docNeutrina kosmiczne
download 
Reklamacja Transkrypt
Neutrina kosmiczne
Neutrina kosmiczne v Poprzedni wykład: neutrina z supernowych W tym wykładzie: v Poszukiwanie neutrin bardzo wielkich energii ze źródeł kosmicznych v Rola neutrin we wczesnym Wszechświecie - neutrina reliktowe v Asymetria materii – antymaterii we Wszechświecie Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Poszukiwanie neutrin wielkich energii (UHE) ze źródeł kosmicznych v Dlaczego spodziewamy się neutrin UHE v Wielkie teleskopy neutrin: Ø AMANDA/ICE CUBE (Antarktyda) Ø ANTARES (Morze Śródziemne) Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Ultra-high energy neutrinos Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 GZK neutrinos Observations of highest energy cosmic rays (mostly protons) indicate the expected „GZK cutoff” (Greisen, Zatsepin, Kuzmin) at energies around 1020 eV: Above that energy: CMB p + γ → Δ + .......... Δ → N +π π ± → µ± +νµ GZK neutrinos - very low but guaranteed flux (GZK CRs exist!) Expect ~ 1 event per km2 per year Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Expected ν flux from galactic point sources, example SNR: RXJ 1713-3946 Christian Stegmann et al. , J.Phys.Conf.Serv.60 (2007) 243 Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 High-Energy Neutrino Astrophysics Ø Proton accelerators generate roughly equal numbers of gamma rays and neutrinos Ø Neutrinos are not absorbed in the sources because they interact only weakly during propagation Ø Many gammas are absorbed or their energy decreased during propagation Background: atmospheric neutrinos Expected signals from cosmic accelerators AGN – active galactic nucleus Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Look for relic neutrinos – with „Z-bursts” ν ν → Z0 → p X UHE neutrinos scatter off relic background nu’s to produce Z’s within 50 Mpc . The corresponding energy of UHE neutrino: 4x1021eV But the data from various experiments are inconsistent. Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Neutrino telescopes search for dark matter and cosmic ν sources Detector Amanda Ice Cube Location South pole „ Detection method 1km3 Baikal Russia Antares Mediteranian Sea Auger Cherenkov light in ice „ Cherenkov light,water „ Argentina Hybrid detector Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 IceCube Detector Counting House IceTop Surface air shower array InIce 86 strings, each with 60 digital optical modules AMANDA 17 m between modules 125 m string separation Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Neutrino Telescope in Ice 1997: AMANDA-B10 302 OMs on 10 Strings 2000: AMANDA-II 677 OMs on 19 Strings Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Transportation to Antartica…. Getting there is half the fun New C-17 Old C-141 (photo by RGS) Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Field team deals very well with issues and harsh conditions Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Hotwater drill system Hose reel Drill tower Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 DOMs Extraterrestrial Neutrinos: signals and backgrounds Neutrinos (all flavors) interact in(or close to) the detector via: Muon channel: ν + N → µ + X (CC) µ Cascade channels: ν e(τ ) + N → e(τ ) + X Low energy: (CC) ν e( µ,τ ) + N → ν e( µ,τ ) + X (NC) Distinguish: - µ (CR vs νµ) by their direction - νµ (atmospheric