Осцилляция нейтрино

редактировать

Осцилляция нейтрино - это квантово-механическое явление, при котором нейтрино создается с конкретный лептон номер семейства («лептонный аромат»: электрон, мюон или тау ) может позже быть измеренным, чтобы иметь другой номер лептонной семьи. Вероятность измерения определенного аромата для нейтрино варьируется между тремя известными состояниями по мере его распространения в пространстве.

Впервые предсказанный Бруно Понтекорво в 1957 году, осцилляции нейтрино с тех пор наблюдались множество экспериментов в разных контекстах. Примечательно, что существование осцилляций нейтрино разрешило давнюю проблему солнечных нейтрино..

Осцилляции нейтрино представляют большой теоретический и экспериментальный интерес, поскольку точные свойства процесса может пролить свет на некоторые свойства нейтрино. В частности, это означает, что нейтрино имеет ненулевую массу, что требует модификации Стандартной модели из физики элементарных частиц. Экспериментальное открытие осцилляции нейтрино и, следовательно, массы нейтрино обсерваторией Супер-Камиоканде и нейтринной обсерваторией Садбери было отмечено Нобелевской премией по физике 2015 года.

Содержание

  • 1 Наблюдения
    • 1.1 Осцилляции солнечных нейтрино
    • 1.2 Осцилляции атмосферных нейтрино
    • 1.3 Осцилляции реакторных нейтрино
    • 1.4 Осцилляции пучковых нейтрино
  • 2 Теория
    • 2.1 Понтекорво – Маки – Накагава – Саката матрица
    • 2.2 Распространение и интерференция
    • 2.3 Случай двух нейтрино
    • 2.4 Классический аналог осцилляции нейтрино
  • 3 Теория, графическая
    • 3.1 Две вероятности нейтрино в вакууме
    • 3.2 Три вероятности нейтрино
  • 4 Наблюдаемые значения параметров осцилляций
  • 5 Происхождение массы нейтрино
    • 5.1 Механизм качелей
    • 5.2 Другие источники
  • 6 Колебания в ранней Вселенной
  • 7 См. Также
  • 8 Примечания
  • 9 Ссылки
  • 10 Дополнительная литература
  • 11 Внешние ссылки

Наблюдения

Много доказательств для n Осцилляции эвтрино были получены из многих источников, в широком диапазоне энергий нейтрино и с помощью множества различных детекторных технологий. Нобелевскую премию по физике в 2015 году разделили Такааки Кадзита и Артур Б. Макдональд за их первые наблюдения за этими колебаниями.

Осцилляция нейтрино является функцией отношения ⁄ E, где L - пройденное расстояние, а E - энергия нейтрино. (Подробности см. В § Распространение и интерференция ниже.) Источники и детекторы нейтрино слишком велики, чтобы их можно было перемещать, но все доступные источники производят ряд энергий, и колебания могут быть измерены с фиксированным расстоянием и нейтрино различных энергия. Предпочтительное расстояние зависит от наиболее распространенной энергии, но точное расстояние не имеет решающего значения, если оно известно. Ограничивающим фактором в измерениях является точность, с которой можно измерить энергию каждого наблюдаемого нейтрино. Поскольку текущие детекторы имеют погрешность энергии в несколько процентов, достаточно знать расстояние с точностью до 1%.

Осцилляция солнечных нейтрино

Первым экспериментом, обнаружившим эффекты осцилляций нейтрино, был эксперимент Хоумстейк Рэя Дэвиса в конце 1960-х годов, в котором он наблюдали дефицит потока солнечных нейтрино по сравнению с предсказанием Стандартной солнечной модели, используя детектор на основе хлора. Это привело к проблеме солнечных нейтрино. Многие последующие радиохимические и водные черенковские детекторы подтвердили дефицит, но осцилляции нейтрино не были окончательно идентифицированы как источник дефицита до тех пор, пока Нейтринная обсерватория Садбери не предоставила четкие доказательства изменения аромата нейтрино в 2001 году..

Солнечные нейтрино имеют энергию ниже 20 МэВ. При энергиях выше 5 МэВ осцилляция солнечных нейтрино фактически происходит на Солнце через резонанс, известный как эффект MSW, процесс, отличный от колебаний вакуума, описанных далее в этой статье.

Атмосфера осцилляция нейтрино

Следуя теориям, которые были предложены в 1970-х и предполагали объединение слабых, сильных и электромагнитных взаимодействий, в 1980-х годах последовало несколько экспериментов по распаду протона. Большие детекторы, такие как IMB, MACRO и Kamiokande II, наблюдали дефицит в соотношении потока мюонных и электронных ароматических атмосферных нейтрино (см. распад мюона ). Эксперимент Супер-Камиоканде обеспечил очень точное измерение осцилляций нейтрино в диапазоне энергий от сотен МэВ до нескольких ТэВ и с базовой линией диаметра Земли ; первое экспериментальное свидетельство осцилляций атмосферных нейтрино было объявлено в 1998 году.

Осцилляции нейтрино в реакторе

Во многих экспериментах проводился поиск колебаний электронных анти -нейтрино, образующихся в ядерные реакторы. Колебания не обнаруживались до тех пор, пока детектор не был установлен на расстоянии 1-2 км. Такие колебания дают значение параметра θ13. Нейтрино, производимые в ядерных реакторах, имеют энергию, аналогичную солнечным нейтрино, около нескольких МэВ. Базовые значения этих экспериментов варьировались от десятков метров до более 100 км (параметр θ12 ). Микаелян и Синев предложили использовать два идентичных детектора, чтобы устранить систематические погрешности в реакторном эксперименте для измерения параметра θ13.

. В декабре 2011 года Double Chooz впервые обнаружил, что θ 13 ≠ 0 и в В 2012 г. в эксперименте Daya Bay было объявлено об открытии, что θ 13 significance 0 со значимостью 5,2 σ; эти результаты были с тех пор подтверждены RENO.

Осцилляцией нейтрино в пучке

Пучки нейтрино, полученные на ускорителе частиц, обеспечивают максимальный контроль над изучаемыми нейтрино. Было проведено множество экспериментов по изучению тех же осцилляций, что и осцилляции атмосферных нейтрино, с использованием нейтрино с энергией в несколько ГэВ и базовыми линиями в несколько сотен километров. Эксперименты MINOS, K2K и Super-K все независимо наблюдали исчезновение мюонных нейтрино на таких длинных базах.

Данные из LSND эксперимент, похоже, противоречит параметрам колебаний, измеренным в других экспериментах. Результаты MiniBooNE появились весной 2007 года и противоречили результатам LSND, хотя они могли подтвердить существование четвертого типа нейтрино, стерильное нейтрино.

