнением

(1)
$\begin{gathered} {\text{W}}\left( {{{E}_{{v}}},T} \right) = E_{{v}}^{2}\int {{\text{d}}\Omega {\text{f}}\left( {{\mathbf{r}},{\mathbf{p}},l} \right)} \sim ~ \\ \, \sim E_{{v}}^{a}\exp \left\{ { - \left( {1 + \alpha } \right){{E}_{V}}{\text{/}}{{E}_{{{\text{av}}}}}} \right\}, \\ \end{gathered} $
где функция распределения в фазовом пространстве f(r, p, l) проинтегрирована по $\Omega $, что обозначает телесный угол вектора импульса p, Eav – средняя энергия, а α – параметр, описывающий величину спектрального защемления; значение α = 2 соответствует спектру Максвелла-Больцмана, а α = 2.30 – распределению Ферми-Дирака с нулевым химическим потенциалом. При отсутствии дополнительных полей (например, магнитного) вблизи и за пределами поверхности протонейтронной звезды в области нейтрино-сферы невозможно поддерживать как химическое равновесие между нейтрино и звездным веществом, так и диффузию. Однако заметный обмен энергией между нейтрино и сильно намагниченным веществом звезды может повлиять на спектры нейтрино.

Нейтрино, соответствующие тяжелым лептонам, энергетически менее связаны со звездной плазмой, в основном из-за таких реакций как образования пар, тормозное излучение при рассеянии на нуклонах, электронах и аннигиляция нейтрино-антинейтрино. Однако полная непрозрачность в основном определяется рассеянием нейтрино на нуклонах. Таким образом, тяжелолептонные нейтрино отщепляются из теплового равновесия в энергетической сфере, которая находится значительно глубже внутри зарождающейся протонейтронной звезды, чем транспортная сфера, находящаяся рядом с нейтрино-сферой, где происходит переход от диффузии к свободному потоку. Соответственно, в режиме слабой рассеивающей атмосферы тяжелолептонные нейтрино все еще часто сталкиваются с нейтронами и протонами.

Вещество вблизи области нейтрино-сферы соответствует умеренной плотности n ∼ 0.1−10 Tg/см3 и температуре T ∼ 5−10 МэВ. Поскольку эта область также соответствует точке бифуркации, мы предполагаем значительные флуктуации температуры T и плотности n в сочетании с сильной конвекцией. При таких условиях и реалистичных значениях параметра бета-равновесия, т.е. Ye ∼ ∼ 0.2, энергии Ферми для нуклонов $~E_{{\text{F}}}^{{\text{N}}}$ и электронов $E_{{\text{F}}}^{{\text{e}}}$ малы и велики по сравнению с температурой, соответственно [16, 17]. Следовательно, нуклонные компоненты с $E_{{\text{F}}}^{{\text{N}}} \ll T$ представляют собой невырожденный газ, в то время как электронный газ с $E_{{\text{F}}}^{{\text{e}}} \gg T$ сильно вырожден. Как следствие, сечение рассеяния нейтрино на электронах сильно подавлено из-за принципа Паули. Такой эффект блокировки также приводит к фактическому прекращению заряженного компонента тока в нейтрино-нуклонном рассеянии. Намагничивание приводит к эффективному увеличению энергии Ферми и дальнейшему уменьшению соответствующего процесса рассеяния. Таким образом, соответствующая длина свободного пробега (mfp) возрастает до километра при рассматриваемых плотностях. Поэтому в дальнейшем мы пренебрегаем процессами рождения и аннигиляции нейтрино вблизи нейтрино-сферы.

Напротив, рассеяние нейтрино на нуклонах за счет нейтрального компонента тока можно рассматривать как независимый процесс с соответствующим mfplf = (NNσGT0)−1 ≈ 100 м. Здесь Ni = = ni/mi представляет собой количественную плотность i-й ядерной частицы (N обозначает нуклон) с массой mi и вкладом ni в общую массовую плотность n, σGT0≈ 10 −40 см2 (${{E}_{{v}}}{\text{/}}37$ МэВ)2 представляет собой соответствующее сечение, см. [6].