vs extrater.) by energy High energy: Above 105 TeV – small µ and νeτ bg produced in CR interactions with the Earth atmosphere. Distinguish νµ flavor by their topology Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Signature of neutrinos (simulations) Muon neutrino Electron neutrino Tau neutrino E = 375 TeV E = 10 PeV a) Eµ=10 TeV ~ 90 hits 300m b) Eµ=6 PeV ~1000 hits E ~ dE/dx, E> 1 TeV Energy Res. : log(E)~0.3 Angular Res.: 0.8 -2 deg Energy Res. log(E)~0.1-0.2 Poor Angular Resolution Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Double-bang signature above ~ 1 PeV Very low background Pointing capability Special role of tau neutrinos Ø Simulation of the PeV νt interaction in the ICECUBE detector Ø Shower due to ντ interaction and shower due to τ decay separated by 500 meters! Ø 1/3 of UHE neutrinos are ντ neutrinos (because of oscillations). They are not absorbed in the Earth (tau regeneration) Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Upward going tracks Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Poszukiwanie neutrin skorelowanych ze znanymi źródłami promieniowania kosmicznego (SNR, AGN) Górne granice Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Poszukiwanie przypadków skorelowanych z GRBs Ø Gamma-Ray Bursts are short bursts of gamma rays, a few seconds in duration, observed by many satellite-based detectors Ø Brighter than rest of gamma ray sky (afterglow lasting much longer) Ø GRBs are compelling candidates for the source of acceleration for UHECRs Analysis of 3 years of IceCube data: no significant correlation of neutrinos correlated with GRBs Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Neutrino 2012, Kyoto IceCube - podsumowanie Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Neutrino 2012, Kyoto ANTARES IceCube ANTARES -2,4 km Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 ANTARES: Moon shadow (test of absolute pointing) Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Neutrino 2012, Kyoto Neutrina w kosmologii oraz asymetria materii i antymaterii Przypomnienie podstaw kosmologii np. na stronie: Particle Data Group pdg.lbl.gov/2012/astrophysics-cosmology/astro-cosmo.html Rónież ze strony Warszawskiej Grupy Neutrinowej: neutrino.fuw.edu.pl/pl/edukacja/wyklady/ W szczególności wyklad14 z: http://neutrino.fuw.edu.pl/public/wyklad-Elementy-czastek/ Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Neutrino decoupling T~1 MeV T~ 1 sec C. Gonzales-Garcia Int. Neutrino Summer School, Geneva July 2011 CMB T~0,3 eV t~ 3x105y some ν become nonrelat. Nucleosynthesis T~0,1 MeV t~ 100 s Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Neutrina reliktowe Neutrina reliktowe (Cosmic Neutrino Background CNB lub CνB) są obecnie prawie tak samo liczne jak fotony reliktowe (Cosmic Microwave Background CMB). W czasie ewolucji Wszechświata najpierw CNB wnoszą wkład do ciśnienia promieniowania, a po epoce CMB (t>300 tys lat, T<0,3 eV) neutrina stają się nierelatywistyczne i dają wkład do materii. Niektóre obserwable kosmologiczne są czułe na własności neutrin. Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Reliktowe ν w kosmologicznych obserwacjach Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Neutrina reliktowe (CNB) Ø Weźmy wiek Wszechświata ~1 sek (T~1MeV) Ø Od początku BB większość cięższych cząstek zanihilowała ze swoimi antycząstkami Ø Zostało 109 razy więcej ν i γ niż barionów Ø Zachodzą reakcje: ν x + ν x → e+ + e− ν e + n e− + p Próg na produkcję n: ( ν e + p e+ + n ) n → e− + p + ν e Q = M n − M p c 2 = 1,3 MeV Nn ⎛ −Q ⎞ = exp ⎜ = 0,23 ⎟ Np kT ⎝ ⎠ Ponadto czas życia neutronu τ = 896 s W efekcie po czasie 400 sek pozostaje: Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Nn = 0,14 Np Przy T<0,1 MeV neutrony wiązane w jądrach i dalej się nie rozpadają. Neutrina odprzęgają się (decouple) od reszty materii i dalej poruszają się swobodnie. Neutrina reliktowe (CNB) Nukleosynteza Jądra powstają w elmgt procesach: n+ p 2H +γ n + 2 H → 3H + γ p + 3 H → 4 He + γ p + 2 H → 3 He + γ n + 3 He → 4 He + γ Produkcja różnych jąder silnie zależy od stosunku gęstości barionów do kwantów γ. Okazuje się, że obserwowane gęstości różnych pierwiastków zgadzają się z przewidywaniami dla: N η B ≡ B 6 ⋅10−10 Nγ Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Nukleosynteza c.d. Definiuje się zmienną określającą masę zawartą w jądrach 4He wzgędem całkowiej masy barionowej: Nn 4N( He) 2 0,25 YP ≡ = Nn + N p Nn + N p 4 dla 4 Nn = 0,14 Np Eksperymentalne potwierdzenie Wielkiego Wybuchu Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Wynik z WMAP Własności CNB Dla T>>1 MeV oddz. w równowadze: e+ + e− ↔ ν + ν Te = Tγ = Tν e + e ↔γ +γ + − + − Gdy T<me resztki pozytronów anihilują e + e → γ + γ zwiększając trochę Tϒ ale nie Tν . Odtąd Tϒ > Tν Można pokazać, że: Tγ = 1, 4 Tν Gdy T<me wkład energii promieniowania do bilansu energii Wszechświata: 4 ⎡ ⎤ π ⎡ 4 7 4⎤ ⎢ 7⎛ 4 ⎞3⎥ ρ ϒ = ργ + ρν = Tγ + 3 Tν ⎥ = 1+ 3 ⎜ ⎟ ργ 15 ⎢⎣ 8 ⎦ ⎢ 8 ⎝ 11 ⎠ ⎥ ⎣ ⎦ 2 dla 3 relat. stanów neutrinowych Dla Neff stanów relat. byłoby: Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 4 ⎡ ⎤ 3 7 4 ⎛ ⎞ ρ ϒ = ⎢1+ N eff ⎜ ⎟ ⎥ ργ 8 ⎝ 11 ⎠ ⎥ ⎢ ⎣ ⎦ Liczba zapachów neutrin relat. (T>>mi) w epoce nukleosyntezy Szybkość ekspansji zależy od gęstości energii, a ta z kolei zależy od liczby zapachów neutrin: Neff Im szybsza ekspansja tym mniej neutronów zdąży się rozpaść i tym więcej jąder helu powstaje. Przy nowej ocenie Yp Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 CNB (CνB) vs CMB Dalej obie temperatury spadają zachowując relację: Tγ = 1, 4 Tν Wreszcie 300 tys lat później, temp. spada poniżej 1 eV, elektrony zostają związane w atomach, a fotony oddz znacznie słabiej, odprzęgaja się od materii i poruszają swobodnie jako: Fotony reliktowe (CMB) Satelitarny eksperyment „Wilkinson Microwave Anisotropy Probe.” zbiera dane od 2001 r. Zbadał fluktuacje temperatury z precyzją 10-5. Obraz Wsz. w wieku 300 000 lat. (nagroda Nobla w 2006) Mierzy się tzw. „anisotropy power spectra”. Biorą się z funkcji korelacji: mierzy fluktuacje temp. wokół C(ϑ ) = δ T ( m)δ T ( n) , m n = cosϑ średniej temp. T0 w kierunkach m and n. ∞ 1 Dla małych kątów C (ϑ ) = al2 (2l + 1) Pl (cosϑ ) 4π l =2 można rozwinąć: Bada się C dla różnych l Cl = al2 ∑ Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Efekt neutrin w pomiarach CMB Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Efekt mas neutrin w pomiarach CMB W czasie rekombinacji (elektrony zostają związane w atomach): rec γ T 3000 K 0.26 eV Tνrec Tγrec 1.4 0.18 eV Średnie pędy neutrin: 0.58 eV i dlatego mała czułość na masy neutrin < 1eV. Wyznaczono granicę: ∑m νi < 1.7 eV Mało użyteczny wynik bo z pomiarów trytu: ∑m ν < 3⋅ 2.2 eV Ale pomiary struktur galaktyk (Large Scale