Po tym dość pobieżnym przeglądzie różnych możliwych źródeł neutrih za trzymajmy się na tym źródle, które jest dla nas w tej chwili najważniejsze — na Słońcu. Wykrycie przez A s to n a [56l, źe masa atomu helu mniejsza jest °d sumy czterech mas atomów wodoru, dostarczyło uzasadnienia dla sugestii E d d i n g t o n a wyrażonej w 1920 r. [57], jakoby źródłem energii Słońca była przemiana wodoru w hel. Sporo lat jeszcze trwała prehistoria astrofizyki j ą drowej, wszak dopiero w latach dwudziestych i trzydziestych powstały i za częły się rozwijać mechanika kwantowa i fizyka jądrowa — teoretyczna i ekspe rymentalna podstawa nowej astrofizyki. Podczas gdy w laboratoriach jądrowych odbywały się pierwsze pomiary wydajności reakcji jądrowych, prowadzono
160
B. KuchowiczT a b e l a 3a
Neutrina z reakcji termonuklearnych w Słońcu Cykl p —p
G ałąź Reakcja Rodzaj widma
i energia neutrin Energia unoszona przez promieniowanie elektromagnetyczne i neutrina I n f 1!! + *11 —> m + e +'+ ve> (1) ® |JH + ‘H — ’ He + y, (2) 3He + ’ He —» 4He + 2ŁH, (3) ciągłe:
£m aks - o,42 MeV,
£ em - 26,22 MeV £ v - 0,51 MeV E v - n r>"U |UZ E + E era V 11 Po reakcjach (1) i (2): ’He + 4He — ’ Be + y (4) ’ L i + ve ’ Be + e~ —* < (5) ’ L i* + ve ’L i + ‘ H — 24He (6) liniowe (90%): £ v - 0,861 MeV, liniowe (10%): £ v = 0,383 MeV E em - 25,67 MeV £ v - 1,06 MeV
.V~
e m V III Po reakcjach (1), (2) i (4): ’ Be + lH — "B + y (7) •B — *Be* + e + + v e (8) •Be* — 24He (9) ciągłe: £m aks = 14(Q6 MeV E e m - 19,1 MeV * £ v - 7,63 MeV em V O proC i w niev Pewne Gdyby trwałe IV wymienionych występują wielkiej proporcji reakcje:*H + lH + e~ —> + ve (la ) *H + e~ —* ®Be + ve (8a) rolę może grać proces:
’He + lH —> 4He + e + + (10) jądro 4L i było względnie
mogłaby istnieć IV gałąź: po reakcjach (1) i (2): ’He + lH —* 4L i + y (11) 4L i —> 4He + e + + v e (12) liniowe: E v = 1,44 MeV liniowe: £ v - 15,08 MeV ciągłe: E maks . 18>77 MeV ciągłe: gmaks - 18,9 MeV £ v ---= 0,45 £ + £ em V
Astronomia neutrinowa Słońca I
161
T a b e l a 3b
Neutrina z reakcji termonuklearnych w Słońcu Cykl CNO
Energia unoszona
G ałąź Reakcja Rodzaj widma
i energia neutrina przez promieniowanie elektromagnetyczne i neutrina ł2C + lH —► l3N + y (13) »>N — “ C + e + + v e (14) ciągłe: UC + *H —» 14N + y (15) gmaks _ 1>20 MeV CO 14N + ‘H —► 150 + y (16) ciągłe: £ em - 24,97 MeV 0 *
1° « 0 — 15N + e + + ve (17) gmaks _ 1>?4 MeV £ y - 1,76 MeV
O »N + ŁH — ,JC + 4He (18)' £
także procesy konkurujące: liniowe: --- --- - 0,06£ + £ em V UN + e ~ —* 1JC + vg (14a) £ v - 2,22 MeV
150 + e " —» 15N + ve (17a) liniowe: £ u - 2,76 MeV
UN + łH —» “ 0 + y (19) ciągłe: Odgałęzienie boczne “ 0 + łH — 17F + y (20) gmaks - 1 J 5 MeV między procesami ca
a
N 17 F —* 170 + e + + ve (21) liniowe: (17) i (16) O
ffi
lub 17F + e~ —* ” 0 + ve (2 la) £ v - 2,77 MeV 170 + ‘H — l4N + 4H e (22)ł70 + łH —♦ “ F + y (23) ciągłe: Odgałęzienie boczne
CO
O “ F — “ 0 + e + + ve (24)
gmaks . 0>65 MeV między procesami
N
O
o lub MF + e + — “ 0 + ve (24a) liniowe: (21) i (18) cc
162 B. Kuchowicz
z drugiej strony ob lic ze n ia prawdopodobieństwa tych reakcji za pomocą kwan towego mechanizmu przenikania cząstek naładowanych przez barierę potencja łu kulombowskiego wokół jąder. Krótki rys historyczny rozwoju astrofizyki jądrowej wraz z p e łn ą bibliografią, podany je s t w k s ią żc e [58]. Szczytowym osiągnięciem pierwszego etapu rozwoju astrofizyki jądrowej je s t praca B e- t h e g o z 1939 r. [59] o wytwarzaniu energii w gw iazdach. B e t h e podał w niej szybk ości reakcji z obu cykli sp alania wodoru (p —p i CNO) w za le żn o śc i od różnych parametrów fizycznych łą c z n ie z temperaturą, opierając s ię na ogra niczonej ilo ś c i dostępnych danych eksperymentalnych (w rodzaju przekrojów czynnych re ak cji, poziomów energetycznych jąder i ich mas). Wykazane zo stało, że jedynie spalanie wodoru może stanow ić wystarczające źródło energii dla gwiazd c iąg u głównego. D alszy postęp w tej dzie d zin ie polegał w głównej mierze na precyzyjnym w yznaczeniu parametrów, występujących we wzorach B e t h e go dla reakcji sp a la n ia wodoru. Z jednej strony chodziło tu o precy
zyjne wyznaczenie w laboratorium z a le żn o śc i od energii d la danej re ak c ji, która ma przebiegać we wnętrzu gw iazdy. Zagadnieniem tym zajmowałem się w poprzednim artykule [60]. Z drugiej znów strony postęp polegał na dokład niejszym obliczeniu tych parametrów, których nie dało się zmierzyć w labora toriach ziem skich*.
Ponad trzydzieści la t m inęło ju ż od fundam entalnej pracy B e t h e g o [59], niew iele jednak w niosły one do niej uzup ełnień. U zup ełn ienia te p o le g a ją przede wszystkim na wprowadzeniu dodatkowych g a łęzi w cyklach p —p i CNO. Brane d ziś pod uwagę reakcje w cyklach p —p i CNO zestawione s ą w tab. 3a i 3b. O becnie się przyjmuje, że dla gw iazd w rodzaju Słońca cykl węglowo- -azotowy daje wkład rzędu k ilku co najw yżej procent do produkcji energii. W cyklu p —p podstaw ow ą rolę przy wytwarzaniu energii odgrywa g a łą ź I o względnej częstości występowania ok. 91%, następnie g a łą ź II o względnej często śc i 9% i wreszcie g a łąź III (często ść ok. 0,01%). E fekt końcowy cyklu p —p dla każdej gałęzi da s ię przedstaw ić schem atycznie:
4 41 — 4He + 2 e+ + 2 v e. (26)
Energia całk ow ita, w ydzielona na każdej drodze, je s t jednakow a. R óżny tylko je j ułamek u n o s z ą neutrina.
•Decydującą rolę w Słońcu odgrywa cykl p —p, którego szybkość zdeterminowana jest przez przekrój czynny dla reakcji (1) (tab, 3); przekrój ten jest tak mały, że nie udało się go dotychczas laboratoryjnie wyznaczyć. W obliczeniach opieramy się jed nak na wyznaczonych doświadczalnie parametrach dla rozpraszania proton-proton i dla przemiany beta. Dokładność wyznaczenia eksperymentalnego tych ostatnich parame trów odbija się w ten sposób na obliczonej szybkości reakcji (1); wynikły stąd błąd nie przekracza w żadnym razie 10% [óll.
■I strun om ia n rulrinn ua Słnńra. I 163
W przypadku g a łę z i 1 ° l )u n eutrin a s ą sto su n k o w o n is k o e n e rg e ty c z n e . N ic w ięc d ziw n e g o , że u n o s z ą łą c z n ie śred nio ok. 2% energii w y zw olonej w cyklu. O b a te n e u trin a p o c h o d z ą z w idm a c ią g łe g o (1). Warto je d n a k z a u w a ż y ć , że
z procesem (1) k on k u ru je w pew nej m ierze pro ces w ychw ytu elektronu ( l a ) . Z d a n ie m B a h c a l l a jed nak [62], przy tem peraturach rzęd u 107oK ten o s ta tn i pro ces m oże daw ać z n a c z n ie js z y w kład do s p a la n ia wodoru je d y n ie w tedy, gdy g ę s to ść p rze k ra czać b ę d z ie w artość 10* g /c m J. W o s ta tn ie j sw ej pracy B a h- c a l l r 63] przyjm u je d la S ło ń c a w z g lę d n ą c z ę s to ś ć procesu ( l a ) w s to su n k u do re a k c ji (1) ja k o r ó w n ą 1/4 0 0 . Mimo tej n ie w ie lk ie j c z ę s to ś c i procesu ( la ) warto o nim p a m ię ta ć , d o s ta r c z a on bow iem n eutrin o sto su n k o w o w yso k iej o n e rg ii, co m a z n a c z e n ie d la sza n sy ic h w ykrycia.
W g a łę z i II mamy je d n o n eu trin o z procesu (1) a lb o ( l a ) , drugie n a to m ia s t z w ychw ytu ele ktro nu p rze z ją d ro berylu 7Be (5). W ychw yt ten w 90% p rzy padków pro w ad zi do stan u po dstaw o w e go ją d ra 7L i , przy czym em itow ane z o s ta je n e utrin o o e n e rg ii 0,861 M eV. W p o z o s ta ły c h 10%. przypadków odbyw a s ię e m is ja n e u trin a o n iż s z e j e n e rg ii, g d yż ją d r o litu p o w s ta je w s ta n ie w zbu d zo ny m . U łam ek e n e rg ii u n o szo n y p rz e z n e u trin a je s t n ie c o w y żs zy d la tej g a łę z i.
K n e rg ia u n o s z o n a p rze z n eutrin a je s t je d n a k m a k sy m aln a d la trz e c ie j g a ł ę z i . Mamy tu bowiem do c z y n ie n ia z p r z e m ia n ą b e ta ją d r a 8B , o m ak sym aln ej energii n eutrin po w y żej 14 MeV. J e ś l i s p a la n ie wodoru p rze b ie g a zgo dnie z ga ł ę z i ą III, wtedy n e u trin a u n o s z ą śre d n io w ięce j n iż j e d n ą c z w a r tą c z ę ś ć w yzw o lo n e j e n e rg ii. J e s t to bardzo d u ż o . G a łą ź I I I odgryw a bardzo w a ż n ą rolę w a s tr o fiz y c e n e u trin o w e j S ło ń c a , m im o że nie odgryw a praw ie ża d n e j roli w je g o g o spod arce e n e rg e ty c zn e j.
P r z e z p e w ie n c z a s w ydaw ało s ię , że m o ż liw a je s t je s z c z e je d n a g a łą ź cy k lu p —p, p r z e b ie g a ją c a p o p rze z h ip o te ty c z n e jądro 4L i . G dyby ją d r o Jo by ło na ty le trw ałe , że is tn ia ło b y w s ta n ie zw iązan y m choćby p rze z ja k iś k rótk i o d s tę p c z a s u ( ~ 1 0 " 1? s ), p r z y s p ie s z y ło b y ono z n a c z n ie e w o lu c ję S ło ń c a . B a s h k i n , K a v a n a g h i P a r k e r [64], a po n ic h i in n i próbow ali w ykryć ekspery m e n ta ln ie w y tw arzan ie 4L i w r e a k c ji (11), je d n a k to im s ię nie u d a ło . N ie m oż na było r o z s tr z y g n ą ć n a p o d s ta w ie badań lab o rato ry jn y ch nad r e a k c ją (11), czy g a łą ź IV cy k lu p —p m oże odgryw ać ja k ą ś rolę w S ło ń c u . U d ało s ię to d o piero B a h c a l ł o w i [65] w o p a rc iu o pie rw sze w yniki d o ś w ia d c z e n ia neutri- now ego D a v i s a [31]; do k w e stii tej pow rócim y je s z c z e pod k on ie c w yk ład u. N a r a z ie n ie b ę d zie m y s i ę zajm o w a ć g a łę z ią IV cyk lu p —p.
Z w róćm y je s z c z e u w a g ę n a pew ne dodatkow e re a k c je , które m o g ą w y stąp ić
* cyklu p —p . W praw dzie re a k c ja (10) n ie odgryw a ża d n e j r o li w w ytw arzaniu energ ii p rze z g w ia z d ę w ro d za ju S ło ń c a [66], je d n a k ż e m o g łab y o n a odgryw ać p o w a ż n ą ro lę w a s tr o fiz y c e n eu trin ow e j ja k o źród ło n eutrin o n a jw ię k s z e j,
164 B. Kuchow icz•
w porównaniu z innymi reakcjam i, energii m aksym alnej. Na ten w łaśnie aspekt zw rócił uwagę K u ź m i n [67 , 68], który w oparciu o dawne oszacow ania szyb kości tej reakcji dokonane przez S a l p e t e r a [66] stw ierdził, że od 20 do 50% neutrin z obserwowanej na Ziem i wysokoenergetycznej części widma neutrin słonecznych pochodzić będzie z reakcji (10). O statnio W e r n t z i B r e n n a n [69] o b lic zy li górną granicę dla przekroju czynnego dla reakcji (10) w oparciu 0 znajomość w artości dośw iadczalnej przekroju czynnego dla reakcji:
JHe + n —► 4He + y (27)
1 zale żności pom iędzy elementami macierzowymi dla reakcji (26) i (27). O trzy mana przez nich wartość je s t 6-10*3 razy m niejsza od wartości przyjętej daw niej [66]; wobec pow yższego można reakcji (10) nie brać wcale pod uwagę jako źródła neutrin.
B a h c a l l i W o l f [70] w ykazali, że reakcja:
5He
+
e ~ —» 3H + v p, (28)jak rów nież dalsze reakcje sp a la n ia trytu odgryw ają ro lę jedynie w końcowej fazie spalania wodoru w gw iazdach o małej m asie. N eutrina z procesu (28) by łoby i tak trudno wykryć przy uży ciu przedstawionych w drugiej c zęśc i wykładu metod, m iałyby one bowiem zbyt n is k ą energię (równą: E ^ ln — 18 keV).
D odajm y, że w gw iazdach, w których odbywa s ię spalanie wodoru, mogą przebiegać je sz c z e w zasadzie następujące procesy produkcji neutrin:
»He + *H - > 4He + e + + v e, (29) JHe + JHe — » 6Li + e+ + v g , (30)
’ Ile + 4He — » 7Li + e+ + ve, (31)
JHe + 3He — ‘ Be + y,
V
> (32)‘ L i + e+ + v e.
N eutrina z tych czterech procesów mieć b ę d ą widma ciąg łe , z n a stęp u ją cymi wartościami energii maksym alnej: 18,77 MeV, 14,75 M eV, 1,42 MeV i 3,42 MeV (odpowiednio dla kolejnych procesów). Z prawdopodobieństwem mniejszym od 10* do 107 razy m ożliw e s ą także odpowiednie wychwyty elektro nów (a nalogiczn ie do procesu (la ):
Astronomia neutrinowa Słońca. I
163
’ He + l H + e —* 4He + v e, (29a)
sHe + ’ He + e~ —* ‘ L i
+
(30a)’ He +4He + e~ — 7L i + v e, (31 a)
‘ Be + e —>‘ L i + v e. (32a)
Procesy (29), . . . , (32a) praktycznie nie odgryw ają roli w gospodarce ener getycznej Słońca; prawdopodobieństwo ich przebiegu je s t tak znikome, że nie rozw aża się ich dotychczas nawet przy badaniu m ożliw ości detektorów progo wych, o znacznej c zu ło śc i względem neutrin o energiach powyżej k ilk u MeV (a takie w łaśnie neutrina p o w sta ją w dużej mierze w dwóch pierwszych z przy toczonych wyżej reakcji). Nie je s t jednak wykluczone, że reakcje powyższe s ta n ą s ię przedmiotem zainteresow ania astrofizyków na jak im ś późniejszym etapie rozwoju astronomii neutrinowej.
Zauw ażm y, że neutrina z III gałęzi cyklu p —p m a ją średnio najw yższe energie; cecha ta szczególnie ułatw ia ich detekcję. Szczegółow o omówimy ten problem w c zęśc i drugiej wykładu. W drugiej k o le jn o śc i pod względem energii neutrin wymienić trzeba cykl CNO. Gdyby wreszcie reakcje w Słońcu przebiegały w yłącznie według ga łęzi I cyklu p —p, wtedy neutrina miałyby średnio n a jm n ie js z ą energię (i byłoby je najtrudniej wykryć).
4. IL O ŚĆ I JA KO ŚĆ N E U T R IN
Zobaczm y, czy można oszacow ać wartość strum ienia neutrin emitowanych przez Słońce. Skorzystamy z następujących danych:
1) E nergia całkow ita w ydzielona podczas procesu sp alania wodoru (26) wynosi, n ie za le żn ie od cyklu (bądź ga łęzi), E 0 = 26,73 MeV.
2) E nergia wypromieniowywana przez Słońce w jednostce czasu wynosi 3 ,86 - 10” erg-s"1 (= 2,41 -103* MeV-s l ). T ę wartość otrzymujemy w oparciu o pomiary stałej słonecznej, dotyczy więc ona faktycznie tylko energii wypro- mieniowywanej pod p o s ta c ią prom ieniowania elektromagnetycznego (a nie neutrinowego, które praktycznie nie ulega absorpcji na powierzchni Z ie m i’•).
3) P o dc za s procesu sp a la n ia (26), n ie za le żn ie od cyklu, p ow stają zawsze dw a neutrina. E nergia średnia unoszona przez neutrina w przypadku, gdy pro ces (26) przebiega w zdłuż określonej g a łęzi cyklu p —p lub CNO, wynosi £ v>g (w artości liczbow e patrz ostatnia kolumna tab. 3). W tab. 3 podane s ą również wartości energii średniej E em g unoszonej przez promieniowanie elektroma gnetyczne w przypadku gałęzi g.
16ó fi.
K uchow iczPrzyjmijmy teraz, że p ro c e s s p a l a n i a wodoru v\e wnętrzu S ło ń c a p rzebiega z prawdopodobieństwem P dla gałęzi (mamy o c z y w iś c ie 1 P = 1). Wtedy
g
lic z b a N ją d e r helu, wytworzonych w ciągu 1 se k . we wnętrzu S ło ń c a , s t a n o wić będzie wynik pomnożenia wyprcmieniowanej w je d n o s t c e c z a s u energii elektrom agnetycznej p rzez w ielk o ść:
N a jw ię c e j helu p ow stan ie wtedy, gdy sp a l a n i e będzie za ch o d zić w yłącznie według g ałę zi III cyklu p - p , najmniej — gdy b ę d z ie tylko czynna g a ł ą ź I.
Pow staniu iV jąder helu 4He tow arzyszy e m is ja 2N neutrin. Strumień neutrin na powierzchni Ziemi wynosi:
2
N® 4)
gdzie R j e s t o d l e g ł o ś c i ą Ziemi od Sło ńca. M aksym aln ą wartość tego strumienia otrzymamy przyjm ując tylko g a ł ą ź III cyklu p —p, m inimalną — dla g a ł ę z i I:
6 ,5 • 1 0 10 v e / c m 2 • s < Ov < 8,6 • 1 O10 v p/ c m 2. s (35) P o w y ż sz e o s z a c o w a n ie p o z o s t a je w mocy d la w sz y stk ic h d o p u szc za ln y ch sp osob ów sy n te z y helu z w odoru*.
N a p ierw sz y rzut o ka strum ienie neutrin sło n eczn y ch w yd ają s i ę ogromne i można by s ą d z i ć , że d e te k c ja neutrin sło n eczn y ch j e s t c zym ś prostym. Wszak potrafimy d z i ś rejestrow ać p ojed y n c ze c z ą s t k i elementarne; foto p o w ielacz e u m o ż liw iają z lic z a n ie bardzo niskich strumieni fotonów. A tu mamy k ilk a d z ie s i ą t miliardów neutrin, przec h o d zą cy ch w c ią gu sekundy p rz e z powierzchnię je d n e g o cm2! T o dużo, j e ś l i brać pod u w agę l ic z b ę c z ą s t e k , a le mało, j e ś l i po m y ś le ć o m o żliw o ści ich d ete k c ji. Bo prawdopodobieństwo d etekcji p o je d y n c z e go neutrina j e s t znikome, tak m ałe, że trudno wprost s o b i e ,w yobrazić. P rz en ik li w o ść neutrin j e s t niew yobrażalnie duża. Na c ia ło c z ło w ie k a w ciągu j e g o ży c i a p a d a co najmniej 1 0 23 neutrin i tylko jedno z nich z o s t a j e p ochłonięte. T a niebyw ała s ł a b o ś ć oddziaływ ań neutrina z m aterią sp raw iła , że dopiero w ćwierć wieku po „w y m y ś l e n iu ” przez P a u l i e g o neutrino ( ś c i ś l e j mówiąc, antyneutrino v e , bo z neutrinem v e do d z i ś s ą j e s z c z e kłopoty) z o s t a ł o zb ad a-* Wartość granicy górnej należałoby podnieść przyjmując hipotetyczną gałąź IV
cyklu p —p jako jedyną drogę syntezy helu, jest to jednak w wysokim stopniu niepra wdopodobne.
Astronomia ncutrinou a Słońca. I
167
ne doświadczalnie w oddziaływaniu z materią [221. W tędy to F a u l i pr?.egrał (jak można sądzić, ku swemu zadowoleniu) swój zakład*.
0 słabości oddziaływań neutrinowych mówić będziemy jeszcze w następ nym rozdziale. Okaże się, że nie wszystkie neutrina są jednakowo „sła b e ” . Na ogół, w miarę wzrostu energii neutrina, rośnie szansa na jego oddziaływa nie z materią. IV związku z tym nie wszystkie neutrina ze Słońca s ą dla nas jednakowo ważne. Im większa ich energia, tym łatwiej je wykryć. Ju ż w tym miejscu pragnę podkreślić znaczenie tzw. neutrin borowych, tj. z przemiany beta (8) w gałęzi III, mimo niewielkiej -fol' tej gałęzi dla bilansu energetycz nego Słońca.