В 2010 году INFN и ЦЕРН объявили о наблюдении тау частицы в пучке мюонных нейтрино в детекторе OPERA, расположенном в Гран-Сассо, На расстоянии 730 км от источника в Женеве.

T2K с помощью пучка нейтрино, направленного через 295 км земли, и детектора Супер-Камиоканде было измерено ненулевое значение параметра θ13 в пучок нейтрино. NOνA, использующий тот же пучок, что и MINOS, с базой 810 км, чувствителен к тому же самому.

Теория

Осцилляция нейтрино возникает из-за смешения ароматических и массовых собственных состояний нейтрино. То есть, каждое из трех состояний нейтрино, которые взаимодействуют с заряженными лептонами в слабых взаимодействиях, представляют собой разные суперпозиции трех (распространяющихся) состояний нейтрино с определенной массой. Нейтрино испускаются и поглощаются в слабых процессах в собственных состояниях аромата, но перемещаются в виде массовых собственных состояний.

Когда суперпозиция нейтрино распространяется в пространстве, квантово-механические фазы трех нейтрино массовые государства продвигаются немного разными темпами из-за небольших различий в их соответствующих массах. Это приводит к изменению суперпозиционной смеси собственных массовых состояний по мере движения нейтрино; но другая смесь массовых собственных состояний соответствует другой смеси состояний аромата. Таким образом, нейтрино, рожденное, скажем, как электронное нейтрино, будет представлять собой смесь электронного, мю и тау-нейтрино после прохождения некоторого расстояния. Поскольку квантово-механическая фаза прогрессирует периодическим образом, через некоторое расстояние состояние почти вернется к исходной смеси, и нейтрино снова будет в основном электронным нейтрино. Электронный ароматный состав нейтрино будет продолжать колебаться - до тех пор, пока квантово-механическое состояние поддерживает когерентность. Поскольку разница масс между ароматами нейтрино невелика по сравнению с длинными длинами когерентности для осцилляций нейтрино, этот микроскопический квантовый эффект становится наблюдаемым на макроскопических расстояниях.

Напротив, из-за их большей массы, заряженные лептоны (электроны, мюоны и тау-лептоны) никогда не колебались. При ядерном бета-распаде, распаде мюона, распаде пиона и распаде каона, когда испускаются нейтрино и заряженный лептон, заряженный лептон испускается в некогерентных массовых собственных состояниях, таких как |. e. 〉 из-за его большой массы. Слабосиловые связи вынуждают одновременно испускаемое нейтрино находиться в "заряженно-лептон-центрической" суперпозиции, такой как |. ν. e〉, которая является собственным состоянием для "аромата", который фиксируется собственным состоянием массы электрона, а не в одно из собственных массовых состояний нейтрино. Поскольку нейтрино находится в когерентной суперпозиции, которая не является собственным массовым состоянием, смесь, составляющая эту суперпозицию, значительно колеблется при движении. В Стандартной модели не существует аналогичного механизма, который заставлял бы заряженные лептоны обнаруживать колебания. В четырех упомянутых выше распадах, где заряженный лептон испускается в уникальном массовом собственном состоянии, заряженный лептон не будет колебаться, поскольку собственные массовые состояния распространяются без колебаний.

Случай (реального) распада W-бозона более сложен: распад W-бозона достаточно энергичен, чтобы генерировать заряженный лептон, который не находится в массовом собственном состоянии; однако заряженный лептон потерял бы когерентность, если бы она была, на межатомных расстояниях (0,1 нм ) и, таким образом, быстро прекратил бы любые значимые колебания. Что еще более важно, никакой механизм в Стандартной модели не способен закрепить заряженный лептон в когерентное состояние, которое, в первую очередь, не является массовым собственным состоянием; вместо этого, в то время как заряженный лептон от распада W-бозона изначально не находится в массовом собственном состоянии, он не находится ни в каком «нейтриноцентрическом» собственном состоянии, ни в каком другом когерентном состоянии. Нельзя иметь смысл сказать, что такой безликий заряженный лептон колеблется или что он не колеблется, поскольку любое «колебательное» преобразование просто оставило бы его в том же родовом состоянии, в котором он находился до колебания. Следовательно, обнаружение осцилляций заряженного лептона в результате распада W-бозона невозможно на нескольких уровнях.

Матрица Понтекорво – Маки – Накагавы – Сакаты

Идея осцилляции нейтрино была впервые выдвинута в 1957 г. Бруно Понтекорво, который предположил, что переходы нейтрино-антинейтрино могут происходить по аналогии с смешением нейтральных каонов. Хотя такая осцилляция вещества и антивещества не наблюдалась, эта идея легла в концептуальную основу количественной теории осцилляции аромата нейтрино, которая была впервые разработана Маки, Накагавой и Сакатой в 1962 году и дополнительно развита Понтекорво в 1967 году. впервые был обнаружен дефицит солнечных нейтрино, а затем последовала знаменитая статья Грибова и Понтекорво, опубликованная в 1969 году под названием «Нейтринная астрономия и лептонный заряд».

Концепция смешивания нейтрино является естественным результатом калибровочных теорий. с массивными нейтрино, и его структуру можно в целом охарактеризовать. В своей простейшей форме это выражается как унитарное преобразование, связывающее аромат и массу eigenbasis, и может быть записано как

| ν α⟩ = ∑ i U α i ∗ | ν я⟩, {\ displaystyle \ left | \ nu _ {\ alpha} \ right \ rangle = \ sum _ {i} U _ {\ alpha i} ^ {*} \ left | \ nu _ {i} \ right \ рангл,}{\ displaystyle \ left | \ nu _ {\ alpha} \ right \ rangle = \ sum _ {i} U _ {\ alpha i} ^ {*} \ left | \ nu _ {i} \ right \ rangle,}
| ν i⟩ = ∑ α U α i | ν α⟩, {\ displaystyle \ left | \ nu _ {i} \ right \ rangle = \ sum _ {\ alpha} U _ {\ alpha i} \ left | \ nu _ {\ alpha} \ right \ rangle,}\ left | \ nu _ {i } \ right \ rangle = \ sum _ {\ alpha} U _ {\ alpha i} \ left | \ nu _ {\ alpha} \ right \ rangle,

где

  • | ν α⟩ {\ displaystyle \ left | \ nu _ {\ alpha} \ right \ rangle}\ left | \ nu _ {\ alpha} \ right \ rangle - нейтрино с определенным ароматом α = e (электрон), μ (мюон) или τ (тауон),
  • | ν я⟩ {\ displaystyle \ left | \ nu _ {i} \ right \ rangle}\ left | \ nu _ {i} \ right \ rangle - нейтрино с определенной массой mi {\ displaystyle m_ {i}}m_ {i} , i = 1, 2, 3 {\ displaystyle i = 1,2,3}{\ displaystyle i = 1,2,3} ,
  • звездочка (∗ {\ displaystyle ^ {*}}^ {*} ) представляет комплексное сопряжение ; для антинейтрино комплексный конъюгат следует исключить из первого уравнения и добавить ко второму.

