Отзыв оппонента 3 (Массивные нейтрино во внешних полях и в плотных средах)

ОТЗЫВ официального оппонента о диссертационной работе Тернова Алексея Игоревича «Массивные нейтрино во внешних полях и плотных средах», представленной на соискание ученой степени доктора физико -математических наук по специальности 01.04.02— теоретическая физика. Диссертация состоит из Введения, 7 глав, Заключения, содержит 35 рисунков, 3 Приложения, в списке литературы 539 ссылок, всего 312 страниц текста. Опубликовано 30 работ, из них 19 в реферируемых журналах, в частности, в РЬуз. Ьей. В, Р)туз. В.еч.

В, Хис1еаг РЬуясз В, и других журналах, Работы докладывались и опубликованы в трудах международных конференций (9). Глава 1 имеет вводный характер. При обзоре электромагнитных свойств нейтрино на основе электромагнитной вершины в вакууме ведется сравнительный анализ случаев дираковского и майорановского нейтрино. Так как майорановское нейтрино обладает только анапольным моментом, то при сегодняшнем незнании какой именно частицей: истинно нейтральной майорановской или обладающей лептонным числом дираковской частицей является нейтрино, изучение анапольного магнитного нейтрино, введенного Зельдовичем в 1957 году при изучении сохранения СР-четности слабых взаимодействий, представляет особый интерес.

Здесь помимо исторического обзора, проделанного соискателем, в частности, упоминания работ Владимира Дубовика (ОИЯИ) с сотрудниками для вакуумных тороидных дипольных моментов, следовало бы упомянуть в конце раздела 1.2 их обобщение на случай распространения нейтрино в различных средах. Если в самом распространенном случае изотропной плазмы индуцированный анапольный момент нейтрино равен нулю, то в ферромагнетике такой момент отличен от нуля и заметно превышает его вакуумное значение 12241.

Есть замечание к применению формулы (1.37), написанной при учете нейтринного смешивания для переходного магнитного момента (ПММ). Из (1.37) не видно, почему отсутствует диагональный магнитный момент майорановских нейтрино (МН). Напротив, в представлении (4.5) статьи Шехтера и Валле 1162], где есть не просто произведение матриц смешивания, как это фигурирует в (1.37), а мнимая часть такого произведения входит в магнитный момент, и реальная часть в электрический момент, переход к случаю нулевого диагонального магнитного момента МН прослеживается для стандартного представления матрицы смешивания (см. БсЬесЫег апс1 Ъа11е, РЬуз.

Ке~. Р 22 (1980) 2227). В Главе 2 вычисляются массовые операторы дираковского и майорановского нейтрино во внешнем электромагнитном поле. В этих расчетах для полей, близких к Нс =Ма~/е = 10~4 Гаусс становится важной нестабильность %- бозонного вакуума. С учетом нелинейности полей Янга-Миллса в стандартной модели, структура «спагетти» вакуумных полей, как следствие такой нестабильности и фазового перехода, изучалась Олесеном (ХОКИТА).

Помимо ссылок на Скалозуба (Днепропетровск) следовало бы в этом месте сослаться на работы Поула Олесена. Далее по поводу майорановских нейтрино в магнитном поле. А. И. Тернов, вычисляя массовый оператор для нейтрино Майорана во внешнем магнитном поле получает также электромагнитную вершину с единственным дипольным тороидным моментом (анаполем) нейтрино Майорана (2.68), пропорциональным тому же вакуумному аномальному магнитному моменту (АММ) Фуджикавы-Шрока для дираковских нейтрино. В этом месте, говоря о единственности анапольного момента МН, автор на какой-то момент пренебрег смешиванием нейтрино. При наличии вакуумного смешивания нейтрино, как это уже отмечено самим автором в предыдущей главе, майорановские нейтрино обладают переходным вакуумным магнитным моментом (ПММ со сменой аромата и спиральности).

Не следует также думать, что интерес к такому ПММ угас в астрофизических приложениях, в частности, в задачах с солнечными нейтрино после решения проблемы дефицита электронных нейтрино в модели Михеева-Смирнова-Вольфе нетайна (МСВ). Здесь следовало бы сослаться на работы Миранда, Рашба, Реза и Валле: (а) РЬуз. Й.еч. Ье11. 93 (2004) 1304, и (Ь) РЬуз. Й.еч. О 70 (2004) 113002, получивших с учетом спин-флейворных осцилляций майорановских нейтрино с разумными значениями магнитных полей в кон вективной зоне Солнца рекордное огРаничение на ПММ, 1Р" < 3 10'~ Рв На основании полученных во второй главе волновых уравнений для нейтрино Дирака и Майорана в третьей главе автор получает спектры массивных нейтрино во внешнем магнитном поле.

Понятной становится интерпретация в конце раздела 3.3.1 спинового света дираковского нейтрино (ДН) по аналогии с излучением спинового магнитного момента электрона во внешнем поле, и соответственно АММ нейтрона с нулевым электрическим зарядом (И.М.

