НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА

Нейтринная астрофизика - 1. Введение 2. Космологические нейтрино 3. Звёздные нейтрино 4. Космические нейтрино высоких энергий 1. Введение Н. а. изучает физ. процессы в космич. объектах, происходящие с участием нейтрино. Проблемы регистрации космич. нейтрино (Н) относятся к нейтринной астрономии. Н естеств. происхождения во Вселенной имеют три принципиально различающихся по своей природе источника. На ранних стадиях горячей Вселенной, в течение приблизительно 1 с после начала её расширения, Н находились в тепловом равновесии с веществом. От этой эпохи нам остался сильно остывший с тех пор газ космологических нейтрино (реликтовые нейтрино). В обычных звёздах, типа Солнца, Н рождаются в ядерных реакциях, обеспечивающих наблюдаемую светимость звёзд. При взрывах сверхновых звёзд и звёздных гравитационных коллапсах темп-ра в центре звезды поднимается настолько, что рождаются позитроны и даже -мезоны (пионы) и мюоны (см. Элементарные частицы), к-рые образуют Н в реакциях , , и т.д. Энергии этих звёздных нейтрино находятся в основном в диапазоне от долей до неск. десятков МэВ. Н рождаются также космическими лучами. Ускоренные до высоких энергий протоны или более тяжёлые ядра, сталкиваясь с ядрами атомов или с низкоэнергетич. фотонами, производят - и К-мезоны, в результате распада к-рых возникают космические нейтрино высоких энергий. Их энергетич. диапазон, доступный регистрации, простирается от неск. десятков ГэВ до, возможно, 1015-1016 эВ. 2. Космологические нейтрино Через время ~1 с после начала расширения Вселенной её темп-ра упала до 1010 К (см. Космология). Плотность частиц в космич. плазме уменьшилась, и Н стали редко сталкиваться с ними. В результате горячий нейтринный газ, содержащий все три сорта Н (и антинейтрино), "оторвался" от вещества и, расширяясь вместе с Вселенной, стал остывать как независимый, не взаимодействующий с веществом компонент. Согласно модели горячей Вселенной, в настоящее время его темп-ра составляет всего лишь 1,9-2,1 К. Это означает, что в среднем в 1 см3 космич. пространства содержится от 300 до 400 Н всех сортов (включая антинейтрино) со ср. энергией каждой частицы эВ. Пока нет практически осуществимого метода регистрации этих реликтовых Н. Тем не менее несомненное наличие реликтовых Н (а оно косвенно подтверждается измерениями реликтовых фотонов аналогичного происхождения) позволяет получить ряд выводов о св-вах Н и их возможной роли в астрофизике (см. Модель горячей Вселенной). Если Н обладают массой покоя 10 эВ, то они должны давать главный вклад в ср. плотность вещества во Вселенной и, т.о., определять её возраст. Зная величину постоянной Хаббла и ограничения снизу на возраст Вселенной (см. Космохронология ядерная), можно получить (учитывая, что число Н в ед. объёма в горячей модели Вселенной известно) ограничение сверху на сумму масс всех сортов Н (С.С. Герштейн, Я.Б. Зельдович, 1966 г.): эВ. Образование гелия в горячей Вселенной позволяет получить ограничение на возможное число типов (сортов) слабовзаимодействующих частиц и, в частности, Н. Если у Н есть масса покоя >10 эВ, то Гравитационная неустойчивость нейтринного газа определяет процесс образования крупномасштабной структуры Вселенной. 3. Звёздные нейтрино Солнечные нейтрино. Наблюдаемая светимость Солнца обеспечивается ядерной энергией, выделяющейся в водородном цикле. В реакциях р + р 2D + е+ + , 7Ве + е- 7Li + и 8В 8В* + е+ + водородного цикла испускаются Н, называемые соответственно рр-нейтрино, бериллиевые Н и борные Н. Помимо них имеются ещё т.н. рeр-нейтрино, образующиеся при одноврем. столкновении двух протонов и электрона: р + е- + р 2D + . Если Солнце светит стационарно, то предсказываемое полное количество Н, испускаемое в 1 с, не зависит от модели Солнца. Действительно, при превращении четырёх протонов в ядро гелия 4р 4Не + 2е- + 2 освобождается 26,7 МэВ ядерной энергии, к-рая в конце концов высвечивается как тепловая энергия с поверхности Солнца. Т.о., высвечивание порции энергии Q сопровождается испусканием двух Н. Количество Н , излучаемых в 1 с, полностью определяется светимостью Солнца эрг/с: нейтрино/с. Однако энергетич. спектр излучаемых Н, особенно высокоэнергетичсская его часть, самым существенным образом зависит от таких деталей солнечных моделей, как темп-ра в центре Солнца и концентрация гелия, т.