Журнал естественнонаучных исследований, 2024, № 3

ISSN 2500-0489 
 
ЖУРНАЛ ЕСТЕСТВЕННОНАУЧНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ 
Сетевой научный журнал 
Том 9 
■ 
Выпуск 3 
■ 
2024 
 
Выходит 4 раза в год   
 
 
 
 
 
 
      Издается с 2016 года 
 
 
СОДЕРЖАНИЕ 
Астрофизика  
 
Поройков С.Ю.  
Реализуемость барионной асимметрии при фазовом 
переходе I рода кварк-глюонная плазма – адронный 
газ в горячей Вселенной 
 
Химические науки  
 
Кондратьева Л.А.  
Изучение влияния на продукт 
самораспространяющегося высокотемпературного 
синтеза увеличения концентрации одного  
из компонентов в исходной шихте 
 
Медицинские науки 
Свидетельство о регистрации средства 
массовой информации  
Эл № ФС77-61335 от 07.04.2015 г. 
 
Издатель:  
ООО «Научно-издательский центр ИНФРА-М» 
127282, г. Москва, ул. Полярная, д. 31В, стр. 1 
Тел.: (495) 280-15-96 
Факс: (495) 280-36-29 
E-mail: books@infra-m.ru 
http://www.infra-m.ru 
 
Главный редактор: 
Питулько В.М. – доктор геол.-минерал. наук, 
главный научный сотрудник, лаборатория 
геоэкологических проблем природнохозяйственных систем и урбанизированных 
территорий, Санкт-Петербургский научноисследовательский центр экологической 
безопасности Российской академии наук 
(НИЦЭБ РАН), г. Санкт-Петербург  
 
Ответственный редактор:  
Титова Е.Н. 
E-mail: titova_en@infra-m.ru 
 
© ИНФРА-М, 2024 
 
Присланные рукописи не возвращаются.  
Точка 
зрения 
редакции 
может 
не 
совпадать  
 
Жигалина Д.В., Немеров Е.Н.  
Биоэтические 
проблемы 
экстракорпорального 
оплодотворения на фоне тубэктомии. 
 
Прибылов В.С., Маль Г.С., Немеров Е.В.  
Исторические подходы к лечению ишемической 
болезни сердца 
 
Хоперская О.В., Кудашова Е.А., Енькова Е.В., 
Меркулова А.Ю.  
Предменструальный синдром: этиология и 
патогенез. Психологические аспекты. 
 
Леонидова К.О., Прибылова Н.Н., Немеров Е.В.  
Хроническая болезнь почек как социо-медицинская 
проблема 
 
с мнением авторов публикуемых материалов.  
Редакция оставляет за собой право самостоятельно 
подбирать к авторским материалам иллюстрации, 
менять заголовки, сокращать тексты и вносить в 
рукописи необходимую стилистическую правку без 
согласования 
с 
авторами. 
Поступившие  
в редакцию материалы будут свидетельствовать о 
согласии авторов принять требования редакции.  
Перепечатка 
материалов 
допускается  
Юнина-Пакулова Н.Ю., Кравцова Е.С.  
Проблемы изучения структурной организации 
временной перспективы личности ветеранов 
боевых действий (включая симптомы 
посттравматического стрессового расстройства)  
в современных исследованиях  
 
с письменного разрешения редакции.  
При 
цитировании 
ссылка 
на 
журнал 
«Журнал 
естественнонаучных исследований» обязательна.  
Редакция не несет ответственности за содержание 
рекламных материалов.  
 
САЙТ: http://naukaru.ru/ 
E-mail: titova_en@infra-m.ru 
 

Реализуемость барионной асимметрии при фазовом 
переходе I рода кварк-глюонная плазма – адронный 
газ в горячей Вселенной 
 
Realizability of baryon asymmetry during a first-order 
phase transition quark-gluon plasma – hadronic gas  
in a hot Universe 
 
Поройков С.Ю. 
Канд. физ-мат. наук МГУ им. М.В. Ломоносова, г. Москва 
e-mail: sporoykov@mail.ru 
 
Poroykov S.Yu. 
Ph. D. (Phys.-Math.) Lomonosov Moscow State University, Moscow 
e-mail: sporoykov@mail.ru 
 
Аннотация 
Рассматривается реализуемость В-нарушения при фазовом переходе I рода кварк-глюонная 
плазма (КГП) – адронный газ (АГ) в горячей Вселенной. Анализируются условия достижимости В-асимметрии 10-8 – 10-5 (при Ωb ~ 1) за счет переходов антикварк – кварк типа νμ + d̃ 
→ u + μ- (ΔB ≠ 0) с С-нарушением в КГП с участием мюонных нейтрино после сепарации 
рождающих их тяжелых антилептонов от лептонов, поляризованных при рассеянии на стенках растущих пузырей АГ. Так, тяжелые лептоны и антилептоны при рождении могут приобретать противоположную ориентацию спина (Р-нарушение). В адронах АГ реализуемы осцилляции кварков без В-нарушения (ΔB = 0). Вклад нейтрино и τ-лептонов в В-асимметрию, 
реализуемую при распаде КГП ядерной плотности, аргументирует их высокая проникающая 
способность и участие в слабых взаимодействиях, для которых характерно СР-нарушение. 
Ключевые слова: барионная асимметрия, нейтрино, τ-лептоны, кварк-глюонная плазма, фазовый переход. 
 
