大質量星の進化と超新星前兆ニュートリノ

大質量星の進化と超新星前兆ニュートリノ
吉田敬
(京都大学基礎物理学研究所)
梅田秀之, 高橋亘
(東京大学大学院理学系研究科天文学専攻)
「宇宙の歴史をひもとく地下素粒子原子核研究」2015年領域研究会
2015年5月15日神戸大学
超新星爆発と大質量星
超新星爆発
大質量星(初期質量8-10M 以上)の
最期に起こる爆発現象
大量のニュートリノを生成
PTEP 2012, 01A302
さまざまな元素の供給源
(a)
0
10
Si
Fe
O
15M
S
Mass Fraction
-1
10
Mg
Cr
10
10-4
(Hirata et al. 1988)
Al
Co
Zn
1.6
K
V
Cl
1.7
1.8
1.9
2
2.1
2.2
2.3
2.4
Mr/M
(b)
15M 超新星モデルの元素組成分布
100
Fe
Si
S
2/17
Na
P
Ti
-3
10
Ca
Mn
-2
Cu
SN1987Aで観測されたneutrino event
Ne
Ar
Ni
O
(Umeda,
TY, Takahashi
20M2012)
Ne
Ar
吉田敬 2015年5月15日@2015年領域研究会
-1
10 Ni
Mg
大質量星の進化
15M の星の進化
H, He燃焼:
He-burning
H-burning
C燃焼: ~ 1600 year
核燃焼によるエネルギー生成
Ne燃焼: ~7 year
表面対流層
C燃焼以降:
O燃焼: ~ 3 year
ニュートリノによるエネルギー損失が重要に！
Si燃焼: ~ 1 week
He-shell burning
C
核燃焼によるheating
3/17
O
CC
C
Ne O
O
Si
Si
neutrinoによるcooling
吉田敬 2015年5月15日@2015年領域研究会
Total
pair
electron capture
photo
1 hour
1 day
brems
plasma
1 week
Ne-burning
O-burning
15 M model
Si-burning
ニュートリノ光度の進化
pair neutrinoが主な生成過程
plasma neutrinoの重要性
加藤さんポスター
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吉田敬 2015年5月15日@2015年領域研究会
(37) with the use of the Cuhre algorithm implemented in Cuba
library [24] used in our PSNS code [23]. Guaranteed relative
accuracy is everywhere better than 3%. This figure explains why
the Cuhre deterministic algorithm (solid line), in spite of slow
convergence, is recommended to compute the neutrino spectrum.
Failure of Monte Carlo algorithms (dashed and dotted line) is
apparent. However, these failures do not influence energy moments (mean energy and dispersion of the spectrum) significantly leading to errors smaller than those that the Monte Carlo
algorithm produces. Detailed knowledge of the spectrum below
0.1 MeV seems also unimportant from an experimental point of
view. Temperature and chemical potential values are as in Fig. 2.
good estimate.
Si燃焼におけるNeutrino spectra
D. Neutrino energy moments
Fortunately, we were lucky to express moments of the
neutrino spectrum by the Fermi-Dirac integrals (21). With
the moments given,
one 2004;
is able to
approximateetthe
(Odrzywolek
et al.
Misiaszek
al.spec2006)
trum with the aid of an appropriate analytical formula.
Neutrino and antineutrino energy moments are computed as integrals
pair neutrinoによるneutrino spectra
ベテルギウスが超新星爆発を起こしたときのKamLAND, SK,
Z al. 2007)
ZE
GADZOOKSなどでの観測可能性 (Odrzywolek
et
d$v
1;2
Jn $
dE 1;2 d3 p1 d3 p2
f1 f2 E n1;2 :
(39)
dE
E
1;2
Therefore we may take advantage of the Monte Carlo
我々の見積りよりも多い…進化モデルの依存性?
integration performance, and compute spectrum much
%
!
Unexpectedly, integration over the neutrino energy dE
2007)
plasma neutrino
and the angle between p and p in (39) can be done
analytically for any integer value of n. However, we are
to find general
expression valid for any n similar to
NSE時のweak interaction unable
(Odrzywolek
2009)
Eq. (23).
For n $ 0, due to (36), Eq. (39) reduces to Eq. (23) with
kT
=$0.319
MeV
n$m
0. Physically,
it expresses the fact that the reacpair
more than 10 times faster. For theoretical(Odrzywolek
considerations,
we however recommend use of the much more reliable
Cuhre algorithm.
1
1
5
2
tion rate is equal to the number of emitted neutrinos or
μantineutrinos
= 0.85+m
e MeV
per unit
volume and per unit time.
For n $ 1, Eq. (39) is equal to the neutrino (antineutrino) emissivity. For convenience, we express it in the
form
νe
J11;2 & Q1;2 $
νe, νμ, νμ
(Misiaszek et al. 2006)
FIG. 4. On semilog plot differences between neutrino spectra
of electron neutrinos (dashed line), electron antineutrinos (solid
5/17
line),
" (#) neutrinos (dotted line), and " (#) antineutrinos
Q
' "Q;
2
(40)
where Q is the total emissivity (24) and "Q is
GF 2
%
% !
C C (4)G!
"Q $
1 G1=2 ! G1 G1=2 *
36% V A
%
% !
! %
% !
% 4)G!
0 G!1=2 ! G0 G!1=2 * ! )G1 G!1=2 ! G1 G!1=2 *
%
% !
! 7)G!