U α i {\ displaystyle U _ {\ alpha i}}U _ {\ alpha i} представляет собой Pontecorvo Матрица –Маки – Накагава – Саката (также называемая матрицей PMNS, матрицей смешения лептонов или иногда просто матрицей MNS). Это аналог матрицы CKM, описывающий аналогичное перемешивание кварков. Если бы эта матрица была единичной матрицей, то собственные состояния аромата были бы такими же, как массовые собственные состояния. Однако эксперимент показывает, что это не так.

Когда рассматривается стандартная теория трех нейтрино, матрица имеет размер 3 × 3. Если рассматриваются только два нейтрино, используется матрица 2 × 2. Если добавлено одно или несколько стерильных нейтрино (см. Ниже), это будет 4 × 4 или больше. В форме 3 × 3 он определяется как

U = [U e 1 U e 2 U e 3 U μ 1 U μ 2 U μ 3 U τ 1 U τ 2 U τ 3] = [1 0 0 0 c 23 s 23 0 - s 23 c 23] [c 13 0 s 13 e - i δ 0 1 0 - s 13 ei δ 0 c 13] [c 12 s 12 0 - s 12 c 12 0 0 0 1] [ei α 1/2 0 0 0 ei α 2/2 0 0 0 1] = [c 12 c 13 s 12 c 13 s 13 e - i δ - s 12 c 23 - c 12 s 23 s 13 ei δ c 12 c 23 - s 12 s 23 s 13 ei δ s 23 c 13 s 12 s 23 - c 12 c 23 s 13 ei δ - c 12 s 23 - s 12 c 23 s 13 ei δ c 23 c 13] [ei α 1/2 0 0 0 ei α 2/2 0 0 0 1], {\ displaystyle {\ begin {align} U = {\ begin {bmatrix} U_ {e1} U_ {e2} U_ {e3} \\ U_ {\ mu 1} U _ {\ mu 2} U _ {\ mu 3} \\ U _ {\ tau 1} U _ {\ tau 2} U _ {\ tau 3} \ end {bmatrix}} \\ = {\ begin {bmatrix} 1 0 0 \\ 0 c_ {23} s_ {23} \\ 0 -s_ {23} c_ {23} \ end {bmatrix}} {\ begin {bmatrix} c_ {13} 0 s_ {13} e ^ {- i \ delta} \\ 0 1 0 \\ - s_ {13} e ^ {i \ delta} 0 c_ {13} \ end {bmatrix}} {\ begin {bmatrix} c_ {12} s_ {12} 0 \\ - s_ {12} c_ {12} 0 \\ 0 0 1 \ end {bmatrix}} {\ begin {bmatrix} e ^ {i \ alpha _ {1} / 2} 0 0 \\ 0 e ^ {i \ alpha _ {2} / 2} 0 \\ 0 0 1 \\\ end {bmatrix}} \\ = {\ begin {bmatrix} c_ {1 2} c_ {13} s_ {12} c_ {13} s_ {13} e ^ {- i \ delta} \\ - s_ {12} c_ {23} -c_ {12} s_ {23} s_ {13} e ^ {i \ delta} c_ {12} c_ {23} -s_ {12} s_ {23} s_ {13} e ^ {i \ delta} s_ {23} c_ {13} \\ s_ {12} s_ {23} -c_ {12} c_ {23} s_ {13} e ^ {i \ delta} - c_ {12} s_ {23} -s_ {12} c_ {23} s_ {13} e ^ {i \ delta} c_ {23} c_ {13} \ end {bmatrix}} {\ begin {bmatrix} e ^ {i \ alpha _ {1} / 2} 0 0 \\ 0 e ^ {i \ alpha _ {2} / 2} 0 \\ 0 0 1 \\\ end {bmatrix}}, \ end {align}}}{\ displaystyle {\ begin {align} U = {\ begin {bmatrix} U_ {e1} U_ {e2} U_ {e3} \\ U _ {\ mu 1} U_ { \ mu 2} U _ {\ mu 3} \\ U _ {\ tau 1} U _ {\ tau 2} U _ {\ tau 3} \ end {bmatrix}} \\ = {\ begin {bmatrix} 1 0 0 \\ 0 c_ {23} s_ {23} \\ 0 -s_ {23} c_ {23} \ end {bmatrix}} {\ begin {bmatrix} c_ {13} 0 s_ {13} e ^ {- i \ delta} \\ 0 1 0 \\ - s_ {13} e ^ {i \ delta} 0 c_ {13} \ end {bmatrix}} {\ begin {bmatrix} c_ {12} s_ {12} 0 \\ - s_ {12} c_ {12} 0 \\ 0 0 1 \ end {bmatrix}} {\ begin {bmatrix} e ^ {i \ alpha _ {1} / 2} 0 0 \\ 0 e ^ {i \ alpha _ {2} / 2} 0 \\ 0 0 1 \ \\ end {bmatrix}} \\ = {\ begin {bmatrix} c_ {12} c_ {13} s_ {12} c_ {13} s_ {13} e ^ {- i \ delta} \\ - s_ { 12} c_ {23} -c_ {12} s_ {23} s_ {13} e ^ {i \ delta} c_ {12} c_ {23} -s_ {12} s_ {23} s_ {13} e ^ { i \ delta} s_ {23} c_ {13} \\ s_ {12} s_ {23} -c_ {12} c_ {23} s_ {13} e ^ {i \ delta} - c_ {12} s_ { 23} -s_ {12} c_ {23} s_ {13} e ^ {i \ delta} c_ {23} c_ {13} \ end {bmatrix}} {\ begin {bmatrix} e ^ {i \ alpha _ { 1} / 2} 0 0 \\ 0 e ^ {i \ alpha _ {2} / 2} 0 \\ 0 0 1 \\\ end {bmatrix}}, \ end {align}}}

, где c ij = cos θ ij, и s ij = sin θ ij. Фазовые коэффициенты α 1 и α 2 имеют физическое значение, только если нейтрино являются майорановскими частицами, т.е. если нейтрино идентично своему антинейтрино (независимо от того, являются ли они неизвестны) - и не входят ни в какие колебательные явления. Если происходит двойной безнейтринный бета-распад, эти факторы влияют на его скорость. Фазовый множитель δ не равен нулю, только если осцилляция нейтрино нарушает CP-симметрию ; экспериментально это еще не наблюдалось. Если эксперимент показывает, что эта матрица 3 × 3 не является унитарной, требуется стерильное нейтрино или какая-то другая новая физика.