Abstract 
The feasibility of B-violation during a first-order phase transition quark-gluon plasma (QGP) – hadronic gas (HG) in a hot Universe is considered. The conditions for the attainability of B-asymmetry 
10-8 – 10-5 (at Ωb ~ 1) are analyzed, due to antiquark–quark transitions of the type νμ + d̃ → u + μ- 
(ΔB ≠ 0) with C-violation in the QGP with the participation of muon neutrinos after separation of 
the heavy antileptons that give birth to them, from the leptons polarized during scattering on the 
walls of the growing HG bubbles. Thus, heavy leptons and antileptons can acquire opposite spin 
orientation at birth (P-violation). Quark oscillations in AG hadrons occur without B-violation (ΔB = 
0). The contribution of neutrinos and τ-leptons to the B-asymmetry realized during the decay of the 
QGP of nuclear density is argued by their high penetrating ability and participation in weak interactions, which are characterized by CP-violation. 
Keywords: baryon asymmetry, neutrino, τ-leptons, quark-gluon plasma, phase transition. 
 
 
 
2 

Введение 
 
Как показано А.Д. Сахаровым (1967), барионная асимметрия могла возникнуть в ранней 
Вселенной в ходе термически неравновесных процессов в условиях нарушения СРинвариантности при несохранении барионного числа (В-нарушение) [1]. Результаты исследований, накопленные более чем за полвека, позволяют конкретизировать данные принципы. 
Во-первых, отклонения от термодинамического равновесия в ранней Вселенной (первое 
условие Сахарова) могут возникать при фазовом переходе (ФП), а не за счет расширения 
Вселенной [2]. Так, предполагаемое время распада кварк – глюонной плазмы (КГП) при ФП I 
рода в горячей Вселенной ~10-11 с [3] на 6 порядков меньше времени расширения Вселенной 
в период распада КГП ~10-5 с [4, с. 339]; по другим оценкам 10-5 – 10-4 с [5, с. 501]. 
Во-вторых, нарушение СР-инвариантности (второе условие) характерно для слабых взаимодействий [5, с. 554]. Так, слабое взаимодействие превращает кварки одного типа в кварки 
других типов, а также заряженные лептоны – в нейтрино [5, с. 553]. При этом предполагаемое время распада КГП ~10-11 с сопоставимо с временем слабых взаимодействий ~10-10 с 
(при ~1 ГэВ) [5, с. 552]; [6, с. 598]. 
В-третьих, В-нарушение (третье условие) может происходить в ходе необратимых процессов, реализуемых при ФП в одной из фаз, а не обратимых отклонений (флуктуаций) в локальном объеме. Когда Вселенная приходит в равновесное состояние и исчезают все барионные и лептонные асимметрии, становится актуальным выживание первичной барионной 
асимметрии [2, с. 517]. В этой связи предполагается, что в одной из фаз могут протекать 
аномальные реакции с изменением фермионного числа, а в другой – нет [2, с. 522]. 
В-четвертых, согласно принятым представлениям, В-нарушение в ранней Вселенной возможно в условиях сепарации частиц и античастиц (в микромасштабе) с СР-нарушением [7, 
с. 178]. Например, возможна сепарация фермионов и антифермионов на движущихся доменных стенках пузырей новой фазы, образующейся при электрослабом ФП при температуре 
100 ГэВ, при различии их коэффициентов отражения [2]; [8]. По сходному механизму может 
происходить сепарация тяжелых лептонов (мюонов и τ-лептонов) на стенках пузырей адронного газа (АГ), образующегося при распаде КГП. Так, тяжелые лептоны и антилептоны при 
рождении могут приобретать противоположную ориентацию спина (Р-нарушение), так что 
их поляризация при рассеянии эквивалента сепарации частиц и античастиц. 
В-пятых, В-нарушение реализуемо с участием двух типов лептонов, а именно, нейтрино, 
рождаемых тяжелыми лептонами, участвующими в слабом взаимодействии, для которого 
СР-инвариантность не соблюдается строго. Механизм В-нарушения обычно связывается со 
смешиванием кварков [2, с. 519]. Однако, в КГП (присутствующей в ранней Вселенной) реализуется подавление партонов (партоны – кварки и глюоны [9, с. 548]) за счет сильных взаимодействий [10] в масштабе ~10 Фм [3], что затрудняет миграцию отдельных кварков.  
Граница раздела фаз, образующихся при ФП в ранней Вселенной, может двигаться со 
скоростью v ~ 0,4 с [2, с. 515], т.е. для протекания аномальных реакций за время слабых взаимодействий tс ≥ 10-12 с [6, с. 598] (с сильным СР-нарушением) частицы должны удалиться 
от зоны сепарации на расстояние vtс ≥ 10-4 м, что минимум на 10 порядков больше характерного масштаба подавления партонов в КГП ~10-14 м. Нейтрино и тяжелым лептонам (мюонам и τ-лептонам) присуща высокая проникающая способность, актуальная для сверхплотной ранней Вселенной. Так, обсуждается возможность лептогенеза с участием нейтрино [11]. 
С учетом рассмотренных выше факторов может быть предложен механизм реализации 
барионной асимметрии за счет сепарации тяжелых лептонов и антилептонов, приобретших 
при рождении противоположные спины (Р-нарушение), поляризованных при отражении от 
стенок растущих пузырей АГ, порождающих при распаде мюонные нейтрино, с их последующей миграцией в КГП и вступление в реакции с кварками с изменением барионного числа. 
Реакции нейтрино с кварками в КГП и АГ могут отличаться, поскольку в АГ кварки связаны конфайнментом, а в КГП – нет. При избытке мюонных нейтрино в КГП могут преобладать переходы антикварк – кварк с С-нарушением типа νμ + d̃ → u + μ- (ΔB ≠ 0). В нейтрин3 

