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Teilchenphysik: Stand und Perspektiven 142.095 Claudia-Elisabeth Wulz Institut für Hochenergiephysik der Österreichischen Akademie der Wissenschaften c/o.

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Präsentation zum Thema: "Teilchenphysik: Stand und Perspektiven 142.095 Claudia-Elisabeth Wulz Institut für Hochenergiephysik der Österreichischen Akademie der Wissenschaften c/o."—  Präsentation transkript:

1 Teilchenphysik: Stand und Perspektiven Claudia-Elisabeth Wulz Institut für Hochenergiephysik der Österreichischen Akademie der Wissenschaften c/o CERN/PH, CH-1211 Genf 23 Tel , GSM: http: //home.cern.ch/~wulz TU Wien, 8. Juni Teil 5

2 D.P. Roy: Eighty Years of Neutrino Physics, W.C. Haxton, B.R. Holstein: Neutrino Physics, W.C. Haxton, B.R. Holstein: Neutrino Physics: an Update, T. Morii, C.S. Lim, S.N. Mukherjee: The Physics of the Standard Model and Beyond, World Scientific Publishing Co. (2004) A. Geiser: Neutrino physics with accelerators and beyond, Rep. Prog. Phys. 63 (2000) Literatur über Neutrinos 1

3 Das Standardmodell funktioniert erstaunlich gut, bis zu O(100 GeV). Einige Größen sind bis mit 0.1% Genauigkeit bestätigt!Trotzdem: Neutrinomassen sind im klassischen Standardmodell nicht enthalten. Es gibt das Hierarchieproblem (Stabilität der Higgsmasse). Es gibt keine Vereinheitlichung der Kopplungskonstanten bei sehr hohen Energien. Die Gravitation ist überhaupt nicht berücksichtigt. Es gibt keine Erklärung für dunkle Materie oder dunkle Energie. Wir wissen nicht, was unmittelbar nach dem Urknall geschah. Deshalb: Teilchenphysiker, Astrophysiker und Kosmologen müssen zusammenarbeiten, um die richtigen Erweiterungen des Standardmodells zu finden. Es gibt ausgezeichnete Werkzeuge wie Beschleuniger, Raumsonden, terrestrische Teleskope, unterirdische Laboratorien und sogar Kernreaktoren. Präzisionsexperimente bei sehr tiefen Energien könnten ebenfalls beitragen. Probleme des Standardmodells 2

4 1930: Pauli postuliert Neutrino (Energieerhaltung in -Zerfällen) 1934: Fermi-Theorie der -Zerfälle 1956: Paritätsverletzung der schwachen WW (Lee, Yang, exp. Wu 1957) K + ( + ) -> (P = +1), K + ( + ) -> (P = -1) V-A Theorie: nur linkshändige Neutrinos wechselwirken Entdeckung des Neutrinos durch Cowan and Reines (Reaktor) Inverser -Zerfall e + p + -> n + e + ; Nachweis des e : Pontecorvo postuliert Neutrino-Oszillationen 1962: Entdeckung eines 2. Neutrino-Flavors : e (Lederman, Schwartz, Steinberger) ( + p + -> + + n; + p + -> e + + n) 1990: 3 Familien von leichten Neutrinos aus Zerfallsbreite des Z 0 (LEP) Neutrinos haben Masse! : Neutrino-Oszillationen: Neutrinos haben Masse! 2000: 3. Neutrino-Flavor ( ) wird bestätigt (DONUT-Fermilab) _ _ _ Neutrinos – geschichtlicher Überblick 3

5 Energiespektrum von -Zerfallselektronen 4 ? ± p … Impulse der Zerfallsprodukte im Ruhesystem (im MeV-Bereich) … kinetische Energie des Tochterkerns N, E N << E e … Energie des Elektrons kin Energieerhaltung: W. Pauli:

6 Pauli postuliert Neutronen 5

7 Liebe Radioaktive Damen und Herren, Wie der Überbringer dieser Zeilen, den ich huldvollst anzuhören bitte, Ihnen des näheren auseinandersetzen wird, bin ich angesichts der "falschen" Statistik der N- und Li-6 Kerne, sowie des kontinuierlichen beta-Spektrums auf einen verzweifelten Ausweg verfallen um den "Wechselsatz" (1) der Statistik und den Energiesatz zu retten. Nämlich die Möglichkeit, es könnten elektrisch neutrale Teilchen, die ich Neutronen nennen will, in den Kernen existieren, welche den Spin 1/2 haben und das Ausschliessungsprinzip befolgen und sich von Lichtquanten außerdem noch dadurch unterscheiden, dass sie nicht mit Lichtgeschwindigkeit laufen. Die Masse der Neutronen könnte von der gleichen Grössenordnung wie die Elektronenmasse sein und jedenfalls nicht grösser als 0,01 Protonenmassen. Das kontinuierliche beta-Spektrum wäre dann verständlich unter der Annahme, dass beim beta-Zerfall mit dem Elektron jeweils noch ein Neutron emittiert wird, derart, dass die Summe der Energien von Neutron und Elektron konstant ist. 6 Pauli postuliert Neutronen

