Массивные нейтрино в редких процессах тема автореферата и диссертации по , 01.00.00 ВАК РФ

Введение

Глава 1 Теория массивных нейтрино

1.1 Теория нейтринной массы

1.1.1 Дираковский массовый член.

1.1.2 Массовый член Дирака-Майораны.

1.1.3 Случай одного поколения.

1.1.4 Максимальное смешивание.

1.1.5 "See-saw" механизм генерации масс нейтрино.

1.2 Нейтринные осцилляции

1.2.1 Общий формализм

1.2.2 Двухнейтринные осцилляции.

1.2.3 Трехнейтринные осцилляции в случае иерархии масс нейтрино

Глава 2 Поиски массивных нейтрино

2.1 Эксперименты по нейтринным осцилляциям

2.1.1 Атмосферные эксперименты по осцилляциям нейтрино

2.1.2 Эксперименты с солнечными нейтрино.

2.1.3 Нейтринный эксперимент LSND

2.1.4 Анализ экспериментальных данных и необходимость стерильных нейтрино.

2.2 Массивные нейтрино в космологии и проблема темной материи

Глава 3 Редкие распады т-лептона и if-мезона с нарушением сохранения лептонного числа

3.1 Общие свойства процессов с нарушением сохранения лептонного числа

3.2 Распад К-мезона

3.3 Распад т-лептона

Глава 4 Нейтрино с массами порядка 1 ГэВ в редких распадах

К-мезона и г-лептона

4.1 Ширина распада нейтрино с массой порядка 1 ГэВ

4.2 Ограничения на элементы матрицы смешивания тяжелого стерильного нейтрино

4.3 Тяжелые стерильные нейтрино в астрофизике и космологии 83 Заключение

Результаты эксперимента коллаборации 8ирег-Катюкапс1е в пользу ос-цилляций атмосферных нейтрино [1] открыли новую эпоху в физике частиц. Конечно, еще нужны новые эксперименты, чтобы исследовать природу нейтринных масс и смешиваний, неразрывно связанных с осцилля-циями нейтрино, но первый наиважнейший шаг в этом направлении уже сделан: массивные и смешивающиеся нейтрино сегодня могут рассматриваться как реальные физические объекты.

Проблема нейтринной массы имеет продолжительную историю. Впервые нейтрино как частицу с малой, но ненулевой (меньше массы электрона) массой, предложил рассматривать Паули, и метод для измерения массы нейтрино через исследование конечной части /3-спектра был предложен в первой работе по теории /9-распада Ферми и Перрином

Первый эксперимент по измерению массы нейтрино, основанный на методе Ферми-Перрина, дал верхнее значение ти < 500 эВ, которое в пятидесятых годах было улучшено до < 250 эВ. Стало очевидным, что масса нейтрино, если и отличается от нуля, то имеет значение намного меньшее, чем масса электрона. Этот факт послужил главной причиной того, что в 1957 году, после обнаружения нарушения четности в экспериментах по /3-распаду, авторы двухкомпонентной теории нейтрино -Ландау, Салам, Ли и Янг - предложили рассматривать нейтрино как безмассовую частицу, поле которой описывается или левосторонним спинором VI или правосторонним 1/д.

В 1958 году группа, возглавляемая Голдхабером, произвела измерение спиральности нейтрино. Результат этого эксперимента нашел согласование с двухкомпонентной теорией. Было установлено, что поле нейтрино - левостороннее Результат эксперимента Голдхабера не исключал, однако, возможности наличия у нейтрино малой массы. В У — А теории векторных и аксиальных токов Гамильтониан слабых взаимодействий содержит левосторонние компоненты нейтринного поля г/£ и также левосторонние компоненты всех массивных полей. Поэтому возможность для нейтрино быть массивной частицей стала более предпочтительной после подтверждения V — А теории.