ных реакциях на адронах АГ реализуемы осцилляции кварков без В-нарушения (ΔB = 0) [9, 
с. 233]. Расчеты показывают, что в ходе данных процессов достижима В-асимметрия 10-8 – 
10-5 (при Ωb ~ 1) при температуре ФП 1,8 – 10 ГэВ соответственно. 
При сепарации фермионов и антифермионов на движущихся стенках пузырей новой фазы, 
образующейся при электрослабом ФП, для максимального СР-нарушения достижима Васимметрия ~10-6 [8]. Исходя из уточненных данных для максимального СР-нарушения, при 
смешивании кварков достижима В-асимметрия δbm ~ 10-5. Так, степень СР-нарушения характеризует инвариант Ярлског, при смешивании кварков достигающий Jq ≈ 3,2∙10-5 [12] с 
учетом данных [13]. Нуклоны образуют Nq = 3 кварка, т.е. В-асимметрия δbm = Jq/Nq ≈ 10-5. 
Вместе с тем, механизм аномальных реакций в одной из фаз КГП, реализуемый при сепарации кварков и антикварков на стенках пузырей новой фазы, образующейся при электрослабом ФП, до конца не ясен, что актуализирует рассмотрение аномальных реакций с участием лептонов, реализуемых при распаде КГП в горячей Вселенной. 
 
1. Теории возникновения барионной асимметрии при фазовом переходе в горячей 
Вселенной 
 
Барионная асимметрия обычно связывается с понижением симметрии Вселенной по видам 
взаимодействий [7, с. 178]. В моделях великого объединения допускается В-нарушение в ходе спонтанного нарушения симметрии [7, с. 180]. Так, согласно теории ФП изменение состояния системы при ФП представимо как изменение ее симметрии [6, с. 272]. 
В-нарушение может происходить при высокой температуре ранней Вселенной. Например, 
в теории великого объединения В-нарушение допускается при температурах, сопоставимых с 
планковской, при распаде лептокварков массой ≥1015 ГэВ [4, с. 582]. Предполагается, что 
при распаде антилептокварков и лептокварков чаще образуются кварки и лептоны, чем антикварки и антилептоны [7, с. 178]. В зависимости от механизма СР-нарушения в моделях распада лептокварков В-асимметрия может достигать 10-6 – 10-12 [7, с. 179]. 
Также рассматривается возможность реализации В-нарушения при электрослабом ФП при 
~100 ГэВ [2]; [14] при сепарации фермионов и антифермионов, способном обеспечить Васимметрию ~10-6 [8]. Напомним, что модели великого объединения не делают различия 
между лептонами и кварками и они описываются в рамках единого мультиплета частиц со 
спином 1/2 (фермионов) [4, с. 582]. 
Источником отклонений от термодинамического равновесия в ранней Вселенной могут 
служить ФП [2, с. 505]. Вместе с тем, если В-нарушение реализуемо в условиях неравновесных процессов, когда Вселенная приходит в равновесное состояние и исчезают все барионные и лептонные асимметрии, становится актуальным выживание первичной барионной 
асимметрии. Например, если В-асимметрия реализуется при температуре электрослабого ФП 
100 ГэВ при первичной L-асимметрии (лептонной) возникающей при 1012 ГэВ, для трех лептонных поколений подавление составит 3∙10-6, т.е. первоначальная L-асимметрия должна 
быть очень большой [2, с. 517]. 
Проблема выживания первичной барионной асимметрии решается, если при ФП в одной 
из фаз протекают аномальные реакции с изменением фермионного числа, а в другой – нет [2, 
с. 522]. Например, в АГ аномальные реакции с В-нарушением не реализуются. При столкновении обычных частиц процессы с электрослабым нарушением происходят на не наблюдаемо низком уровне даже при очень высоких энергиях [2]. 
В данных условиях актуально рассмотрение возможности В-нарушения при ФП I рода 
КГП – АГ в условиях сепарации на границе раздела фаз тяжелых лептонов и антилептонов (с 
Р-нарушением), обладающих высокой проникающей способностью (§ 6), порождающих при 
распаде мюонные нейтрино (§ 13) с участием которых в КГП реализуемы аномальные переходы (ΔB ≠ 0) антикварк – кварк типа νμ + d̃ → u + μ- (с С-нарушением) при отсутствии парных переходов в АГ в силу связанности кварков конфайнментом в адроны (§ 9). 
4 