8 Fermi-Theorie der schwachen Wechselwirkung formulierte Fermi seine Theorie der schwachen Wechselwirkung (Zeitschrift für Physik, 88 (1934) 161, Versuch einer Theorie der -Strahlen) als eine Kontaktwechselwirkung, die im Grenzfall Q 2 << m W 2 gilt. Fermikonstante:

9 Neutronen -> Neutrinos : James Chadwick entdeckt durch Beschuss von Berylliumatomen mit -Teilchen die Neutronen als Bestandteile der Atomkerne zusätzlich zu den Protonen. Pauli publiziert erst 1933, als der Name Neutron schon vergeben war. Fermi schlägt den Namen Neutrino vor. 1935

10 Entdeckung der Neutrinos : C. Cowan, F. Reines am Savannah River Reaktor, Georgia, USA Nach etwa 1 ns wird das Positron zusammen mit einem der rundherum vorhandenen Elektronen vernichtet, wobei zwei Photonen entstehen, die im Detektor registriert werden. Das freie Neutron wird im Wasser abgebremst und nach etwa 1 s von einem Cadmiumkern eingefangen. Dabei werden wieder zwei Photonen frei, die der Detektor registriert. Zum Nachweis eines Neutrinos muss man folglich auf zwei Detektor-Signale (1. Positron-Vernichtung und 2. Neutronein- fang) mit einem zeitlichen Abstand von ca. 1 s warten. F. Reines 1995 Inverser -Zerfall

11 Paritätsverletzung der schwachen WW : T.D. Lee, Yang Theta-Tau-Puzzle: K + ( + ) -> (P = +1) K + ( + ) -> (P = -1) K + ( + ) -> (P = -1) und schienen aufgrund von identischen Massen, Spins und Ladungen dasselbe Teilchen zu sein. Lee und Yang postulierten, dass sie tatsächlich dasselbe Teilchen sind, dass aber die Parität im Fall des-Zerfalls nicht erhalten ist (die Parität des Pions und des Kaons ist -1 -> pseudoskalares Teilchen).

12 C. S. Wus Experiment (1957) 11 Annahme: Spin der Co-Kerne in z- Richtung; die meisten -Elektronen werden in Gegenrichtung zum Spin emittiert -> linkshändige Elektronen. Gespiegeltes Szenario: Kernspin bleibt in z-Richtung, Elektronen müßten vornehmlich in Spinrichtung emittiert werden. Dies wurde aber von Wu et al. nicht gefunden! Wenn die Parität erhalten wäre, würden genau so viele Elektronen in Kernspinrichtung wie in der Gegenrichtung emittiert werden. Nur linkshändige Teilchen nehmen an der schwachen Wechselwirkung teil. Die Parität ist maximal verletzt!

13 2. Neutrinoflavor ( ) 12 Brookhaven 1962: L. Lederman, M. Schwartz, J. Steinberger Pontecorvo: Warum annihilieren Neutrino und Antineutrino nicht in Photonen? Lösung: 2 verschiedene Flavors, Erhaltung der Leptonenzahl Wenn das Antineutrino des Pionzerfalls sich vom Antineutrino des -Zerfalls unterscheiden soll, dürften keine Elektronen in inversen -Zerfällen mit Antineutrinos aus dem Pionzerfall produziert werden:

14 3. Neutrinoflavor ( ) 13 Fermilab 2000: Fixed Target Experiment DONUT (Direct Observation of ) Indirekter Nachweis durch s, die geladenen Leptonpartner des : Lebensdauer des : 291 fs. Aus 10 4 nachgewiesenen Neutrinos waren nur 4. Suche nach kinked tracks. -Spur ca. 1mm lang.