Распространение и интерференция

Начиная с | ν я⟩ {\ displaystyle \ left | \ nu _ {i} \ right \ rangle}\ left | \ nu _ {i} \ right \ rangle - массовые собственные состояния, их распространение может быть описано плоскими волнами решениями вида

| ν i (t)⟩ = e - i (E i t - p → i ⋅ x →) | ν я (0)⟩, {\ displaystyle \ left | \ nu _ {i} (t) \ right \ rangle = e ^ {- i \ left (E_ {i} t - {\ vec {p}} _ { i} \ cdot {\ vec {x}} \ right)} \ left | \ nu _ {i} (0) \ right \ rangle,}{\ displaystyle \ left | \ nu _ {i} (t) \ right \ rangle = e ^ {- i \ left (E_ {i} t - {\ vec {p}} _ {i} \ cdot {\ vec {x}} \ right)} \ left | \ nu _ {i} (0) \ right \ rangle,}

где

  • количества выражены в натуральных единицах (c = 1, ℏ = 1) {\ displaystyle (c = 1, \ hbar = 1)}(c = 1, \ hbar = 1)
  • E i {\ displaystyle E_ {i}}E_{i}- это энергия собственного состояния массы i {\ displaystyle i}я ,
  • t {\ displaystyle t}t - время от начала распространения,
  • p → i {\ displaystyle {\ vec {p}} _ {i}}{\ displaystyle {\ vec {p}} _ {i}} - трехмерный импульс,
  • x → {\ displaystyle {\ vec {x}}}{\ vec {x}} - текущее положение частицы относительно ее начальной позиции.

В ультрарелятивистском пределе, | p → i | = pi ≫ mi {\ displaystyle \ left | {\ vec {p}} _ {i} \ right | = p_ {i} \ gg m_ {i}}{\ displaystyle \ left | {\ vec {p}} _ {i} \ right | = p_ {i} \ gg m_ {i}} , мы можем аппроксимировать энергию как

E i = pi 2 + mi 2 ≃ pi + mi 2 2 pi ≈ E + mi 2 2 E, {\ displaystyle E_ {i} = {\ sqrt {p_ {i} ^ {2} + m_ {i} ^ {2}}} \ simeq p_ {i} + {\ frac {m_ {i} ^ {2}} {2p_ {i}}} \ приблизительно E + {\ frac {m_ {i} ^ {2}} { 2E}},}{\ displaystyle E_ {i} = {\ sqrt {p_ {i} ^ {2} + m_ {i} ^ {2}}} \ simeq p_ {i} + {\ frac {m_ { i} ^ {2}} {2p_ {i}}} \ приблизительно E + {\ frac {m_ {i} ^ {2}} {2E}},}

где E - полная энергия частицы.

Этот предел применяется ко всем практическим (наблюдаемым в настоящее время) нейтрино, поскольку их массы меньше 1 эВ, а их энергия не менее 1 МэВ, поэтому фактор Лоренца, γ, больше чем 10 во всех случаях. Используя также t ≈ L, где L - пройденное расстояние, а также отбрасывая фазовые коэффициенты, волновая функция принимает вид:

| ν i (L)⟩ = e - i m i 2 L 2 E | ν i (0)⟩. {\ displaystyle \ left | \ nu _ {i} (L) \ right \ rangle = e ^ {- i {\ frac {m_ {i} ^ {2} L} {2E}}} \ left | \ nu _ {i} (0) \ right \ rangle.}{\ displaystyle \ left | \ nu _ {i} (L) \ right \ rangle = e ^ {- i {\ frac {m_ {i} ^ {2} L} {2E}}} \ left | \ nu _ {i} (0) \ right \ rangle.}

Собственные состояния с разными массами распространяются с разными частотами. Более тяжелые колеблются быстрее, чем более легкие. Поскольку массовые собственные состояния являются комбинациями собственных состояний аромата, эта разница в частотах вызывает интерференцию между соответствующими ароматическими компонентами каждого массового собственного состояния. Конструктивная интерференция делает возможным наблюдение нейтрино, созданного с заданным ароматом, чтобы изменить его аромат во время своего распространения. Вероятность того, что нейтрино первоначально с ароматом α позже будет обнаружено как имеющее аромат β, составляет

P α → β = | ⟨Ν β (L) | ν α⟩ | 2 = | ∑ i U α i ∗ U β i e - i m i 2 L 2 E | 2. {\ displaystyle P _ {\ alpha \ rightarrow \ beta} = \ left | \ left \ langle \ left. \ nu _ {\ beta} (L) \ right | \ nu _ {\ alpha} \ right \ rangle \ right | ^ {2} = \ left | \ sum _ {i} U _ {\ alpha i} ^ {*} U _ {\ beta i} e ^ {- i {\ frac {m_ {i} ^ {2} L} { 2E}}} \ right | ^ {2}.}{\ displaystyle P _ {\ alpha \ rightarrow \ beta} = \ left | \ left \ langle \ left. \ nu _ {\ beta} (L) \ right | \ nu _ {\ alpha} \ right \ rangle \ right | ^ {2} = \ left | \ sum _ {i} U _ {\ alpha i} ^ {* } U _ {\ beta i} e ^ {- i {\ fra c {m_ {i} ^ {2} L} {2E}}} \ right | ^ {2}.}

Это более удобно записать как

P α → β = δ α β - 4 ∑ i>j R e (U α i ∗ U β i U α j U β j ∗) sin 2 ⁡ (Δ mij 2 L 4 E) + 2 ∑ i>j I m (U α i ∗ U β i U α j U β j ∗) sin ⁡ (Δ mij 2 L 2 E), {\ displaystyle {\ begin {выровнено} P _ {\ alpha \ rightarrow \ beta} = \ delta _ {\ alpha \ beta} {} - 4 \ sum _ {i>j} {\ rm {Re} } \ left (U _ {\ alpha i} ^ {*} U _ {\ beta i} U _ {\ alpha j} U _ {\ beta j} ^ {*} \ right) \ sin ^ {2} \ left ({\ frac {\ Delta m_ {ij} ^ {2} L} {4E}} \ right) \\ {} + 2 \ sum _ {i>j} {\ rm {Im}} \ left (U _ {\ alpha i} ^ {*} U _ {\ beta i} U _ {\ alpha j} U _ {\ beta j} ^ {*} \ right) \ sin \ left ({\ frac {\ Delta m_ {ij} ^ {2} L} {2E}} \ right), \ end {align}}}{\displaystyle {\begin{aligned}P_{\alpha \rightarrow \beta }=\delta _{\alpha \beta }{}-4\sum _{i>j} {\ rm {Re}} \ left (U _ {\ alpha i} ^ {*} U _ {\ beta i } U _ {\ alpha j} U _ {\ beta j} ^ {*} \ right) \ sin ^ {2} \ left ({\ frac {\ Delta m_ {ij} ^ {2} L} {4E}} \ вправо) \\ {} + 2 \ sum _ {i>j} {\ rm {Im}} \ lef t (U _ {\ alpha i} ^ {*} U _ {\ beta i} U _ {\ alpha j} U _ {\ beta j} ^ {*} \ right) \ sin \ left ({\ frac {\ Delta m_ { ij} ^ {2} L} {2E}} \ right), \ end {align}}}