2.1. Обмен энергией при рассеянии нейтрино на намагниченных нуклонах

Обмен энергией в горячем намагниченном веществе при рассеянии ν + N → ν' + N′ рассматривался в [11, 12]. Напомним, что уровни энергии нуклонов со спиновыми магнитными моментами, направленными вдоль (спин вверх) и противоположно (спин вниз) направлению магнитного поля, расщепляются на величину Δ = |gα|μNH ≡ ≡ |gα|ωL из-за взаимодействия с полем H. Здесь μN обозначает ядерный магнетон, ωL = μNH представляет частоту Лармора, а gα – g-фактор нуклона. Следовательно, при рассеянии за счет компонента нейтрального тока взаимодействия Гамов-Теллера (GT0) на нуклонах, занимающих уровни со спином вверх и вниз, нейтрино претерпевает эндо- и экзо-энергетические переходы соответственно [11, 12]. Такие режимы возникают из-за оператора перехода GT0 (GT0 = σt0) с передачей спина и четности Jπ = 1+, приводящего к перевороту спина при эффективном процессе рассеяния. За единичное эффективное столкновение нейтрино теряет или набирает энергию Δ.

В случае многократного рассеяния обмен энергией можно количественно получить с помощью сечения передачи энергии. Это значение определяется как $S_{1}^{i}$ = $ - \int {d\epsilon \epsilon } $ ($d{{\sigma }}_{{\nu \to \nu '}}^{i}$/$d~\epsilon $) с передачей энергии $\epsilon $ и дифференциальным сечением для рассеяния нейтрино на i-м типе ядерных частиц. При температуре T для GT0 рассеяния нейтрино на намагниченных нуклонах сечение передачи энергии имеет вид [11, 12]

(2)
${{S}_{1}} \approx {{\left. {{{\sigma }_{{{\text{GT0}}}}}\Delta (2{{\delta }_{E}} - (1 + \delta _{E}^{2})\operatorname{th} ({{\delta }_{T}}{\text{/}}2))} \right|}_{{\Delta < E,T}}} \approx $
(3)
$ \approx {{\sigma }_{{{\text{GT0}}}}}\Delta (2{{\delta }_{E}} - {{\delta }_{T}}{\text{/}}2).$
Здесь δT = Δ/T, δE = Δ/${{E}_{{v}}}$ и th(x) – гиперболический тангенс. Зависимость этой величины от энергии налетающего нейтрино ${{E}_{{v}}}$ определяется температурой T, а произведение расщепления Δ и сечения рассеяния σGT0 в нуклонном газе определяет соответствующую интенсивность энергообмена.

Средняя величина обмена энергией $\left\langle {\Delta {{E}_{{v}}}} \right\rangle $, т.е. сечение передачи энергии S1, отнесенное к сечению рассеяния σGT0, $\left\langle {\Delta {{E}_{{v}}}} \right\rangle $ = S1/σGT0, показано на рис. 1. Видно изменение этой величины от положительного значения (т.е. экзоэнергетическое рассеяние нейтрино, ведущее к ускорению) для горячего нуклонного газа на отрицательное (т.е. эндоэнергетическое столкновение, ведущее к торможению нейтрино) для холодной системы. Такой переход от режима остановки к режиму разгона происходит при условиях ${{E}_{{v}}}$ ≈ 4T. Физической причиной такого перехода, очевидно, является уменьшение тепловой заселенности верхнего расщепленного энергетического уровня нуклона, что приводит к подавлению вклада GT0 переходов с этого уровня на нижележащий уровень. Условие этого изменения от одного режима к другому хорошо описывается соотношением, приведенным выше, и не зависит от величины расщепления и, следовательно, от геометрии магнитной индукции [9].

Рис. 1.

Средняя переданная энергия $\left\langle {\Delta {{E}_{{v}}}} \right\rangle $ в единицах расщепления уровней Δ при неупругом рассеянии нейтрино на намагниченном нуклонном газе. Контурное изображение безразмерной величины $\left\langle {\Delta {{E}_{{v}}}} \right\rangle {\text{/}}\Delta $ показано как функция начальной энергии нейтрино и температуры газа и изменяется от −1 (темная область в правом нижнем углу) к положительной средней переданной энергии (светлая область в левом верхнем углу). Сплошная диагональная прямая линия обозначает границу раздела между эндо- и экзотермическими режимами рассеяния и соответствует соотношению ${{E}_{{v}}}$ = 4T между энергией нейтрино ${{E}_{{v}}}$ и температурой T.

