Literatur über Neutrinos

Präsentation zum Thema: "Literatur über Neutrinos"—  Präsentation transkript:

0 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 2010 Teil 5

1 Literatur über Neutrinos
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) 1

2 Probleme des Standardmodells
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. 2

3 Neutrinos – geschichtlicher Überblick
1930: Pauli postuliert Neutrino (Energieerhaltung in b-Zerfällen) 1934: Fermi-Theorie der b-Zerfälle 1956: Paritätsverletzung der schwachen WW (Lee, Yang, exp. Wu 1957) K+ (“+”) -> + + 0 (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+ 1957: Pontecorvo postuliert Neutrino-Oszillationen 1962: Entdeckung eines 2. Neutrino-Flavors : nm ≠ ne (Lederman, Schwartz, Steinberger) ( + p+ -> + + n;  + p+ -> e+ + n) 1990: Familien von leichten Neutrinos aus Zerfallsbreite des Z0 (LEP) : Neutrino-Oszillationen: Neutrinos haben Masse! 2000: Neutrino-Flavor (nt) wird bestätigt (DONUT-Fermilab) _ Morii S. 8 3

4 Energiespektrum von b-Zerfallselektronen
? ± p … Impulse der Zerfallsprodukte im Ruhesystem (im MeV-Bereich) … kinetische Energie des Tochterkerns N’, EN’ << Ee … Energie des Elektrons kin Energieerhaltung: Kinetische Energie des Tochterkerns: EN’ = MN’ v2/2, p = MN’ v W. Pauli: 4

5 Pauli postuliert “Neutronen”
5

6 Pauli postuliert “Neutronen”
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

7 Fermi-Theorie der schwachen Wechselwirkung
1934 formulierte Fermi seine Theorie der schwachen Wechselwirkung (Zeitschrift für Physik, 88 (1934) 161, “Versuch einer Theorie der b-Strahlen”) als eine “Kontaktwechselwirkung”, die im Grenzfall Q2 << mW2 gilt. Fermikonstante: Fermitheorie ist eine “effektive Theorie”. Eigentlich ist GF noch durch (h quer c)3 zu dividieren. 7

8 “Neutronen” -> Neutrinos
1932: James Chadwick entdeckt durch Beschuss von Berylliumatomen mit a-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 Sir James Chadwick – ein Schüler Rutherfords – glaubte wie sein Lehrmeister nicht an einen „Compton-Effekt beim Proton“ und nahm an, dass die „Beryllium-Strahlung“ aus Teilchen bestehen müsse. Als Irène und Frédéric Joliot-Curie ihre Versuchsergebnisse veröffentlichten, in denen sie zeigten, dass Bothes „Beryllium-Strahlung“ in der Lage war, aus Paraffin Protonen mit hoher Energie herauszuschlagen, war für Chadwick klar, dass es sich nicht um Gammastrahlung, sondern nur um Teilchen mit einer dem Proton vergleichbaren Masse handeln konnte. In den zahlreichen Versuchen wiederholte er die Experimente des Ehepaares Joliot-Curie und bestätigte den Joliot-Curie’schen Kernschleuder-Effekt. Weiterhin konnte er 1932 experimentell nachweisen, dass es sich bei Bothes „Beryllium-Strahlung“ nicht um Gammastrahlen, sondern vielmehr um einen Geschossregen aus schnell bewegten Teilchen handelte, die ungefähr die Masse des Protons besitzen, jedoch elektrisch neutral sind. Er erkannte, dass die Eigenschaften dieses Typs Strahlung eher mit denen eines bereits zwölf Jahre zuvor von Ernest Rutherford als Kernbaustein vermuteten neutralen Teilchens in Einklang zu bringen waren. Da die nunmehr entdeckten Teilchen keine elektrische Ladung trugen, nannte er sie Neutronen. 8

9 Entdeckung der Neutrinos
1956: C. Cowan, F. Reines am Savannah River Reaktor, Georgia, USA Inverser b-Zerfall 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 ms 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 ms warten. 1. Idee von Cowan und Reines war mit einer Atomexplosion… F. Reines 1995 9

