Prezentacja programu PowerPoint

neutrino.fuw.edu.pl

Prezentacja programu PowerPoint

Zachowanie całkowitej liczby

leptonowej?

Czy neutrina są cząstkami Diraca czy Majorany?

Poszukiwanie rozpadów 2βν

0

Mechanizmy nadawania cząstkom masy

Pomiary mas neutrin

Neutrina z supernowych

Obserwacja neutrin z SN1987A

Kolaps grawitacyjny

Własności neutrin z kolapsu grawitacyjnego

D. Kiełczewska, wykład 14


Zależność spinowa słabych

oddziaływań

Widzieliśmy, że polaryzacja elektronów w rozpadach beta:

f(0) − f( π ) v

P = = α

f(0) + f( π ) c

α =−1 dla leptonów

α =+ 1 dla antyleptonów

Inaczej możemy to wyrazić tak:

że w oddz. słabym leptony emitowane są jako kombinacje

liniowe stanów lewoskrętnych L i prawoskrętnych R.

Czyli leptony będą wyemitowane w stanie R z prawdop.

Wtedy polaryzację możemy wyrazić przez względną

różnicę stanów L i R: NR

− NL

P = = ρR

−ρL

N + N

L

R

a w stanie L z prawdop.

D. Kiełczewska, wykład 14

ρ =

R

ρ =

L

N

N

L

NL

+ N

L

NR

+ N

R

R


Zależność spinowa słabych oddziaływań

- przypomnienie z wykładu 9

Czyli w oddz. słabych polaryzacja produkowanych (anty)leptonów jest :

Ponieważ jednocześnie:

więc:

ρR

1⎛

v⎞

= 1 α

2

⎜ +

c


⎝ ⎠

P = ρ −ρ

v

R

ρL

ρ

R

L

+ ρ = 1

L

1⎛

v⎞

= 1 α

2

⎜ −

c


⎝ ⎠

tzn. leptony są produkowane w stanie L z prawd:

antyleptony są produkowane w stanie P z prawd:

Natomiast prawd. stanów z tzw.

„złą skrętnością” jest:

1−

v

c


m

2

2E

2

D. Kiełczewska, wykład 14

P = α α=-1 dla leptonów

c

α =+1dla antyleptonów

ρ L

ρ R

1⎛

v⎞

v→c

= 1 1

2

⎜ + ⎯⎯⎯→

c


⎝ ⎠

1⎛

v⎞

v→c

= 1 1

2

⎜ + ⎯⎯⎯→

c


⎝ ⎠

tzn. w przypadku ultrarelat.

leptony produkowane są LH

a antyleptony RH


Neutrina Diraca czy Majorany?

Zgodnie z r-niem Diraca

każdy fermion można

przedstawić jako:

Oscylacje wykazały

jednak, że neutrina są

cząstkami masowymi,

czyli jako cząstki Diraca

możliwe są:

⎛e



e

⎜e


⎝e

L

R

L

R







⎛ν

L ⎞

⎜ ⎟


ν R ⎟

⎜ν


L


ν ⎟

⎝ R ⎠

Cząstkami Majorany są np. 0

Cząstkami Majorany nie

mogą być żadne inne

elementarne fermiony.

π

Ale bezmasowe (albo

ultrarelat.) fermiony

mają tylko składowe:

W Modelu Standard.

takie są neutrina.

⎛ν

L ⎞

⎜ ⎟


0


⎜ 0 ⎟


ν ⎟

⎝ R ⎠

Ale neutrina jako cząstki neutralne

mogą mieć szczególną własność:

ν ≡ν

Taką własność mają

tzw. cząstki Majorany

Możliwe jeśli liczba leptonowa

L nie jest zachowana.

D. Kiełczewska, wykład 14

Wtedy neutrina są

tylko 2-składnikowymi

obiektami:

⎛ν

L ⎞

⎜ ⎟

⎝ν

R ⎠


Własności neutrin Majorany

Jeśli neutrina są cząstkami Majorany to stany, które uważaliśmy

dotąd za neutrino lub antyneutrino są odpowiednio lewo- lub

prawoskrętnymi stanami tej samej cząstki.