2. Характеристики горячей Вселенной в период распада кварк-глюонной плазмы 
 
Предполагаемая длительность распада КГП в горячей Вселенной ~10-11 с [3] сравнима с 
характерным временем слабых взаимодействий ≥10-12 с (в ГэВ области) [6, с. 598]. Тем самым при распаде КГП реализуемы неравновесные процессы, чья длительность сравнима с 
временем слабых взаимодействий. 
Остывание горячей Вселенной – существенно более замедленный термически неравновесный процесс. Время расширения горячей Вселенной ядерной плотности в период распада 
КГП ~10-5 с [4, с. 339]; по другим оценкам 10-5 – 10-4 с [5, с. 501]. Согласно теории горячей 
Вселенной (ТГВ) аннигиляция частиц и античастиц происходит при температуре ~1 ГэВ при 
возрасте Вселенной ~10-6 с [7, сс. 178, 518]. Расчеты на основе (1) и (3) показывают, что в 
зависимости от космологической модели tв ~ (3 – 5)∙10-5 с, что до 7 порядков больше времени слабых взаимодействий ≥10-12 с. 
Оценим возраст Вселенной ядерной плотности на основе стандартной космологической 
модели: 
tв = (1/8πGρ)1/2,                                                             (1) 
где G – гравитационная постоянная; ρ – плотность [15, с. 482]. 
Время расширения горячей Вселенной обычно рассчитывается на основе формулы (1). 
Вместе с тем, стандартная космологическая модель применима к эпохе доминирования вещества; ТГВ применима к эпохе радиационного доминирования [15, с. 489], когда плотность 
массы излучения ρν = ε/с2 выше плотности вещества ρν > ρ, т.е. время расширения горячей 
Вселенной определяет плотность массы излучения. Теоретически подобное состояние материи реализуемо в 4-мерном пространстве-времени де Ситтера [7, с. 584], которое является 
частным случаем решения уравнений тяготения Эйнштейна с космологическим членом Λ = 
3/Rо2 [6, сс. 377, 458]. Радиус горизонта Вселенной де Ситтера (наполненном излучением): 
Rо2 = 3с4/8πGε,                                                              (2) 
где с – скорость света; ε – плотность энергии среды [6, с. 458]. 
Радиус горизонта нестационарной Вселенной определяет время ее расширения со скоростью света Rо = сtв, которая согласно специальной теории относительности ограничивает 
скорость распространения взаимодействий (включая гравитационное), т.е. формула (2) представима в виде, описывающем возраст Вселенной в эпоху радиационного доминирования: 
tв = (3с2/8πGε)1/2.                                                           (3) 
С учетом принципа эквивалентности ρ = ε/с2 время расширения Вселенной согласно (3) в 
√3 раз больше, чем согласно (1). 
При распаде КГП плотность среды может быть сравнима с плотностью ядерной материи. 
Ядерная плотность ρо ~ 1014 г/см3 [6, с. 686]. Плотность безграничной ядерной жидкости 
(содержащей нуклоны массой 938 МэВ, равной их энергии покоя Ео = mрс2) ρо ~ 0,16 частиц/Фм3 [6, с. 855], или ε ~ 0,13 ГэВ/Фм3 [3], что для температуры 1 ГэВ, сравнимой с энергией покоя нуклонов, соответствует плотности ρо = ε/с2 ≈ 2∙1014 г/см3. Так, плотность атомных ядер ρо ~ 2,8∙1014 г/см3 [9, с. 280]. 
Для сравнения, по теоретическим оценкам плотность энергии КГП εq ~ 1 ГэВ/Фм3, почти 
на порядок больше плотности энергии внутри нуклона ε ~ 0,13 ГэВ/Фм3 [3] и соответствует 
плотности массы излучения КГП ρq = εq/с2 ≈ 2∙1015 г/см3. Согласно экспериментальным данным RHIC и LHC при столкновении тяжелых ядер Au и Pb с энергией 0,2 ТэВ и 2,76 ТэВ образуется КГП с плотностью энергии ~3 ГэВ/Фм3 и ~10 ГэВ/Фм3 соответственно [3]. 
Плотность КГП при распаде превышает среднюю ядерную плотность [4, с. 339]. С ростом 
температуры ФП плотность КГП снижается: ρ < ρо [4, с. 340]. В целом зависимость ρ(Т) для 
ФП КГП – АГ носит качественный характер [3]. Предполагается, что в центре нейтронных 
звезд с температурой ~40 КэВ [9, с. 282] КГП имеет плотность ≥1015 г/см3 [9, с. 281]. 
5 

