Эффекты взаимодействия нейтрино с горячей замагниченной средой (1098009), страница 4
Текст из файла (страница 4)
Так какэто время сравнимо со временем основного нейтринного излучения сверхновой (. 10 сек), то рассматриваемый эффект способен существенно влиять надинамику оболочки и генерацию в ней вторичного тороидального магнитногополя и должен быть учтен при моделировании магниторотационного взрывасверхновой.Четвертая глава посвящена изучению потерь энергии на нейтринноеизлучение горячей (T ∼ 1 МэВ) электрон-позитронной плазмой в сильном(1015 .
B . 1016 Гс) магнитном поле. Задача имеет важное астрофизическоеприложение, поскольку ее результаты используются для анализа скорости19нейтринного охлаждения электрон-позитронной плазмы на стадии долговременного излучения (LT) гигантской вспышки SGR. В магнитарной моделигигантской вспышки [11, 16] горячая невырожденная плазма (файербол) удерживается над поверхностью нейтронной звезды сильным магнитным полем.Файербол излучает рентгеновские гамма-кванты со своей поверхности, тогдакак нейтрино - из объема. Авторы магнитарной модели пренебрегали нейтринными потерями энергии файербола, поскольку полагали, что они существенно подавляются сильным магнитным полем.
При анализе нейтринных потерьими использовалось известное [21] выражение для нейтринной светимости впроцессе аннигиляции e+ e− → ν ν̃ в асимптотике сильного магнитного поляeB ≫ T 2 ≫ m2 :ζ(3) C+2 2 2=GF m eB T 5 ,(13)48π 3)∑ (где C+2 = i Cv2i + Ca2i ≃ 1.675, Cvi и Cai – векторные и аксиальные констан(B)QAты лептонного электрослабого тока, ζ(x) – дзета-функция Римана. В даннойглаве показано, что даже в сильном магнитном поле с указанными вышенапряженностями нейтринные светимости в доминирующих процессах аннигиляции и нейтринного синхротрона e → eν ν̃ существенно превышают асимптотическую (13).
Таким образом, в магнитарной модели гигантской вспышки SGR необходимо учитывать потери энергии файербола на нейтринное излучение из объема. При вычислении нейтринных светимостей применяласьтехника матрицы плотности заряженной спинорной частицы в постоянномоднородном магнитном поле, подобная технике вычисления фейнмановскихдиаграмм в вакууме. Во втором параграфе для описания спиновых свойствˆчастицы использовалась проекция оператора магнитной поляризации спина ⃗µна направление магнитного поля [23]:[]⃗⃗µ̂3 = mΣ3 + ρ2 Σ × P ,(14)3⃗ - оператор дираковского спина, P⃗ = p⃗ − ϱeA,⃗ p⃗ - оператор кинематичегде Σ20ского импульса, ρ - знак заряда,ρ2 = 0 −iIiI.(15)0Получено инвариантное выражение ρn,s (p) матрицы плотности поляризованного состояния заряженной спинорной частицы (с собственными значениямиs = ±1 оператора (14)) во внешнем магнитном поле в импульсном представлении.
В третьем параграфе показано, как в данном формализме вычислить квадрат S-матричного элемента одновершинных нейтринных процессов и 4-импульс нейтринного излучения из единицы объема среды в единицувремени. Нулевой компонентой этого 4-импульса является нейтринная светимость процесса. В четвертом параграфе вычисляются нейтринные светимости релятивистской электрон-позитронной плазмы в процессах e+ e− → ν ν̃,e → eν ν̃. Особое внимание уделено сильному магнитному полю напряженности 1015 . B . 1016 Гс.
Показано, что выражения для нейтринных светимостей в таком поле хорошо согласуются с интерполяционными формулами,полученными ранее в работах [21], [22], и существенно превышают асимптотическую (13). В пятом параграфе обсуждается нейтринное остывание файербола во всех значимых нейтринных процессах. Показано, что в сильном магнитном поле доминирует не только процесс аннигиляции, но также и процесснейтринного синхротрона, который ранее не учитывался. В шестом параграфе из анализа потерь энергии файербола на нейтринное излучение полученоновое нижнее ограничение на напряженность магнитного поля SGR.Без нарушения общности, файербол моделировался в виде части шарарадиуса R0 , центр которого находится на поверхности магнитара.
