Автореферат (1097697), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Lett. B. 2003. Vol. 564. P. 27–34; Lobanov A., Studenikin A. Neutrino self-polarization effect in matter. ibid. 2004. Vol. 601. P. 171–175.2) Результаты (26) были получены независимо в работе: Lobanov A. E. High energyneutrino spin light. Phys. Lett.
B. 2005. Vol. 619, no. 1-2. P. 136–144.20в среде характеризуется существенной зависимостью как от аромата излучающего нейтрино, так и от компонентного состава внешнейсреды. Если, например, вместо среды, состоящей только из электронов (разд. 6.3.1 и 6.3.2) рассмотреть электрически нейтральную среду( = ) с преобладанием нейтронов ( ≫ ), то окажется, что параметр плотности для электронного нейтрино при этом становитсяотрицательным:1 = √(2 − ) ≃ − √< 0.(27)2 2 2 2 Вследствие этого излучение электронного нейтрино с отрицательнойспиральностью в такой среде запрещено.
Однако в этом случае открывается возможность для излучения электронного антинейтрино сположительной спиральностью ( = 1), причем в процессе излученияспиральность переворачивается (′ = −1).Показано, что при этом все формулы, полученные в разделах 6.3.1и 6.3.2, будут описывать излучение антинейтрино, если считать, что = − , где определяется выражением (27). Существует лишьодно исключение: изменяется знак циркулярной поляризации, и, следовательно, излучение электронного антинейтрино в плотной нейтронной среде будет обладать полной левой циркулярной поляризацией.В разделе 6.3.4 производится последовательный учет дисперсииизлученных фотонов в электронной плазме.Рассматривается излучение нейтрино1) в среде, состоящей преимущественно из нейтронов с плотностью ∼ 1038 −1039 см−3 , характерной для внутренних областей нейтронных звезд («нейтронная материя»).
В нейтронных звездах имеется также электронная фракция,плотность которой значительно меньше нейтронной плотности (мыположили ≃ 0,1 ). Вследствие выполнения условия ≪ можно пренебречь влиянием электронов на распространение нейтрино, считая, что состояние нейтрино определяется только нейтронной компонентой среды (см. (27)). С другой стороны, именно взаимодействие сэлектронным газом (который в данных условиях является релятивистским) существенно изменяет дисперсионные свойства SL-фотонов.Закон дисперсии для фотонов (поперечных плазмонов) модифици1)В действительности в такой среде спиновый свет будут излучать антинейтрино.
Тем не менее, мы будем продолжать говорить об излучении нейтрино (кроме техслучаев, когда это может вызвать противоречия), поскольку основные формулы,характеризующие излучение нейтрино и антинейтрино, фактически совпадают.21руется в электронной плазме следующим образом: 2 − k2 = 2 ,где = (2)1/2(3 1/2 )1/3 −масса плазмона, = 1/137 – постоянная тонкой структуры. Далеерассматриваются особенности кинематики процесса, к которым приводит учет дисперсионных свойств SL-фотонов в плазме.
Первой такойособенностью является существование энергетического порога нашегопроцесса1) :2 + 2 > пор =,(28)4˜где ˜ = , = − , см. (27). Оценки показывают, что в рассматриваемом случае процесс оказывается открытым для ультрарелятивистских нейтрино с энергией ≃ ≳ 2−6 ТэВ.Другая особенность кинематики процесса касается зависимости частоты излучения от угла между импульсами начального нейтрино иизлучаемого фотона. В отличие от случая, который имел место прииспользовании вакуумного закона дисперсии ( 2 = 0), когда частота фотонов (24) однозначно зависела от угла , теперь для каждогофиксированного значения угла вылета фотона (плазмона) возможноизлучение спинового света на двух частотах.Характерной особенностью, отражающей влияние плазмы на излучаемые фотоны, является модификация углового распределения спинового света – появление в угловом распределении «внешнего» конусас угловым раствором 0 .
Данный угол играет роль предельного угла,ограничивающего возможные углы вылета фотонов условием][4( + ˜)˜ − 22˜≃, ⩽ 0 = arcsin2т. е. при > 0 излучение полностью отсутствует.Показано, что при излучении спинового света релятивистским нейтрино (/˜ ≫ 1) вдали от порога ( ≫ пор ) выражения для интегральной вероятности и мощности излучения переходят в известныесоотношения (26), полученные без учета массы плазмона .При исследовании излучения в ближней надпороговой области (когда (1 − ) ∼ ˜/ ≪ 1, где = пор /, см. (28)) получены следующие1) На существование порога указывалось в работе: Kuznetsov A. V., Mikheev N.