где Δ mij 2 ≡ mi 2 - mj 2 {\ displaystyle \ Delta m_ {ij} ^ {2} \ \ Equiv m_ {i} ^ {2} -m_ {j} ^ {2}}{\ displaystyle \ Delta m_ {ij} ^ {2} \ \ Equiv m_ {i} ^ {2} -m_ {j} ^ {2}} . Фаза, отвечающая за колебания, часто обозначается как (c и ℏ {\ displaystyle \ hbar}\ hbar восстановлено)

Δ m 2 c 3 L 4 ℏ E = G e V fm 4 ℏ с × Δ м 2 е V 2 L км G e VE ≈ 1,27 × Δ м 2 е V 2 L км G e VE, {\ displaystyle {\ frac {\ Delta m ^ {2} \, c ^ {3 } \, L} {4 \ hbar E}} = {\ frac {{\ rm {ГэВ}} \, {\ rm {fm}}} {4 \ hbar c}} \ times {\ frac {\ Delta m ^ {2}} {{\ rm {eV}} ^ {2}}} {\ frac {L} {\ rm {km}}} {\ frac {\ rm {ГэВ}} {E}} \ примерно 1,27 \ times {\ frac {\ Delta m ^ {2}} {{\ rm {eV}} ^ {2}}} {\ frac {L} {\ rm {км}}} {\ frac {\ rm {ГэВ }} {E}},}{\ displaystyle {\ frac {\ Delta m ^ {2} \, c ^ {3} \, L} {4 \ hbar E}} = {\ frac {{ \ rm {ГэВ}} \, {\ rm {fm}}} {4 \ hbar c}} \ times {\ frac {\ Delta m ^ {2}} {{\ rm {eV}} ^ {2}} } {\ frac {L} {\ rm {km}}} {\ frac {\ rm {ГэВ}} {E}} \ примерно 1,27 \ times {\ frac {\ Delta m ^ {2}} {{\ rm {eV}} ^ {2}}} {\ frac {L} {\ rm {km}}} {\ frac {\ rm {GeV}} {E}},}

где 1,27 - безразмерный. В этой форме удобно подставлять параметры колебаний, так как:

  • Известно, что разность масс Δm составляет порядка 1 × 10 эВ
  • Расстояния колебаний L в современных экспериментах имеют порядок километров
  • Энергии нейтрино E в современных экспериментах обычно порядка МэВ или ГэВ.

Если нет CP-нарушения (δ равно нулю), то вторая сумма равна нулю. В противном случае CP-асимметрия может быть задана как

A CP (α β) = P (ν α → ν β) - P (ν ¯ α → ν ¯ β) = 4 ∑ i>j Im ⁡ (U α i ∗ U β я U α J U β J ∗) грех ⁡ (Δ mij 2 L 2 E) {\ displaystyle A _ {\ text {CP}} ^ {(\ alpha \ beta)} = P (\ nu _ {\ alpha} \ rightarrow \ nu _ {\ beta}) - P ({\ bar {\ nu}} _ {\ alpha} \ rightarrow {\ bar {\ nu}} _ {\ beta}) = 4 \ sum _ { i>j} \ operatorname {Im} \ left (U _ {\ alpha i} ^ {*} U _ {\ beta i} U _ {\ alpha j} U _ {\ beta j} ^ {*} \ right) \ sin \ left ({\ frac {\ Delta m_ {ij} ^ {2} L} {2E}} \ right)}{\displaystyle A_{\text{CP}}^{(\alpha \beta)}=P(\nu _{\alpha }\rightarrow \nu _{\beta })-P({\bar {\nu }}_{\alpha }\rightarrow {\bar {\nu }}_{\beta })=4\sum _{i>j} \ operatorname {Im} \ left (U _ {\ alpha i} ^ { *} U _ {\ beta i} U _ {\ alpha j} U _ {\ beta j} ^ {*} \ right) \ sin \ left ({\ frac {\ Delta m_ {ij} ^ {2} L} {2E }} \ right)}

В терминах инварианта Ярлскога

Im ⁡ (U α i U β i ∗ U α j ∗ U β j) = J ∑ γ, k ε α β γ ε ijk {\ displaystyle \ operatorname {Im} \ left (U _ {\ alpha i} U _ {\ beta i} ^ {*} U _ {\ alpha j} ^ {*} U _ {\ beta j} \ right) = J \ sum _ {\ gamma, k} \ varepsilon _ {\ alpha \ beta \ gamma} \ varepsilon _ {ijk}}{\ displaystyle \ operatorname {Im} \ left (U _ {\ alpha i} U _ {\ beta i} ^ {*} U _ {\ alpha j} ^ {*} U _ {\ beta j} \ right) = J \ sum _ {\ gamma, k} \ varepsilon _ {\ alpha \ beta \ gamma} \ varepsilon _ {ijk}} ,

асимметрия CP выражается как

A CP (α β) = 16 Дж ∑ γ ε α β γ sin ⁡ (Δ m 21 2 L 4 E) грех ⁡ (Δ m 32 2 L 4 E) грех ⁡ (Δ m 31 2 L 4 E) {\ displaystyle A _ {\ text {CP}} ^ {(\ alpha \ beta)} = 16J \ sum _ {\ gamma} \ varepsilon _ {\ alpha \ beta \ gamma} \ sin \ left ({\ frac {\ Delta m_ {21} ^ {2} L} {4E}} \ right) \ sin \ left ({\ frac {\ Delta m_ {32} ^ {2} L} {4E}} \ right) \ sin \ left ({\ frac {\ Delta m_ {31} ^ {2} L} {4E}} \ right)}{\ displaystyle A _ {\ text {CP}} ^ {(\ alpha \ beta)} = 16J \ sum _ {\ gamma} \ varepsilon _ {\ alpha \ beta \ gamma} \ sin \ left ({\ frac {\ Delta m_ {21} ^ {2} L} {4E}} \ right) \ sin \ left ({\ frac {\ Delta m_ {32} ^ {2} L} { 4E}} \ right) \ sin \ left ({\ frac {\ Delta m_ {31} ^ {2} L} {4E}} \ right)}

Случай двух нейтрино

Приведенная выше формула верна для любого количества поколений нейтрино. Записать это явно в терминах углов смешивания чрезвычайно сложно, если в смешении участвует более двух нейтрино. К счастью, есть несколько случаев, когда только два нейтрино участвуют существенно. В этом случае достаточно рассмотреть матрицу смешения

U = (cos ⁡ θ sin ⁡ θ - sin ⁡ θ cos ⁡ θ). {\ displaystyle U = {\ begin {pmatrix} \ cos \ theta \ sin \ theta \\ - \ sin \ theta \ cos \ theta \ end {pmatrix}}.}U = {\ begin {pmatrix} \ cos \ theta \ sin \ theta \\ - \ sin \ theta \ cos \ theta \ end { pmatrix}}.

Тогда вероятность изменения нейтрино его аромат

P α → β, α ≠ β = sin 2 ⁡ (2 θ) sin 2 ⁡ (Δ m 2 L 4 E) (натуральные единицы). {\ displaystyle P _ {\ alpha \ rightarrow \ beta, \ alpha \ neq \ beta} = \ sin ^ {2} (2 \ theta) \ sin ^ {2} \ left ({\ frac {\ Delta m ^ {2 } L} {4E}} \ right) \, {\ text {(натуральные единицы)}}.}P _ {\ alpha \ rightarrow \ beta, \ alpha \ neq \ beta} = \ sin ^ {2} (2 \ theta) \ sin ^ {2} \ left ({\ frac {\ Delta m ^ {2} L} {4E}} \ right) \, {\ text {(натуральные единицы)}}.

Или, используя единицы СИ и введенное выше соглашение

P α → β, α ≠ β = sin 2 ⁡ (2 θ) sin 2 ⁡ (1,27 Δ m 2 LE [e V 2] [км] [G e V]). {\ Displaystyle P _ {\ alpha \ rightarrow \ beta, \ alpha \ neq \ beta} = \ sin ^ {2} (2 \ theta) \ sin ^ {2} \ left (1,27 {\ frac {\ Delta m ^ { 2} L} {E}} {\ frac {\ rm {[эВ ^ {2}] \, [км]}} {\ rm {[ГэВ]}}} \ right).}P _ {\ alpha \ rightarrow \ beta, \ alpha \ neq \ beta} = \ sin ^ {2} ( 2 \ theta) \ sin ^ {2} \ left (1,27 {\ frac {\ Delta m ^ {2} L} {E}} {\ frac {\ rm {[эВ ^ {2}] \, [км] }} {\ rm {[ГэВ]}}} \ right).

Эта формула часто подходит для обсуждения перехода ν μ ↔ ν τ при атмосферном перемешивании, поскольку электронное нейтрино в этом случае почти не играет роли. Это также подходит для солнечного случая ν e ↔ ν x, где ν x является суперпозицией ν μ и ν τ. Эти приближения возможны, потому что угол смешивания θ 13 очень мал и потому, что два массовых состояния очень близки по массе по сравнению с третьим.

Классический аналог нейтринной осцилляции

Пружинные маятники Временная эволюция маятников Низкочастотный нормальный режим Высокочастотный нормальный режим

Физические основы осцилляций нейтрино могут можно найти в любой системе связанных гармонических осцилляторов. Простым примером является система из двух маятников, соединенных слабой пружиной (пружина с небольшой жесткостью пружины ). Первый маятник приводится в движение экспериментатором, а второй начинается в состоянии покоя. Со временем второй маятник начинает раскачиваться под действием пружины, при этом амплитуда первого маятника уменьшается, поскольку он уступает энергию второму. В конце концов вся энергия системы передается второму маятнику, а первый находится в состоянии покоя. Затем процесс обратный. Энергия колеблется между двумя маятниками многократно, пока не теряется на трение.

. Поведение этой системы можно понять, взглянув на ее нормальные режимы колебаний. Если два маятника идентичны, то один нормальный режим состоит из обоих маятников, качающихся в одном направлении с постоянным расстоянием между ними, а другой состоит из маятников, качающихся в противоположных (зеркальное отображение) направлениях. Эти нормальные режимы имеют (немного) разные частоты, потому что во втором задействована (слабая) пружина, а в первом нет. Исходное состояние двухмаятниковой системы представляет собой комбинацию обоих нормальных режимов. Со временем эти нормальные моды смещаются по фазе, и это рассматривается как передача движения от первого маятника ко второму.

Описание системы в терминах двух маятников аналогично аромату нейтрино. Это параметры, которые легче всего получить и детектировать (в случае нейтрино - с помощью слабых взаимодействий с участием бозона W ). Описание в терминах нормальных мод аналогично массовому основанию нейтрино. Эти режимы не взаимодействуют друг с другом, когда система свободна от внешнего влияния.

Когда маятники не идентичны, анализ немного усложняется. В приближении малых углов потенциальная энергия одиночной маятниковой системы составляет 1 2 мг л x 2 {\ displaystyle {\ tfrac {1} {2}} {\ tfrac {mg} {L}} x ^ {2}}{\ displaystyle {\ tfrac {1} {2}} {\ tfrac { mg} {L}} x ^ {2}} , где g - стандартная сила тяжести, L - длина маятника, m - масса маятника, а x - горизонтальное смещение маятника. В качестве изолированной системы маятник представляет собой гармонический осциллятор с частотой g / L {\ displaystyle {\ sqrt {g / L \;}} \,}{\ displaystyle {\ sqrt {g / L \;}} \,} . Потенциальная энергия пружины равна 1 2 kx 2 {\ displaystyle {\ tfrac {1} {2}} kx ^ {2}}{\ displaystyle {\ tfrac {1} {2}} kx ^ {2}} где k - жесткость пружины, а x - смещение.. С прикрепленной массой он колеблется с периодом k / m {\ displaystyle {\ sqrt {k / m \;}} \,}{\ displaystyle {\ sqrt {k / m \;}} \,} . С двумя маятниками (обозначенными a и b) равной массы, но, возможно, разной длины, соединенных пружиной, общая потенциальная энергия составляет

V = m 2 (g L axa 2 + g L bxb 2 + km (xb - xa) 2). {\ displaystyle V = {\ frac {m} {2}} \ left ({\ frac {g} {L_ {a}}} x_ {a} ^ {2} + {\ frac {g} {L_ {b) }}} x_ {b} ^ {2} + {\ frac {k} {m}} (x_ {b} -x_ {a}) ^ {2} \ right).}V = {\ frac {m} {2}} \ left ({\ frac {g} {L_ {a}}} x_ {a} ^ {2} + {\ frac {g} {L_ {b}}} x_ {b} ^ {2} + {\ frac {k} {m} } (x_ {b} -x_ {a}) ^ {2} \ right).