10 Paritätsverletzung der schwachen WW
1956: T.D. Lee, Yang Theta-Tau-Puzzle: K+ (“+”) -> + + 0 (P = +1) K+ (“+”) -> + + + +  - (P = -1) K+ (“+”) -> + + 0 + 0 (P = -1) For a while Yang had tried experimental physics, but it was not to be. Other graduate students had teased him, "Where there was a bang, there was Yang”. Pion is a pseudoscalar particle (P=-1). In the 1954 paper Absorption of Negative Pions in Deuterium: Parity of the Pion, William Chinowsky and Jack Steinberger demonstrated that the pion π has negative parity. They studied pion capture by deuterium nucleus in a state with zero orbital angular momentum L=0 into two neutrons n Neutrons are fermions and so obey Fermi statistics, which implies that the final state is antisymmetric. Using the fact that the deuteron has spin one and the pion spin zero together with the antisymmetry of the final state they concluded that the two neutrons must have orbital angular momentum L=1. The total parity is the product of the intrinsic parities of the particles and the extrinsic parity of the spherical harmonic function(-1)L. Since the orbital momentum changes from zero to one in this process, if the process is to conserve the total parity then the products of the intrinsic parities of the initial and final particles must have opposite sign. A deuteron nucleus is made from a proton and a neutron, and so using the forementioned convention that protons and neutrons have intrinsic parities equal to +1 they argued that the parity of the pion is equal to minus the product of the parities of the two neutrons divided by that of the proton and neutron in deuterium, (-1)(1)2/(1)2, which is equal to minus one. Thus they concluded that the pion is a pseudoscalar particle. Other explanation:  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). 10

11 C. S. Wus Experiment (1957) Annahme: Spin der Co-Kerne in z-Richtung; die meisten b-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! Wollte mit hubby mit QEII nach Europa und Fernost fahren, es ergab sich aber die Gelegenheit zu ihrem Experiment am National Bureau of Standards. Hubby fuhr alleine … T = 0,01 K. Einige Elektronen werden trotzdem in Spinrichtung emittiert, da es schwierig ist, alle Kerne auszurichten 11

12 2. Neutrinoflavor (nm ) 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 b-Zerfalls unterscheiden soll, dürften keine Elektronen in inversen b-Zerfällen mit Antineutrinos aus dem Pionzerfall produziert werden: nue_numu.pdf Pontecorvo arbeitete schon in der Sovietunion und hatte keinen Beschleuniger zur Verfügung, um seine Idee testen. Alternating Gyro Synchrotron: 15 GeV ✓ ✖ 12

13 3. Neutrinoflavor (nt ) Fermilab 2000: Fixed Target Experiment DONUT (Direct Observation of nt) Indirekter Nachweis durch t’s, die geladenen Leptonpartner des nt : Lebensdauer des t : 291 fs. Aus 104 nachgewiesenen Neutrinos waren nur 4 nt. Suche nach “kinked tracks”. t-Spur ca. 1mm lang. 13

14 nt – Ereignis bei DONUT 14

15 Erinnerung: Helizität
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. v s : h = +1 (“rechtshändig”) h = - 1 (“linkshändig”) v || s Isospin: name goes back to Heisenberg

16 Linkshändige Neutrinos, rechtshändige Antineutrinos
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.   s     Griffiths S. 124 16

17 Weyl-Spinoren Massebehaftete Fermionen werden durch 4-komponentige Dirac-Spinoren beschrieben : h, x … 2-komponentige komplexe Weyl-Spinoren h = hR … rechts-chiral, x = xL … links-chiral Projektionsoperatoren projizieren rechts- bzw. linkschirale Zustände heraus: YR, YL … chirale Partner, die den vollen 4-komponentigen Dirac-Spinor bilden: Mori p. 106, 150 SUSY demystified p. 43 17

18 Erinnerung: Dirac- und Paulimatrizen
Diracmatrizen g (4 x 4) Last page of Griffiths Covariant and contravariant 4-vectors: x mu (subscript) = g mu nu x mu g mu nu metric tensor Paulimatrizen s (2 x 2)

19 Van-der-Waerden - Notation
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: Mori p. 106, 150 SUSY demystified p. 43 Es gibt verschiedene Konventionen für die Indizierung und die Variablen … 19

20 Ladungskonjugation für Weyl-Fermionen
Ladungskonjugation für Weyl-Fermionen bewirkt Wechsel der Chiralitäten: Erinnerung Matrizenrechnung: (AB)T = BTAT Diracmatrizen: Antikommutatorregel {g5, gm}=0; g5g5=g0g0=1; PL+ = PLT = PL In der 2-Komponenten-Schreibweise für Weyl-Fermionen: Mori p. 106, 150; App. A p. 250 und App. D p. 277 SUSY demystified p. 43 Es gibt verschiedene Konventionen für die Indizierung und die Variablen … Weyl-Fermionen: masselos. Im Fall von masselosen Teilchen mischen rechts-und linkshändige Zustände nicht. 20