При плотности АГ в эпоху распада КГП, сравнимой с плотностью атомных ядер ρо ~ 
2,8∙1014 г/см3 [9, с. 280] возраст Вселенной согласно формуле (1) tв ≈ 5∙10-5 с. 
При плотности энергии КГП εq ~ 1 ГэВ/Фм3 [3], распадающейся в эпоху радиационного 
доминирования, согласно формуле (3) tв ≈ 3∙10-5 с. 
Приведенные оценки tв ~ (3 – 5)∙10-5 с соответствуют принятому диапазону tв ~ 10-5 – 10-4 
с [5, с. 501]. 
Согласно ТГВ, аннигиляция барионов и антибарионов происходила при температуре ~1 
ГэВ [7, сс. 178, 518]. В рамках квантовой хромодинамики распад КГП происходит при температуре ~0,2 ГэВ [4, с. 339], что в 5 раз ниже. Заметим, что шкала плотность – температура 
Вселенной зависит от космологической модели [16]. Если микроволновое фоновое излучение 
(МФИ) – реликтовое, распад КГП происходит при температуре ~1 ГэВ; соответственно, распад КГП при температуре ~0,2 ГэВ не может образовать МФИ. 
Так, концентрация фотонов МФИ nν ~ 500 см-3 с длиной волны λ ~ 0,1 см в области максимума энергетического спектра [15, с. 39] отвечает параметру ао = λnν1/3 ~ 0,8, указывающему на достаточно плотную упаковку фотонов. Плотная упаковка реликтовых фотонов реализуема, если аннигиляция барионов происходит в условиях их плотной упаковки (при ядерной плотности) при сравнимом размере частиц и длины волны образуемых фотонов. При 
температуре аннигиляции частиц и античастиц, соответствующей их энергии покоя Е ~ 0,2 
ГэВ (мезонов), образуются кванты с длиной волны λ = hc/Е ≈ 6 Фм, что в несколько раз выше 
размера адронов (нуклонов, мезонов) 1,6 – 1,3 Фм [5, с. 243], который чуть больше длины 
фотонов λ ≈ 1,2 Фм с энергией Е ~ 1 ГэВ. С учетом вклада аннигиляции лептонов и их античастиц, температура аннигиляции барионов ~1 ГэВ. Распад КГП может происходить до аннигиляции барионов, т.е. при большей температуре. 
Плотность КГП при распаде может зависеть от температуры ФП [4, с. 340], в т.ч., превышать ядерную плотность [4, с. 339]. Считается, что ФП КГП – АГ обладает большой скрытой 
теплотой и сопровождается скачком плотности [4, с. 339]. Согласно моделям, развитым в 
квантовой хромодинамике, ФП КГП – АГ происходит при температуре ~ 0,2 ГэВ с изменением плотности энергии на порядок. При этом предполагается, что плотность энергии при 
ФП растет с температурой по закону Стефана – Больцмана ε ~ Т4 [4, с. 340]. 
Между тем, соответствующее адиабатическое остывание плазмы не реализуемо, если время ФП меньше времени расширения Вселенной. Возраст Вселенной ядерной плотности (3 – 
5)∙10-5 с на 6 порядков превышает возможное время распада КГП ~10-11 с [3], сравнимое с 
временем слабых взаимодействий в ГэВ-области ≥10-12 с [6, с. 598], для которых характерно 
СР-нарушение, связываемое с барионной асимметрией. 
Охлаждение КГП (не адиабатическое) при ее быстром распаде может быть обусловлено 
ростом массы кварков при их связывании конфайнментом в адроны в сравнении со свободными кварками в КГП. Подобный эффект аналогичен дефекту масс кварков. Так, предполагается, что деконфайнмент сопровождается уменьшением массы валентных (конституентных) кварков в адронах до токовых значений кварков в КГП [4, с. 343]; [10, с. 18], а также 
ростом числа степеней свободы кварков и глюонов [10, с. 19]. 
Оценим относительное изменение плотности энергии при быстром распаде КГП, обусловленный ростом массы кварков при конфайнменте: 
Δε/ε ≈ NqN(mv - mт)с2/ε,                                                      (4) 
где mv, mт – масса валентных и токовых кварков; N – концентрация адронов в адронном газе; 
Nq – среднее число кварков в адронах. 
Концентрации нуклонов (содержащих 3 кварка) и мезонов (2 кварка) согласно кварковой 
структуре адронов, в АГ могут быть сравнимы. При сравнимой температуре КГП и АГ число 
кварков в КГП может в Nq ≈ 2,5 раза превышать число адронов в АГ. 
Масса наиболее распространенных валентных u- и d-кварков mu ~ md ~ 0,3 ГэВ; масса токовых кварков mu ~ 2,2 МэВ; md ~ 4,7 МэВ [10, с. 18]; [13]. Разница масс валентных и токо6 

вых кварков Δmq = (mv - mт) ≈ 0,3 ГэВ. Концентрация частиц в адронном газе ядерной плотности N ≈ 1,6∙1038 см-3 (17). Скачок плотности энергии при ФП Δε ≈ 0,13 ГэВ/Фм3. 
По теоретическим оценкам, плотность энергии КГП εq ~ 1 ГэВ/Фм3 почти на порядок 
больше плотности энергии внутри нуклона ε ~ 0,13 ГэВ/Фм3 [3]. Если КГП распадается при 
температуре ~0,2 ГэВ, образуется скачок относительной плотности энергии Δε/ε = (εq - ε)/ε ≈ 
7. При температуре ФП ~1 ГэВ (сравнимой с энергией покоя нуклона) параметр Δε/ε ≈ 3,5 
вдвое меньше. В обоих случаях возникает проблема «исчезновения» энергии, выделяющейся 
при ФП, если время распада КГП мало в сравнении с длительностью ФП. 
Если КГП быстро распадается при ~10 ГэВ за время 10-12 – 10-11 с (§ 12), намного меньшее возраста Вселенной 5∙10-5 с (1), плазма может охлаждаться не в ходе адиабатического 
расширения, а за счет роста массы кварков при конфайнменте. В релятивистской плазме частицы представимы в виде излучения, так что формально плотность массы излучения КГП ρq 
~ 2∙1015 г/см3 (~1 ГэВ/Фм3) соответствует ядерной плотности АГ ρо ~ 2,8∙1014 г/см3 при температуре плазмы ~10 ГэВ, т.е. рост массы кварков при конфайнменте может объяснять 
скачок плотности энергии при распаде КГП при температуре ~10 ГэВ. 
С учетом закона Стефана – Больцмана ε ~ Т4 отношение Δε/ε ~ 7 (при 0,2 ГэВ) отвечает 
ΔТ/Т ≈ 1,6. Для Δε/ε ~ 3,5 (при 1 ГэВ) скачок ΔТ/Т ≈ 1,4. Для температуры ФП ~10 ГэВ при ε 
~ 1 ГэВ/Фм3 и Δε ~ 0,13 ГэВ/Фм3 согласно оценке (4), отношение Δε/ε ~ 0,013 с учетом разложения Тейлора (1 + Δх)m ≈ 1 + mΔх достижимо при ΔТ/Т ≈ 3∙10-3. Для сравнения, при 
электрослабом ФП при температуре 100 ГэВ (на порядок большей) относительный перепад 
температур фаз может составлять ΔТ/Т ~ 4∙10-4 [2, с. 514], что на порядок меньше. 
 
