Neutrina z czasów Wielkiego Wybuchu - C B („primordial”, „relic”) Tadek Kozłowski IPJ 30. 11. 2007.

Prezentacja na temat: "Neutrina z czasów Wielkiego Wybuchu - C B („primordial”, „relic”) Tadek Kozłowski IPJ 30. 11. 2007."— Zapis prezentacji:

1 Neutrina z czasów Wielkiego Wybuchu - C B („primordial”, „relic”) Tadek Kozłowski IPJ 30. 11. 2007

2 - co wynika z Wielkiego Wybuchu - co dowodzi istnienia C B - co się dzieje z C B obecnie - jak zmierzyć: - C B jako tarcza - C B jako pocisk - C B jako tło

3 Standardowy model Wielkiego Wybuchu przewiduje istnienie C B (oprócz CMB) – pierwotnego tła neutrinowego (nie mylić z wtórnym tłem z rozpadu supernowych etc.) Po inflacji Wszechświat zdominowany przez „promieniowanie”. Równowaga termodynamiczna – zasadniczym założeniem; ilości zależą jedynie od wag statystycznych (spinowych stopni swobody)

4 Rozkład termiczny: + bozony (fotony) – rozkład Bosego-Einsteina - fermiony – rozkład Fermiego-Diraca T=T 0 (1+z) E= E 0 (1+z) – kształt niezależny od czasu Potencjały chemiczne nieznane – zależą od praw zachowania Asymetria cząstka – antycząstka Dla C B    /T < 0.1; przyjmuje się = 0 (leptogeneza źródłem niezachowania B); Oscylacje dodatkowo zmniejszają potencjały chemiczne.

5 n = 2 * 3 * 56 = 336 /cm 3 Trzy neutrina – stany własne z tym samym(?) natężeniem Obecnie n  = 411 /cm 3 dla inwersji m 2  m 3 > 50 meV

6  e (%)   (%)   (%) N eff Instantaneous decoupling 1.401020003 SM 1.39780.940.43 3.046 +3ν mixing (θ 13 =0) 1.39780.730.52 3.046 +3ν mixing (sin 2 θ 13 =0.047) 1.39780.700.560.523.046 Przynajmniej dwa – nierelatywistyczne Masy i oscylacje mają mały wpływ na widma.

7 WSZECHŚWIAT  CDM Mangano

8 photons neutrinos cdm baryons Λ m 3 =0.05 eV m 2 =0.009 eV m 1 ≈ 0 eV Ω i = ρ i /ρ crit CMB (z=1100) BBN

9 T < eVT ~ MeV Powstawanie wielkich struktur LSS Kosmiczne tło mikrofalowe CMB Pierwotna nukleosynteza BBN Niezależne od zapachu ν N eff & m ν ν e vs ν μ,τ N eff C  miały wpływ na najważniejsze procesy w rozwoju Wszechświata:

10 BBN: Powstanie lekkich pierwiastków

11 Zakres temperatur: od 0.8 do 0.01 MeV

12 Dwa wpływy neutrin na BBN 2. H zależy od gęstości energii, co wpływa na czas trwania BBN 1. Oddziaływania z morzem neutrin zmieniają n/p

13 Z pierwotnej zawartości 4 He + D (95% CL) Dowód istnienia C B Mało miejsca dla neutrin sterylnych: efekt LSND bardzo niezgodny z kosmologią

14 Wpływ N eff na późniejszy rozwój wydarzeń Całkowita ilość „promieniowania” zależy od N eff : wpływa na moment przejścia z epoki promieniowania na czas materii prędkie neutrina (HDM) uciekają swobodnie (free streaming) zmieniając wielkości fluktuacji LSS

15 Dane: WMAP + inne (LSS + L  F + SN-Ia) Model Płaski Modele inne Ostatni „fit” Pierpaoli, MNRAS 342 (2003) 95% CL Crotty, Lesgourgues & Pastor, PRD 67 (2003) 95% CL Hannestad, JCAP 0305 (2003) Hannestad & Raffelt, astro-ph/0607101 95% CL Dołączenie N eff do stałych kosmologicznych + BBN 2.3 < N eff < 3.0 95% CL

16 0 ev 1 ev Σm ν Neutrina niezdegenerowane? (WMAP prawie nie zależy) astro-ph/0604335