21 Majorana-Spinoren 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): Mori p. 107 Majorana verschwand unter mysterösen Umständen 1938, nur 31-jährig. Hinterliess keine Spuren, so wie die Neutrinos selbst … Hat sein ganzes Geld vor seinem Verschwinden behoben. 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. 21

22 Dirac- und Majorana-Massen
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: Mori p. 107, Schulz-neutrinos p. 8SeeSawmechanism.pdf 22

23 Dirac- und Majorana-Massen
Im allgemeinsten Fall ist die Lagrangedichte eine Kombination aus Dirac- und Majorana-Termen und kann mit den Substitutionen yL = nL, yRc = nRc, yR = NR, yLc = NLc so geschrieben werden: Um die Masseneigenwerte und -eigenzustände zu finden, muss man die Neutrino-Massenmatrix diagonalisieren: Geiser p. 1795 23

24 Spezialfälle mR = mL = 0 (q = 450) -> m1,2 = mD
Reiner Dirac-Fall (2 degenerierte Majorana-Felder können zu einem Dirac-Feld durch geeignete Linearkombination kombiniert werden). mD = 0 (q = 00) -> 2 reine Majorana-Zustände mit verschiedenen Massen für links- und rechtshändige Neutrinos. mD >> mL, mR (q ≈ 450) -> 2 fast degenerierte Majorana-Zustände mit m1,2 ≈ mD (Pseudo-Dirac-Fall, nahe der maximalen Mischung von aktiven und sterilen Neutrinos). Die kleine Differenz der Massenquadrate m12 – m22 ≈ 2mD (mR + mL) führt zu Oszillationen innerhalb derselben Generation (nL <-> nRc), wie von Pontecorvo 1957 vorausgesagt. mR >>mD, mL= 0 (q = mD/mR << 1) ergibt die Masseneigenwerte m2 = mD2/mR << mD, m1 ≈ mR -> See-Saw-Mechanismus Geiser p. 1795 Mori S. 111 24

25 See-Saw-Mechanismus m2 = mD2/mR m1 ≈ mR
Man erhält ein leichtes (m2) und ein schweres Neutrino (m1). Bei festem mD wird das leichte Neutrino umso leichter je schwerer das schwere Neutrino. Wenn die Dirac-Masse mD die Ordnung der elektroschwachen Skala (ca. 100 GeV) hat und die Majorana-Masse mR bei der GUT-Masse liegt (1015 GeV), ergeben sich genau die kleinen gemessenen Neutrinomassen: m1 ≈ mR ≈ 1015 GeV <-> mNR m2 ≈ mD2/mR ≈ 100 GeV2/1015 GeV ≈ 0,01 eV <-> mnL m1 ≈ mR m2 = mD2/mR SeeSawmechanism.pdf 25

26 Doppelter Betazerfall
n p e _ 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. 26

27 Neutrinoloser doppelter Betazerfall
(Z,A) → (Z+2,A) + 2e- 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. DL =2 … Leptonenzahl nicht erhalten! 27

28 Heidelberg-Moskau-Experiment
_ 76Ge  76Se + 2e- + (2n) Aus der Halbwertszeit des Zerfalls kann man die Neutrinomasse messen: H. V. Klapdor-Kleingrothaus et al.: Signal: monochromatische Linie am Endpunkt 2nbb E(2e) 0nbb Klapdor-Kleingrothaus: Umstritten! Publikation nur von 3 Autoren, nicht vom gesamten Experiment! Cuorcino-Experiment (mit Tellur) findet keine Hinweise auf den neutrinolosen Betazerfall … 28

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

30 Messung von atmosphärischen Neutrinos
R’ = Rm/eDaten / Rm/eMC ~ 0.65 Keine Oszillationen Messungen verschiedener Experimente ca 30

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

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

33 m - Ereignis Müon-Ereignis Zerfallselektron 33

34 e - Ereignis Elektron-Ereignis 34

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

36 Asymmetrie (U-D)/(U+D)
Monte Carlo ohne Oszillationen Mit Oszillationen nm  nt Daten Y. Fukuda et al., PRL Vol. 81, Nr. 8 (1998) 1562 36

37 Neutrino 2004 37

38 Neutrino-Mixing U: Pontecorvo-Maki-Nakagawa-Sakata (MNSP) Matrix U =
nl = Uli ni U: Pontecorvo-Maki-Nakagawa-Sakata (MNSP) Matrix Unitäre Matrix mit 3 Winkeln (12 , 13 , 23) und 1 CP-verletzenden Phase d Im Gegensatz zum Quark-Mixing ist Neutrino-Mixing groß! q13 und d weitgehend unbekannt! nm  nt nm  ne U = - atmosph., solar, Beschl., Reaktoren (Dirac) ne  nm,t 38