В 1957 году Бруно Понтекорво предложил идею, что состояния нейтрино, образуемые в результате процессов слабых взаимодействий, являются суперпозицией состояний майорановских нейтрино с определенными массами. Это была гипотеза нейтринных осцилляций. В то время был известен только один тип нейтрино. Возможность смешивания двух типов нейтрино ие и 1/р была рассмотрена в 1962 году. Все возможные типы осцилляций для этого случая были исследованы Понтекорво в 1967 году.

В 1969 г. Грибов и Понтекорво предложили первую феноменологическую теорию нейтринных смешиваний и осцилляций. Согласно этой теории левосторонние нейтринные поля иеь и г/ц£, являются линейными комбинациями левосторонних компонент полей майорановских нейтрино с определенными массами, и массовый член нейтрино содержит только левосторонние поля и В 1976 г. были рассмотрены нейтринные осцилляции в рамках схемы смешивания двух дираковских нейтрино по аналогии смешивания кварков и лептонов, и в том же году была рассмотрена общая схема нейтрино Дирака-Майораны.

Феномен нейтринных осцилляций непосредственно связан с наличием у нейтрино масс. Сегодня, после многочисленных экспериментальных показаний в пользу нейтринных осцилляций можно с уверенностью сказать, что нейтрино - массивные частицы. Нейтрино - электрически нейтральный фермион, и это обстоятельство дает дополнительные возможности для его описания. Для массивных нейтрино существуют две фундаментальные возможности. Оно может описываться как в терминах дираков-ских спиноров, используемых для описания заряженных фермионов, так и в терминах майорановских спиноров.

Нейтрино дираковского типа. Если глобальное лептонное число

Ь^Ье + Ь^ + Ьг (0.1) сохраняется вследствие инвариантности Лагранжиана относительно глобальных трансформаций иа —> ег<р иа , а —)> ещ а (а = е, //, г), (0.2) тогда массивные нейтрино - дираковские частицы. В этом случае:

• Поля ик имеют четыре независимые комплексные компоненты.

• Естественно ожидать, что число п массивных нейтрино равно числу нейтринных ароматов, т.е. трем, хотя в принципе ничего не запрещает существования стерильных дираковских нейтрино.

• Безнейтринный двойной /?-распад ((Р(3)о„) запрещен.

• Массы дираковских нейтрино и смешивания могут генерироваться механизмом Хиггса стандартной модели.

Нейтрино майорановского типа. Если Лагранжиан не инвариантен относительно глобальных калибровочных трансформаций (0.2), то общее лептонное число Ь не сохраняется, и массивные нейтрино являются частицами Майораны, т.е. истинно нейтральными фер-мионами, не имеющими никаких зарядов (электрического, лептон-ного и т.д.), которые отличают частицу от античастицы. В этом случае:

• Массивные майорановские поля щ удовлетворяют условию Майораны

0.3) где V). = СикТ и С - матрица зарядового сопряжения.

• Допускается двойной безнейтринный /3-распад.

• Если существуют правосторонние поля нейтрино vaR (сингле-ты SU(2)i), тогда число п массивных майорановских нейтрино больше, чем три. В этом случае существует отношение смешивания между правосторонними полями i/aR и массивными полями i/jfc: r = £ Uak vkL. (0.4) к=1

Массивные правосторонние поля являются стерильными и не участвуют в слабом взаимодействии.

Теоретические аргументы в пользу ненулевых нейтринных масс и смешиваний имеют в своей основе модели, лежащие за пределами стандартной модели (см., например, [2]). В таких моделях поля кварков, заряженных лептонов и нейтрино объединены в мультиплеты, и хиггсовский механизм генерации масс кварков и заряженных лептонов, как правило, также снабжает ненулевыми массами и нейтрино.

Более того, в таких моделях количество массивных нейтрино не ограничено тремя, и наряду с легкими нейтрино могут возникать тяжелые нейтринные состояния с массами порядка сотен МэВ и более. Теоретически майорановская природа нейтрино является более предпочтительной, т.к. в этом случае имеется так называемый "see-saw" механизм для генерации масс нейтрино, объясняющий малость нейтринных масс. В этом подходе малость нейтринных масс связана с возможным нарушением сохранения лептонного числа при больших масштабах энергий. Тем не менее окончательный ответ на вопрос о природе нейтринных масс могут дать только дальнейшие экспериментальные исследования.