Тернов). Майорановское нейтрино в соответствии со спектром (3.17) вообще не излучает фотонов (нет зависимости от спиновой проекции на магнитное поле). К сожалению вероятность излучения ДН оказывается слишком маленькой (время жизни относительно распада ДН с излучением фотона превышает возраст вселенной). Даже при предположении сверхвысоких энергий внешних нейтрино (обнаруженных в 1сеСпЬе), падающих извне на нейтронную звезду с сильным магнитным полем, и, с использованием рекордного лабораторного ограничения на АММ нейтрино, полученного группой Старостина, ц, < 2.9 10 " цв, оптимистические оценки в таблице 3.1 следует рассматривать как академический результат с учетом более вероятных процессов нейтринного излучения электрон-позитронных пар, или распада высокоэнергичного нейтрино на электрон и %' - бозон.

Расчеты в разделах 3.5 и 3.6 рассеяния ДН и МН во внешнем поле (коэффициентов прохождения и отражения), и отклонения нейтрино слабонеоднородным магнитным полем представляют некоторый интерес. В частности, для больших АММ на уровне указанного выше лабораторного ограничения, это интересно с точки зрения линзирования, в особенности, нерелятивистских (реликтовых) нейтрино. В четвертой главе рассмотрены процессы распада высо ко энергичного нейтрино на Ж-бозон и электрон и процесс распада нейтрино (мюонного с вкладом нейтральных токов) на нейтрино и электрон-позитронную пару во внешнем поле, пронизывающем вакуум.

Эти процессы запрещены кинематически в вакууме, но при включении внешнего поля законы сохранения уже соблюдаются, причем сами процессы характеризуются энергетическими порогами. Автор рассматривает электрослабые процессы распадов, и- %"' е и ч — % е" для высокоэнергичных ДН и МН, вероятности которых значительно усиливаются в сильном внешнем поле. Правда, говорить о том, что вероятность рождения % — бозона высока для распадов нейтрино сверхвысоких энергий — 1022 эВ, т,е. с энергиями выше предела Грейзена-Зацепина- Кузьмина (ГЗК) на основании наблюдений космических лучей на больших детекторах (вероятнее протонов и железа) рановато для самих нейтрино, для которых на 1сеСцЬе обнаружено всего нескольких чисто нейтринных событий с энергиями — 1О" эВ. Пятая глава, в которой вычисляется вероятность радиационного распада массивного дираковского нейтрино в вырожденной замагиичениой плазме нейтронной звезды, начинается с обзора в разделе 5.1, где перечисляются результаты конкурирующих групп, в частности, цитируются работы Нивеса и др.

а также многочисленные статьи группы Ярославского университета. А.И. Тернов рассматривает процесс чг ч„у с учетом смешивания нейтрино. Общий интерес к такому давно известному вакуумному процессу распада массивного нейтрино, ~г ч; у, вызван тем, что в вакууме 01М механизм сильно подавляет вероятность процесса, время жизни превышает 10'9 лет, в то время как в сильном внешнем магнитном поле эта вероятность сильно возрастает, а по порогу процесс открыт и для безмассового нейтрино. В этом отношении интересен результат работ Тернова и Эминова 1399,4001, где дополнительно рассматривается замагниченная плазма для распада низко энергичного начального нейтрино, с1с < 2т, (е' е пары не рождаются) и когда среда увеличивает рост вероятности распада в магнитном поле, в отличие от результата Михеева-Чистякова 1398~ (Ярославль), у которых наличие среды уменьшало вероятность распада для больших энергий, с1~ > 2гп, .

Обсуждение в разделе 5.3 асимптотик, связанных с распадом в плотной среде, в разреженной среде, влияние дисперсии излучаемого поперечного плазмона на кинематику распада, сделано с предельной ясностью. Особенно интересно в главе 5 рассмотрение радиационного распада стерильного нейтрино в разделе 5.4 с массой — 5 кэВ, приемлемой для теплой темной материи, с учетом его смешивания с активными нейтрино. Глава 6 посвящена разработке квантовой теории спинового света нейтрино в среде (Ял — процесс в литературе).

Учет нелокальн ости слабого взаимодействия в этом разделе диссертации, оказался важен, например, для получения ограничения на смешивание активных и стерильных нейтрино в горячей плазме, получаемого из известных ограничений первичного нуклеосинтеза: Томпсон, Энквист, Кайнулайнен, Мис1. РЬуз. В373 (1992) 498, имеется 249 ссылок на нее. Следовало бы сослаться на эту работу. Модифицированное уравнение Дирака (6.16) (в разделе 6.2) с потенциалами когерентного рассеяния нейтрино в веществе лежит в основе дальнейших вычислений спинового света. В отличие от случая спектров ДН в магнитном поле и спинового света без учета среды (глава 3) в разделе 6.2 рассмотрена среда, характеризующаяся 4-векторным потенциалом когерентно го взаимодействия нейтрино со средой, в котором векторная часть (6.17) не вызывает сомнений (разумеется, есть переход в системе покоя к МСВ потенциалу).

А вот его псевдовекторную часть, связанную с поляризацией среды, трудно себе представить без наличия источника поляризации— магнитного поля. Далее найден спектр ДН (6.23) с учетом сохранения проекции спина на импульс, объясняющий переходы между состояниями с разной спиральностью при спонтанном излучении поперечного плазмона в среде или фотона в вакууме (спиновый свет) . Сам БЬ~ процесс при взаимодействии поля излучения с магнитным моментом должен приводить к рождению стерильного в стандартной модели ДН нейтрино: переход лево- поляризованного активного нейтрино в правое стерильное, право- поляризованного антинейтрино в стерильное лево-поляризованное.