Teilchenphysik: Stand und Perspektiven

1. Teilchenphysik: Stand und Perspektiven http://wulz.home.cern.ch/wulz/Vorlesung/Perspektiven5_2012.pdf 142.095 (TU), 260152 (Universität) Claudia-Elisabeth Wulz InstitutfürHochenergiephysikder ÖsterreichischenAkademiederWissenschaften c/o CERN/PH, CH-1211 Genf 23 Tel. 0041 22 767 6592, GSM: 0041 76 487 0919 E-mail: Claudia.Wulz@cern.ch http: //home.cern.ch/~wulz TU Wien, 26. März 2012 Teil 5

2. Literaturüber Neutrinos A. Geiser: Neutrino physics with accelerators and beyond, Rep. Prog. Phys. 63 (2000) 1779-1849 D.P. Roy: Eighty Years of Neutrino Physics, http://arxiv.org/abs/0809.1767 W.C. Haxton, B.R. Holstein: Neutrino Physics, http://arxiv.org/abs/hep-ph/9905257 W.C. Haxton, B.R. Holstein: Neutrino Physics: an Update, http://arxiv.org/abs/hep-ph/0306282 T. Morii, C.S. Lim, S.N. Mukherjee: The Physics of the Standard Model and Beyond, World Scientific Publishing Co. (2004) 1

3. 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

4. 1930: PaulipostuliertNeutrino (Energieerhaltung in b-Zerfällen) 1934: Fermi-Theoriederb-Zerfälle 1956: Paritätsverletzungderschwachen WW (Lee, Yang, exp. Wu 1957) K+ (“+”) -> + + 0 (P = +1), K+ (“+”) -> + + + + - (P = -1) V-A Theorie: nurlinkshändige Neutrinos wechselwirken Entdeckung des Neutrinos durch Cowan and Reines (Reaktor) Inverser-Zerfalle + p+ -> n + e+; Nachweis des e+ und des n 1957: Pontecorvopostuliert Neutrino-Oszillationen 1962: Entdeckungeines 2. Neutrino-Flavors : nm≠ ne (Lederman, Schwartz, Steinberger) ( + p+ -> + + n;  + p+ -> e+ + n) 1990: 3 Familien von leichten NeutrinosausZerfallsbreite des Z0 (LEP) 1994-1998: Neutrino-Oszillationen: Neutrinos haben Masse! 2000: 3. Neutrino-Flavor(nt)wirdbestätigt (DONUT-Fermilab) _ _ _ Neutrinos – geschichtlicherÜberblick 3

5. Energiespektrum von b-Zerfallselektronen ? ± p… Impulse derZerfallsprodukteimRuhesystem (imMeV-Bereich) … kinetischeEnergie des TochterkernsN’, EN’<<Ee … Energie des Elektrons kin Energieerhaltung: W. Pauli: 4

6. Pauli postuliert “Neutronen” Pauli postuliert “Neutronen” 5

7. 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

8. “Neutronen” -> Neutrinos 1932: James ChadwickentdecktdurchBeschuss von Berylliumatomenmita-Teilchen die NeutronenalsBestandteilederAtomkernezusätzlichzu den Protonen. Pauli publizierterst 1933, alsder Name Neutron schonvergeben war. Fermi schlägt den Namen“Neutrino”vor. 1935 7

9. Fermi-TheoriederschwachenWechselwirkung 1934 formulierte Fermi seine TheoriederschwachenWechselwirkung (ZeitschriftfürPhysik, 88 (1934) 161, “VersucheinerTheoriederb-Strahlen”) alseine “Kontaktwechselwirkung”, die imGrenzfallQ2<< mW2 gilt. Fermikonstante: 8

10. Entdeckungder Neutrinos 1956: C. Cowan, F. Reines am Savannah River Reaktor, Georgia, USA Inverserb-Zerfall Nachetwa 1 ns wird das PositronzusammenmiteinemderrundherumvorhandenenElektronenvernichtet, wobeizweiPhotonenentstehen, die imDetektorregistriertwerden. Das freieNeutronwirdimWasserabgebremst und nachetwa 1 ms von einemCadmiumkerneingefangen. DabeiwerdenwiederzweiPhotonenfrei, die derDetektorregistriert. ZumNachweiseines Neutrinos muss man folglich auf zweiDetektor-Signale (1. Positron-Vernichtung und 2. Neutroneinfang) miteinemzeitlichenAbstand von ca. 1 ms warten. F. Reines 1995 9