При однократном столкновении соотношение между соответствующими экзо- и эндоэнергетическим режимами определяется соотношением заполнения соответствующих нуклонных уровней и фазового объема нейтрино в выходном канале, т.е. exp{δT} (1 − δE)2θ(1 − δE)/(1 + δE)2, со ступенчатой функцией θ(x). Когда это отношение меньше 1, количество эндоэнергетических столкновений больше, чем эксоэнергетических, и наоборот. Следовательно, для нейтринной динамики в намагниченном нуклонном газе смена предпочтительных режимов ускорения и остановки соответствует условию T = Δ/(2ln{(${{E}_{{v}}}$ + Δ)/θ(${{E}_{{v}}}$ − ‒ Δ )(${{E}_{{v}}}$ − Δ )}. В случае, когда начальной энергии нейтрино ${{E}_{{v}}}~$ и температуры вещества T значительно превышают расщепление уровней Δ, это условие упрощается к виду ${{E}_{{v}}}~$ ≈ 4 T. Такое же соотношение начальной энергии нейтрино ${{E}_{{v}}}~$ и температуры газа нуклонов T для переключения динамических режимов получается, также в случае множественных эффективных столкновений, рассмотренных в уравнениях (3) и (4) и их обсуждении.

3. ЭФФЕКТ ЭНЕРГООБМЕНА В ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ СПЕКТРАХ НЕЙТРИНО

Используя уравнение (4), для интенсивности передачи энергии на длине l получаем

(4)
$\frac{{\partial {{E}_{{v}}}~}}{{\partial l}} = \mathop \sum \limits_i \,{{N}_{i}}{{S}_{i}} \approx {{E}_{{v}}}~\left( {1 - \frac{{{{E}_{{v}}}}}{{4T}}} \right){\text{/}}{{l}_{t}},$
где средняя длина передачи энергии $l_{t}^{{ - 1}}$ = = 2$\mathop \sum \nolimits_i \,{{\sigma }}_{{{\text{GT0}}}}^{i}{{N}_{i}}{{\delta }}_{{{{E}_{i}}}}^{2}$. Как обосновано в разделе 2.1, намагниченный газ нуклонов дает преобладающий вклад в энергообмен нейтрино-вещество в области нейтрино-сферы. Тогда, учитывая уравнение (3), длину передачи энергии получим как lt  ≈ 100 м (3 МэВ/Δav)2 (10 Tg см−3)/n, с усредненным значением расщепления $\Delta _{{{\text{av}}}}^{{\text{2}}}$ = $\mathop \sum \nolimits_i \,{{N}_{i}}{{\Delta }}_{i}^{2}{\text{/}}N$. Измененный энергетический спектр нейтрино после пролета расстояния l дается уравнением (1) с заменой ${{E}_{{v}}}$ решением уравнения (4), т.е. ${{E}_{{v}}}$ → → el${{E}_{{v}}}$(el + + (1 − el)${{E}_{{v}}}$/4T)−1 с el = exp{l/lt}.

На рис. 2 показан эффект энергообмена в энергетических спектрах нейтрино в процессе эволюции в окрестности нейтриносферной области. Распределение Максвелла-Больцмана, соответствующее α = 2 и Eav = 10 МэВ в уравнении (1), принято в качестве начального. Видно, что эффект передачи энергии в намагниченном нуклонном газе приводит к увеличению энергии нейтрино в максимуме распределения. Когда путь нейтрино l приближается к средней длине передачи энергии lt, мы получаем разброс в распределении W(E) с увеличением энергии в точке максимума почти линейно с ростом l. Такое ускорение особенно эффективно при более высоких температурах газа.

Рис. 2.

Спектры энергии нейтрино в зависимости от длины пробега l для α = 2, Eav = 10 МэВ, T = 10 МэВ на левой части (a) и усредненной по интервалу T = 5−10 МэВ на правой части (б).

3.1. Эффекты флуктуаций в энергетических спектрах

Значительные флуктуации вблизи нейтрино-сферы и точки бифуркации вызывают большие флуктуации свойств соответствующего звездного материала. Усредним результаты изменения энергетических спектров по флуктуациям. Для температуры T мы предполагаем равномерное распределение в диапазоне от 5 до 10 МэВ независимо от флуктуаций плотности. Как видно на рис. 2б, максимум распределения W(E) смещен в сторону больших энергий, приближаясь к области 10−20 МэВ. Свойства такого усредненного распределения энергии напоминают результаты для температуры T = 10 МэВ, обеспечивающие, таким образом, эффективность механизма ускорения при более высоких температурах.