3. Условия достижения В-асимметрии при распаде кварк-глюонной плазмы 
 
Рассмотрим условия распада КГП, при которых реализуема В-асимметрия. Во-первых, Васимметрия возможна в условиях сепарации частиц и античастиц в микромасштабе с СРнарушением [7, с. 178]. Так, сепарация частиц и античастиц (фермионов) возможна при электрослабом ФП на движущихся доменных стенках пузырей новой фазы. При взаимодействии 
фермионов (кварков) со стенками пузырей нарушается СР-симметрия, что проявляется в различии коэффициентов отражения частиц и античастиц [2]; [8]. Сепарация фермионов (лептонов) также возможна на границе раздела фаз, образующихся при распаде КГП (§ 7). 
Известные модели предполагают присутствие в ранней Вселенной кварков и лептонов [2]. 
Напомним, к фермионам (спин 1/2) относятся кварки и лептоны [6, с. 284]. Лептонами являются электроны, мюоны и τ-лептоны, а также соответствующие им нейтрино [4, с. 583].  
Во-вторых, сепарация частиц и античастиц в микромасштабе носит временный характер. 
Из-за диффузии частиц в соседних областях в ходе расширения Вселенной обратимые отклонения нивелируются. При этом В-асимметрия реализуема, если в одной из фаз протекают 
аномальные реакции с изменением фермионного числа, а в другой – нет [2, с. 522]. 
В-третьих, В-асимметрия достижима при распаде КГП в горячей Вселенной, если в 
нейтринных реакциях переходы (осцилляции) кварков q̃j → qi (антикварк – кварк) преобладают над переходами qi → q̃j (§ 9). Это возможно, если переходы q̃j → qi идут в КГП в условиях преобладания мюонных нейтрино νμ над антинейтрино ν̃μ. Парные переходы qi → q̃j в 
адронах АГ не реализуются даже в условиях преобладания ν̃μ над νμ. 
Так, в адронах кварки связаны конфайнментом, а в КГП – нет [4, с. 339], т.е. характер взаимодействий нейтрино с кварками в КГП и кварками в адронах АГ может отличаться. Избыток мюонных нейтрино над антинейтрино в КГП может способствовать избытку переходов d̃ 
→ u с последующим образованием избытка нуклонов над антинуклонами при распаде КГП. 
При этом избыток мюонных нейтрино в КГП может быть обусловлен избытком рождающих 
их (при распаде) тяжелых антилептонов, отделенных от парных лептонов в процессе сепарации на границе раздела фаз. 
7 

Парные переходы d → ũ наблюдаются в нейтринных реакциях в ядрах атомов тяжелее водорода, которые в АГ отсутствуют. Адронный ГэВ газ в ранней Вселенной не содержал элементов, тяжелее водорода. Дейтерий, гелий, ряд других элементов образовались в эпоху первичного нуклеосинтеза при температуре ~0,1 МэВ [9, с. 364]. В нейтринных реакциях на 
нуклонах наблюдаются переходы d ↔ u (кварк – кварк) [9, с. 233]; в нейтральных мезонах 
возможны парные осцилляции кварков без В-нарушения [9, с. 482] (§ 9). 
В-четвертых, последовательная реализация реакций с участием тяжелых лептонов и 
нейтрино в каждой из фаз с учетом времени миграции частиц из одной фазы в другую (в 
условиях обусловленности данных реакций временем слабого взаимодействия tс) может 
ограничивать длительность распада КГП tо ≥ 3tс (§ 12). 
 
4. Механизм сепарации частиц и античастиц в ранней Вселенной 
 
Рассмотрим возможные механизмы сепарации частиц и античастиц при ФП в ранней Вселенной с учетом степени СР-нарушения, достижимой при смешивании фермионов (кварков и 
лептонов). 
В-асимметрия реализуема при СР-нарушении в условиях сепарации частиц и античастиц 
(фермионов) на стенках растущих пузырей новой фазы, возникающей при электрослабом ФП 
в ранней Вселенной при температуре 100 ГэВ [2]; [8] (§ 3). ФП I рода в ранней Вселенной 
сопровождает образование пузырей новой фазы, что может стимулировать барионную асимметрию [2, сс. 498, 515]. Триггером при генерации В-асимметрии может служить движение 
стенок пузырей [2, с. 505]. Движущаяся стенка пузыря играет роль сепаратора, заполняющего внутренность пузыря новой фазы частицами, а внешнее пространство – античастицами 
(или наоборот, в зависимости от знака СР-нарушения) [2, с. 522]. 
Сепарация фермионов и антифермионов при электрослабом ФП может обеспечить Васимметрию ~10-6 для максимального СР-нарушения [8] (для кварков), что выше, чем у 
МФИ ~10-8 при космологической доле барионов [7, с. 178]. По уточненным данным [13] инвариант Ярлског (характеризует СР-нарушение при смешивании) для кварков Jq ~ 3,2∙10-5 
[12]. Нуклоны образуют Nq = 3 кварка, что эквивалентно В-асимметрии при смешивании 
кварков δbm = Jq/Nq ≈ 10-5. 
Вместе с тем, при реализации описанного выше механизма возникает проблема закрепления преобладания вещества, отделенного от антивещества при сепарации, в ходе аномальных 
реакций, поскольку при электрослабом переходе при температуре 100 ГэВ обе фазы представляют собой КГП, в которых отличаются величины константы слабого взаимодействия 
(электромагнитное и слабое взаимодействия сливаются в электрослабое взаимодействие). 
Если аномальные реакции реализуются с участием слабых взаимодействий (с сильным СРнарушением) длительностью tс ≥ 10-12 с [6, с. 598], то при скорости движения границы раздела фаз (стенок пузырей) со скоростью v ~ 0,4 с [2, с. 515] требуется миграция фермионов 
из зоны сепарации на расстояние d = vtс ≥ 10-4 м. 
Стандартный механизм СР-нарушения связывают со смешиванием кварков (бариосинтез) 
[2, с. 519]. Подавление партонов (кварков и глюонов) за счет сильных взаимодействий [10, с. 
81] происходит в масштабе ~10-14 м, что минимум на 10 порядков меньше, что ограничивает 
миграцию кварков в КГП. Так, в КГП реализуется партон-партонное рассеяние с сечением 3 
мбарн [10, с. 24], что лишь на порядок меньше сечения протон-протонного рассеяния в ГэВ 
области ~40 мбарн (1 барн = 10-24 см2). В КГП реализуются коллективные эффекты [17], 
наблюдается эффект подавления частиц и струй [10, с. 78] за счет сильных взаимодействий 
[10, с. 81] в масштабе ~10 Фм, соответствующем объему КГП, образующейся при столкновении ядер тяжелых атомов [3], т.е. сепарация кварков и антикварков возможна в пределах расстояния d ≤ 10 Фм. Данный масштаб предполагает протекание аномальных реакций за время 
t = d/с ≤ 3∙10-23 с, сравнимое с временем жизни большинства адронов (нестабильных), определяемым характерным временем сильных взаимодействий 10-24 – 10-22 с [5, с. 498]. 
8 