Możliwy jest wtedy tzw. bezneutrinowy podwójny rozpad beta.

2β2ν

„Zwykłe” podwójne rozpady beta były obserwowane,

np:

82 82


Se → Kr + 2e + 2ν

eR

tzn: 2n→ 2p+ 2e + 2ν

eR

z czasem życia:

20

τ ≈10 lat


2β0ν

Natomiast szukamy procesów:

n→ p+ e + ν

ν

eR

( ν )

eR


eR

≡ + n→ p+

e


efektywnie:

D. Kiełczewska, wykład 14

2n→ 2p+

2e −


Podwójne rozpady beta

2β2ν 2βν

0

n

u

d

d

u d

u

νe − e

p

n

u

d

d

u d

u

e −

p

νe −e

n

d

u

d

u

u

ν ≡ν

p n

d

u


( AZ)

→ AZ+ + e + ν

( )

, ( , 2) 2 2 e

e −

u

d

u

A, Z → ( A, Z + 2) + 2e −

∆ L = 0

∆L

≠0

D. Kiełczewska, wykład 14

p


Widmo energii elektronów z

podwójnych rozpadów β


( AZ)

→ AZ+ + e + ν ( )

, ( , 2) 2 2 e

2β2ν

A, Z → ( A, Z + 2) + 2e −

2βν

0

2β2ν

Prawdop. znacznie

większe od prawd. 2βν

0

Ważna dobra

rozdzielczość

energetyczna

D. Kiełczewska, wykład 14


Dla jakich jąder może nastąpić

podwójny rozpad β?

Izobary o A=100 Izobary o A=96

( )


( AZ) AZ e ( ν )

, ( , 2) 2 2 e

→ + + + ( )

+

→ − + + D. Kiełczewska, wykład 14

( )

AZ , ( AZ , 1) e ν e

AZ , → ( AZ , + 1) + e + ν e


AZ , + e →( AZ , − 1) + ν e


Co można zmierzyć w eksperymentach

1

Prawd. = = GEZ ( , ) M

0

T νββ

1/2

ν

2

eff ei i

i

χ = =∑

m U me δ

elementy macierzy

mieszania neutrin

ei

2β0ν?

χ

2 2

fazy CP

Majorany

Gdzie

GEZ ( , )

2

M

czynnik kinematyczny

czynnik jądrowy

Czyli obserwacja rozpadów 2β0ν umożliwiłaby:

•stwierdzenie niezachowania liczby leptonowej L

• pomiar wartości mas neutrin (nie tylko różnic)

• stwierdzenie innego niż dla cząstek Diraca

mechanizmu nadawania masy, właściwego cząstkom Majorany

• stwierdzenie dodatkowego mechanizmu łamania CP

D. Kiełczewska, wykład 14

niezwykle ważny

pomiar


Masa Diraca vs masa Majorany

Mechanizm Higgsa: cząstki Higgsa

H o spinie 0 wypełniają próżnię. Gdy

jakaś cząstka napotyka na H zmienia

swoją skrętność np. LHRH.

W ten sposób cząstki stają się

masowe. Im częściej oddz. z H, tym

większa masa.

bezmasowe neutrina

neutrina Diraca

Neutrina Majorany.

„Mechanizm huśtawki”

generacji masy.

W zderzeniu z H powstaje bardzo ciężkie neutrino, ale tylko na czas

a potem znów powstaje

D. Kiełczewska,

lekkie. Efektywna

wykład 14

masa neutrina jest


∆t


Mc

2

m M

2


Poszukiwanie rozpadów 2β0ν

τ 1/2 (U, Th) ~ 10 10 lat

τ 1/2 (ββ(2ν)) ~ 10 20 lat

τ 1/2 (ββ(0ν)) ~ 10 25-27 lat

(b. rzadkie; problemy z tłem)

D. Kiełczewska, wykład 14


Hipotetyczna Heidelberg-Moscow obserwacja Experiment 2β0ν

Detektor germanowy ze wzbogaconym: (86% in 76 Ge)

D. Kiełczewska, wykład 14

tę linię autorzy

przypisują 2βν

0

ale nie ma pewności czy nie

pochodzi ona z domieszek


Eksperyment germanowy GERDA

Aby sprawdzić kwestionowany wynik przygotowywany jest eksperyment

GERDA (z udziałem grupy z UJ), w którym znacznie zmniejszone będzie tło.