Structures) przynoszą lepsze ograniczenie Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Nie widać efektu masy neutrin Wyznaczanie mas neutrin z pomiarów wielkich struktur Galaxy Surveys Na mapach galaktyk we Wszechświecie obserwowane są wielkie struktury (Large Scale Structures).. Modele symulują tworzenie się tych struktur z wyjściowych anizotropii obserwowanych w CMB, przyjmując obserwowane parametry kosmologiczne. Neutrina, które są jeszcze dosyć relat. w epoce CMB, w trakcie tworzenia struktur stają się nierelat. Relatywistyczne neutrina przeszkadzają w tworzeniu struktur (co wyklucza Hot Dark Matter). W modelach CDM (Cold Dark Matter) tworzą się zagęszczenia CDM, w których łapane są grawitacyjnie bariony i nierelat. neutrina. Ograniczenia na masy neutrin dostaje się z fitowania wielu obserwacji z epoki CMB oraz LSS. Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Górne limity z kosmologii na ∑m νi CMB – anizotropia temp. WMAP etc LSSPS – Large Scale Structure Power Spectrum Galaxy Surveys H0 – Hubble Space Telescope Z oscylacji: ∑m ∑m νi = m + 2M dla IH νi = 2m + M dla NH M ≈ 50 meV m ≈ 10 meV Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Neutrino 2012, Kyoto CNB i CMB teraz Dalej obie temperatury spadają z czasem jak i teraz mamy: Tγ = 2.725 ± 0.001 K (0.23 meV) Tν = 1.949 ± 0.001 K (0.17 meV) 2 Δmatm = 0.0024 eV2 2 δ msol 8 ⋅10 −5 eV2 kT ≈ 1 MeV t ( sek ) Co najmniej 1 stan ma masę >50 meV Co najmniej 2 stany mają masę >9 meV Co najmniej 2 stany nierelatywistyczne Gęstości objętościowe są: nγ = 410 cm −3 nν = Nν ⋅ 3 nγ = 340 cm −3 dla 3 zapachów 11 Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Gęstość energii CNB Obecna gęstość energii neutrin względem gęstości krytycznej: Ων = 3.4 ⋅10 −5 gdy mν = 0 3 Ων = Z kosmologii: 3 ∑ mνi i=1 94 eV ⋅ h h = 0.704 ± 0.025 2 = ∑ mνi i=1 47 eV 1 = 2.02 h2 gdy mν >> T ∑ mνi < 0.3 eV Ων < 0.3 eV = 0.0064 47 eV PDG 2012 Z oscylacji: ∑ mνi ≥ 2 Δmatm 50 meV Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Ων > 0.05 = 0.001 47 Co wiemy o ρ Ω= ρc ? „Świecąca” materia a więc gwiazdy, gaz: Ωγ = ( 4,6 ± 0,5) ⋅10−5 Bariony widoczne lub niewidoczne obliczone z nukleosyntezy Ciemna materia: Ωtot = 1,02 ± 0,02 ΩCDM = 0.22 ± 0.01 Ciemna energia „geometria płaska” k=0 Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Ωb = 0,042+0,003 −0,005 Ω Λ = 0,73 ± 0.03 WMAP results (04/2008) Energy balance of the Universe Today 380 000 years after BB Λ ΩΛ = 3H 2 Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Dark energy contribution rises with time Asymetria materia-antymateria Według pomiarów WMAP w epoce nukleosyntezy stosunek gęstości barionów do kwantów γ wynosił: N η B ≡ B 6 ⋅10−10 Nγ Przy tej wartości mierzone gęstości lekkich jąder zgadzają się bardzo dobrze z przewidywaniami z Nukleosyntezy. Model Wielkiego Wybuchu (BB) przewiduje te same ilości materii i antymaterii i w wyniku anihilacji wszystkie bariony powinny zanihilować z antybarionami. Stąd obserwowana niezerowa wartość ηB musiała pojawić się na skutek procesów, które nie są symetryczne względem transformacji CP. Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Asymetria materia-antymateria Eksperymenty nad mezonami K i B wykazały łamanie symetrii CP w sektorze kwarków. Obserwowane łamanie CP może być opisane w ramach Modelu Standardowego, ale wg. tego modelu: η B 10 −18 Czyli 9 rzędów wielkości za mało! Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Warunki Sacharowa na rozwiązanie asymetrii materii v Niezachowanie liczby barionowej B v Symetria CP jest łamana v Nie ma równowagi termodynamicznej Nie zaobserwowano dotąd procesów łamiących B, ale teorie GUT w sposób naturalny prowadzą do przejść między kwarkami i leptonami przy zachowaniu B-L. Można więc wyobrazić sobie procesy niezachowujące L (Leptogeneza), oraz niezachowujce B, ale tak żeby ΔB=ΔL oraz aby zachowane było B-L. Jest to możliwe poprzez „sfalerony”. Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Leptogeneza Najpopularniejsze wytłumaczenie asymetrii materii poprzez tzw. Leptogenezę Jeśli neutrina są cząstkami Majorany, to elegancki sposób generacji masy wynika z oddziaływania z cząstką H zarówno znanych lekkich, lewo-skrętnych neutrin ν jak i bardzo ciężkich, prawo-skrętnych neutrin N o masach 10(9-15) GeV (tzw. modele „See-saw” (huśtawki)) N powinny być produkowane w bardzo wczesnych chwilach BB. Ponieważ: N ≡ N więc możliwe rozpady: N → l − + .... N → l + + .... Jeśli: CP to: ( ) ( gdzie l+, l- to naładowane leptony ) Γ N → l − + ... ≠ Γ N → l + + ... mamy nadwyżkę leptonów nad antyleptonami czyli Leptogenezę. Stąd można dostać nadwyżkę barionów przy użyciu tzw. sfaleronów. Jeśli hipoteza Leptogenezy jest Fizyka cząstek II, prawdziwa to D.Kiełczewska, wykład 13 neutrin. wszyscy bierzemy się z ciężkich CP violation for Majorana neutrinos So the clue to understand matter asymmetry is to look for differences in oscillations: ν α → ν β and ν α → ν β One can ask: if ν ≡ν then what is the difference between: ν µ →ν e ν µ →ν e The difference is that in π+ decays neutrinos are mostly LH and consequently after oscillations they produce e-: π + → µ + +ν µ L ν µ L →ν eL ν eL + N → e− + ..... while the opposite happens for π- decays: π − → µ − +ν µ R ν µ R → ν eR ν eR + N → e+ + ..... If Leptogenesis hypothesis is true then we all come from heavy neutrinos. Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 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. LHàRH. 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. h W zderzeniu z H powstaje bardzo ciężkie neutrino, ale tylko na czas Δt : Mc a potem znów powstaje lekkie. Efektywna masa neutrina jest m 2 Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 2 M Podsumowanie neutrin reliktowych v Liczba stanów neutrinowych - czyżby jakieś neutrino sterylne? W każdym razie: pomiary kosmologiczne pozwalają na stwierdzenie co najmniej 3 stanów neutrin reliktowych v Ostatnie analizy danych dot. WMAP oraz „Large Scale Structures” podają dosyć restrykcyjne ograniczenie: ∑ mν < 0.3 eV ale uwaga na zależność od modeli i v Asymetria materii-antymaterii: Ø Jeśli neutrino jest cząstką Majorany oraz ΔL ≠ 0 to naturalne jest istnienie bardzo ciężkich neutrin N o masach pochodzących z mechanizmu „See-saw” oraz model Leptogenezy - b. ważne poszukiwania rozpadów ββ 0ν Ø Leptogeneza wymaga niezachowania CP w sektorze leptonowym -b. ważne dla przyszłych eksperymentów z silnymi wiązkami neutrin Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 Neutrino (mass)2 spectrum ν3 sin 2 ϑ13 ν2 } ν1 2 Δmatm (Mass)2! or ν2 } ν1 Δm 2 δ msol 2 δ msol 2 atm ν3 sin 2 ϑ13 Normal Inverted 2 2 δ msol ≅ 8i10 −5 eV2 δ matm ≅ 2.5i10 −3 eV2 ν e U ei 2 ν µ U µi 2 Fizyka cząstek II, D.Kiełczewska, wykład 13 ν τ Uτ i 2