Майорановские массы нарушают сохранение глобального лептонного числа на две единицы AL = 2. Это означает, что процессы с нарушением лептонного числа служат основой для ответа на вопрос о майо-рановской природе нейтрино. Наиболее известным примером процесса с нарушением лептонного числа, исследованым как экспериментально, так и теоретически, является ядерный двойной /3-распад (0vßß) ([3, 4]). Эксперименты по (Oußß) достигли очень высокой чувствительности к так называемой эффективной майорановской массе нейтрино {mv)ee [5], которая в присутствии только легких нейтрино совпадает с элементом матрицы смешивания майорановских нейтрино {mv)ee =

Можно надеяться получить информацию о других матричных элементах из других процессов с нарушением лептонного числа. Многие из них исследовались в литературе в этом отношении с теоретической и экспериментальной сторон. Среди них можно назвать распад К"1" —у lil^ir' [6]-[10], ядерные мюон-позитрон [11, 12] и мюон-антимюон [13] конверсии, процесс рассеяния нейтрино на нуклоне с рождением трех д-лептонов [14], процесс е+р —> vl^l^X, имеющий отношение к экспериментам HERA [15] и другие эксперименты на различных коллайдерах с предполагаемым рождением майорановских нейтрино [16]. К сожалению, чувствительность настоящих экспериментов для этих процессов намного меньше, чем в случае (0^/3/3)-распада. Анализ, проделанный в литературе, [8, 17, 18] ведет к заключению, что если эти процессы идут благодаря обмену май-орановским нейтрино, то за единственным исключением (0^Д5)-распада, экспериментальное наблюдение этих процессов затруднительно. Этот анализ основан на имеющихся данных по нейтринным осцилляциям и на определенных предположениях о нейтринной матрице смешивания.

Целью настоящей диссертации является исследование процессов редких распадов К-мезона и т-лептона с точки зрения их возможного использования как инструмента для проверки майорановской природы нейтринных масс. Свойства майорановских спиноров позволяют описывать эти процессы диаграммами в древесном приближении через обмен майора-новским нейтрино. Если в таком обмене участвуют только 3 нейтрино с ограничениями на массы mv < 3 эВ, полученными из анализа экспериментальных данных по осцилляциям солнечных и атмосферных нейтрино в совокупности с данными по /3-распаду, то в таком случае ширины данных распадов имеют настолько малое значение, что вряд ли стоит ожидать их экспериментального детектирования в ближайшем будущем. К такому же заключению ведет и вычисление ширин этих распадов через обмен тяжелыми нейтрино с массами m„ >> 1 ГэВ.

Однако, отличительной особенностью данных процессов является их высокая чувствительность к майорановским нейтрино с массами порядка 100 МэВ-1 ГэВ. Математически этот эффект обеспечивается структурой пропагатора нейтрино, который для такого интервала масс становится сингулярным. Именно благодаря полюсу в пропагаторе массивного нейтрино значения ширин рассматриваемых процессов получают резкое увеличение, что при условии существования майорановских нейтрино в таком диапазоне масс делает возможным экспериментальный поиск этих процессов уже сегодня.

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и приложения.

Заключение

В настоящей диссертации проделан анализ общих свойств процессов с нарушением лептонного числа АЬ = 2 и ограничений, которые можно получить из этих процессов, на массы нейтрино и нейтринные смешивания. Мы обсудили условия согласованности для экспериментальных ограничений, при которых из этих ограничений возможно извлечь информацию на верхние пределы усредненной массы нейтрино (т„) или обратной усредненной массы (1/Мдг). Мы показали, что за исключением безнейтринного двойного ^-распада, из других процессов невозможно извлечь ограничения на эти параметры. Используя экспериментальные данные по нейтринным осцилляциям, по /3-распаду трития и по поискам тяжелого нейтрального лептона в ЬЕР мы вычислили значения ширин этих процессов в сценариях с тремя легкими и несколькими тяжелыми нейтрино. Характерные значения этих ширин таковы, что они не могут наблюдаться экспериментально в ближайшем будущем.