Для значений магнитной индукции H ~ 102 ТГс длина передачи энергии lt ~ 103 км значительно превышает размер нейтрино-сферы. При этом соответствующая длина пробега электронного нейтрино $l \ll {{l}_{t}}$, что практически не изменяет энергетический спектр. Тяжелолептонные нейтрино отщепляются от термодинамического равновесия в области энергетической сферы. Их последующая динамика, в основном, определяется столкновениями с нуклонами в рассеивающей атмосфере вплоть до нейтрино-сферы. Эти столкновения достаточно часты, чтобы поддерживать пространственную диффузию тяжелолептонных нейтрино. Соответственно, значительный пройденный путь l в намагниченной области звезды приводит к заметному эффекту ускорения в случае тяжелолептонного компонента.

При увеличении магнитного поля характерная длина передачи энергии уменьшается как lt ~ H–2. Для электронных нейтрино уже при H ~ 104 ТГс отношение l/lt ~ 1 приводит к увеличению энергии максимума в спектре и средней энергии [16] нейтрино в два-три раза, см. рис. 2. В случае тяжелолептонного компонента эффект ускорения более существенен. т.к. путь в намагниченной области длиннее. Следовательно, возможный сценарий взрыва СН, ведущий к образованию магнитаров (ультранамагниченных нейтронных звезд, см. [13–15] и ссылки там), характеризуется более жестким энергетическим спектром нейтрино.

4. УСИЛЕНИЕ ЖЕСТКОСТИ СПЕКТРА И ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТИ БОЛЬШИХ ДЕТЕКТОРОВ НЕЙТРИНО

Сильно изменяющиеся переходные потоки частиц нейтрино могут быть обнаружены [16, 18, 19] с помощью крупномасштабных нейтринных телескопов: KM3NeT [20], Baikal-GVD [21]. Соответствующий сигнал можно выделить из детектирования фотоэлектронными умножителями (ФЭУ), черенковского излучения от энергичных электронов и позитронов, возникающих при рассеянии нейтрино на ядерных частицах. Для низкоэнергетических ~10 МэВ нейтрино сверхновых сигнал возникает, в основном, за счет обратного бета-распад (ОБР) электронных антинейтрино на свободных протонах (${{{v}}_{{\text{e}}}}$ + p → e++ n) [22]. На его долю приходится ∼88−93% частоты обнаружения нейтрино. Этому каналу благоприятствуют его относительно большое сечение и тот факт, что энергия падающего нейтрино эффективно передается исходящему позитрону, повышая вероятность обнаружения. Взаимодействие нейтрино с ядрами кислорода, вызванное заряженным током, (${{{v}}_{{\text{e}}}}$ + 16O → e −+ 16F, ${{{v}}_{{\text{e}}}}$ + 16O → e ++ 16N). Они вносят от 2 до 8% в частоту обнаружения, в зависимости от предшественника. Упругое рассеяние на электронах (ν + e− → ν + e−), которое возможно для всех ароматов нейтрино и вносит вклад на уровне ∼3−5%.

Взаимодействие нейтрино с энергией ниже 100 МэВ приводит к образованию заряженного лептона (e+ или e−), c длиной пробега до нескольких десятков сантиметров (≈0.5 см на 1 МэВ энергии электрона/позитрона падающего нейтрино [23]). Поскольку эта длина невелика по сравнению с типичным расстоянием разделения между ФЭУ, соответствующие источники черенковского излучения можно рассматривать как точечные и изотропные. При этом число фотонов черенковского излучения пропорционально энергии заряженного лептона (или нейтрино) N ≈ N10E10, где N10$ \approx $ 1600 число фотонов при контрольной энергии 10 МэВ, и E10 = E/10 МэВ. Учитывая, что Nt ≈ 3 фотонов включают сигнал в трубке фотоумножителя, черенковский источник возможно зарегистрировать вплоть до расстояния R ≈ ≈ (E10N10/Nt)1/2rt/2, где rt радиус трубки фотоумножителя. Соответственно, эффективный объем, отнесенный к фотоумножителю, Vef ≈ ≈ $r_{{\text{t}}}^{3}$(E10N10/Nt)3/2π/6.