Распределение параметров плазмы предполагалось сферически-симметричным, так же,как и в работе [16]. В численных расчетах были использованы следующиераспределения температуры и напряженности магнитного поля внутри фай21SGR 1806-204433t0t0SGR 0526-66210211.52.02.503.0η1.52.02.53.0ηРис. 1.ербола:t(z) = t0 (1 + z)γ ,(16)b(z) = b0 (1 + z)β ,(17)где z = r/R0 – расстояние от центра файербола в единицах его радиуса, t =T /m и b = eB/m2 – безразмерные температура и напряженность магнитногополя. Значения параметров распределений t0 , b0 , β, γ позволяют полностьюописать нейтринное излучение.Важным параметром задачи является отношение η = Etot /ELT , где Etot- полная энергия релятивистской плазмы файербола, ELT - наблюдаемаяэнергия, излученная файерболом в гамма-квантах на стадии LT гигантскойвспышки SGR.
При больших η нейтринное излучение слишком мощное и требуются очень сильные магнитные поля, чтобы его подавить. При малых η уплазмы может не хватить энергии, чтобы обеспечить наблюдаемое радиационное излучение.На рис. 1 и 2 показаны полученные зависимости t0 (η), b0 (η), соответствующие нейтринному остыванию SGR 0526-66 и SGR 1806-20 на стадии LTгигантских вспышек. На приведенных графиках сплошной линии соответствует γ = −1/2, штриховой γ = 0, штрихпунктирной - асимптотическиенейтринные потери (13) при γ = −1/2. Для параметра β выбиралось значе22SGR 1806-20700600600500500400400b0b0SGR 0526-6670030030020020010010001.52.02.503.0η1.52.02.53.0ηРис.
2.ние β = −3, что соответствует дипольной конфигурации магнитного поля, арадиус файербола R0 = 10 км. Как видно из приведенных графиков, функ(min)ция b0 (η) имеет минимум, который и определяет нижнее ограничение b0на напряженность магнитного поля магнитара. Новые нижние ограниченияна напряженность магнитного поля магнитаров в сравнении с верхним ограничением из оценки их магнито-дипольных потерь могут быть представленыв следующем виде:(min)−3≃ 2 R10× 1016 Гс,e−2 × 1015 Гс;BM D ≃ 2 R10(min)−3≃ R10× 1016 Гс,e−2 × 1015 Гс; (19)BM D ≃ (2 − 6) R10(min)−3≃ R10× 1016 Гс,e−2 × 1015 Гс. (20)BM D ≃ (2 − 3) R10SGR 0526-66:B0SGR 1806-20:B0SGR 1900+14: B0(18)e10 = RN S /10 км, R0 - радиус файербола, RN S - радиЗдесь R10 = R0 /10 км, Rус нейтронной звезды.
Таким образом, при естественном условии R0 ≃ RN S(на стадии LT гигантских вспышек SGR наблюдается модуляция рентгеновского излучения периодом вращения звезды), магнитарная модель [11, 16] нев состоянии обеспечить наблюдаемое в рентгене энерговыделение на стадииLT анализируемых гигантских вспышек. Эта проблема однозначно указывает на необходимость моделирования гигантской вспышки SGR в усовершенствованной модели магнитара [18, 19] с корректным учетом потери энергиифайербола на нейтринное излучение.23В пятой главе диссертации исследуются процессы ν → νγ, ν → νeeв сильном магнитном поле.
Эти процессы, при условии достаточно большойвероятности, могут внести существенный вклад в производство космологических гамма-всплесков (GRB). В целях такого приложения, во втором параграфе получены простые аналитические выражения для амплитуд процесса ν → νγ с реальными фотонами обыкновенной (∥) и необыкновенной(⊥) мод. С использованием этих амплитуд, в третьем параграфе полученоинвариантное выражение для вероятности доминирующего процесса с рождением фотона необыкновенной моды в пределе сильного магнитного поля2(eB ≫ k⊥≫ m2 ):EαG2F ∑ 22≃(Cvi + Ca2i )(eB)2 k⊥F (λ),28πi(21)λ λ2 5λ3 7λ4−++ O(λ5 ),F (λ) = 1 − +232460(22)(γ)W⊥22где λ = k⊥/eB, E - энергия нейтрино, k⊥- квадрат импульса нейтрино,поперечного магнитному полю.