Мы изучили НЛЧ-распады К-мезона и г-лептона с точки зрения проверки существования массивных майорановских нейтрино и нейтринных смешиваний. Было показано, что эти процессы обладают очень высокой чувствительностью к нейтрино ^ с массой внутри резонансной области порядка 1 ГэВ. Мы вычислили ширины распада этих процессов для случаев нейтрино внутри и вне резонансной области. Для внутреннего случая необходимо учитывать общую ширину распада массивного нейтрино и^. Ширина распада Г„ь была вычислена для всей массовой резонансной области (4.1) с учетом как каналов распада через заряженные токи, так и через нейтральные.

Были проанализированы вклады нейтрино с массами, лежащими в резонансной области, в распады К-мезона и т-лептона, и из экспериментальных данных получены ограничения на элементы матрицы смешивания майорановского нейтрино |1/м»|2, (I = т). На Рис. 4.1 и 4.2 мы представили некоторые из этих ограничений в виде графиков, демонстрирующих запрещенные области, и сравнили наши ограничения с имеющимися в литературе.

Все полученные нами ограничения на матричные элементы перечислены в Таблице 4.1. Эти ограничения получены при некоторых предположениях на соотношения между значениями матричных элементов. Заметим, что такие или подобные предположения всегда использовались в литературе при получении ограничений на элементы матрицы смешивания стерильного нейтрино щ с нейтрино одного из ароматов иа. Мы предложили серию процессов Вс —> тттг, тцл, теп, которые позволят исключить такие предположения при вычислении ограничений на элементы матрицы смешивания и получить индивидуальные ограничения на \итн\. И наконец, мы обсудили космологические аспекты существования тяжелых стерильных нейтрино щ и заключили, что расширение области ограничений, полученных из теории нуклеосинтеза Большого Взрыва и из наблюдений сверхновой ЭК 1987А [74, 75], в резонансную область (4.1) могут сделать ограничения на \ить\ значительно более жесткими.

1. Y. Fukuda et al, Super-Kamiokande Coll., Phys. Rev. Lett. 81, 1562 (1998); Phys. Rev. Lett. 82, 2644 (1999).

2. R.N. Mohapatra and P.B. Pal, Massive Neutrinos in Physics and Astrophysics, World Scientific Lecture Notes in Physics, Vol. 41, World Scientific, Singapore, 1991.