Предполагая сферически однородное излучение нейтрино, получаем для потока нейтрино на Земле Φ(t) = L(t)/4πd2 со светимостью нейтрино L(t) и расстоянием до источника d. Резкое увеличение пространственно однородного потока нейтрино Φ(t) связано с фазой коллапса СН, которая происходит в течение половины секунды [24], определяющей время наблюдения. Скорость обнаружения сигнальных событий нейтрино СН, rSN(t), может быть записана как

(5)
${{r}_{{{\text{SN}}}}}\left( t \right) \approx \Phi \left( t \right)\sum\limits_i {{{n}_{i}}\left\langle {{{\sigma }^{i}}{{V}_{{{\text{ef}}}}}} \right\rangle } $
с суммированием по индексу i ∈ {p, e−, 16O}, включающим наиболее важные компоненты мишени (воды), производящие энергичные заряженные частицы (т.е. e+/−), для тяжелолептонных нейтрино подобные эффективные столкновения возможны только с электронами, ni – количественная плотность частиц мишеней, и
(6)
$\left\langle {{{\sigma }^{i}}{{V}_{{{\text{ef}}}}}} \right\rangle = \int {{\text{d}}{{E}_{{v}}}W({{E}_{{v}}}){{\sigma }^{i}}({{E}_{{v}}}){{V}_{{{\text{ef}}}}}({{E}_{{v}}})} \sim \left\langle {E_{{v}}^{{7/2}}} \right\rangle .$
Здесь σi(ε) – сечение взаимодействия для данного компонента мишени i, а W(ε) дает энергетический спектр из уравнения (1).

В момент времени t для временного интервала δt вероятность срабатывания детектора от потока нейтрино СН pSN = rSN(t)δt. На рис. 3 показано ожидаемое количество сигнальных событий на один ФЭУ как функция расстояния до источника для KM3NeT и Baikal-GVD. Уравнение (5) воспроизводит результаты Монте-Карло моделирований [18], показывая ~1/d2 зависимость сигнала. Число событий растет с увеличением массы для трех рассмотренных предшественников из-за больших светимости L и средней энергии нейтрино, см. уравнения (5) и (6).

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 Ур. (5) представлены сплошной (для Baikal-GVD при массе звезды предшественника 40 ${{М}_{ \odot }}$) и штриховыми (для KM3NeT при трех звездах предшественниках с массами 11 ${{М}_{ \odot }}$, 27 ${{М}_{ \odot }}$ и 40 ${{М}_{ \odot }}$) линиями. Круги показывают результаты Монте-Карло моделирований [18].

Общая частота обнаружения r = rSN + rB включает частоту фоновых событий rB. Множественные совпадения k детекторов соответствуют вероятности, заданной законом Пуассона pk/k!e−p. В этом случае отношение сигнал/фон задается как (1 + rSN/rB)k$ \approx $ (1 + k rSN/rB). Очевидно, что k-кратное совпадение усиливает в k раз чувствительность обнаружения слабого сигнала нейтрино СН. Когда условие (krSN/rB) ≈ 1 соответствует значению k, приближающемуся к десяти, тогда для d ~ 10 кпк требуется превышение десятков или сотен тысяч в пересчете на общее количество детекторов П соответственно.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Мы рассмотрели передачу энергии при рассеянии нейтрино на нуклонах в сильных магнитных полях, предположительно, возникающих в сверхновых, и соответствующий эффект в энергетических спектрах нейтрино. Показано, что ядерное намагничивание приводит к появлению новых каналов реакции, индуцированных нейтральным током, что приводит к дополнительным заметным механизмам рассеяния в динамике нейтрино, слабо связанным с веществом. Показано, что сечение передачи энергии в динамике нейтрино изменяется от положительных значений на отрицательные с увеличением энергии столкновения. Для намагниченного невырожденного нуклонного газа такое переключение режимов ускорения и торможения происходит, когда энергия нейтрино превышает примерно в четыре раза температуру газа, в то время как ларморовская частота для нуклонов достаточно мала. Такое изменение динамических свойств происходит из-за принципа детального баланса и разницы в объеме фазового пространства для нейтрино в начальном и конечном каналах при рассеянии на нуклонах со спином вверх и спином вниз и не зависит от величины расщепления ∆ в магнитных полях. Следовательно, такое свойство нечувствительно к геометрии намагничивания. Соответствующие скорости ускорения и/или торможения определяются произведением расщепления ∆ и сечения рассеяния σGT0 в нуклонном газе. При реалистичных свойствах звездного материала такие эффекты ядерного рассеяния нейтрино приводят к увеличению жесткости энергетических спектров нейтрино. Поскольку электронные нейтрино отделяются от вещества в нейтрино-сфере и после этого испытывают несколько (в среднем единичное) эффективных столкновений, соответствующий эффект ускорения невелик. За пределами энергетической сферы динамика тяжелолептонных нейтрино в основном определяется столкновениями с нуклонами. В рассеивающей атмосфере (вплоть до нейтрино-сферы) эти столкновения достаточно часты, чтобы поддерживать пространственную диффузию тяжелолептонных нейтрино. Соответственно, значительный пройденный путь l в намагниченной области звезды приводит к значительному эффекту ускорения в случае тяжелолептонного компонента.