0 G1=2 ! G0 G1=2 *+:
(41)
吉田敬 2015年5月15日@2015年領域研究会
研究目的
研究目的
ケイ素燃焼以降のニュートリノ放出を調べる
KamLANDやSKでの観測可能性
星の質量に対する依存性
進化の違い, CO, Feコアの大きさの違い
自転の効果
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吉田敬 2015年5月15日@2015年領域研究会
Neutrino spectraの見積もりの変更
pair neutrinoによるneutrino放出
モンテカルロシミュレーションでν spectraを求める
(Odrzywolek et al. 2004の方法を改良)
r(εν, εν) =
2
c
|M|
4
4
f
e- fe+ (2π) δ (pe-+pe+-pν-pν) ε ε ε ε d3pe-d3pe+dΩνdΩν
e- e+ ν ν
16(2π)12h12
|M|2 = 16GF2(hc)2 {(CA-CV)2(pe-. pν)(pe+. pν) + (CA+CV)2(pe+. pν)(pe-. pν)
+ me2c4 (CA2-CV2)(pν. pν)}
コード改良 (修正中)
neutrinoエネルギー生成率
Fermi積分を行う方法に変更 (Yakovlev et al. 2002)
エネルギー生成率をνeνe, νxνxで別に計算
表のgrid間隔を狭くする
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(273点→1581点)
吉田敬 2015年5月15日@2015年領域研究会
ニュートリノスペクトルの進化(15M )
H,He,C,N,O,Ne,”Si”,”Fe”
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shell
Si-b
nuclear
nuclear (<0)
pair ν
plasma ν
weak ν
Si-b
νe, νe, νx, νx
吉田敬 2015年5月15日@2015年領域研究会
前兆neutrino event数の予測
15 M model@d = 200pc(ベテルギウスの距離)
KamLANDによる検出(Np = 5.98×1031) p + νe → n + e+
no oscillations
normal mass hierarchy
inverted mass hierarchy
Neutrino検出数は~14個 (normal), ~8個(inverted)
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大質量星モデルの違い
新しい大質量星モデル
対流領域の扱い
Schwarzschild条件
断熱温度勾配 < 放射温度勾配
Ledoux条件
対流
組成分布の違いも考慮
対流層境界
放射層
dov
対流層
対流層の境界で流体速度 = 0
overshooting (He燃焼まで)
領域の広さ: dov = αov Hp
αov: パラメータ
大きなovershooting
大きなCOコア
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大質量星モデルの違い
対流領域とHe, COコアの時間進化
コア対流層
これまでのモデル
He core
CO core
Schwarzschild対流条件
αov = 0.005
新しいモデル
Ledoux対流条件
αov = 0.005
大きなHe, COコア
強いovershootingの影響
細線: これまでのモデル
太線: 新しいモデル
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大質量星モデルの違い
対流領域とFeコアの時間進化
細線: これまでのモデル
太線: 新しいモデル
Si core
Si core
Fe core
Fe core
コア対流層
コア対流層
新しい(これまでの)モデル
Si燃焼期間
~ 2日(~ 7日)
大きなCOコア
Ledoux条件
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短時間での収縮
対流はこれまでよりも弱い
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大質量星モデルの違い
15M モデルの最終的な組成分布の違い
”Fe”
O
He
これまでのモデル
H
Ne
C
”Si”
”Fe”
N
He
O
Ne
C
”Si”
13/17
Mf = 13.3 M
MCO = 2.81 M
MFe = 1.45 M
H
N
新しいモデル
Mf = 14.0 M
MCO = 3.35 M
MFe = 1.51 M
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ニュートリノ生成率とevent数
電子反ニュートリノ生成率
KamLANDでのevent数
no oscillations
normal mass hierarchy
これまで
inverted mass hierarchy
新しい
細い線: これまで
ケイ素燃焼の期間の違い
より多くのニュートリノを放出
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他の大質量星モデルとの比較
15 M models
Woosley, Heger, Wever (2002)
Limongi & Chieffi (2006)
100
100
10-1
4He
16O
1H
Mass Fraction
Mass Fraction
‘Fe’
28Si
10-1
20Ne
14N
10-2
10-2
12C
10-3
10-4
0
1
2
10-3
3
Mr / M
Mf = 12.6 M
MCO = 2.85 M
MFe = 1.54 M
4
5
6
10-4
0
1
2
3
Mr / M
4
5
6
Mf = 13.4 M
MCO = 2.99 M
MFe = 1.39 M
新しいモデルはCOコアが大きめ
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今後の方針
新しい大質量星進化モデルでの進化計算
太陽系元素存在度
Asplund et al. (2009), Lodders et al. (2009)
対流に関するパラメータ
A&A 570, L13 (2014)
HR図を再現するように決定 (Castro
et al. 2014)
A&A 570, L13
Input physicsの改良
初期質量の範囲
ECSN ~ 300M +
νスペクトル生成コードの修正
前兆ニュートリノのスペクトル
進化とevent数の予測
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Fig. 1. Greyofscale
representation
the probability
distribution
of th
Fig. 1. Grey scale representation of the probability density distribution
the location
of 575ofGalactic
stars in density
the sHRD.
Three empiri
derlines
between
densely
populated
regions
and
regions scattering
are drawn Ed
as
derlines between densely populated regions and empty regions
are drawn
as black
dashed
lines (cf.
Table
1).empty
The electron
まとめ
ケイ素燃焼以降での大質量星からのニュートリノ放出
ニュートリノ放出コードの改良(修正中)
新しい大質量星進化モデルでの結果
15 M model
KamLANDでの爆発前1週間での検出数
31個(normal), 18個(inverted) @d=200pc
[これまでのモデル: 17個(normal), 8個(inverted)]
新しい大質量星進化モデルの計算
ECSN ~ 300M models +
17/17
吉田敬 2015年5月15日@2015年領域研究会

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