GERDA Phase I

use existing 76 Ge (86 %) detectors of HD-M & IGEX

D. Kiełczewska, wykład 14


Detektor NEMO3

Z udziałem grup

z Warszawy

20 sektorów

Fréjus Underground Laboratory

: 4800 m.w.e.

3 m

źródło: 10 kg izotopów ββ

cylindryczne folie, S = 20 m 2 ,

60 mg/cm 2

Detektor śladowy:

„drift wire chamber” (6180 cells)

Gas: He + 4% ethyl alcohol + 1% Ar + 0.1% H 2

O

B (25 G)

4 m

Kalorymetr:

1940 plastikowych scyntylatorów

światło zbierane przez fotopowielacze

Background: natural radioactivity, mainly 214 Bi et 208 Tl (γ 2.6 MeV)

D. Kiełczewska, Radon, neutrons wykład 14 (n,γ), muons, ββ(2ν)


Przypadki

2βν

0

w Typical detektorze ββ2ν event observed NEMO3

from 100 Mo

folia-źródło

Side view

Top view

D. Kiełczewska, wykład 14

sygnał: 2 elektrony w

przeciwnych kierunkach


Wyniki poszukiwań 2β0ν

górne ograniczenia

Germanium

diode cal.

Te0 2 cryo

calorim.

Xe

TPC

Isotope Experiment

48

Ca HEP Beijing >1.1x10 22* 23-50

76

Ge Heidelberg-Moscow >5.7x10 25 2-8

IGEX >0.8x10 25

82

Se Irvine >2.7x10 22 4-14

NEMO 2 >9.5x10 21

96

Zr NEMO 2 >1.3x10 21

100

Mo LBL >2.2x10 22* 3-111

UCI >2.6x10 21

Osaka 5.5x10 22 2

NEMO2 >5x10 21

130

Te Milano >1.4x10 23 2-5

136

Xe Caltech/PSI/Neuchatel >4.4x10 23 2-5

D. Kiełczewska, wykład 14

0νββ

1/2

( yr)

150

Nd UCI >1.2x10 21 5-6

T

m

ν

UL

( eV)


Jak zmierzyć masy neutrin?

W reakcjach, w których występuje

neutrino o zapachu α można w zasadzie

mierzyc wielkość:

3

i=

1

2 2

i


= ∑ Uαi

m

Trzeba jednak zrekonstruować bardzo precyzyjnie kinematykę reakcji.

Dotychczas udało się jedynie wyznaczyć górne granice na masy.

ν

e

3 3 -

: H→ He+e + ν m < 2.2eV

e

e

ν

+ +

µ π µ νµ


: → + < 170keV

-

τ τ ντ π mτ

ν : → +5 < 18MeV

Wobec wyników oscylacyjnych, z których znamy

2 2

ij mi −mj

∆ =

D. Kiełczewska, wykład 14

istotne jest wyznaczenie

m e


Rozpad beta a masy neutrin

Rozkład energii elektronów z rozpadu beta:

3 3 -

H→ He+e +ν e

E 0

= 18.6 keV

T 1/2 = 12.3 y

D. Kiełczewska, wykład 14


Eksperyment KATRIN

Przygotowywany eksperyment.

Karlsruhe Tritium Neutrino Experiment

3 3 -

H→ He+e +ν e

Spektrometr el-mgt.

Pola tak ukształtowane

aby zapewnić detekcję

elektronów w całym kącie

bryłowym, a następnie

stosując metodę

opóźniającego potencjału

przefiltrować wszystkie

elektrony powyżej pewnej

energii.