3. A. Faessler, F. Simkovic, J.Phys. G24 (1998) 2139.

4. H.V. Klapdor-Kleingrothaus, Springer Tracts in Modern Physics 163, 69 (2000).

5. L. Baudis et al., Phys.Rev.Lett 83, 411 (1999).

6. J.N. Ng and A.N. Kamal, Phys.Rev. D18, 3412 (1978).

7. J. Abad, J.G. Esteve and A.F. Pacheco, Phys.Rev. D30, 1488 (1984).

8. L.S. Littenberg and R.E. Shrock, Phys.Rev.Lett. 68, 443 (1992).

9. L.S. Littenberg and R.E. Shrock, Phys.Lett. B491, 285 (2000).

10. K. Zuber, Phys.Lett. B479 (2000) 33; hep-ph/0008080.

11. M. Doi, T. Kotani and E. Takasugi, Progr. Theor. Phys. Suppl. 83,1 (1985) .

12. T.S. Kosmas, G.K. Leontaris and J.D. Vergados, Prog. Part. Nucl. Phys. 33, 397 (1994).

13. J.H. Missimer, R.N. Mohapatra and N.C. Mukhopadhyay, Phys.Rev. D50, 2067 (1994).

14. M. Flanz, W. Rodejohann and K. Zuber, Eur.Phys.J. C16, 453 (2000).

15. M. Flanz, W. Rodejohann and K. Zuber, Phys.Lett. B473, 324 (2000); Erratum-ibid. B480, 418 (2000).

16. G. Cvetic and C.S. Kim, Phys. Lett. B461, 248 (1999).

17. W. Rodejohann, Phys.Rev. D62 (2000) 013011; Nucl.Phys. B597, 110 (2001).

18. H.V. Klapdor-Kleingrothaus, H. Pas and A.Yu. Smirnov, Phys.Rev. D63 (2001) 073005.

19. R. Davis, Harmer and K.C. Hoffman, Phys. Rev. Lett. 21, 1205 (1968).

20. R. Davis, Prog. Part. Nucl. Phys. 32, 13 (1994).

21. B.T. Cleveland et al, Astrophys. J. 496, 505 (1998).

22. K.S. Hirata et al, Kamiokande Coll., Phys. Rev. D 38, 448 (1988).

23. K.S. Hirata et al, Kamiokande Coll., Phys. Rev. D 44, 2241 (1991).

24. K.S. Hirata et al., Kamiokande Coll., Phys. Rev. Lett. 77, 1683 (1996).

25. P. Anselmann et al., GALLEX Coll., Phys. Lett. B 285, 376 (1992).

26. W. Hampel et al., GALLEX Coll., Phys. Lett. B 388, 384 (1996).

27. A.I. Abazov et al, SAGE Coll., Phys. Rev. Lett. 67, 3332 (1991).

28. D.N. Abdurashitov et al., SAGE Coll., Phys. Rev. Lett. 77, 4708 (1996).

29. Y. Fukuda et al, Super-Kamiokande Coll., Phys. Rev. Lett. 81, 1158 (1998).

30. T. Toshito, Super-Kamiokande Coll., hep-ex/0105023

31. Y. Fukuda et al, Kamiokande Coll., Phys. Lett. B 335, 237 (1994).

32. R. Becker-Szendy et al, 1MB Coll., Nucl. Phys. B (Proc. Suppl.) 38, 331 (1995).

33. W.W.M. Allison et al, Soudan-2 Coll., Phys. Lett. B 391, 491 (1997).

34. M. Ambrosio et al, MACRO Coll., Phys. Lett. B 434, 451 (1998).

35. C. Athanassopoulos et al, LSND Coll., Phys. Rev. Lett. 77, 3082 (1996).

36. C. Athanassopoulos et al, LSND Coll., Phys. Rev. Lett. 81, 17741998).

37. S.Bilenky, C.Giunti, W.Grimus, Prog. Part. Nucl. Phys. 43, 1 (1999).

38. S.Bilenky, C.Giunti, C.W.Kim, Int. J. Mod. Phys. A15, 625 (2000).

39. S.Bilenky, hep-ph/0103091.

40. S.M.Bilenky, hep-ph/0001311,Lectures given at the 1999 European School of High Energy Physics, Casta Papiemicka, Slovakia, 1999.