Усиление жесткости энергетического спектра нейтрино благоприятно для наблюдений нейтрино сверхновых с использованием нейтринных телескопов большого объема. В этом случае поток нейтрино сверхновых проявляется как увеличение скорости счета детекторов на начальном этапе взрыва. При повышении энергии нейтрино ${{E}_{{v}}}$ число сигнальных событий регистрации растет как $E_{{v}}^{{7/2}}$, см. уравнения (6) и обсуждение там. Соответственно, число срабатывающих детекторов пропорционально произведению плотности потока Φ(t) и $\left\langle {E_{{v}}^{{7/2}}} \right\rangle $. Предсказания уравнений (5) и (6) воспроизводят результаты Монте-Карло моделирований [18]. Чувствительность обнаружения слабого сигнала нейтрино сверхновых можно повысить в k раз, используя k-кратное совпадение сигналов от детекторов при обработке данных. Наконец, заметим, что такая сильная намагниченность также возникает при слияниях нейтронных звезд, в коре магнитаров и столкновениях тяжелых ионов.

Список литературы

  1. G. S. Bisnovatyi-Kogan Stellar Physics (Springer-Verlag, Berlin, 2011).

  2. S. A. Colgate, R. H. White, Astrophys. J. 143, 626 (1966).

  3. H. A. Bethe, H. A. Wilson, Astrophys. J. 295, 14 (1985).

  4. S. G. Moiseenko, G. S. Bisnovatyi-Kogan, N. V. Ardeljan, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 370, 501 (2006).

  5. G. S. Bisnovatyi-Kogan, S. G. Moiseenko, N. V. Ardelyan, Acta Polytechnica CTU Proc. 1, 181 (2014).

  6. H.-T. Janka, T. Melson, T. Summa, Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 66, 341 (2016).

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

  8. V. N. Kondratyev, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 480, 5380 (2018).

  9. В. Н. Кондратьев, Ю. В. Коровинa, Письма в ЖЭТФ 102, 155 (2015) [V.N. Kondratyev, Yu. V. Korovina, JETP Letters 102, 131 (2015)].

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

  11. V. N. Kondratyev et al., Phys. Rev. C 100, 045802 (2019).

  12. В. Н. Кондратьев и др., Изв. РАН сер. физическая 84, 1167 (2020) [V.N. Kondratyev et al. Bull. RAS: Physics. 84, 962 (2020)].

  13. D. S. Svinkin, K. Hurley, R. L. Aptekar, S. V. Golenetskii, D. D. Frederiks, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 447, 1028 (2015).

  14. В. Н. Кондратьев, ЭЧАЯ 50, 722 (2019) [V. N. Kondratyev, PPN 50. 613 (2019)].

  15. T. Prasanna, M. S. B. Coleman, M. J. Raives, T. A. Thompson, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 517, 3008 (2022).

  16. V. N. Kondratyev, T. D. Lobanovskaya, D. B. Torekhan, Particles 5, 128 (2022).

  17. А. Ю. Игнатовский, Г. С. Бисноватый-Коган, Астрон. журн. 99, 211 (2022).

  18. S. Aiello, et al., Eur. Phys. J. C 82, 317 (2022).

  19. В. Н. Кондратьев, Н. Г. Хорькова, С. Кэрубини, ЯФ 86, в печати (2023) [V.N. Kondratyev, N.G. Khor’kova, S. Cherubini, Phys. At. Nucl. 86, in press (2023)].

  20. S. Adrian-Martinez, et al., J. Phys. G 43, 084001 (2016).

  21. A. D. Avrori, et al., EPJ WoC 136, 04007 (2017).

  22. K. Scholberg, Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 62, 81 (2012).

  23. R. Abbasi, et al., Astron. and Astrophys. 535, A109 (2011) (Erratum: Astron. Astrophys. 563, C1 (2014)).

  24. The Garching Core-Collapse Supernova Research. Available online: https://wwwmpa.mpa-garching.mpg.de/ccsnarchive/ (accessed on 7 July 2022).

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Астрономический журнал

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал