Nowy cel astronomii neutrinowej
Andrzej Odrzywolek
Uniwersytet Jagielloński, IF UJ, ZTWiA
17.10.2007, 18:00
Zagadnienia powiązane z emisją ν masywnych gwiazd
Typowa gwiazda o masie 15 M (model s15)
−10 5 lat gw. chłodzona neutrinowo
−4 lata spalanie O w jądrze
−8 dni spalanie Si w jądrze
−24 h zdegenerowane jądro „Fe”
−3 h spalanie Si w powłoce
−2 h stygnięcie & deleptonizacja
−0.1 s kolaps grawitacyjny
0 . . . 1 s „mechanizm supernowej”
1 . . . 100 s protogwiazda neutronowa
100s . . . 100 lat „pulsar” lub czarna dziura
Ewolucja gwiazdy o masie 15 M : kT & µ
Znaczenie temperatury
i potencjału chem. dla
emisji neutrin:
hE ν i = 2 5 µ + 2kT
L ν ∝ kT 9
kT określa średni
poziom wzbudzenia
jąder i zawartość e +
µ określa próg na
wychwyt e − oraz
rozpad β −
kT określa czas
niezbędny do
osiągnięcia NSE
Ewolucja gwiazdy o masie 15 M : kT & µ
Znaczenie temperatury
i potencjału chem. dla
emisji neutrin:
hE ν i = 2 5 µ + 2kT
L ν ∝ kT 9
kT określa średni
poziom wzbudzenia
jąder i zawartość e +
µ określa próg na
wychwyt e − oraz
rozpad β −
kT określa czas
niezbędny do
osiągnięcia NSE
Ewolucja gwiazdy o masie 15 M : kT & µ
Znaczenie temperatury
i potencjału chem. dla
emisji neutrin:
hE ν i = 2 5 µ + 2kT
L ν ∝ kT 9
kT określa średni
poziom wzbudzenia
jąder i zawartość e +
µ określa próg na
wychwyt e − oraz
rozpad β −
kT określa czas
niezbędny do
osiągnięcia NSE
Ewolucja gwiazdy o masie 15 M : kT & µ
Znaczenie temperatury
i potencjału chem. dla
emisji neutrin:
hE ν i = 2 5 µ + 2kT
L ν ∝ kT 9
kT określa średni
poziom wzbudzenia
jąder i zawartość e +
µ określa próg na
wychwyt e − oraz
rozpad β −
kT określa czas
niezbędny do
osiągnięcia NSE
Ewolucja gwiazdy o masie 15 M : kT & µ
Znaczenie temperatury
i potencjału chem. dla
emisji neutrin:
hE ν i = 2 5 µ + 2kT
L ν ∝ kT 9
kT określa średni
poziom wzbudzenia
jąder i zawartość e +
µ określa próg na
wychwyt e − oraz
rozpad β −
kT określa czas
niezbędny do
osiągnięcia NSE
Procesy termicznej emisji neutrin
Trzy klasyczne procesy termiczne:
1
Anihilacja par e + e − :
e+
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
e+
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
2
Rozpad plazmonu:
γ∗ e+
e− Z0
ν¯e,µ,τ
νe,µ,τ
γ∗ e+ e−
Z0 ν¯e,µ,τ
νe,µ,τ
3
Fotoprodukcja neutrin:
Z0
e− γ∗
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
e− γ∗
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Inne potencjalnie istotne procesy:
4
Bremmstrahlung (widmo nieznane)
5
Rekombinacja (proces nieuwzględniany)
Procesy termicznej emisji neutrin
Trzy klasyczne procesy termiczne:
1
Anihilacja par e + e − :
e+
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
e+
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
2
Rozpad plazmonu:
γ∗ e+
e− Z0
ν¯e,µ,τ
νe,µ,τ
γ∗ e+ e−
Z0 ν¯e,µ,τ
νe,µ,τ
3
Fotoprodukcja neutrin:
Z0
e− γ∗
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
e− γ∗
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Inne potencjalnie istotne procesy:
4
Bremmstrahlung (widmo nieznane)
5
Rekombinacja (proces nieuwzględniany)
Procesy termicznej emisji neutrin
Trzy klasyczne procesy termiczne:
1
Anihilacja par e + e − :
e+
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
e+
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
2
Rozpad plazmonu:
γ∗ e+
e− Z0
ν¯e,µ,τ
νe,µ,τ
γ∗ e+ e−
Z0 ν¯e,µ,τ
νe,µ,τ
3
Fotoprodukcja neutrin:
Z0
e− γ∗
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
e− γ∗
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Inne potencjalnie istotne procesy:
4
Bremmstrahlung (widmo nieznane)
5
Rekombinacja (proces nieuwzględniany)
Procesy termicznej emisji neutrin
Trzy klasyczne procesy termiczne:
1
Anihilacja par e + e − :
e+
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
e+
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
2
Rozpad plazmonu:
γ∗ e+
e− Z0
ν¯e,µ,τ
νe,µ,τ
γ∗ e+ e−
Z0 ν¯e,µ,τ
νe,µ,τ
3
Fotoprodukcja neutrin:
Z0
e− γ∗
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
e− γ∗
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Inne potencjalnie istotne procesy:
4
Bremmstrahlung (widmo nieznane)
5
Rekombinacja (proces nieuwzględniany)
Procesy termicznej emisji neutrin
Trzy klasyczne procesy termiczne:
1
Anihilacja par e + e − :
e+
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
e+
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
2
Rozpad plazmonu:
γ∗ e+
e− Z0
ν¯e,µ,τ
νe,µ,τ
γ∗ e+ e−
Z0 ν¯e,µ,τ
νe,µ,τ
3
Fotoprodukcja neutrin:
Z0
e− γ∗
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Z0
e− γ∗
e− νe,µ,τ
¯νe,µ,τ
Inne potencjalnie istotne procesy:
4
Bremmstrahlung (widmo nieznane)
5
Rekombinacja (proces nieuwzględniany)
Procesy słabe jądrowe (tzw. „new URCA”)
e
++ (A, Z −1) −→ (A, Z ) + ¯ ν
e↑ ↓
ν
e+ e
++ (A, Z −1) ←− (A, Z )
e
−+ (A, Z ) −→ (A, Z −1) + ν
e↑ ↓
¯
ν
e+ e
−+ (A, Z ) ←− (A, Z −1)
λ p (E ν ) =
N
maxX
i ,j =1
(2J i + 1)e −
kTEiG (N, Z , kT ) λ p ij E ν 2 (Q ij ± E ν ) 2
1 + exp ±E
ν±Q kT
ij±µ
Θ p , p = ε ± , β ±
Problem policzenia widma ν e (¯ ν e ) jest koncepcyjnie prosty, ale
potrzebujemy ogromnej ilości danych jądrowych:
1
Masy nuklidów
2
Poziomy energetyczne E i oraz ich spiny J i
3
szybkości przejść słabych λ ij pomiędzy poziomami wzbudzonymi
4
składu izotopowego materii (z wyjątkiem NSE)
Pełne dane eksperymentalne dotyczą głównie jąder stabilnych w warunkach
laboratoryjnych. Dla pozostałych często nie znamy nawet masy i T
1/2.
Procesy słabe jądrowe (tzw. „new URCA”)
e
++ (A, Z −1) −→ (A, Z ) + ¯ ν
e↑ ↓
ν
e+ e
++ (A, Z −1) ←− (A, Z )
e
−+ (A, Z ) −→ (A, Z −1) + ν
e↑ ↓
¯
ν
e+ e
−+ (A, Z ) ←− (A, Z −1)
λ p (E ν ) =
N
maxX
i ,j =1
(2J i + 1)e −
kTEiG (N, Z , kT ) λ p ij E ν 2 (Q ij ± E ν ) 2
1 + exp ±E
ν±Q kT
ij±µ
Θ p , p = ε ± , β ±
Problem policzenia widma ν e (¯ ν e ) jest koncepcyjnie prosty, ale
potrzebujemy ogromnej ilości danych jądrowych:
1
Masy nuklidów
2
Poziomy energetyczne E i oraz ich spiny J i
3
szybkości przejść słabych λ ij pomiędzy poziomami wzbudzonymi
4
składu izotopowego materii (z wyjątkiem NSE)
Pełne dane eksperymentalne dotyczą głównie jąder stabilnych w warunkach
laboratoryjnych. Dla pozostałych często nie znamy nawet masy i T
1/2.
Procesy słabe jądrowe (tzw. „new URCA”)
e
++ (A, Z −1) −→ (A, Z ) + ¯ ν
e↑ ↓
ν
e+ e
++ (A, Z −1) ←− (A, Z )
e
−+ (A, Z ) −→ (A, Z −1) + ν
e↑ ↓
¯
ν
e+ e
−+ (A, Z ) ←− (A, Z −1)
λ p (E ν ) =
N
maxX
i ,j =1
(2J i + 1)e −
kTEiG (N, Z , kT ) λ p ij E ν 2 (Q ij ± E ν ) 2
1 + exp ±E
ν±Q kT
ij±µ
Θ p , p = ε ± , β ±
Problem policzenia widma ν e (¯ ν e ) jest koncepcyjnie prosty, ale
potrzebujemy ogromnej ilości danych jądrowych:
1
Masy nuklidów
2
Poziomy energetyczne E i oraz ich spiny J i
3
szybkości przejść słabych λ ij pomiędzy poziomami wzbudzonymi
4
składu izotopowego materii (z wyjątkiem NSE)
Pełne dane eksperymentalne dotyczą głównie jąder stabilnych w warunkach
laboratoryjnych. Dla pozostałych często nie znamy nawet masy i T
1/2.
Procesy słabe jądrowe (tzw. „new URCA”)
e
++ (A, Z −1) −→ (A, Z ) + ¯ ν
e↑ ↓
ν
e+ e
++ (A, Z −1) ←− (A, Z )
e
−+ (A, Z ) −→ (A, Z −1) + ν
e↑ ↓
¯
ν
e+ e
−+ (A, Z ) ←− (A, Z −1)
λ p (E ν ) =
N
maxX
i ,j =1
(2J i + 1)e −
kTEiG (N, Z , kT ) λ p ij E ν 2 (Q ij ± E ν ) 2
1 + exp ±E
ν±Q kT
ij±µ
Θ p , p = ε ± , β ±
Problem policzenia widma ν e (¯ ν e ) jest koncepcyjnie prosty, ale
potrzebujemy ogromnej ilości danych jądrowych:
1
Masy nuklidów
2
Poziomy energetyczne E i oraz ich spiny J i
3
szybkości przejść słabych λ ij pomiędzy poziomami wzbudzonymi
4
składu izotopowego materii (z wyjątkiem NSE)
Pełne dane eksperymentalne dotyczą głównie jąder stabilnych w warunkach
laboratoryjnych. Dla pozostałych często nie znamy nawet masy i T
1/2.
Procesy słabe jądrowe (tzw. „new URCA”)
e
++ (A, Z −1) −→ (A, Z ) + ¯ ν
e↑ ↓
ν
e+ e
++ (A, Z −1) ←− (A, Z )
e
−+ (A, Z ) −→ (A, Z −1) + ν
e↑ ↓
¯
ν
e+ e
−+ (A, Z ) ←− (A, Z −1)
λ p (E ν ) =
N
maxX
i ,j =1
(2J i + 1)e −
kTEiG (N, Z , kT ) λ p ij E ν 2 (Q ij ± E ν ) 2
1 + exp ±E
ν±Q kT
ij±µ
Θ p , p = ε ± , β ±
Problem policzenia widma ν e (¯ ν e ) jest koncepcyjnie prosty, ale
potrzebujemy ogromnej ilości danych jądrowych:
1
Masy nuklidów
2
Poziomy energetyczne E i oraz ich spiny J i
3
szybkości przejść słabych λ ij pomiędzy poziomami wzbudzonymi
4
składu izotopowego materii (z wyjątkiem NSE)
Pełne dane eksperymentalne dotyczą głównie jąder stabilnych w warunkach
laboratoryjnych. Dla pozostałych często nie znamy nawet masy i T
1/2.
Średnie energie neutrin dla kompilacji FFN
Średnie energie neutrin dla kompilacji FFN
Średnie energie neutrin dla kompilacji FFN
Średnie energie neutrin dla kompilacji FFN
Średnie energie neutrin dla kompilacji FFN
Średnie energie neutrin dla kompilacji FFN
Średnie energie neutrin dla kompilacji FFN
Średnie energie neutrin dla kompilacji FFN
Średnie energie neutrin dla kompilacji FFN
Średnie energie neutrin dla kompilacji FFN
Emisja termiczna gwiazdy o masie 15 M
Całkowita emisja termiczna gwiazdy o masie 15 M
100 yr 10 yr 1 yr 100d 10d 1d 3h 1h 10m time BC
0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2
EΝ@MeVD
s15
100 yr 10 yr 1 yr 100d 10d 1d 3h 1h 10m time BC
47 48 49 50 51 52
logNΝ@s-1D
s15
2 3 4 5 6 7
logFΝ1kpc@s-1cm-2D
Emisja termiczna gwiazdy o masie 15 i 25 M
Całkowita emisja termiczna gwiazdy o masie 15 i 25 M
100 yr 10 yr 1 yr100d 10d 1d 3h 1h 10m
time BC
47
48
49
50
51
52
log N
Ν@s
-1D
s15
2
3
4
5
6
7
log F
Ν 1 kpc @s
-1cm
-2D
Całkowita emisja termiczna gwiazdy o masie 15 i 25 M
100 yr 10 yr 1 yr100d 10d 1d 3h 1h 10m
time BC
0.6
0.8
1
1.2
1.4
1.6
1.8
2
E
Ν@MeV D
s15
Emisja termiczna gwiazdy o masie 15 M
Emisja termiczna gwiazdy o masie 25 M
Y e gwiazdy o masie 15 i 25 M
Emisja 56 Fe (ν e ) gwiazdy o masie 15 M
Emisja 56 Fe (¯ ν e ) gwiazdy o masie 15 M
Emisja ν e & ¯ ν e gwiazdy o masie 15 M
Oparta o H 2 O detekcja ¯ ν e
Rys. M. Nakahata (NNN05)
genialnie prosta metoda
detekcji ¯ ν e o energii
hE ν ¯
ei > 1.8 MeV
0.2% GdCl 3 daje 90%
efektywność wychwytu
neutronu w H 2 O
ułamek kosztu całego
detektora $5/kg
skalowalna do Mt
Ogromne zainteresowanie fizyków,
astrofizyków, geofizyków oraz IAEA !
Geoneutrina & (geo?)reaktory vs pre-supernova
Wspólny mianownik: detekcja ¯ ν e dla hE ¯ ν
ei ∼ 2 . . . 6 MeV
1 2 3 4
Antineutrino energy @MeVD
10
310
410
510
610
7Flux 1 kpc @cm
-2s
-1MeV
-1D
3 hours
2 days
1 year
10 years
Potrzebujemy sygnału w zakresie energii pozbawionym tła!
Emisja termiczne versus rozpad β − 56 Fe
1 2 3 4 5 6
E
Νe
@MeVD
10
3210
3410
3610
3810
4010
4210
4410
4610
48L
Ν e@erg s D
day
-1year
-1hour
-1e
+e
-®Ν
e Ν
e
56
Fe
*®
56Co
*+ e
-+ Ν
e
O
O
Si
Si
Ne
Detekcja neutrin z pre-supernowej jest możliwa!
Rys. A. Odrzywolek, „20 years after SN1987A” conference (2007)