Автореферат (Исследование свойств нейтрино низких энергий, испускаемых искусственными источниками), страница 3

Глобальный анализсуществующих нейтринных данных даёт ограничения на возможные значенияосцилляционных параметров Δ241 ≤ 10 эВ2 , 2 2Θ ∼ 0.1 [16].Если имеет место СРТ-инвариантность, тогда справедливо следующееравенство: ( → ) = (¯ → ¯ ),которое означает, что вероятности выживания для электронных нейтрино и антинейтрино одинаковы при смешивании со стерильными нейтрино. Из этогоследует, что также должны быть одинаковыми и осцилляционные параметры(угол смешивания и разность квадратов масс). В итоге, для прямой проверкиСРТ симметрии необходимо измерение осцилляционных параметров для нейтрино и антинейтрино.

В данном предложении рассматривается проверка СРТна основе разности квадратов масс, поскольку этот параметр отвечает за частотуосцилляций и точность его определения, как минимум, на порядок выше, чемточность определения угла смешивания.Исходя из вышеизложенного, основным выражением для анализа является отношение(Δ241 )= 1,(11)(Δ241 )где N соответствует нейтрино, а A – антинейтрино. По степени отклонения данного отношения от единицы можно будет судить о возможном наличии СРТнарушения.Реализация данного эксперимента возможна в рамках метода нейтринной осциллометрии [17]. Нейтринная осциллометрия – наблюдение осцилляционной кривой в пределах размеров детектора.

Исходя из размеров детектораи осцилляционной длины (расстояние между ближайшими осцилляционнымимаксимумами), её можно наблюдать, если использовать источники, наработанные на реакторе. В качестве источника нейтрино предлагается использовать 51 Cr,для антинейтринного источника – систему нуклидов 144 Ce-144 Pr. Основные характеристики источников с указанием времени измерений представлены в Таблице 1.Для регистрации нейтринных событий предлагается использовать детектор из жидкого сцинтиллятора.

Этому благоприятствуют детекторы JUNO,LENA и RENO. Для детектора JUNO предлагается установить источник в центр12Таблица 1: Свойства источников нейтрино и антинейтрино для метода нейтриннойосциллометрииИсточник51144Cr144Ce −PrТипСпектр , МэВA, MКиT1/2 , днИзмерение, днмоно0.75827.755¯непрерывный1.8 - 3.00.12285300детектора. При такой конфигурации весь объём детектора является рабочим смаксимальной длиной осцилляций 17.25 м. Источники нейтрино и антинейтрино необходимо устанавливать последовательно. Таким образом, ожидаемое время одного сеанса эксперимента составит не менее года.

Для детектора LENA, аA.Б.Рис. 5: Схематическое представление эксперимента. А: конфигурация для детектора JUNO систочником в центре. Б: конфигурация для LENA/RENO детектора с источником в центреоснования цилиндратакже и для схожего с ним детектора RENO, предлагается установить источникна основание (торце) цилиндра. В этом случае можно эффективно использоватьтолько полусферу в качестве чувствительного объёма. Радиус данной полусферы совпадает с радиусом торца детектора (14 м для LENA, 15 м для RENO).Существуют две возможности установки источников на детектор.

Первая – этопоследовательная установка нейтринного, а затем антинейтринного источниковна верхний торец детектора. В этом случае минимальное полное время одногосеанса измерений составит не менее одного года. Вторая – это одновременнаяустановка источников, одного на верхний торец, другого – на нижний. Тогдавремя измерений составит 300 дней. При одновременной конфигурация значительно будет снижена систематическая погрешность измерений. Схематическирасположение источников для всех детекторов показано на Рисунке 5.13Число событий выражается в случае сферической конфигурации следующим образом [18]:+ Δ∫︁ 2 ∫︁ (, ) =0· · () · () · (, ) · (1 − exp[− ]) , (12)− Δ2где 0 – активность источника на начало эксперимента, – плотность свободныхпротонов (электронов) в сцинтилляторе, Δ – ширина шага (бина) с центромна расстоянии – от источника, () – сечение для реакций обратного бетараспада или электрон-нейтринного рассеяния, () – функция формы спектра(дельта-функция для моноэнергетических нейтрино), (,) – осцилляционнаявероятность (10), – время измерения, – постоянная радиоактивного распадаисточника.Моделирование выполнялось на основе метода Монте-Карло с применением программного пакета ROOT [19].

Анализ основан на воссоздании реального нейтринного (антинейтринного) спектра в детекторе с последующим егофитированием функцией вида (10). Из фит-функции извлекались осцилляционные параметры для нейтрино и антинейтрино, которые затем уже сравнивалисьмежду собой.Проверка CPT симметрии осуществляется в соответствие с отношением(11).