Jak widać z tych paru uwag, bardzo syażna jest nie tylko ilość neutrin — wartość ich strumienia, ale i ,,jakość” — ich energia. 7 tego względu poważną rolę w astrofizyce neutrinowej odgrywają obliczenia modeli słonecznych, po zwalające na wyznaczenie prawdopodobieństwa, z jakim przebiega określona gałąź reakcji ternonuklearnych. Zagadnieniem tym zajmiemy się szczegółowo w trzeciej części wykładu, obecnie podamy jedynie, w charakterze przykładu, wyniki obliczeń przeprowadzonych przed kilku laty przez B a h c a l l a [71]. Hysunek 4, zaczerpnięty z powyższej pracy B a h c a l l a , zamieszczamy ze względu na jego poglądowy charakter. Wartości liczbowe strumieni neutrin z poszczególnych procesów uległy od tego czasu pewnej zmianie ze względu na nowe oszacowania liczbowe pewnych parametrów jądrowych**, jednakże schemat widma neutrinowego Słońca nie zmienił się w sposób zasadniczy.
Przejścia beta, jak np. (8), dają ciągłe widmo neutrin. W procesie wy chwytu elektronu, np. w (ó), otrzymujemy teoretycznie neutrino monoenerge- tyczne o energii:
Q ~ E 0Arz,
(36)gdzie
he
jest energią kinetyczną elektronu, £ 0drz — energią jądra odrzutu,Q
— różnicą mas (w jednostkach energetycznych) jądra początkowego i końco wego. Szerokość takiej linii zależy od temperatury. Ula neutrin o energii rzę du 1 MeV szerokość ta zdeterminowana jest przez maxwellowski rozkład energii’ P r z e w id y w a n e w ła ś c iw o ś c i n e u tr in a b y ły t a k ie , że po w y s u n ię c iu te j k o n c e p c ji P a u l i m i a ł s ię z w r ó c ić d o s w e g o p r z y ja c ie la , a s tro n o m a B a a d e g o , z ż a rto b liw y m s a m o o s k a r ż e n ie n i, że p o p e łn ił c o ś , c z e g o fiz y k - te o re ty k p o w in ie n s ię w y s tr z e g a ć : w y m y ś l i ł m ia n o w ic ie c z ą s t k ę , k tó re j is t n ie n ia n ig d y n ie p o tw ie rd z i d o ś w ia d c z e n ie . R a a d e z a p r o t e s t o w a ł, z c z e g o w y n ik ł z a k ła d w w a lu c ie o b ie g o w e j P a u l i e g o : b u te lk a c h s z a m p a n a .
* * V i t r z e c ie j c z ę ś c i w>ykładu podam y w yniki rach unk ów w o p a rc iu o n a jn o w s z e d an e d la r e a k c ji ją d r o w y c h , w c h o d z ą c y c h w s k ła d c y k li s p a la n ia w odoru (p a trz [63 l i d a ls z e p rac e B a h c a l l a i w s p ó łp r a c o w n ik ó w ).
168
B . Kuch ow ic zi wynosi ok. 1 keV, dla neutrin natom iast o energii rzędu 10 MeV s z e r o k o ść linii uwarunkowana j e s t poszerzeniem dopplerowskim i wynosi ok. 1 0 keV .
R y s . 4, Widmo neutrin s ło n e c z n y c h : w v - c m _ J . s _l MeV"1 dla neutrin z widma c i ą g ł e g o i w v - c m ' ^ s " 1 dla widma lin io w e g o . Strumienie neutrin z p o s z c z e g ó l n y c h procesó w w Słońcu o d lic z o n e s ą na pow ierzchni Z iem i. Cyfry na rysunku o z n a c z a j ą odpowiednie r e a k c j e produkcji neutrin z tab. 3. N ie w ie lk ie j s z e r o k o ś c i (rządu keV ) lin ii neutrin
z wychwytu sw obodnych elektronów nie. uw idoczniono na rysunku