11. Paritätsverletzungderschwachen WW 1956: T. D. Lee, C. N. Yang. 1957 Parität des : -1 (Chinowsky, Steinberger) Theta-Tau-Puzzle: K+ (“+”) -> + + 0 (P = +1) K+ (“+”) -> + + + + - (P = -1) K+ (“+”) -> + + 0 + 0 (P = -1) und schienenaufgrund von identischenMassen, Spins und LadungendasselbeTeilchenzusein. Lee und Yang postulierten, dasssietatsächlichdasselbeTeilchensind, dassaber die Paritätim Fall des “”-Zerfallsnichterhaltenist (die Parität des Pions und des Kaonsist -1 -> pseudoskalaresTeilchen). 10

12. 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 Paritäterhaltenwäre, würdengenau so vieleElektronen in Kernspinrichtungwie in derGegenrichtungemittiertwerden. NurlinkshändigeTeilchennehmen an derschwachenWechselwirkungteil. Die Paritätist maximal verletzt! 11

13. 2. Neutrinoflavor (nm ) Brookhaven 1962: L. Lederman, M. Schwartz, J. Steinberger. 1988 Pontecorvo: Warumannihilieren Neutrino und Antineutrino nicht in Photonen? Lösung: 2 verschiedene Flavors, ErhaltungderLeptonenzahl Wenn das Antineutrino des Pionzerfallssichvom Antineutrino des b-Zerfallsunterscheidensoll, dürftenkeineElektronen in inversenb-Zerfällenmit Antineutrinos ausdemPionzerfallproduziertwerden: ✓ ✖ 12

14. 3. Neutrinoflavor (nt) Fermilab 2000: Fixed Target Experiment DONUT (Direct Observation of nt) IndirekterNachweisdurcht’s, die geladenenLeptonpartner des nt: Lebensdauer des t : 291 fs. Aus 104nachgewiesenen Neutrinos warennur 4 nt. Suchenach “kinked tracks”. t-Spur ca. 1mm lang. 13

15. nt– Ereignisbei DONUT 14

16. Erinnerung: Helizität Helizität (h)entsprichtdemVorzeichenderProjektion des Spins auf die Bewegungsrichtung. Sieistjedochi.a. nichtlorentzinvariant. Dies wirdersichtlich, wenn das Inertialsystemimrechtshändigen Fall sichmiteinerhöherenGeschwindigkeitalsfortbewegt: hwechselt von +1 auf -1. FüreinmasselosesTeilchengibtesjedochkeinInertialsystem, das sichschnelleralsmitLichtgeschwindigkeitausbreitenkann, deshalbistfürsolcheTeilchenhlorentzinvariant. FürmasseloseTeilchenist die Helizitätdasselbewie die Chiralität. v v s s v || s :h = +1 (“rechtshändig”) h = - 1 (“linkshändig”)

17.   s   s Linkshändige Neutrinos, rechtshändige Antineutrinos ExperimentelldurchGoldhaber et al. 1958 indirektentdeckt: Neutrinos sindlinkshändig. Antineutrinos sindrechtshändig. Pionzerfall:  +  : Spin 0 Spins von  und müssenentgegengesetztsein. Wennrechtshändigist, mußauchrechtshändigsein! Genau dies wurdegefunden.  + : analogwurdennurlinkshändigegefunden. Rechtshändige Neutrinos, wennessiegibt, wechselwirkennicht in bekannter Weise mitMaterie (sterile Neutrinos).    16

18. Weyl-Spinoren MassebehafteteFermionenwerdendurch 4-komponentige Dirac-Spinorenbeschrieben : h, x … 2-komponentige komplexeWeyl-Spinoren h = hR… rechts-chiral, x = xL… links-chiral Projektionsoperatorenprojizierenrechts- bzw. linkschiraleZuständeheraus: YR, YL … chirale Partner, die den vollen 4-komponentigen Dirac-Spinorbilden: 17

19. Erinnerung: Dirac- und Paulimatrizen Diracmatrizeng(4 x 4) Paulimatrizens(2 x 2)

20. Van-der-Waerden - Notation Konvention: Index untenfürrechts-chirale, obenfür links-chiraleSpinoren. Definition: Komponenten von , Komponenten von Punktierter Index: KomplexkonjugierungderGröße. Man schreibteinenQuerstrichüberWeyl-SpinorenmitpunktiertenIndizes (Achtung: dies istnicht die adjungierteDarstellung , die nurfür 4-komponentige Spinoren gilt!), zurUnterscheidung, falls Indices weggelassenwerden. Ladungskonjugation: Teilchenspinor -> Antiteilchenspinor LadungskonjugationsmatrixC: 19