Из него может быть получен уровень значимости :(Δ241 ) ± = 1 ± ,(Δ241 ) ± (13)где – ошибка измерения величины (Δ241 ) , – ошибка измерения величины (Δ241 ) , – полная ошибка частного. Поскольку нельзя исключатькорреляцию между и , то можно оценить следующим образом:≤+.(14)(Δ241 ) (Δ241 )Для моделирования использовались заявленные характеристики детекторов JUNO и LENA (позиционное и энергетическое√︀ разрешения). Для случаяJUNO энергетическое разрешение составило 3%/ [√︀ ] и позиционное разрешение 9 см( ) и 4.5 см(¯ ). Для случая LENA√︀6.1%/ [ ], 10 см( ) и 4.5см(¯ ) соответственно.

Для случая RENO 3%/ [ ], 10 см( ) и 4.5 см(¯ ),соответственно. Основные результаты моделирования представлены на Рисунках 6-8 для детекторов JUNO, LENA и RENO, соответственно. Данные кривыеобозначают уровень в 5 , полученный из выражения (14), как функция разности квадратов масс Δ241 при трёх различных значениях sin2 2Θ . В соответствие с рекомендациями глобального фита нейтринных данных (sin2 2Θ ≈ 0.1,1410sin22Θee=0.055σ level [%]sin22Θee=0.1sin22Θee=0.2110−10.511.522.533.544.55∆m241 [eV2]Рис.

6: Пределы чувствительности детектора JUNO к сигналу о возможном СРТ-нарушениис уровнем в 5 для трёх значений угла смешивания10sin 2Θee=0.052sin 2Θee=0.12sin 2Θee=0.25σ level [%]2110−10.511.522.533.544.55∆m241 [eV2]Рис. 7: Пределы чувствительности детектора LENA к сигналу о возможном СРТ-нарушениис уровнем в 5 для трёх значений угла смешиванияΔ241 ≥ 1 эВ2 ), для детектора LENA находим, что уровень 5 соответствуетчувствительности примерно 1%. Таким образом, если для данных осцилляционных параметров в реальном эксперименте отклонение отношения разностейквадратов масс от единицы превысит 1%, то можно говорить о регистрацииСРТ-нарушения. Отметим, что для тех же параметров чувствительность к СРТнарушению для JUNO составляет 0.5%.

Более лучшая чувствительность дляJUNO объясняется охватам всего телесного угла 4 и улучшенным энергетическим разрешением.Ещё одно важное приложение данного эксперимента, благодаря экстремально высокой статистике для нейтринной физики (105 − 106 событий), являет1510sin 2Θee=0.052sin 2Θee=0.12sin 2Θee=0.25σ level [%]2110−10.511.522.533.544.55∆m241 [eV2]Рис. 8: Пределы чувствительности детектора RENO к сигналу о возможном СРТ-нарушениис уровнем в 5 для трёх значений угла смешиванияся идентификация существования стерильных нейтрино и измерение значенийосцилляционных параметров для них с высокой точностью.В пятой главе описываются двойные бета-процессы и их безнейтринныемоды. Особое внимание уделяется двойному безнейтринному е-захвату. При безнейтринном двойном захвате материнское ядро (, ) переходит в ядро-изобар(, − 2), при этом глотая два орбитальных электрона без испускания нейтрино.

Этот процесс возможен, если электронное нейтрино полностью тождественно своей античастице. В данном процессе нарушается закон сохранения полноголептонного числа на две единицы.(, ) + 2− → (, − 2)На основании теории [20] выражение для вероятности 0 распада имеет вид:Λ04 4 cos4 Θ= ⟨ ⟩2 |..|2 · ℱ,2(4)(15)Γ,( − − 2ℎ )2 + 41 Γ2(16)гдеℱ=резонансный фактор усиления, который достигает максимума, если выполняетсяусловие: Δ ≡ − − 2ℎ = 0; – аксиально-векторная нуклонная константасвязи; – константа Ферми слабого взаимодействия; Θ – угол смешиванияКабиббо; |..| – ядерный матричный элемент, соединяющий, соответственно,состояния материнского и дочернего ядра. Его значение – определённое для каждой пары нуклидов, и оно должно быть вычислено; – член, составленный изквадратов волновых функций захваченных электронов; – эффективная масса16майорановского нейтрино; – разность масс материнского и дочернего атома; – энергия -кванта при разрядке возбуждённого уровня дочернего ядра. Значение энергии связи двойной электронной дырки 2ℎ , а также ширина возбуждённого уровня Γ, точно рассчитываются с использованием методов КЭД.Наиболее подходящие нуклиды для наблюдения 0 представлены вТаблице 2 [21].Таблица 2: Список кандидатов для 0 с процентным содержанием данныхнуклидов в природной смеси изотопов.