Электромагнитные эффекты нейтрино в активной среде

• Автор: Аникин, Роман Анатольевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2014
• Место защиты: Ярославль
• Количество страниц: 113 с. : ил.

АННОТАЦИЯ
Детально исследован процесс и —> 47 радиационного «распада» нейтрино в сильном магнитном поле с учетом вклада связанной электроп-позитронной пары в дисперсию фотона второй моды. Анализ показывает, что учет вклада позитрония в поляризационный оператор фотона приводит к существенному изменению закона дисперсии. Дисперсионная линия с учетом вклада позитрония расщепляется на две линии, которые с ростом поперечного импульса фотона асимптотически стремятся к спектральной линии свободной, покоящейся относительно друг друга электрон-позитронной пары и к спектральной линии позитрония. Проведен численный расчет вероятности процесса и -» и7, из которого видно, что в сильном магнитном поле учет влияния позитрония в дисперсию фотона значительно усиливает вероятность радиационного распада нейтрино V —V 1Уу .
Кроме того в диссертации показано, что при наличии магнитного момента у дираковского нейтрино и при достаточно сильном магнитном поле в оболочке сверхновой мог бы иметь место характерный эффект существенного ослабления начального пика интенсивности нейтринного сигнала, предсказываемого моделями сверхновой. Например, при типичных значениях параметров среды и при значении магнитного момента нейтрино ~ Ю-13ДВ) то есть на порядок меньше существующего астрофизического предела, уменьшение нейтринного сигнала в 10 раз реализовалось бы уже при величине магнитного поля порядка критического Ве = Шр/е ~ 4.41 • 1013 Гс.
Примечательно, что, как показал анализ, временная эволюция единственного наблюдавшегося нейтринного сигнала от сверхновой ЭМ1987А возможно подтверждает указанное ослабление начального нейтринного пика.

Если при взрыве сверхновой рождается магнитар с полоидальным магнитным полем, то при его вращении вокруг оси, не совпадающей с магнитным моментом, и при “удачной” ориентации оси вращения нейтринный сигнал будет иметь пульсирующий характер, то есть может наблюдаться своего рода нейтринный пульсар.
Также исследовано влияние внешней активной среды на собственно-энергетический оператор нейтрино во внешней активной среде. В качестве активной среды рассмотрена плотная плазма и внешнее магнитное поле - замагниченная плазма. Вычислен плазменный вклад в собственноэнергетический оператор нейтрино, определяющий его магнитный момент. В отличие от методик вычисления магнитного момента в плазме, представленных в литературе ранее, показано, что только часть дополнительной энергии нейтрино обусловлена наличием у пего магнитного момента.
Получено выражение для плазменного вклада в магнитный момент нейтрино, которое существенно упрощается в ультрарелятивистской и зарядово симметричной плазме. Показано, что в отличии от утверждения, сделанного ранее авторами работы [69], присутствие плазмы не приводит к усилению магнитного момента нейтрино. Более того, магнитный момент оказывается подавленным массой нейтрино ш„, а в зарядово симметричной плазме - еще и дополнительным температурным фактором Т/тпцг <§; 1.
Объём диссертации: 113 страниц. Диссертация состоит из введения, трёх глав, заключения, содержит 19 рисунков и список литературы из 134 наименований.

Оглавление
Введение б
Глава I
Индуцированный замагниченной плазмой магнитный момент нейтрино
1. Собственно-энергетический оператор нейтрино в плазме
2. Определение оператора £(р) в замагниченной плазме
3. Магнитный момент нейтрино в замагниченной плазме 19 Глава II
Магнитный момент дираковского нейтрино и динамика взрыва сверхновой
1. Проблемы описания динамики взрыва сверхновой
2. Магнитный момент как возможное решение вопросов динамики взрыва сверхновой
2.1. Процессы переворота спиралыюсти нейтрино в ядре сверхновой
2.2. Дополнительная энергия нейтрино в веществе оболочки сверхновой
2.3. Переворот спиральности нейтрино в слабо замагниченной плазме
3. Временная эволюция нейтринного сигнала от сверхновой
3.1. Временная эволюция нейтринного потока
3.2. Нейтринный сигнал от сверхновой ЗЫ1987А
3.3. О возможности существования нейтринного пульсара
Глава III
Радиационный «распад» безмассового нейтрино

Рис. 2. Диаграммы Фейнмана, иллюстрирующие переход к эффективному и — е-взаимодействию в локальном пределе
где константы Су, С а для электронного нейтрино равны:
Су = - + 2 sin2 0\г, С а = - • (2.7)
Амплитуда процесса рассеяния нейтрино вперед на электронах плазмы в локальном пределе определяется следующим выражением:
= -^|[й7о(1+тъ)и] J Sp(q + me)^a(Cv + CA^d2^2^y ’ ^
где q - 4-вектор импульса электрона, a fe(q) - функция распределения электронов среды. Будем полагать это распределение равновесным, при этом функция распределения Ферми-Дирака записывается в виде
Ш=^Л^ + 1у (2.9)
где /хе - химический потенциал, Т - температура плазмы, иа - 4-вектор
скорости среды, описывающий ее движется как целое.
Поскольку Sp(q + me)^a(Cy + Са'Уь) = 4?а Су , получаем
МШ = -уд[По{1 + Т> Су 2 J jL^fe(q)l- . (2Л°)