V.Plasma Induced Neutrino Radiative Decay Instead of Neutrino Spin Light. Mod. Phys.Lett. A. 2006. Vol. 21, no. 23. P. 1769–1775.22выражения для полной вероятности и полной мощности процесса: = 42 ˜2 (1 − ) [(1 − ) + 2˜] , = 42 ˜2 (1 − ) [(1 − ) + 2˜] .Таким образом, вероятность и мощность спинового излучения нейтрино обращаются в ноль при достижении порогового условия.В разделе 6.4 детально обсуждаются различные астрофизическиеусловия, при которых может реализоваться явление спинового светанейтрино в среде. Отмечается, в частности, что основой для экспериментальной идентификации спинового света нейтрино является свойство циркулярной поляризации излучения.В разделе 6.5 перечислены основные свойства спинового светанейтрино в среде (SL), установленные в данной главе.Глава 7 посвящена исследованию двух физических явлений, имеющих тесную связь с процессом спинового света нейтрино в среде.Рассматриваемый в разделе 7.1 спиновый свет электрона в средепредставляет собой новое явление, механизм возникновения которогоимеет много общего с механизмом спинового света нейтрино в среде(SL).
Когерентное рассеяние электрона на частицах среды приводитк зависимости его энергии от ориентации спина частицы. Квантовыепереходы электрона между состояниями с различными ориентациямиспина, сопровождающиеся излучением фотонов, по существу и представляют собой явление спинового света электрона в среде (SL).В связи с возможными астрофизическими приложениями (в первуюочередь для плотных астрофизических объектов, таких, как нейтронные звезды), рассматривается движение электрона в среде, состоящейиз нейтронов («нейтронная материя»).
Модифицированное уравнениеДирака, учитывающее когерентное взаимодействие электрона с нейтронами среды через нейтральные токи, дается формулой{}1 ∂ − ( + 5 ) ˜ − Ψ() = 0,(29)2где постоянный коэффициент = 1−4 sin2 . Для покоящейся и непо√ { , 0},ляризованной среды множитель ˜ принимает вид ˜ = 2где – число нейтронов в единице объема. Точное решение уравнения (29) положено в основу вычисления физических характеристикизлучения электрона в среде.
При расчетах используется вакуумныйзакон дисперсии для фотонов ( 2 = 0).23В разделе 7.1.2 найдены замнутые выражения для вероятности имощности процесса SL. Приведем приближенные выражения для вероятности и мощности излучения релятивистского электрона в плотной среде ( / ≪ ≪ / )[][]2 24 324 11=ln−, = 2 ln−2 226и в среде с низкой плотностью ( ≪ /)=32 2 3 2 ,3 = 322 44.21Здесь – безразмерный параметр плотности, равный = 2√. 2В разделе 7.1.3 исследованы поляризационные свойства излучения. Показано, что для релятивистского электрона, движущегося всреде с низкой плотностью, когда выполнено условие ≪ / ≪ 1,а также и в плотной среде, когда ≪ / , излучение характеризуется полной левой циркулярной поляризацией.В разделе 7.1.4 обсуждаются особенности протекания процесса вреальных астрофизических условиях, в частности, в нейтронных звездах.
Отмечается, что если процесс спинового света электрона в средекинематически открыт (наличие электронной фракции в нейтроннойзвезде приводит к появлению порога процесса пор ≃ 10−15 ТэВ), топри прочих равных условиях его вероятность будет гораздо выше (в1011 −1012 раз), чем вероятность спинового света нейтрино.В разделе 7.2 с использованием метода, основанного на точныхрешениях модифицированного уравнения Дирака, исследуется процесс спинового света дираковского нейтрино в среде 1 → 2 + (вотсутствие магнитного поля), сопровождающийся переходом нейтриноиз одного массового состояния 1 в другое 2 (1 > 2 ) и обусловленный переходным магнитным моментом 12 ≡ .
Это – не что иное, какспиновый свет, возникающий при распаде массивного нейтрино. Данный процесс представляет собой один из каналов, по которым можетидти радиационный распад массивного нейтрино в среде.В разделе 7.2.1 обсуждается общая постановка задачи. В качествемодели среды выбрана среда с преобладанием нейтронов, т. е. «нейтронная материя» с высокой плотностью нейтронов ≃ 1038 см−3 впредположении о том, что плотности остальных компонент среды, в24частности электронов, малы: ≫ . В силу последнего соотношения в данной среде можно пренебречь влиянием заряженных токов(по сравнению с нейтральными) на флейворные состояния нейтрино.Поэтому влияние среды останется одинаковым и для массовых состояний нейтрино после перехода к массовому базису.
В итоге начальноеи конечное состояний нейтрино будут описываться решениями модифицированного уравнения Дирака (18) с массами 1 и 2 .Раздел 7.2.2 посвящен непосредственному расчету физическиххарактеристик процесса. Найден энергетический спектр испускаемыхфотонов и показано, что при ∣1 − 2 ∣ → 0 полученное выражениепереходит в формулу (24) для частоты фотонов спинового света.Вычислена полная вероятность распада. Показано, что в случаераспада релятивистского нейтрино в плотной среде (при ∣1 −2 ∣ → 0)вероятность процесса переходит в вероятность спинового света нейтрино (26), а в случае распада нерелятивистского нейтрино в среде низкойплотности – в известное выражение для вероятности радиационногораспада массивного нейтрино в вакууме.В разделе 7.2.3 приводятся основные выводы по исследованиюспинового света в распаде массивного нейтрино.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