17 Niestandardowe neutrina Dwa przykłady: Neutrina są dość ciężkie (jak z 2  0 ) lecz sprzęgają się do lekkich bozonów i anihilują, gdy T ok. 1 eV Wszechświat bezneutrinowy (Nicole Bell) Neutrina o zmiennej masie sprzęgają się do ciemnej energii (    1 meV/cm 3 ) (Neil Weiner)

18 Rozkłady neutrin we Wszechświecie – efekty grawitacyjne -klastry neutrinowe o skali klastrów galaktyk Najprostsze założenie, że stosunek  /  b  0.5 m [eV] (średnio we Wszechświecie) zachowuje się również w klastrach dla m = 1 eV i n b = (10 -3 – 10 -4 )/cm -3 dla klastrów galaktyk (zależne od masy, a więc rozdzielenie zapachów?)

19 Treimaine-Gunn (1979) ograniczenie: Jedynie neutrina o v < v escape ucieczki mogą być utrzymane przez pole grawitacyjne. v escape  2000 km/s dla klastrów, 600 km/s dla galaktyk co by znaczyło, że tylko 1/3 neutrin jest schwytana. Obliczenia (równanie Własowa) uwzględniają zakaz Pauliego Ringwald, Wong: JCAP12(04)005, hep-ph/0408241

20

21

22

23 Detekcja C B jako tarcza – „Z burst” m = 10 -5 eV „tłumaczy” CR powyżej GZK

24 Normal hierarchyInverted hierarchy

25 Źródło o natężeniu tłumaczącym zdarzenia powyżej GZK na granicy obecnej czułości. Błędy: 10 lat pomiarów (dla dekady) Źródło odległe o dużym z i widmo C B rozmyte po z i rozkładzie Fermiego

26 Wiązki z akceleratora: Np. LHC 7 TeV p, L=26.7 km, I=0.6 A R=2*10 -8 /yr 574 TeV Pb, L=26.7 km, I=0.006 A R=1*10 -5 /yr Niezbadana alternatywa: odwrotny rozpad beta

27 C B jako pocisk Rozpraszanie - efekty G F 2 Dla n = 56 /cm 3 < 10 -6 /yr/kTon dla NR-Dirac Koherentność jądrowa A 2 = 10 5 pomaga niewiele. Lecz ( 3 zawiera > 10 20 jąder) Weber! a więc należy pomnożyć przez

28 Następuje interferencja destruktywna,gdy tarcza > -należy użyć ziarenek rozdzielonych o wymiarach. Metoda: wykorzystać ruch Słońca wzgl. halo neutrinowego naszej Galaktyki (369 km/s) Obecnie mierzalne 10 -12 cm/s 2 (przesunięcia 10 -13 cm) - nierealne, tym bardziej, że neutrina z see-saw są cząstkami Majorany.

29 Efekty liniowe z G F : „optyka neutrinowa” (n-1  G F ), Efekt Stodolskiego (rozpraszanie spolaryzowanych neutrin na spolaryzowanej tarczy) – niemierzalne.

30 Wychwyt neutrin przez jądra radioaktywne Stary pomysł: Weinberg (1962). Nowa (2007) ekscytacja (Cocco, Vogel)

31 Np. Tryt ( 3 H) Q = 18.591 keV, t 1/2 = 3.8878*10 8 s (12.3 yr); Roczna produkcja trytu 4 MCi (obecne zasoby 70 MCi) Problemem zdolność rozdzielcza, lecz np. KATRIN 0.93 eV m =1 eV, FWHM = 0.5 eV; klastrowanie neutrin 50 KATRIN ok. 10 11 rozpadów/s 1 ev/1000 yr Całka po widmie F-D 

32 CnB jako tło (Yoshimura z Okayama) Poszukiwanie rozpadu stanu atomowego poprzez emisję pary

33 E * - stan długożyciowy (>1 s), leży b. blisko nad E n. Laser wywołuje przejście do E **,który rozpadając się daje sygnał wystąpienia procesu: E * – atom Rydberga

34

35 Jeśli Majorana to 6 progów i różny kształt dla Diraca

36 Uwaga; praca in statu nascendi. Jednakże, jeśli jest to realne,to ogromny potencjał odkrywczy

37 Napewno istniało na początku Wszechświata, a obecnie – CZEKA NA WAS