15 – Ereignis bei DONUT – Ereignis bei DONUT 14

16 Erinnerung: Helizität 15 s v v s : h = +1 (rechtshändig) h = - 1 (linkshändig) v || s Helizität (h) entspricht dem Vorzeichen der Projektion des Spins auf die Bewegungsrichtung. Sie ist jedoch nicht lorentzinvariant. Dies wird ersichtlich, wenn das Inertialsystem im rechtshändigen Fall sich mit einer höheren Geschwindigkeit als fortbewegt: h wechselt von +1 auf -1. Für ein masseloses Teilchen gibt es jedoch kein Inertialsystem, das sich schneller als mit Lichtgeschwindigkeit ausbreiten kann, deshalb ist für solche Teilchen h lorentzinvariant. Für masselose Teilchen ist die Helizität dasselbe wie die Chiralität.

17 Linkshändige Neutrinos, rechtshändige Antineutrinos 16 ss Experimentell durch Goldhaber et al indirekt entdeckt: Neutrinos sind linkshändig. Antineutrinos sind rechtshändig. Pionzerfall: + :Spin 0 Spin von und müssen entgegengesetzt sein. Wenn rechtshändig ist, muß auch rechtshändig sein! Genau dies wurde gefunden. + : analog wurden nur linkshändige gefunden.

18 Weyl-Spinoren 17 Massebehaftete Fermionen werden durch 4-komponentige Dirac-Spinoren beschrieben : … 2-komponentige komplexe Weyl-Spinoren R … rechts-chiral, L … links-chiral Projektionsoperatoren projizieren rechts- bzw. linkschirale Zustände heraus: R, L … chirale Partner, die den vollen 4-komponentigen Dirac-Spinor bilden:

19 Erinnerung: Dirac- und Paulimatrizen 18 Diracmatrizen (4 x 4) Paulimatrizen (2 x 2)

20 Van-der-Waerden - Notation 19 Konvention: Index unten für rechts-chirale, oben für links-chirale Spinoren. Definition: Komponenten von, Komponenten von Punktierter Index: Komplexkonjugierung der Größe. Man schreibt einen Querstrich über Weyl-Spinoren mit punktierten Indizes (Achtung: dies ist nicht die adjungierte Darstellung, die nur für 4- komponentige Spinoren gilt!), zur Unterscheidung, falls Indices weggelassen werden. Mit dieser Konvention müsste der Dirac-Spinor so geschrieben werden: Ladungskonjugation: Teilchenspinor -> Antiteilchenspinor Ladungskonjugationsmatrix C:

21 Ladungskonjugation für Weyl-Fermionen 20 Ladungskonjugation für Weyl-Fermionen bewirkt Wechsel der Chiralitäten: Erinnerung Matrizenrechnung: (AB) T = B T A T Diracmatrizen: Antikommutatorregel { 5, }=0; 5 5 = 0 0 =1; P L + = P L T = P L In der 2-Komponenten-Schreibweise für Weyl-Fermionen:

22 Majorana-Spinoren 21 Folgende 4-komponentige Spinoren (Majorana-Spinoren) mit je zwei unabhängigen, komplexen Freiheitsgraden können gebildet werden: Per definitionem sind sie selbstkonjugiert (Teilchen sind ihre eigenen Antiteilchen): Majorana-Fermionen können demnach keine elektrische Ladung tragen (-> nur bei Neutrinos möglich). Somit wäre das Teilchen, das wir Antineutrino nennen, der rechts-chirale Partner des links-chiralen Neutrinos.

23 Dirac- und Majorana-Massen 22 Der Massenterm für Dirac-Neutrinos in der Lagrangedichte ist: Es gibt 4 Zustände: N sind sterile Neutrinos, d.h. sie haben außer der Gravitation keine Wechselwirkung, also auch keine schwache Wechselwirkung wie normale Neutrinos. Folgende Massenterme für Majorana-Neutrinos sind jedoch auch möglich in einem erweiterten Standardmodell: Es gibt 2 Zustände:

24 Dirac- und Majorana-Massen 23 Im allgemeinsten Fall ist die Lagrangedichte eine Kombination aus Dirac- und Majorana-Termen und kann mit den Substitutionen L = L, R c = R c, R = N R, L c = N L c so geschrieben werden: Um die Masseneigenwerte und -eigenzustände zu finden, muss man die Neutrino-Massenmatrix diagonalisieren:

25 Spezialfälle 24 m R = m L = 0 ( = 45 0 ) -> m 1,2 = m D Reiner Dirac-Fall (2 degenerierte Majorana-Felder können zu einem Dirac-Feld durch geeignete Linearkombination kombiniert werden). m D = 0 ( = 0 0 ) -> 2 reine Majorana-Zustände mit verschiedenen Massen für links- und rechtshändige Neutrinos. m D >> m L, m R ( 45 0 ) -> 2 fast degenerierte Majorana-Zustände mit m 1,2 m D (Pseudo-Dirac-Fall, nahe der maximalen Mischung von aktiven und sterilen Neutrinos). Die kleine Differenz der Massenquadrate m 1 2 – m 2 2 2m D (m R + m L ) führt zu Oszillationen innerhalb derselben Generation ( L R c ), wie von Pontecorvo 1957 vorausgesagt. m R >>m D, m L = 0 ( = m D /m R << 1) ergibt die Masseneigenwerte m 2 = m D 2 /m R << m D, m 1 m R -> See-Saw-Mechanismus