Это квадратичная форма в x a и x b, которую также можно записать как матричное произведение:

V = m 2 (xaxb) (g L a + км - км - кмг L б + км) (xaxb). {\ displaystyle V = {\ frac {m} {2}} {\ begin {pmatrix} x_ {a} x_ {b} \ end {pmatrix}} {\ begin {pmatrix} {\ frac {g} {L_ { a}}} + {\ frac {k} {m}} - {\ frac {k} {m}} \\ - {\ frac {k} {m}} {\ frac {g} {L_ { b}}} + {\ frac {k} {m}} \ end {pmatrix}} {\ begin {pmatrix} x_ {a} \\ x_ {b} \ end {pmatrix}}.}{\ displaystyle V = {\ frac {m} {2}} {\ begin {pmatrix} x_ {a} x_ {b} \ end {pmatrix}} {\ begin {pmatrix} {\ frac {g} {L_ {a}} } + {\ frac {k} {m}} - {\ frac {k} {m}} \\ - {\ frac {k} {m}} {\ frac {g} {L_ {b}} } + {\ frac {k} {m}} \ end {pmatrix}} {\ begin {pmatrix} x_ {a} \\ x_ {b} \ end {pmatrix}}.}

Два Матрица × 2 является вещественно-симметричной, поэтому (по спектральной теореме ) она ортогонально диагонализуема. То есть существует такой угол θ, что если мы определим

(xaxb) = (cos ⁡ θ sin ⁡ θ - sin ⁡ θ cos ⁡ θ) (x 1 x 2) {\ displaystyle {\ begin {pmatrix} x_ {a} \\ x_ {b} \ end {pmatrix}} = {\ begin {pmatrix} \ cos \ theta \ sin \ theta \\ - \ sin \ theta \ cos \ theta \ end {pmatrix}} {\ begin {pmatrix} x_ {1} \\ x_ {2} \ end {pmatrix}}}{\ displaystyle {\ begin {pmatrix} x_ {a} \\ x_ {b} \ end {pmatrix}} = {\ begin {pmatrix} \ cos \ theta \ sin \ theta \\ - \ sin \ theta \ cos \ theta \ end {pmatrix}} {\ begin {pmatrix} x_ {1} \\ x_ {2} \ end { pmatrix}}}

, затем

V = m 2 (x 1 x 2) (λ 1 0 0 λ 2) (x 1 х 2) {\ displaystyle V = {\ frac {m} {2}} {\ begin {pmatrix} x_ {1} \ x_ {2} \ end {pmatrix}} {\ begin {pmatrix} \ lambda _ { 1} 0 \\ 0 \ lambda _ {2} \ end {pmatrix}} {\ begin {pmatrix} x_ {1} \\ x_ {2} \ end {pmatrix}}}{\ displaystyl e V = {\ frac {m} {2}} {\ begin {pmatrix} x_ {1} \ x_ {2} \ end {pmatrix}} {\ begin {pmatrix} \ lambda _ {1} 0 \\ 0 \ lambda _ {2} \ end {pmatrix}} {\ begin {pmatrix} x_ {1} \\ x_ {2} \ end {pmatrix}}}

где λ 1 и λ 2 - это собственные значения матрицы. Переменные x 1 и x 2 описывают нормальные режимы, которые колеблются с частотами λ 1 {\ displaystyle {\ sqrt {\ lambda _ {1} \,}}}{\ displaystyle {\ sqrt {\ lambda _ {1} \,}}} и λ 2 {\ displaystyle {\ sqrt {\ lambda _ {2} \,}}}{\ displaystyle {\ sqrt {\ lambda _ {2} \,}}} . Когда два маятника идентичны (L a = L b), θ составляет 45 °.

Угол θ аналогичен углу Кабиббо (хотя этот угол применяется к кваркам, а не нейтрино).

Когда количество осцилляторов (частиц) увеличивается до трех, ортогональная матрица больше не может быть описана одним углом; вместо этого требуются три (углы Эйлера ). Кроме того, в квантовом случае матрицы могут быть комплексными. Это требует введения сложных фаз в дополнение к углам вращения, которые связаны с CP-нарушением, но не влияют на наблюдаемые эффекты осцилляции нейтрино.

Теория, графическая

Две вероятности нейтрино в вакууме

В приближении, когда только два нейтрино участвуют в колебаниях, вероятность колебания следует простой схеме:

Колебания двух нейтрино.svg

Синяя кривая показывает вероятность того, что исходное нейтрино сохранит свою идентичность. Красная кривая показывает вероятность превращения в другое нейтрино. Максимальная вероятность конверсии равна sin2θ. Частота колебаний контролируется Δm.

Три вероятности нейтрино

Если рассматривать три нейтрино, вероятность появления каждого нейтрино довольно сложна. На приведенных ниже графиках показаны вероятности для каждого аромата, причем графики в левом столбце показывают большой диапазон для отображения медленных «солнечных» колебаний, а графики в правом столбце увеличены для отображения быстрых «атмосферных» колебаний. Параметры, используемые для создания этих графиков (см. Ниже), согласуются с текущими измерениями, но поскольку некоторые параметры все еще довольно неопределенны, некоторые аспекты этих графиков верны только качественно.

Осцилляции электронных нейтрино, дальние. Здесь и на следующих диаграммах черный означает электронное нейтрино, синий означает мюонное нейтрино, а красный означает тау-нейтрино. Осцилляции электронного нейтрино, ближний диапазон
Осцилляции мюонного нейтрино, дальний диапазон Осцилляции мюонного нейтрино, короткий диапазон
Осцилляции тау-нейтрино, большие расстояния Осцилляции тау-нейтрино, короткие

Иллюстрации были созданы с использованием следующих значений параметров:

  • sin (2θ 13) = 0.10 (Определяет размер (небольшое покачивание.)
  • sin (2θ 23) = 0,97
  • sin (2θ 12) = 0,861
  • δ = 0 (Если фактическое значение этой фазы велико, вероятности будут несколько искажены и будут разными для нейтрино и антинейтрино.)
  • Нормальная иерархия масс: m 1 ≤ m 2 ≤ m 3
  • Δm. 12= 7,59 × 10 эВ
  • Δm. 32≈ Δm. 13= 2,32 × 10 эВ

Наблюдаемые значения параметров колебаний

  • sin (2θ 13) = 0,093 ± 0,008. PDG комбинация результатов Daya Bay, RENO и Double Chooz.
  • sin (2θ 12) = 0,846 ± 0,021. Это соответствует θ sol (солнечный), полученному из данных KamLand, солнечной энергии, реактора и ускорителя.
  • sin (2θ '' 23)>0,92 при 90% уровень достоверности, соответствующий θ 23 ≡ θ атм = 45 ± 7,1 ° (атмосферный)
  • Δm. 21≡ Δm. sol = (7,53 ± 0,18) × 10 эВ
  • | Δm. 31| ≈ | Δm. 32| ≡ Δm. атм = (2,44 ± 0,06) × 10 эВ (нормальная иерархия масс)
  • δ, α 1, α 2, и знак Δm. 32в настоящее время неизвестны.