к. от этих параметров зависит конкуренция между различными ответвлениями реакций водородного цикла. Энергии рр-нейтрино, бериллиевых Н, борных Н и рeр-нейтрино сильно отличаются друг от друга. Макс. энергия рр-нейтрино составляет 0,420 МэВ, рeр-нейтрино и бериллиевые Н имеют точно фиксированные энергии 1,44 МэВ и 0,861 МэВ соответственно. Борные Н имеют наибольшие энергии: их спектр простирается от нулевых энергий до 14,06 МэВ. Вычисления нейтринного потока для стандартной солнечной модели, выполненные Дж. Бакаллом (США), дают величину 7,6 3,3 SNU, в то время как измеренный на установке Дейвиса (США, 1981) поток Н с энергией выше 0,814 МэВ составляет 1,8 0,3 SNU (см. Нейтринная астрономия). Расхождение предсказываемого и измеренного значений может объясняться двумя общими причинами: А) более сложными процессами в Солнце, не отраженными в принятых моделях Солнца; эти процессы могут уменьшать поток Н в высокоэнергетич. части спектра (экстремальная возможность такого рода - это наличие др. источника энергии в Солнце, напр. маленькой чёрной дыры); Б) св-вами Н (напр., нейтринными осцилляциями, представление о к-рых впервые введено советским учёным Б.М. Понтекорво в 1957 г., или распадом на пути от Солнца до Земли). Наиболее правдоподобные возможности модификации стандартной солнечной модели связаны с солнечными колебаниями и (или) периодич. перемешиванием вещества в центральных областях Солнца. Эти явления приводят к периодич. уменьшению темп-ры в центре Солнца и связанному с ним уменьшению потока борных Н. В случае Б наиболее простым объяснением представляются нейтринные осцилляции, существование к-рых предсказывается теорией Н с конечной массой покоя. В этой теории существуют две возможности. При первой - Н с данным лептонным числом (напр., и ) имеют определённые массы (m1 и m2). При второй - состояния Н с определёнными массами (напр., с массой m1 и с массой m2) не характеризуются определёнными значениями лептонных чисел L, а состояния с данным L (напр., и ) явл. ортогональными линейными комбинациями и (напр., волновые ф-ции мюонного и электронного Н выражаются через волновые ф-ции - и -нейтрино след. обр.: и , где параметр наз. углом смешивания). Если в какой-то точке пространства рождается данной энергии , т.е. комбинация , то (поскольку скорости движения и при одинаковой энергии различны) в точке регистрации на расстоянии r соотношение между и изменяется, что означает появление комбинации , т.е. . Однако на нек-ром расстоянии, обозначаемом 21, первоначальное соотношение между и восстановится, и Н опять превратится в чистое состояние . Длина см (1) называется длиной осцилляции [в последней части (1) выражена в МэВ, m1 и m2 - в эВ]. Из (1) следует, что длина осцилляции имеет макроскопич. масштабы только при малых разностях масс Н. Описанный пример показывает, что , рождённое на расстоянии от мишени, напр. в реакции , с нек-рой вероятностью может превратиться в и вызвать реакцию (N - нуклон, Х - остальные продукты реакции). Аналогичным образом электронное Н может превращаться в др. типы Н. Согласно ф-ле (1), для борных Н с энергией МэВ достаточно разности квадратов масс , чтобы длина осцилляции стала меньше расстояния от Земли до Солнца, и, следовательно, произошло заметное уменьшение потока электронных Н за счет перехода в и , не регистрируемые в детекторе Дейвиса. Нейтрино от коллапсирующих звёзд. Если масса звёздного ядра превышает 1,2-1,4 , то оно может превратиться в нейтронную звезду или черную дыру. На конечной стадии эволюции звёздных ядер их плотности возрастают до 107-1015 г/см3, а темп-ры до 1010-1012 К. Осн. механизмом потери энергии в этих условиях становится испускание нейтрино, образующихся в реакциях , , и в распадах пионов и мюонов: , (2) находящихся в тепловом равновесии в звёздных ядрах. В качестве характерного примера приведём поток Н, возникающий при коллапсе железно-кислородного ядра звезды с массой 2 . Суммарная энергия, уносимая Н, составляет эрг, т.е. ок. 15% всей массы звезды (в энергетич. ед.). Ср. энергия отдельного Н составляет 10-12 МэВ ( эрг), а энергетич. спектр близок к тепловому с более крутым падением при высоких энергиях. Весь нейтринный импульс длится 10-20 с. В нейтринном излучении присутствуют в равных концентрациях все типы Н и антинейтрино. Это объясняется тем, что звёздное ядро вплоть до очень больших расстояний от центра непрозрачно для Н из-за процессов упругого рассеяния на электронах и ядрах. Н испускаются как бы с поверхности нейтринной фотосферы равновесным образом независимо от того, в каких процессах они первоначально образовались. Если в нашей Галактике произойдёт коллапс звезды, её нейтринное излучение может быть зарегистрировано уже существующими нейтринными телескопами. 4. Космические нейтрино высоких энергий Нейтринное излучение высокой энергии (50-1000 ГэВ) генерируется в космич. объектах и результате столкновений ускоренных частиц (космич. лучи) с атомными ядрами (рр-нейтрино) пли с иизкоэнергетич. фотонами (-нейтрино) в цепочке распадов заряженных пионов (2). Идея о возможности регистрации космич. Н высоких энергий была впервые выдвинута М.