Показано, что в пределе нейтрино высоких2энергий (k⊥≫ eB ≫ m2 ) процесс рождения e+ e− -пары доминирует надпоцессом ν → νγ. В четвертом параграфе, с использованием дисперсионныхсоотношений, в важном в астрофизических приложениях пределе нейтриновысокой энергии получено инвариантное выражение вероятности процессаν → νee:E(ee)W⊥)(2)2G2F ∑ ( 2k⊥22 2Cvi + Cai (eB) k⊥ ln− 2,336 ,≃27π 3 ieB(23)а также выражение для средней потери энергии на одно нейтрино в единицувремени в логарифмическом приближении:( 2)7G2F ∑ 2k⊥22 2− ε̇ ≃(C,+C)(eB)klnviai⊥216π 3 ieB(24)В пятом параграфе полученные выражения для средней потери энергии наодно нейтрино в процессах ν → νγ, ν → νee используются для оценки про24изводства плазмы при сильно несимметричном магниторотационном взрывесверхновой.
Показано, что для производства GRB с энергией ε ∼ 1050 эрг засчет данных процессов требуются сверхсильные магнитные поля B & 1017 Гс.В шестом параграфе оценивалась эффективность рождения e+ e− -плазмы приизлучении нейтрино с внутренней части сильно замагниченного диска керровской черной дыры. Кроме основного процесса ν ν̃ → ee, учитывался такжепроцесс ν → νee производства плазмы в сильном магнитном поле диска.Показано, что при типичных скоростях аккреции материи эффективностьрождения плазмы в новом процессе, даже при наличии сильного магнитного поля напряженности B . 1015 Гс в диске, не превышает десятых долейпроцента, тогда как для производства GRB требуются проценты. В седьмомпараграфе оценивалась энергия на нуклон среды фронта ударной волны, переданная от нейтрино в процессе ν → νee при магниторотационном взрывесверхновой.
Показано, что вклад данного процесса в нейтринное нагреваниеударной волны пренебрежимо мал по сравнению с основными urca-процессами поглощения нейтрино.В Заключении сформулированы основные результаты диссертации.Список публикаций1. Гвоздев А.А., Огнев И.С.
О возможном усилении магнитного поля процессами переизлучения нейтрино в оболочке сверхновой // Письма вЖЭТФ. 1999. Т. 69. С. 337–342.2. Гвоздев А.А., Огнев И.С. Влияние процессов переизлучения нейтрино вмагнитном поле на динамику оболочки протозвезды // ЯФ. 1999. Т. 62.С. 2276-2279.3. Гвоздев А.А., Огнев И.С.
Процессы взаимодействия нейтрино с нукло25нами оболочки коллапсирующей звезды с сильным магнитным полем// ЖЭТФ 2002. Т. 121. С. 1219–1234.4. Gvozdev A.A., Ognev I.S. Kick torsion of magnetized medium by neutrinos// Surveys in High Energy Physics 2001. V 15. P. 371-379.5. Гвоздев А.А., Огнев И.С., Осокина Е.В. Нижнее ограничение на напряженность магнитного поля магнитара из анализа гигантской вспышкиSGR // Письма Астроном. Ж. 2011.
Т.37. С.365–376.6. Gvozdev A.A., Mikheev N.V., Vassilevskaya L.A. The magnetic catalysis ofthe radiative decay of a massive neutrino in the standard model with leptonmixing // Phys. Lett. 1992. V. B 289. P. 103-108.7. Gvozdev A.A., Mikheev N.V., Vassilevskaya L.A. The radiative decay νi →νj γ (i ̸= j) of a massive neutrino in the field of an intensive electromagneticwave // Phys. Lett. 1993.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