Эксперименты с солнечными нейтрино в сочетании с KamLAND измерили так называемые солнечные параметры Δm. sol и sinθ соль. Эксперименты с атмосферными нейтрино, такие как Супер-Камиоканде вместе с экспериментами с нейтрино на ускорителях с длинной базой K2K и MINOS, определили так называемые атмосферные параметры Δm. атм и sinθ атм.. Последний угол смешения, θ 13, был измерен в экспериментах Daya Bay, Double Chooz и RENO как sin (2θ ' '13).

Для атмосферных нейтрино соответствующая разница масс составляет около Δm = 2,4 × 10 эВ, а типичные энергии составляют ≈ 1 ГэВ; при этих значениях осцилляции становятся видимыми для нейтрино, летящих на несколько сотен километров, то есть тех нейтрино, которые достигают детектора, проходящего через землю, из-под горизонта.

Параметр смешивания θ 13 измеряется с использованием электронных антинейтрино из ядерных реакторов. Скорость антинейтринных взаимодействий измеряется детекторами, расположенными рядом с реакторами, чтобы определить поток до возникновения каких-либо значительных колебаний, а затем он измеряется в дальних детекторах (расположенных в километрах от реакторов). Колебания наблюдаются как очевидное исчезновение электронных антинейтрино в дальних детекторах (то есть скорость взаимодействия на дальнем участке ниже, чем предсказывается из наблюдаемой скорости на ближнем узле).

Из экспериментов по осцилляции атмосферного и солнечного нейтрино известно, что два угла смешивания матрицы MNS велики, а третий меньше. Это резко контрастирует с матрицей CKM, в которой все три угла малы и иерархически уменьшаются. СР-нарушающая фаза матрицы MNS по состоянию на апрель 2020 года будет лежать где-то между -2 и -178 градусами, из эксперимента T2K.

, если масса нейтрино окажется равной Майорана типа (что делает нейтрино своей собственной античастицей), тогда возможно, что матрица MNS имеет более одной фазы.

Поскольку эксперименты по наблюдению осцилляций нейтрино измеряют квадрат разности масс, а не абсолютную массу, можно утверждать, что масса самого легкого нейтрино равна нулю, не противореча наблюдениям. Однако теоретики считают это маловероятным.

Происхождение массы нейтрино

Вопрос о том, как возникают массы нейтрино, не получил окончательного ответа. В Стандартной модели физики элементарных частиц фермионы имеют массу только из-за взаимодействия с полем Хиггса (см. бозон Хиггса ). Эти взаимодействия включают как левую, так и правую версии фермиона (см. хиральность ). Однако пока наблюдаются только левые нейтрино.

Нейтрино может иметь другой источник массы через член массы Майорана. Этот тип массы применим к электрически нейтральным частицам, поскольку в противном случае он позволил бы частицам превратиться в античастицы, что нарушило бы сохранение электрического заряда.

Наименьшая модификация Стандартной модели, в которой есть только левые нейтрино, заключается в том, чтобы позволить этим левым нейтрино иметь майорановские массы. Проблема заключается в том, что массы нейтрино на удивление меньше, чем у остальных известных частиц (по крайней мере, в 500000 раз меньше массы электрона), что, хотя и не опровергает теорию, широко считается неудовлетворительным, поскольку это строительство предлагает нет понимание происхождения шкалы масс нейтрино.

Следующим простейшим дополнением будет добавление в Стандартную модель правых нейтрино, которые взаимодействуют с левыми нейтрино и полем Хиггса аналогично остальным фермионам. Эти новые нейтрино будут взаимодействовать с другими фермионами исключительно таким образом, поэтому их нельзя исключать феноменологически. Остается проблема несоответствия весов.

Механизм качелей

Наиболее популярным предполагаемым решением в настоящее время является механизм качелей, в который добавляются правосторонние нейтрино с очень большими массами Майорана. Если правые нейтрино очень тяжелые, они создают очень маленькую массу для левых нейтрино, которая пропорциональна обратной величине тяжелой массы.

Если предположить, что нейтрино взаимодействуют с полем Хиггса примерно с той же силой, что и заряженные фермионы, тяжелая масса должна быть близка к шкале GUT. Поскольку Стандартная модель имеет только одну фундаментальную шкалу масс, все массы частиц должны возникать по отношению к этой шкале.

Существуют и другие разновидности качелей, и в настоящее время большой интерес вызывают так называемые низкомасштабные схемы качелей, такие как механизм обратных качелей.

Добавление правых нейтрино имеет эффект добавления новых масштабов масс, не связанных с масштабами масс Стандартной модели, следовательно, наблюдение тяжелых правосторонних нейтрино откроет физику за пределами Стандартной модели. Правые нейтрино помогли бы объяснить происхождение материи с помощью механизма, известного как лептогенез.

Другие источники

Существуют альтернативные способы изменения стандартной модели, которые похожи на добавление тяжелого правого -ручные нейтрино (например, добавление новых скаляров или фермионов в триплетных состояниях) и другие модификации, которые менее похожи (например, массы нейтрино из-за петлевых эффектов и / или из-за подавленных связей). Одним из примеров последнего типа моделей являются некоторые версии суперсимметричных расширений стандартной модели фундаментальных взаимодействий, где R четность не является симметрией. Там обмен суперсимметричными частицами, такими как скварки и слептоны, может нарушить лептонное число и привести к массам нейтрино. Эти взаимодействия обычно исключаются из теорий, поскольку они происходят из класса взаимодействий, которые приводят к неприемлемо быстрому распаду протона, если они все включены. Эти модели обладают небольшой предсказательной силой и не могут предоставить кандидата в холодную темную материю.

Колебания в ранней Вселенной

В ранней Вселенной, когда концентрация частиц и температура были высокими, осцилляции нейтрино могли вести себя иначе. В зависимости от параметров угла смешивания и масс нейтрино может возникнуть широкий спектр поведения, включая вакуумоподобные осцилляции нейтрино, плавную эволюцию или самоподдерживающуюся когерентность. Физика этой системы нетривиальна и включает осцилляции нейтрино в плотном нейтринном газе.

См. Также

Примечания

Ссылки

Дополнительная литература

Внешние ссылки

Последняя правка сделана 2021-05-31 05:15:49
Содержание доступно по лицензии CC BY-SA 3.0 (если не указано иное).
Обратная связь: support@alphapedia.ru
Соглашение
О проекте