Neutrina kosmiczne

Komentarze

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. LHàRH.
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

Podobne dokumenty