21. LadungskonjugationfürWeyl-Fermionen LadungskonjugationfürWeyl-Fermionen (masseloseTeilchen, rechts- und linkshändigeZuständemischennicht) bewirktWechselderChiralitäten: ErinnerungMatrizenrechnung: (AB)T = BTAT Diracmatrizen: Antikommutatorregel {g5, gm}=0; g5g5=g0g0=1; PL+= PLT = PL In der 2-Komponenten-Schreibweise fürWeyl-Fermionen: 20

22. Majorana-Spinoren Folgende 4-komponentige Spinoren (Majorana-Spinoren) mit je zweiunabhängigen, komplexenFreiheitsgradenkönnengebildetwerden: Per definitionemsindsieselbstkonjugiert (TeilchensindihreeigenenAntiteilchen): Majorana-FermionenkönnendemnachkeineelektrischeLadungtragen (-> nurbei Neutrinos möglich). Somitwäre das Teilchen, das wir Antineutrino nennen, derrechtshändige Partner des linkshändigen Neutrinos. 21

23. Dirac- und Majorana-Massen DerMassentermfür“Dirac-Neutrinos” in derLagrangedichteist: In der Dirac-Beschreibunggibtes 4 Zustände: , weilHelizitätfürmassebehafteteTeilchenvomBeobachterabhängt und somitrechts- und linkshändigeTeilchenexistierenmüssen. N sind “sterile Neutrinos”, d.h. siehabenaußerder Gravitation keineWechselwirkung, also auchkeineschwacheWechselwirkungwienormale Neutrinos. FolgendeMassentermefür“Majorana-Neutrinos”sindjedochauchmöglich in einemerweitertenStandardmodell: Es gibtnur 2 Zustände, daTeilchen und Antiteilchengleichsind: 22

24. Dirac- und Majorana-Massen Imallgemeinsten Fall ist die LagrangedichteeineKombinationaus Dirac- und Majorana-Termen und kannmit den SubstitutionenyL = nL, yRc = nRc, yR = NR, yLc = NLcso geschriebenwerden (mD … Dirac-Masse; mL, mR … Majoranamassen): Um die Masseneigenwerte und -eigenzuständezufinden, muss man die Neutrino-Massenmatrixdiagonalisieren: Man erhältalsEigenzustände: 23

25. Spezialfälle • mR=mL = 0 (q = 450) -> m1,2 = mD • Reiner Dirac-Fall (2 degenerierteMajorana-Felder könnenzueinem Dirac-FelddurchgeeigneteLinearkombinationkombiniertwerden -> Dirac-Fall istSpezialfall des allgemeinerenMajorana-Falles). • mD= 0 (q = 00) ->2 reineMajorana-ZuständemitverschiedenenMassenfür links- und rechtshändige Neutrinos. • mD>> mL, mR (q≈ 450) -> 2 fast degenerierteMajorana-Zuständemitm1,2 ≈ mD(Pseudo-Dirac-Fall, nahedermaximalenMischung von aktiven und sterilen Neutrinos). Die kleineDifferenzderMassenquadratem12 – m22 ≈ 2mD (mR+mL)führtzun-nOszillationeninnerhalbderselben Generation (nL<-> nRc), wie von Pontecorvo 1957 postuliert. • mR>>mD, mL= 0 (q= mD/mR << 1) ergibt die Masseneigenwerte • m2 = mD2/mR << mD, m1 ≈ mR • -> See-Saw-Mechanismus - 24

26. See-Saw-Mechanismus Man erhälteinleichtes (m2) und einschweres Neutrino (m1). BeifestemmDwird das leichte Neutrino umsoleichter je schwerer das schwere Neutrino. Wenn die Dirac-Masse mDdie OrdnungderelektroschwachenSkala (ca. 100 GeV) hat und die Majorana-Masse mRbeider GUT-Masse liegt (1015GeV), ergebensichgenau die kleinengemessenenNeutrinomassen: m1 ≈ mR ≈ 1015GeV <-> mNR m2 ≈ mD2/mR ≈ 100 GeV2/1015GeV ≈ 0,01 eV <-> mnL m2 = mD2/mR m1 ≈ mR 25