26 See-Saw-Mechanismus 25 Man erhält ein leichtes (m 2 ) und ein schweres Neutrino (m 1 ). Bei festem m D wird das leichte Neutrino umso leichter je schwerer das schwere Neutrino. Wenn die Dirac-Masse m D die Ordnung der elektroschwachen Skala (ca. 100 GeV) hat und die Majorana-Masse m R bei der GUT-Masse liegt (10 15 GeV), ergeben sich genau die kleinen gemessenen Neutrinomassen: m 1 m R GeV m N R m 2 m D 2 /m R 100 GeV 2 /10 15 GeV 0,01 eV m L m 1 m R m 2 = m D 2 /m R

27 n n p p e _ _ e 26 Doppelter Betazerfall Der doppelte Betazerfall ist von ca. 10 Isotopen bekannt. Er kann auftreten, wenn die Bindungsenergie von Tochterkernen mit Ordnungszahl Z+2 größer als die der Mutterkerne mit Ordnungszahl Z ist. Hingegen hätte der Tochterkern mit Z+1 eine kleinere Bindungsenergie, wodurch der einfache Betazerfall nicht auftreten kann.

28 e n p p e n 27 Neutrinoloser doppelter Betazerfall Ein Neutron zerfällt unter Emission eines rechtshändigen Antielektronneutrinos, das dann als linkshändiges Elektronneutrino absorbiert wird: Neutrinoloser doppelter Betazerfall kann also nur auftreten, wenn Neutrinos Majoranateilchen, also ihre eigenen Antiteilchen, sind. Weiters muss eine Helizitätsänderung stattfinden, was heisst, dass Neutrinos eine Masse haben müssen. L =2 … Leptonenzahl nicht erhalten! e

29 2 E(2e) 28 Heidelberg-Moskau-Experiment _ 76 Ge 76 Se + 2e - + (2 ) Aus der Halbwertszeit des Zerfalls kann man die Neutrinomasse messen: H. V. Klapdor-Kleingrothaus et al.: Signal: monochromatische Linie am Endpunkt

30 p + N s + X e e Auf der Erdoberfläche sollte gelten: 2 pro e Produziert als Zerfallsprodukte in Hadronschauern bei Kollisionen von kosmischen Strahlen mit Kernen in der Atmosphäre: p e e Produktion von atmosphärischen Neutrinos 29

31 R = R /e Daten / R /e MC ~ 0.65 Messungen verschiedener Experimente ca Keine Oszillationen 30 Messung von atmosphärischen Neutrinos

32 Zylinder mit hochreinem Wasser gefüllt. An den Wänden befinden sich Photoelektronenvervielfacher mit je 50 cm Durchmesser. Cerenkoveffekt dient zum Nachweis der Reaktionen: e N e X N X 31 Superkamiokande-Experiment

33 Elektronen streuen stärker in Wasser als Müonen, da sie leichter sind. Ihr Cerenkovkegel ist diffuser als der von Müonen. 32 Unterscheidung von und e

34 Müon-Ereignis Zerfallselektron 33 - Ereignis - Ereignis

35 Elektron-Ereignis 34 e - Ereignis

36 Atmosphäre Kosmische Strahlen U(up-going): Anzahl der von unten kommenden Ereignisse (-1 < cos < -0.2) D(down-going): Anzahl der von oben kommenden Ereignisse (0.2 < cos < 1) 35 Neutrinofluss bei Superkamiokande

37 Monte Carlo ohne Oszillationen Monte Carlo Mit Oszillationen Daten Y. Fukuda et al., PRL Vol. 81, Nr. 8 (1998) Asymmetrie (U-D)/(U+D)

38 Neutrino

39 l = U li i U : Pontecorvo-Maki-Nakagawa-Sakata (MNSP) Matrix Unitäre Matrix mit 3 Winkeln ( 12, 13, 23 ) und 1 CP-verletzenden Phase Im Gegensatz zum Quark-Mixing ist Neutrino-Mixing groß! e 13 und weitgehend unbekannt! e U = - atmosph., solar, Beschl., Reaktoren (Dirac) 38 Neutrino-Mixing