Сепарация фермионов и антифермионов возможна в условиях миграции тяжелых лептонов и нейтрино из зоны сепарации. Тяжелые лептоны и нейтрино имеют высокую проникающую способность (§ 6), что актуально в среде ядерной плотности. Так, обсуждается возможность лептогенеза с участием нейтрино [11]. Избыток нейтрино над антинейтрино – необходимое условие образования асимметрии кварков и антикварков в ходе ядерных реакций 
в КГП (§ 9). 
Механизм сепарации фермионов на движущихся стенках пузырей при температуре объединения электромагнитного и слабого взаимодействий 100 ГэВ [8], при меньшей температуре распада КГП (1 – 10 ГэВ) не подходит для нейтрино, поскольку нейтрино (переносчик 
слабого взаимодействия) не участвует в электромагнитном взаимодействии. Напомним, что 
до температуры электрослабого перехода константа слабого взаимодействия на несколько 
порядков меньше, чем электромагнитного. 
Процесс сепарации нейтрино и антинейтрино может быть связан с их поляризацией при 
преломлении на границе раздела фаз. Однако в силу высокой проникающей способности 
нейтрино показатель преломления волн ГэВ нейтрино при ядерной плотности n - 1 << 10-13 – 
10-12 (§ 5). Более вероятна сепарация тяжелых лептонов на стенках пузырей АГ (§ 7). 
Наибольшей проникающей способностью, сравнимой с длиной свободного пробега 
нейтрино в плазме ядерной плотности, обладают τ-лептоны (§ 6). Источником асимметрии 
при сепарации τ-лептонов в стенках пузырей АГ с одной стороны, может являться отличие 
концентрации и (или) температуры электронов и позитронов (влияющей на сечение рассеяния частиц) в КГП и АГ (§ 7). Так, τ-лептоны рождаются в столкновениях электронов и позитронов с энергией ≥1,8 ГэВ [6, с. 42]; [9, с. 259]. 
С другой стороны, источником асимметрии может являться скорость движения стенок пузырей, сопоставимая со скоростью света. В зависимости от направления движения стенок 
пузырей скорости частиц и стенок пузырей суммируются, либо вычитаются (с учетом правила сложения скоростей по Лоренцу), что может влиять на характер рассеяния частиц (§ 7). 
Рождение мюонов (при распаде π- и К-мезонов) подчиняется закону несохранения пространственной четности (Р-нарушение) [9, с. 226]. Так, в слабом взаимодействии с заряженными токами мюон μ- входит с отрицательной, а антимюон μ+ – с положительной спиральностями (что обусловлено ориентацией спина). Мюоны, рождающиеся от двух-частичных распадов π → μν; К → μν имеют вынужденную ориентацию спина (в силу определенной ориентации спина нейтрино и антинейтрино). Спин μ+ направлен против его импульса; спин μ- – в 
направлении его импульса [9, с. 231]. Тяжелые лептоны отличаются лишь массой и лептонными числами; у τ-лептонов, образующихся при аннигиляции электронов и позитронов е- + 
е+ → τ-τ+ (§ 13), асимметрия ориентации спина может быть сопряжена с выраженным Рнарушением. Для сравнения, степень не сохранения лептонного числа при распаде τлептонов ~10-3 [6, с. 42]. Соответственно, сепарация тяжелых лептонов и антилептонов 
может быть обусловлена ориентацией спина частиц, т.е. их поляризацией. 
В рамках лептогенеза достижима максимальная В-асимметрия ~10-5 (§ 15). Так, максимальное СР-нарушение при смешивании нейтрино на 3 порядка больше, чем у кварков:  
|Jν|/Jq ≈ 103,                                                                  (5) 
где |Jν|, Jq – инварианты Ярлског при смешивании нейтрино и кварков. 
Максимальное СР-нарушение при смешивании нейтрино |Jνmax| ~ 3,4∙10-2; для кварков Jq 
~ 3,2∙10-5 [12] с учетом экспериментальных данных [13]. При этом на степень В-асимметрии 
может влиять ряд факторов (эффективность взаимодействия нейтрино с кварками и выход 
барионов в нейтринных реакциях), зависящих от температуры и времени распада КГП (§ 15). 
Напомним, что пузырь новой фазы может наполняться частицами, а внешнее пространство – античастицами (или наоборот, в зависимости от знака СР-нарушения) [2, с. 522]. Знак 
СР-нарушения при смешивании нейтрино и кварков противоположен. При сепарации частиц 
обеих сортов реализуем избыток антинейтрино и кварков (q,ν̃) в одной из фаз при избытке 
антикварков и нейтрино (q̃,ν) в другой. Если в новой фазе (АГ) образуется избыток нуклонов 
над антинуклонами, то в КГП может образоваться избыток нейтрино над антинейтрино. 
9 