27. p n e _ n _ n n e p DoppelterBetazerfall DerdoppelteBetazerfallist von ca. 10 Isotopenbekannt. Erkannauftreten, wenn die Bindungsenergie von TochterkernenmitOrdnungszahl Z+2 größerals die derMutterkernemitOrdnungszahl Z ist. Hingegen hat derTochterkernmit Z+1 einekleinereBindungsenergie, wodurchdereinfacheBetazerfallnichtauftretenkann. Normalerweisesind 2 Antineutrinos neben den beidenb-ElektronenimEndzustand. 26

28. p n e n n e p NeutrinoloserdoppelterBetazerfall (Z,A) → (Z+2,A) + 2e- Ein Neutron zerfälltunter Emission einesrechtshändigenAntielektronneutrinos, das dannalslinkshändigesElektronneutrinoabsorbiertwird: NeutrinoloserdoppelterBetazerfallkann also nurauftreten, wenn Neutrinos Majoranateilchen, also ihreeigenenAntiteilchen, sind. Weiters muss eineHelizitätsänderungstattfinden, was heisst, dass Neutrinos eine Masse habenmüssen. DL=2 -> Leptonenzahlnichterhalten! 0nbbist die einzigeMöglichkeitderNeutrinomassenmessung, wenn die Masse kleinerals ca. 0.3 eVist. 27

29. Heidelberg-Moskau-Experiment Aus derHalbwertszeit des Zerfallskann man die Neutrinomassemessen: H. V. Klapdor-Kleingrothaus et al.: Signal: monochromatischeLinie am Endpunkt 0nbb 2nbb E(2e) 28

30. p p m nm e ne nm Produktion von atmosphärischen Neutrinos ProduziertalsZerfallsprodukte in HadronschauernbeiKollisionen von kosmischenStrahlenmitKernen in derAtmosphäre: p + N p’s + X pm + nm me+ nm+ne Auf derErdoberflächesolltegelten: 2nmprone 29

31. Keine Oszillationen Messung von atmosphärischen Neutrinos R’ = Rm/eDaten / Rm/eMC ~ 0.65 Messungen verschiedener Experimente ca. 1980-1990 30

32. Superkamiokande-Experiment ZylindermithochreinemWassergefüllt. An den WändenbefindensichPhotoelektronenvervielfachermit je 50 cm Durchmesser. CerenkoveffektdientzumNachweisderReaktionen: ne+Ne+X nm +Nm+X 31

33. e Unterscheidung von m und e Elektronenstreuenstärker in WasseralsMyonen, dasieleichtersind. IhrCerenkovkegelist diffuser alsder von Myonen. m 32

34. e - Ereignis Elektron-Ereignis 33

35. m - Ereignis Müon-Ereignis Zerfallselektron 34

36. Kosmische Strahlen Atmosphäre NeutrinoflussbeiSuperkamiokande U(up-going): Anzahlder von untenkommendenEreignisse (-1 < cosq < -0,2) D(down-going): Anzahlder von obenkommendenEreignisse (0,2 < cosq < 1) 35

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

38. 1 mm   CERN 730 km Pb LNGS Photographische Emulsion Tau-Neutrinos bei OPERA Mai 2010 nm nt]+ N t-+ X Oszillation - - Knick nm - t- - Ohne Oszillation nm nt n m-ntnmB. R. ~ 17% h-ntn(po) B. R. ~ 49% e-ntne B. R. ~ 18% p+ p- p-ntn(po) B. R. ~ 15% t- 37

39. Neutrino-Mixing nl= Ulini U: Maki-Nakagawa-Sakata-Pontecorvo(MNSP) Matrix Unitäre Matrixmit3 Winkeln (12 , 13 , 23) und 1 CP-verletzenden Phase d; l = e,m,t, i=1,2,3 für den Dirac-Teil. ImGegensatzzum Quark-Mixing ist das Neutrino-Mixing groß! U = - Majorana (eventuell) nm <-> nt nm<->ne ne<->nm,t atmosph., solar, Beschl., Reaktoren q13 und d weitgehend unbekannt! 38

