Teilchenphysik: Stand und Perspektiven

1. Teilchenphysik: Stand und Perspektiven http://wulz.home.cern.ch/wulz/Vorlesung/Perspektiven5_juni2010.pdf 142.095 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, 8. Juni2010 Teil 5

2. Literaturüber Neutrinos 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) A. Geiser: Neutrino physics with accelerators and beyond, Rep. Prog. Phys. 63 (2000) 1779-1849 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+ 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. Fermi-TheoriederschwachenWechselwirkung 1934 formulierte Fermi seine TheoriederschwachenWechselwirkung (ZeitschriftfürPhysik, 88 (1934) 161, “VersucheinerTheoriederb-Strahlen”) alseine “Kontaktwechselwirkung”, die imGrenzfallQ2<< mW2 gilt. Fermikonstante: 7

9. “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 8

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

11. Paritätsverletzungderschwachen WW 1956: T.D. Lee, Yang. 1957 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. Sieistjedochnichtlorentzinvariant. 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. ExperimentelldurchGoldhaber et al. 1958 indirektentdeckt: Neutrinos sindlinkshändig. Antineutrinos sindrechtshändig. Pionzerfall:  +  : Spin 0 Spin von  und müssenentgegengesetztsein. Wennrechtshändigist, mußauchrechtshändigsein! Genau dies wurdegefunden.  + : analogwurdennurlinkshändigegefunden.   s   s   Linkshändige Neutrinos, rechtshändige Antineutrinos  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. MitdieserKonventionmüssteder Dirac-Spinor so geschriebenwerden: Ladungskonjugation: Teilchenspinor -> Antiteilchenspinor LadungskonjugationsmatrixC: 19

21. LadungskonjugationfürWeyl-Fermionen LadungskonjugationfürWeyl-FermionenbewirktWechselderChiralitäten: 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, derrechts-chirale Partner des links-chiralen Neutrinos. 21

23. Dirac- und Majorana-Massen DerMassentermfür“Dirac-Neutrinos” in derLagrangedichteist: Es gibt 4 Zustände: N sind “sterile Neutrinos”, d.h. siehabenaußerder Gravitation keineWechselwirkung, also auchkeineschwacheWechselwirkungwienormale Neutrinos. FolgendeMassentermefür“Majorana-Neutrinos”sindjedochauchmöglich in einemerweitertenStandardmodell: Es gibt 2 Zustände: 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: Um die Masseneigenwerte und -eigenzuständezufinden, muss man die Neutrino-Massenmatrixdiagonalisieren: 23

25. Spezialfälle • mR=mL = 0 (q = 450) -> m1,2 = mD • Reiner Dirac-Fall (2 degenerierteMajorana-Felder könnenzueinem Dirac-FelddurchgeeigneteLinearkombinationkombiniertwerden). • 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)führtzuOszillationeninnerhalbderselben 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 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. HingegenhättederTochterkernmit Z+1 einekleinereBindungsenergie, wodurchdereinfacheBetazerfallnichtauftretenkann. 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! 27

29. Heidelberg-Moskau-Experiment _ 76Ge 76Se + 2e- + (2n) 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 Produziert als Zerfallsprodukte in Hadronschauern bei Kollisionen von kosmischen Strahlen mit Kernen in der Atmosphäre: p + N p’s + X pm + nm me+ nm+ne Auf der Erdoberfläche sollte gelten: 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 WasseralsMüonen, dasieleichtersind. IhrCerenkovkegelist diffuser alsder von Müonen. m 32

34. m - Ereignis Müon-Ereignis Zerfallselektron 33

35. e - Ereignis Elektron-Ereignis 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. Neutrino 2004 37

39. U = - nm  nt nm  ne atmosph., solar, Beschl., Reaktoren q13 und d weitgehend unbekannt! Neutrino-Mixing nl= Ulini 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! (Dirac) ne nm,t 38

40. 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

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

42. hep-ex/0406035 hep-ex/0404034 KamLAND 2004 Superkamiokande 2004 Oszillationen nmnt Neutrinozerfall 1.27Dm2(eV2) L (km) Dekohärenz P(nm–> nm) = 1 - sin2223 sin2 _________________________ E (GeV) BestätigungderOszillationshypothese Überlebenswahrscheinlichkeit für nm: Superkamiokande: sin2223 > 0.90 (90% C.L.) 0.0019 eV2<Dm232 < 0.0030 eV2 (90% C.L.) 41

43. KamLAND-Reaktorexperiment 42

44. 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 43

45. 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- 44 ~30 Ar-Atome in 2 Monatenerzeugt, 0.1 pro Tag nachgewiesen!

46. 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 D2O • nurne • missttotalen8B n-FlußderSonne • gleicheWirkungsquerschnittefüralle • aktivenn-Flavors • hauptsächlichsensitivfürne, • aberauchn, n 45

47. Das solareNeutrinodefizitproblem …. Problem (fast) gelöst! hep-ph/0412068 ApJ Letters 621, L85 (2005) D m122 ≈ 8 .10-5 eV2, sin2 2q12 ≈ 0.8 46

48. - 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 um 1 Größenordnungbesser -3 -2 -1 0 Ee-E0 [eV] 47

49. KATRIN Spektrometer 48

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