Поскольку миграция кварков из зоны сепарации в КГП ограничена (подавлением партонов за счет сильных взаимодействий), реализуема сепарация тяжелых лептонов, рождающих 
мюонные нейтрино. Благодаря высокой проникающей способности нейтрино могут мигрировать в КГП ядерной плотности (§ 11), вступая в реакции с избыточными антикварками и 
способствуя слабым переходам (осцилляциям) антикварк – кварк с В-нарушением типа νμ + 
d̃ → u + μ- при отсутствии парных переходов кварк – антикварк в адронах АГ (§ 9), что может способствовать В-асимметрии. 
В зависимости от температуры распада КГП в ранней Вселенной 1,8 – 10 ГэВ (§ 10) и 
времени ФП 10-11 – 10-12 с соответственно (§ 12), данный механизм может обеспечить Васимметрию 10-8 – 10-5 (§ 15). 
 
5. Проблема сепарации нейтрино 
 
При взаимодействии фермионов с движущимися стенками пузырей новой фазы (при электрослабом ФП в ранней Вселенной) нарушается СР-симметрия, что проявляется в различии 
коэффициентов отражения для фермионов и антифермионов [2, с. 522]. Сепарация фермионов и антифермионов также может происходить на границе раздела сред, образующихся при 
ФП, сопряженном с распадом КГП. 
К фермионам относятся нейтрино. Однако в отличие от других лептонов, участвующих в 
электромагнитном взаимодействии (электронов, мюонов, τ-лептонов), нейтрино участвуют 
лишь в слабом взаимодействии (не считая гравитационного), в связи с чем их сепарация на 
границе раздела фаз, образующейся при распаде КГП, проблематична. 
Теоретически сепарация нейтрино и антинейтрино реализуема в двух случаях. Во-первых, 
при наличии разницы в осцилляциях мюонных нейтрино (νμ → νе) и антинейтрино (ν̃μ → ν̃е) 
в электронные нейтрино (§ 8). Однако концентрации нейтрино и антинейтрино всех сортов в 
горячей Вселенной сравнимы, равно как и концентрации рассеивающих их электронов и мюонов и их античастиц. В пузырях новой фазы могут возникать случайные отклонения концентрации частиц от равновесной, однако в процессе усреднения по всем многочисленным 
микро-пузырям АГ радиусом 0,1 – 1 мм (§ 8) подобные отклонения нивелируются. 
Во-вторых, сепарация нейтрино и антинейтрино (сопряженная с их поляризацией) может 
происходить в процессе отражения при отличии показателей преломления сред. Рассеяние на 
компонентах среды, проявляющееся в появлении у волн нейтрино показателей преломления, 
приводит к изменению их фазовых скоростей [9, с. 485]. Рассеяние и преломление нейтрино 
сопряжено с их поляризацией. Поляризации нейтрино происходит при взаимодействии с частицами [9, с. 264]. Поляризация также происходит при отражении или преломлении на границе раздела двух прозрачных сред [18, с. 574]. 
Поляризация частиц связана со спином и ее ориентацией [5, с. 67]; [18, с. 576]. Нейтрино 
обладают спиральностью (киральностью) λ. Нейтрино левополяризованы (λ = -1/2) и спин 
направлен против движения; антинейтрино – правополяризованы (λ = 1/2) и спин направлен 
в сторону движения [9, с. 259], т.е. процесс поляризации нейтрино при преломлении на границе раздела сред может быть сопряжен с их сепарацией. 
Так, упругое рассеяние приводит к появлению у волн нейтрино показателей преломления, 
в том числе для мюонных nμ и электронных нейтрино nе в среде с резонансной плотностью: 
n - 1 ~ GFN/К,                                                               (6) 
где GF – константа Ферми; N – концентрация частиц среды; К – импульс нейтрино [5, с. 311]. 
Согласно зависимости (6) показатель преломления пропорционален концентрации частиц 
и обратно пропорционален импульсу нейтрино. Импульс частиц пропорционален температуре К ~ Т. Тем самым, разница показателей преломления КГП и АГ может возникать за счет 
скачков концентрации частиц и температуры при ФП. 
Исходя из размерности физических величин формула (6) представима в виде n - 1 ≈ 
GFN/Е, где Е – энергия нейтрино. Из-за малой величины GF ≈ 10-49 эрг∙см3 [5, с. 553] при 
ядерной плотности N ~ 1038 см-3 (17) и энергии нейтрино Е ~ 1 ГэВ показатель преломления 
10