Oczekiwana czułość:

D. Kiełczewska, wykład 14

m e >

0.2 eV


Budowa KATRIN

Transport spektrometru w grudniu 2006

D. Kiełczewska, wykład 14


Różne metody pomiarów m ν

Oscylacje neutrin

δm ij

2 = m j

2 − mi

2

2βν

0

2

mββ

= ∑Uei

m

3

i=

1

i

3 3 -

H→ He+e + ν e

Kosmologia

3

m β

= U 2 2

∑ ei m i

Σ=m 1 + m 2 + m 3

i=1

przyszły wykład

D. Kiełczewska, wykład 14


Zestaw informacji o masach neutrin

quasi-degenerate

mass hierarchy

D. Kiełczewska, wykład 14


Narodziny astrofizyki cząstek

D. Kiełczewska, wykład 14


Naturalne źródła neutrin

jeśli w centrum

Galaktyki

D. Kiełczewska, wykład 14


Supernova 1987A

Luty 1984 8 marca, 1987

7 lat później..

zdjęcia z Hubble

Space Telescope

D. Kiełczewska, wykład 14


SN1987A

D. Kiełczewska, wykład 14


SN

1987A

Najlepiej zbadana

supernowa 1987A w

Wielkim Obłoku

Magellana oddalona od

Ziemi o 50 kpc, wybuch

nastąpił 23.II.1987 r.

Przewidywania

teoretyczne zakładają,

że w naszej Galaktyce

powinniśmy obserwować

2-3 wybuchy supernowej

na 100 lat

Odnotowano jak dotąd

jedynie 7 wybuchów

widocznych gołym okiem.

D. Kiełczewska, wykład 14


Obserwacja neutrin z SN 1987A

Detektor IMB Kamiokande Baksan LSD

Location Ohio,US Japan Russia France

(Mont Blanc)

Detector type water Cerenkov liquid scintillator

Detector mass 6800 2140 200 90

(tons)

Threshold(MeV) 19 7.5 10 5

Number of events 8 11 5 ???

Time of 1st 7:35:41 7:35:35 7:36:12 2:52:37

event (UT)

Absolute time 0.05 60 +2 0.002

accuracy (sec) -54

D. Kiełczewska, wykład 14


Detektor IMB

D. Kiełczewska, wykład 14


Obserwacja neutrin z SN 1987A

wszystkie

przypadki

IMB

po wyrzuceniu

mionów atmosf.

KAMIOKANDE

czas uniwersalny UT

neutrina przybyły 3-4 godz

wcześniej niż światło

D. Kiełczewska, wykład 14


D. Kiełczewska, wykład 14


Obserwacja neutrin z SN 1987A

Najbardziej prawdopodobne:

+

ν e

+ p → e + n

D. Kiełczewska, wykład 14

kąt względem kierunku od SN

ale rozkład kątowy powinien być izotropowy.

Fluktuacje statyst??


Los ciężkiej gwiazdy

D. Kiełczewska, wykład 14


Ewolucja gwiazd

Mgławica

międzyplanetarna

Energia grawitacyjna zamienia się w

ciepło, kokon gazowo-pyłowy

Czarny

Karzeł

Protogwiazda

Rozpoczynają się reakcje zamiany wodoru w hel,

ustala się równowaga hydrostatyczna.

Gdy jądro składa się

z żelaza następuje

kolaps grawitacyjny

SN

Biały

Karzeł

Gwiazda

Jądro się kurczy, jego temperatura rośnie,

zapalając wodór w otoczce. Wzrost wydzielania

energii powoduje rozdęcie zewnętrznych warstw.

Gwiazda

Neutronowa

Czarna

Dziura

M ~

M >>

Duży, gęsty i chłodny (temp.~10 K) obłok

Pojawia się samograwitujące zagęszczenie

10-100 mas słońca

M ~

Czerwony

Nadolbrzym

Czerwony

Olbrzym

M ~ 8M

Powiększenie

powierzchni

spadek temp

W kurczącym się jądrze rośnie temperatura tworząc

warunki do rozpoczęcia syntezy cięższych pierwiastków.