А. Марковым в 1959 г. При степенном спектре ускоренных протонов число Н, генерированных в рр-взаимодействии, возрастает с уменьшением энергии, однако осн. вклад в сигнал от источника при детектировании дают Н с энергией выше 50 ГэВ. Т.о., рр-нейтрино с энергией 50-1000 ГэВ определяют нейтринную астрономию высоких энергий. В отличие от рр-нейтрино, рождение -нейтрино происходит пороговым образом: в "фотонном газе" со ср. энергией фотонов б'ольшая часть Н рождается с энергией, превышающей ГэВ, где и mp - массы пиона и протона. Почти для всех известных источников толща окружающего газа невелика (меньше 1 г/см2), в то время как "фотонный газ" для ряда источников (напр., ядер галактик) имеет столь большую плотность, что источник оказывается непрозрачным для протонов высокой энергии. Это приводит к высокой эффективности -механизма генерации Н. Для многих источников -механизм даёт пороговую энергию Н ГэВ, и, т.о., ГэВ определяет область нейтрннной астрономии сверхвысоких энергий. Потеря в интенсивности потока Н сверхвысоких энергий вследствие падающего спектра протонов компенсируется повышенной эффективностью -производства Н, значит, возрастанием сечения взаимодействия Н в детекторе (благодаря реакции адроны, имеющей максимум в сечении при энергии ГэВ) и возможностью использования больших объёмов воды при детектировании Н акустич. методом. Нейтринная астрономия высоких и сверхвысоких энергий имеет ряд уникальных возможностей по сравнению с гамма-астрономией, в частности она позволяет исследовать плотные объекты и отдалённые космологич. эпохи, недоступные средствам гамма-астрономии. Нейтринная астрономия высоких энергий может использовать лишь оптич. методы регистрации, при к-рых макс. объём детектора ограничен, по-видимому, величиной 109 м3. При таком объёме возможно детектирование галактич. источников и лишь единичных событий от внегалактич. источников. К наиболее интересным галактич. источникам Н относятся молодые (до 1 года) оболочки сверхновых и "скрытые источники" - пульсары или чёрные дыры, окружённые большой толщей вещества. В результате взрыва сверхновой происходит выброс внеш. оболочки звезды и в большом числе случаев образование пульсара в центре. Молодые плотные оболочки сверхновых могут содержать частицы высоких энергий, ускоренные в различных пределах. В оболочке с массой и скоростью расширения см/с ускоренные протоны в течение 5 мес теряют энергию в основном на образование пионов в ядерных столкновениях и, следовательно, в течение этого времени оболочка явл. активным нейтринным излучателем. При мощности генерации космич. лучей в оболочке ~1043 эрг/с она за 5 мес излучает мюонных Н с энергией выше 100 ГэВ. В качестве примера "скрытого источника" рассматривается массивная звезда-сверхгигант, с массой 10 и радиусом оболочки см. В центральной области звезды находится двойная система - пульсар и ядро массивной звезды, похожее на белый карлик. Если светимость пульсара составляет эрг/с, то давление излучения создаёт вокруг пульсара разреженную полость, где могут ускоряться протоны. Проникая в оболочку, они рождают там [в цепочке распада пионов (2)] фотоны, электроны и т.д., но только Н могут пройти сквозь толстую (~105 г/см2) оболочку наружу. Наблюдаемый во всех диапазонах эл.-магн. излучения, включая рентг. и гамма-диапазоны, источник будет выглядеть как обычная звезда-сверхгигант со светимостью ~1038 эрг/с и темп-рой 2500 К, и лишь регистрация Н высоких энергий может раскрыть его подлинную природу. Из внегалактич. источников Н следует отметить активные ядра галактик и молодые галактики в фазе их повышенной светимости. Потоки Н высоких энергий от галактич. ядер ожидаются и для модели чёрной дыры, как источника активности ядер, и для модели вращающегося намагниченного плазменного тела - магнитоида. В обеих моделях это связано с возможностью ускорения частиц до высоких и сверхвысоких энергий, с наличием обычного газа и большой плотностью газа низкоэнергетич. фотонов в ядрах галактик. Соотношение между потоками нейтринного и гамма-излучения позволяет различать эти модели. Спектр Н, генерированных в столкновениях ускоренных протонов с реликтовыми фотонами, имеет максимум при энергии, прямо связанной с красным смещением z эпохи "яркой фазы" галактик: (ГэВ). Т. о., если диффузный поток Н окажется достаточным для измерения их спектра, то определение положения максимума спектра позволит датировать эпоху "яркой фазы" галактик. Лит.: Березинский В.С., 3ацепин Г.Т., Нейтринная астрофизика, М., 1975; и х же,. Возможности экспериментов с космическими нейтрино очень высоких энергий: проект ДЮМАНД, "УФН", 1977, т. 122, в. 1, с. 3; Зельдович Я. В., Новиков И. Д., Релятивистская астрофизика, М., 1967; Астрофизика космических лучей, М., 1984. (В.С. Березинский)