Quel objet dans l'univers est le plus opaque aux neutrinos?

J'ai eu cette pensée, et ma première supposition était "haute densité = beaucoup d'absorption, donc je suppose que ce sont des étoiles à neutrons", mais cette question physique.se à ce sujet a une excellente réponse qui explique pourquoi c'est incorrect.

Alors, quel objet absorbera la fraction la plus élevée de neutrinos qui le traversent, ou au moins être un bon candidat? N'hésitez pas à assumer une certaine gamme d'énergie de neutrinos. Exclure les trous noirs car ils absorbent tout et ce n'est pas aussi intéressant.

... Alors quel objet absorbera la fraction la plus élevée de neutrinos qui le traversent, ou au moins être un bon candidat? N'hésitez pas à assumer une certaine gamme d'énergie de neutrinos. Exclure les trous noirs car ils absorbent tout et ce n'est pas aussi intéressant.

Les neutrinos ont parmi la plus petite masse et voyagent à presque la vitesse de la lumière , cette propriété, avec leur faible interaction, leur permet de voyager à travers tous les objets sauf les plus denses.

Vous avez demandé une réponse qui exclut le piégeage par gravité, les objets ridiculement longs devraient également être exclus. Cela laisse des objets (existants) de taille raisonnable d'une densité extrême.

Si l'étoile progénitrice est dans la gamme de masse 8–25 M le noyau se contracte lentement vers une étoile à neutrons, et il est donc appelé étoile à protons-neutrons (PNS). Une fois qu'il se contracte et devient particulièrement dense, il devient opaque aux neutrinos. Il doit également libérer une énorme quantité de moment angulaire, par émission de neutrinos, pour équilibrer les équations d'état (EoS). Dans les premiers dixièmes de secondes après le rebond du cœur, le PNS est turbulent et bancal, mais au cours des dizaines de secondes suivantes, il subit une évolution plus «quasi stationnaire» (la phase Kelvin-Helmholtz), qui peut être décrite comme une séquence de configurations d'équilibre.$_\odot$

Cette phase est caractérisée par une augmentation initiale de la température PNS car l'énergie de dégénérescence des neutrinos est transférée à la matière et l'enveloppe PNS se contracte rapidement, puis par une deleptonisation générale et un refroidissement. Après des dizaines de secondes, la température devient plus basse et le libre parcours moyen des neutrinos est supérieur au rayon stellaire. Le PNS devient transparent pour les neutrinos, et une étoile à neutrons «mature» est née.

La création d'une étoile protonique à neutrons est expliquée dans " Neutrino Emission from Supernovae " (28 février 2017), par H.-Th. Janka. Il a cette illustration simple à la page 4:

_{Fig. 2 Évolution d'une étoile massive depuis le début de l'effondrement du noyau de fer en une étoile à neutrons. L'ancêtre a développé une structure typique de coquille d'oignon avec des couches d'éléments de plus en plus lourds entourant le noyau de fer au centre (coin supérieur gauche). Comme une étoile naine blanche, ce noyau de fer (agrandi en bas à gauche) est stabilisé principalement par la pression de fermion d'électrons presque dégénérés. Il devient gravitationnellement instable lorsque la hausse des températures commence à permettre une photo-désintégration partielle des noyaux du groupe du fer en particules et nucléons. La contraction s'accélère jusqu'à un effondrement dynamique par capture d'électrons sur des protons liés et libres, libérant des neutrinos électroniques ( ), qui initialement s'échappent librement. Seulement$\alpha$$v_e$quelques fractions de seconde plus tard, la chute catastrophique est stoppée car la densité de matière nucléaire est atteinte et une étoile proto-neutronique commence à se former . Cela donne lieu à une forte onde de choc qui se déplace vers l'extérieur et perturbe l'étoile dans une explosion de supernova (en bas à droite ). L'étoile à neutrons naissante est initialement très étendue (agrandie dans le coin supérieur droit) et se contracte en un objet plus compact tout en accumulant plus de matière (visualisée par le taux d'accrétion de masse ) dans la première seconde de son évolution. Cette phase ainsi que le refroidissement et la neutronisation subséquents du résidu compact sont entraînés par l'émission de neutrinos et d'antineutrinos de toutes les saveurs (indiqués par le symbole$\dot{M}$$v$), qui diffusent hors du noyau super-nucléaire dense et chaud pendant des dizaines de secondes. (Figure adaptée de Burrows, 1990b)}

Notez que l'image en bas à droite bloque (neutrinos).$v$

Texte à la page 2:

"... [Beaucoup d'informations intéressantes] ... [citation la plus courte possible] ... Les diffusions en courant neutre des neutrinos hors des noyaux et des nucléons libres étant possibles, il a été reconnu que les neutrinos électroniques , , produits par des captures d'électrons ne peut s'échapper librement qu'au début de l'effondrement du noyau stellaire (qui commence à une densité d'environ 10 g cm ), mais se fait piéger pour être transporté vers l'intérieur avec le plasma stellaire en chute lorsque la densité dépasse quelques fois 10 g cm$ν_e$$^{10}$$^{−3}$$^{11}$$^{−3}$. À ce moment, l'implosion s'est tellement accélérée que l'échelle de temps d'effondrement restante devient plus courte que l'échelle de temps de diffusion vers l'extérieur des neutrinos, ce qui augmente lorsque les diffusions deviennent de plus en plus fréquentes avec une densité croissante. Peu de temps après, généralement autour de 10 g cm , les neutrinos électroniques s'équilibrent avec le plasma stellaire et remplissent leur espace de phase pour former un gaz de Fermi dégénéré. Pendant l'effondrement restant jusqu'à la densité de saturation nucléaire (environ 2,7 × 10 g cm$^{12}$$^{−3}$$^{14}$$^{−3}$) est atteinte, et l'incompressibilité de la matière nucléonique due à la partie répulsive de la force nucléaire permet la formation d'une étoile à neutrons, l'entropie et le nombre de leptons (électrons plus neutrinos électroniques) du gaz infaillible (plasma stellaire plus neutrinos piégés) ) restent essentiellement constants. Comme le changement de l'entropie par capture d'électrons et échappement de jusqu'à piégeage est modeste, il est devenu clair que l'effondrement d'un noyau stellaire se déroule presque adiabatiquement (pour une revue, voir Bethe, 1990). L'étoile protoneutronique, c'est-à-dire l'objet prédécesseur chaud, à accumulation de masse, encore riche en protons et en leptons de l'étoile neutronique finale, avec ses densités super-nucléaires et des températures extrêmes pouvant atteindre plusieurs 10 K ( correspondant à plusieurs 10 MeV) est$ν_e$$^{11}$très opaque à toutes sortes de neutrinos (antineutrinos) (actifs) . Les neutrinos, une fois générés dans cet environnement extrême, sont fréquemment réabsorbés, réémis et dispersés avant de pouvoir atteindre des couches semi-transparentes près de la «surface» de l'étoile protoneutronique, qui est marquée par un déclin essentiellement exponentiel de la densité sur plusieurs ordres de grandeur. Avant de finalement se découpler du milieu stellaire au-dessus de cette région et de s'échapper, les neutrinos ont connu des milliards d'interactions en moyenne. La période de temps pendant laquelle l'étoile à neutrons naissante est capable de libérer des neutrinos avec des luminosités élevées jusqu'à ce que son énergie de liaison gravitationnelle (Eq.1) soit rayonnée, dure donc plusieurs secondes (Burrows et Lattimer, 1986; Burrows, 1990a). ".

Dans l'étude " Observing Supernova Neutrino Light Curves with Super-Kamiokande: Expected Event Number over 10 s " (22 août 2019) par Yudai Suwa, Kohsuke Sumiyoshi, Ken'ichirō Nakazato, Yasufumi Takahira, Yusuke Koshio, Masamitsu Mori et Roger A Wendell, ils ont étudié les propriétés des neutrinos observables par Super-Kamiokande jusqu'à 20 s après le rebond en utilisant la base de données de Nakazato et al. (2013). Il comprend ce texte et le graphique qui l'accompagne:

Page 4:

"Alors que les simulations d'hydrodynamique des rayonnements neutrino (RHD) tiennent compte de l'émission de neutrinos avant la revitalisation des chocs, les courbes de lumière des neutrinos des simulations de refroidissement du PNS sont raisonnables pendant des périodes postérieures à la reprise des chocs. Sur la base de ces considérations, les courbes de lumière des neutrinos de les phases précoce et tardive sont interpolées par une fonction exponentielle en supposant une reprise de choc à = 100, 200 ou 300 ms après le rebond. Sur la figure 1, une courbe de lumière de neutrinos typique obtenue par cette procédure est affichée. "$t_{revive}$

Page 6:

_{Figure 1. Luminosités des neutrinos (panneaux supérieurs) et énergies moyennes (panneaux inférieurs) en fonction du temps après rebond pour le modèle 13M⊙, Z = 0,02, trevive = 300 ms.}