40. Zeitliche Propagation WennNeutrinos Masse haben, könnensichMasseneigenzustände(|n1>, |n2>,|n3>) und Flavoreigenzustände (|ne>, |nm>, |nt>)unterscheiden. Die beidenKomponentenbewegensichdannmitverschiedenenGeschwindigkeiten, dasichihreMassenunterscheiden. Einfachster Fall: nurzwei Dirac-Neutrinogenerationen, daherkeinekomplexe Phase: Fürrelativistische Neutrinos gilt: 39

41. WahrscheinlichkeitfürOszillationnm -> ne Wahrscheinlichkeit, dasseinreinernm- Zustand in einenne- Zustandoszilliert: 40

42. Oszillationslänge L osc(m)= 2.5 En (MeV) / Dm2(eV2) L osc… Oszillationslänge L … EntfernungzwischenEntstehungspunkt und Nachweispunkt L/E ist diegeeigeteVariable, wenn Neutrinos einvollständigesEnergiespektrumhaben. DurchÄnderungderDistanz L zwischenNeutrinoquelle und DetektoroderdurchÄnderungderNeutrinoenergie E kann man verschiedeneBereiche von Dm2 erproben. 41

43. hep-ex/0404034 Superkamiokande 2004 Oszillationen nmnt Neutrinozerfall 1.27Dm2(eV2) L (km) Dekohärenz P = 1 - sin2223 sin2 _________________________ E (GeV) BestätigungderOszillationshypothese Superkamiokande Überlebenswahrscheinlichkeit für nm: nm–> nm sin2223 > 0.90 (90% C.L.) 0.0019 eV2<Dm232 < 0.0030 eV2 (90% C.L.) 42

44. hep-ex/0406035 KamLAND 2004 KamLAND-Reaktorexperiment Kamioka Liquid Scintillator Anti-Neutrino Detector 43

45. Oszillationsparameterim atmosphärischenNeutrinosektor Journal of Physics: Conference Series 203 (2010) 012102 “ nm disappearance” MINOS Far Detector |Dm232|= (2.43 ± 0.13) 10-3 eV2 (68% C.L.), sin2 (2q23) = 1.00 ± 0.05 44

46. Energiespektrum solarer Neutrinos ne - Erzeugungsprozesse p + p2H + e+ + e(pp)0 - 0.4 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) 1.5 - 17 MeV 7Be +e- 7Li + e (Be) 0.38, 0.86MeV 7Li + p4He + 4He 7Be + p8B +  8B 8Be + e+ + e (B) 0 - 15 MeV 8Be*4He + 4He Solare Neutrinos Energien 45

47. Das solareNeutrinodefizit 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: GemessenerFluss: 2.56 SNU Erwartet: 8.5 SNU ne + 37Cl  37Ar + e- 46

48. CC d p p e- n + + +  e NC d p n n +  + + n x x e- e- ES +  + n n x x Neutrinomessungen am SNO Eth = 1.4 MeV Schwache Richtungs- abhängigkeit • nurne • missttotalen8B n-FlußderSonne • gleicheWirkungsquerschnittefüralle • aktivenn-Flavors • - d-Spaltung, Wiedereinfang des ndurchd • bzw. Cl, esentstehtTritium+g, gwird an e • gestreut, das Cerenkovlichtproduziert Eth = 2.2 MeV SEg = 8.6 MeV Starke Richtungs- abhängigkeit • hauptsächlichsensitivfürne, • aberauchn, n 47

49. Das solareNeutrinodefizitproblem …. Problem (fast) gelöst! hep-ph/0412068 ApJ Letters 621, L85 (2005) D m122 ≈ 8 .10-5 eV2, sin2 2q12 ≈ 0.8 48

50. - 3H 3He + e + ne 1 0.8 0.6 0.4 0.2 0 Theoretisches b-Spektrum nahe dem Endpunkt E0 mne2 = (-0.6 ± 2.2stat± 2.1sys) eV2/c4 mne< 2.3 eV/c2 (95%CL) mn = 0eV Rel. Rate [a.u.] mn = 1eV Absolute Neutrinomassenmessung MAINZ-Experiment dN/dE = K x F(E,Z) x p x Etot x (E0-Ee) x [ (E0-Ee)2 – mn2]1/2 C. Kraus et. al.,Eur. Phys. J. C 40, 447 (2005) Karlsruhe Tritium Neutrino Experiment KATRIN ab2012: Sensitivität umeineGrößenordnungbesser -3 -2 -1 0 Ee-E0 [eV] 49