Droga do kolapsu grawitacyjnego

Główne reakcje termojądrowe:

Reakcja

Temperatura zapłonu

(miliony K)

4 1 H --> 4 He 10

3 4 He --> 8 Be + 4 He --> 12 C 100

12

C + 4 He --> 16 O

2 12 C --> 4 He + 20 Ne 600

20

Ne + 4 He --> n + 23 Mg

2 16 O --> 4 He + 28 Si 1500

2 16 O --> 2 4 He + 24 Mg 4000

2 28 Si --> 56 Fe 6000

Gdy masa rdzenia żelazowego przekroczy

1.4 masy Słońca nastepuje kolaps.

D. Kiełczewska, wykład 14


Kolaps grawitacyjny inicjujący supernową

D. Kiełczewska, wykład 14


Detekcja neutrin SN

neutrina „prompt”

e − + p → ν + n

e

neutrina

termiczne

e e Z

+ − 0

+ → → νe+

e

µ µ

τ

ν

→ ν + ν

→ ν + ν

τ

W wodzie i scyntylatorze największy

ν

przekrój czynny na reakcję: e + p → n+

e

Energia pozytronów bliska energii neutrin

+

D. Kiełczewska, wykład 14


Neutrina z SN 1987A- wyniki

Eksperyment:

IMB Kamiokande

Temperatura (MeV)

Strumień (x 10 10 cm -2 )

Średnia energia (MeV)

4.2 + 2.6

+

1.0

−0.8

0.7

−0.5

0.79± 0.28 1.98±

0.60

13.2 8.2

+ 3.1 + 2.2

−2.5 −1.7

Całkowita energia (x10 52 ergs)

ν e

Całkowita energia wydzielona

(x10 53 ergs)

4.8 ± 1.7 7.8 ± 2.4

2. 9 ± 1.0 4.7 ± 1.5

Czyli blisko całej dostępnej energii równej energii wiązania gwiazdy

neutronowej powstałej z kolapsu. Światło wynosi zaledwie 0.01% energii.

D. Kiełczewska, wykład 14


Czego dowiedzieliśmy się o ν e z SN1987A?

Czas życia

τ > ×

5

5 10 ( mν

/ eV) s

Masa

m( ν ) < 11

e

eV

m

2

=

19.4 δ t

⎛ 1 1

D ⎜ −

⎝ E E

2 2

1 2

Moment magnetyczny

Ładunek elektryczny




Dla dwóch zdarzeń o energiach E 1 , E 2 (MeV)

oraz różnicy czasu przyjścia δt (sec), D w kpc

−11

µ ( ν

e) < 0.8×

10 µ

B

Q

Q

ν

e

< 1×

10

−17

D. Kiełczewska, wykład 14

Potwierdził się model

powstawania gwiazd

neutronowych.


Przewidywany sygnał z przyszłych SN

w Super-Kamiokande:

Andromeda M31

Np. dla SN w centrum

Galaktyki:

D. Kiełczewska, wykład 14

∼ 7300 oddz. ν + p → e + n

∼ 300 oddz. ν + e → ν + e

∼ 100 oddz. ν

e

e


16

+



+ O→ e + X

Być może uda się zbadać

własności również innych

neutrin.

Neutrina z SN są juz

w drodze


D. Kiełczewska, wykład 14

Podsumowanie

W ostatnich latach fizyka

cząstek spotyka się z

fizyką kosmosu:

Pole Higgsa wypełnia

Wszechświat i

oddziałując z cząstkami

nadaje im masy.

Badając rozpady

2βν

0

możemy stwierdzić

a) jaki jest mechanizm

nadawania neutrinom

masy

b) czy zachowana jest

liczba leptonowa L

c) łamanie CP w

sektorze leptonowym

Te informacje mogą

wyjaśnić asymetrię

barionową we

Wszechświecie

More magazines by this user
Similar magazines