40 | e > = cos | 1 > + sin | 2 > | > = – sin | 1 > + cos | 2 > i (t) = i (0). exp(-iE i t) Für m i < = | e > | e (t)> = exp(-iE 1 t) cos | 1 > + exp(-iE 2 t) sin | 2 > P( e –> ) = | | 2 = sin 2 2 sin 2 ( m 2 /4E t) m m 1 2 –m 2 2 Wenn Neutrinos Masse haben, können sich Masseneigenzustände (| 1 >, | 2 >) und Flavoreigenzustände (| e >, | >) unterscheiden: 39 Neutrino-Oszillationen

41 L osc (m) = 2.5 E (MeV) / m 2 (eV 2 ) L/E ist die richtige Variable, wenn Neutrinos ein vollständiges Energiespektrum haben 40 Neutrino-Oszillationen

42 Oszillationen Neutrinozerfall Dekohärenz Superkamiokande 2004 hep-ex/ Überlebenswahrscheinlichkeit für : P( –> ) = 1 - sin sin 2 _________________________ 1.27 m 2 (eV 2 ) L (km) E (GeV) sin > 0.90 (90% C.L.) eV 2 < m 23 2 < eV 2 (90% C.L.) hep-ex/ KamLAND 2004 Superkamiokande: 41 Bestätigung der Oszillationshypothese

43 42 KamLAND-Reaktorexperiment

44 Energiespektrum solarer Neutrinos p + p 2 H e (pp) MeV p e + p H (pep) MeV H p 3 He He 3 He e He He e 3 He p 4 He e hep MeV Be e Li Be MeV Li p He He Be B Be e MeV Be * He e e - Erzeugungsprozesse Energien 43 Solare Neutrinos

45 Bahcall: … established as early as 1996 that the solution of the Solar Neutrino Problem lay in new particle physics, not new astrophysics … Klarheit 2001 durch SNO-Resultate (Sudbury Neutrino Observatory). Resultat: Gemessener Fluss: 2.56 SNU Erwartet: 8.5 SNU e + 37 Cl 37 Ar + e - Homestake- Experiment SNO 610t C 2 Cl 4 ~30 Ar-Atome in 2 Monaten erzeugt, 0.1 pro Tag nachgewiesen! 44 Das solare Neutrinodefizit

46 nur e misst totalen 8 B -Fluß der Sonne - gleiche Wirkungsquerschnitte für alle aktiven -Flavors NC xx npd hauptsächlich sensitiv für e, aber auch CC e ppd e ES e e x x D2OD2O 45 Neutrinomessungen am SNO

47 hep-ph/ m eV 2, sin …. Problem (fast) gelöst! ApJ Letters 621, L85 (2005) 46 Das solare Neutrinodefizitproblem

48 dN/dE = K x F(E,Z) x p x E tot x (E 0 -E e ) x [ (E 0 -E e ) 2 – m 2 ] 1/2 MAINZ-Experiment 3 H 3 He + e + e - C. Kraus et. al., Eur. Phys. J. C 40, 447 (2005) Karlsruhe Tritium Neutrino Experiment KATRIN ab 2012: Sensitivität um 1 Größenordnung besser m e < 2.3 eV/c 2 (95%CL) m e 2 = (-0.6 ± 2.2 stat ± 2.1 sys ) eV 2 /c 4 47 Absolute Neutrinomassenmessung Rel. Rate [a.u.] m = 0eV m = 1eV Theoretisches -Spektrum nahe dem Endpunkt E E e -E 0 [eV]

49 48 KATRIN Spektrometer

50 Warum sind Neutrinomassen so klein? Wie ist die Massenhierarchie? QUASI DEGENERIERT NORMALINVERTIERT atm solar Suche nach Materieeffekten an Long Baseline Neutrino Beams: Unterschiede zwischen Neutrinos und Antineutrinos bzgl. Oszillationslängen und -amplituden. 49 Neutrino-Massenhierarchie

51 U Maj = U Dirac ( e i e i 3 ) Wenn Neutrinos zu leicht (leichter als ca. 0.3 eV) für eine experimentelle Messung sind, bleibt nur der neutrinolose doppelte Beta-Zerfall! Dieser ist nur möglich, wenn Neutrinos massive Majoranateilchen (n = n) sind. Die Zerfallsrate hängt direkt mit den Massen und Mixings der Neutrinos zusammen. 50 Absolute Neutrinomassenskala

52 Neutrinoloser doppelter b-Zerfall (Majorananatur) Massenhierarchie Absolute Massen Sterile Neutrinos Offene Fragen der Neutrinophysik 51


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