41. J.Ellis, Nucl. Phys. A663, 231 (2000).

42. S.Khalil and E.Torrente-Lujan, hep-ph/0012203.

43. G.Raffelt, Nucl. Phys. Proc. Suppl. 70, 169 (1999).

44. G.Raffelt, W.Rodejohann, hep-ph/9912397, Lectures at the Foorth National School, Saalburg, Germany, 1998.

45. C.Dib, V.Gribanov, S.Kovalenko and I.Schmidt, Phys.Lett. B 493, 82 (2000).

46. C.Dib, V.Gribanov, S.Kovalenko and I.Schmidt, Part.Nucl.Lett. 106, 42 (2001).

47. V. Gribanov, S. Kovalenko and I. Schmidt, Nucl.Phys. B607, 355 (2001).

48. H.Nishiura, K.Matsuda and T. Fukuyama, Mod.Phys.Lett. A14,4331999).

49. M.Nakahata, Nucl.Phys B 76, 425 (1999).

50. J.N.Bahcall, Phys.Rev. C 56, 3391 (1997).

51. J.N.Bahcall, S.Basu and M.N.Pinsonneault, Phys.Lett. B433,l (1998).

52. D.E. Groom et al, The European Physical Journal C15, 1 (2000).

53. M.Kabayashi and Maskawa, Prog.Theor.Phys. 49,652 (1973).

54. L.L.Chau and W.Y.Keung, Phys.Rev.Lett. 53, 1802 (1984).

55. S.A.Bludman, D.C.Kennedy and P.G.Langacker, Phys.Rev. D45, 1810 (1992).

56. S.A.Bludman, D.C.Kennedy and P.G.Langacker, Nucl.Phys. B 374, 373 (1992)

57. R. Bertlmann and H. Pietschmann, Phys. Rev. D 15, 683 (1977).

58. J. Ellis et. al, Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 32, 443 (1982).

59. C. Weinheimer et al, Phys. Lett. B 460 (1999) 219.

60. C. Daum et Al. Phys. Rev. D 47 (1993) 11; Phys. Lett. B 265 (1991) 425.

61. ALEPH Collaboration. R. Barate et Al. Eur. Phys. J. C2 (1998) 395406.

62. K. Eitel (KARMEN Coll) Nucl.Phys.Proc.Suppl. 91, 191 (2000).

63. G.L.Folgi et al, Phys. Rev. D 55, 4385 (1997)

64. S.M.Bilenky, C.Giutni Phys. Lett. B 444, 379 (1998).

65. S.M.Bilenky et al, Phys. Rev. D 60, (1999).

66. M.Fukuda, C.J.Hogan, in Structure Formation in the Universe, Proc. of thr NATO ASI, Cambridge, 1999.

67. S. Dodelson and L. Knox, Phys. Rev. Lett. 84, 3523 (2000).

68. J.R. Primack, M.A.K. Gross, astro-ph/0007165; astro-ph/0007187.

69. S.Buries and D.Tytler, Astrophys.J. 499,699 (1998).

70. S. Buries and D. Tytler, Astrophys. J. 499, 699 (1998); ibid. 507, 732 (1998).

71. G.F. Smoot et AI., Astropys. J. 396 (1992) LI.

72. H.B. Kim and J.E. Kim, Nucl. Phys. B 433,421 (1995).

73. M. White, G. Gelmini and J. Silk, Phys. Rev. D 51, 2669 (1995).

74. A.D. Dolgov, S.H. Hansen, G. Raffelt, D.V. Semikoz, Nucl.Phys. B580, 331, (2000);

75. A.D. Dolgov, S.H. Hansen, G. Raffelt, D.V. Semikoz, Nucl.Phys. B590, 562 (2000).

76. J. Kaulard et al., Phys.Lett. B422, 334 (1998).

77. V. Barger, T.J. Weiler, and K. Whisnant, Phys.Lett. B442, 255 (1998).

78. K. Ackerstaff et al., OPAL Collab., Eur.Phys.J. CI, 45 (1998).

79. P. Abreu et al., DELPHI Collab., Z.Phys. C74, 57 (1997).

80. G.G. Raffelt, Stars as Laboratories for Fundamental Physics, University of Chicago Press, 1996; Ann. Review of Nuclear and Particle Science, 49 (1999).

81. D.A. Dicus, E.W. Kolb and V.L. Teplitz, Phys.Rev.Lett. 39, 169 (1977).

82. K. Zuber, Phys. Rep. 305, 295 (1998).

83. J. Conrad, Nucí. Phys. A 663 664, 210 (2000).

84. J. Ellis, Nucí. Phys. A 663 664, 210 (2000).

85. NOMAD Collaboration, P. Astier, et al., Phys.Lett. B506, 27 (2001).

86. E. Braaten, S. Narison, and A. Pich, Nucl.Phys. B 373 (1992) 581.

87. G. Cvetic and T. Lee, Phys.Rev. D64 (2001) 014030.