39 Neutrino-Oszillationen
Wenn Neutrinos Masse haben, können sich Masseneigenzustände (|n1>, |n2>) und Flavoreigenzustände (|ne>, |nm>) unterscheiden: |ne> = cos |n1> + sin  |n2> |nm> = – sin |n1> + cos  |n2> ni (t) = ni (0) . exp(-iEit) Für mi<<Ei und p1 = p2= p gilt Ei =p + mi 2 / 2p |ne (t=0)> = |ne> |ne (t)> = exp(-iE1t) cos |n1> + exp(-iE2t) sin |n2> P(ne –> nm) = |<nm|ne (t)>|2 = sin22 sin2 (Dm2/4E t) Dm 2 = m12 –m22 39

40 Neutrino-Oszillationen
L osc (m) = 2.5 En (MeV) / Dm2(eV2) L/E ist die richtige Variable, wenn Neutrinos ein vollständiges Energiespektrum haben 40

41 Bestätigung der Oszillationshypothese
Oszillationen nm nt Neutrinozerfall Dekohärenz Superkamiokande 2004 hep-ex/ hep-ex/ KamLAND 2004 Überlebenswahrscheinlichkeit für nm: P(nm –> nm) = 1 - sin2223 sin2 _________________________ 1.27Dm2(eV2) L (km) E (GeV) Superkamiokande: sin2223 > 0.90 (90% C.L.) eV2 < Dm232 < eV2 (90% C.L.) 41

42 KamLAND-Reaktorexperiment
42

43 Solare Neutrinos ne - Erzeugungsprozesse Energien
p + p  2H + e+ + e (pp) MeV p + e- + p  2H + e (pep) 1.4 MeV 2H + p  3He +  3He + 3He  4He + 2p 3He + 4He  7Be +  3He + p  4He + e+ + e (hep) MeV 7Be + e-  7Li + e (Be) , 0.86 MeV 7Li + p  4He + 4He 7Be + p  8B +  8B  8Be + e+ + e (B) MeV 8Be*  4He + 4He ne - Erzeugungsprozesse Energien Energiespektrum solarer Neutrinos 43

44 Das solare Neutrinodefizit
SNO 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). Homestake- Experiment 610t C2Cl4 Resultat: Gemessener Fluss: 2.56 SNU Erwartet: SNU ne + 37Cl  37Ar + e- 44 ~30 Ar-Atome in 2 Monaten erzeugt, 0.1 pro Tag nachgewiesen!

45 Neutrinomessungen am SNO
CC e- p d +  n e D2O nur ne NC x n +  p d misst totalen 8B n-Fluß der Sonne gleiche Wirkungsquerschnitte für alle aktiven n-Flavors ES +  e- n x hauptsächlich sensitiv für ne, aber auch n, n 45

46 Das solare Neutrinodefizitproblem
…. Problem (fast) gelöst! hep-ph/ ApJ Letters 621, L85 (2005) D m122 ≈ eV2, sin2 2q12 ≈ 0.8 46

47 Absolute Neutrinomassenmessung
3H  3He + e + ne - MAINZ-Experiment dN/dE = K x F(E,Z) x p x Etot x (E0-Ee) x [ (E0-Ee)2 – mn2 ]1/2 1 0.8 0.6 0.4 0.2 Rel. Rate [a.u.] mn = 0eV mn = 1eV Theoretisches b-Spektrum nahe dem Endpunkt E0 Ee-E0 [eV] mne2 = (-0.6 ± 2.2stat ± 2.1sys) eV2/c4 mne< 2.3 eV/c2 (95%CL) C. Kraus et. al., Eur. Phys. J. C 40, 447 (2005) Karlsruhe Tritium Neutrino Experiment KATRIN ab 2012: Sensitivität um 1 Größenordnung besser 47

48 KATRIN Spektrometer 48

49 Neutrino-Massenhierarchie
Warum sind Neutrinomassen so klein? Wie ist die Massenhierarchie? n1 n2 n3 NORMAL INVERTIERT atm solar QUASI DEGENERIERT Suche nach Materieeffekten an “Long Baseline Neutrino Beams”: Unterschiede zwischen Neutrinos und Antineutrinos bzgl. Oszillationslängen und -amplituden. 49

50 Absolute Neutrinomassenskala
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. - U Maj = U Dirac ( 0 0 0 eiF2 0 eiF3 ) 50

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