Диссертация (1097698), страница 4

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 4)

Поэтому массивное нейтрино, находящееся в состоянии со спиральностью = +1, а также антинейтрино в состоянии с = −1 могут взаимодействовать с другими частицами в нейтринных процессах, однако вероятности таких взаимодействий будут пропорциональны величине ( / )2 , тоесть сильно подавлены для ультрарелятивистских нейтрино. Следовательно,отличными от нуля оказываются вероятности взаимодействия только для техсостояний массивного нейтрино, которые присутствуют и в теории двухкомпонентного нейтрино.Следует отметить, что при описании нейтрино по Дираку существует отличие между частицей и античастицей.

Дираковские нейтрино не являются истинно нейтральными, они имеют лептонный заряд. При этом частицеи античастице приписываются лептонные заряды разных знаков, а количество вводимых лептонных зарядов равно числу лептонных поколений. Законсохранения лептонного заряда означает, что на опыте не наблюдаются процессы вида − → − + , → 3, − → − + 2 и другие, подобныеим. По-видимому, закон сохранения лептонного заряда не относится к числутаких фундаментальных законов сохранения, как, например, закон сохранения электрического заряда, потому что с ним не связано (или до сих порне обнаружено) поле – переносчик взаимодействия [23].

Поэтому, согласносовременным представлениям, он может и нарушаться.В этой связи заметим, что существует и другая возможность описаниямассивного нейтрино. В 1937 году Э. Майорана предположил, что нейтринои антинейтрино – это одна и та же частица: = [24] (см. также перевод этойстатьи [25]). Такие частицы называются истинно нейтральными фермионами или частицами Майораны (майорановскими нейтрино). Они являютсядвухкомпонентными – по сути, это одна частица с двумя возможными проекциями спина [22].

Вопрос, поставленный Майораной, о том, какова же в действительности природа массы нейтрино – дираковская или майорановская,«становится все более и более важным, и теперь это, по сути, центральнаяпроблема нейтринной физики» [26].Данная проблема имеет несколько сторон. Во-первых, это теоретическоеобоснование возможности введения майорановской массы и сопоставление18теорий Дирака и Майораны. Эти вопросы исследовались в ранних работахВ. Паули [27], Ж. Серпе [28], И.

М. Яуха [29], а также в работах других ученых, подробнее об этом говорится в разделе 2.3.1 главы 2 настоящей диссертации. В этом же разделе изложена общая проблема введения майорановскоймассы нейтрино в Стандартную модель.Во-вторых, необходимо провести теоретическое рассмотрение возможныхпроцессов с несохранением лептонного числа, в которых могло бы проявиться отличие дираковского и майорановского нейтрино. И, в-третьих, нужноосуществить экспериментальное исследование указанных процессов с цельюустановить природу массы нейтрино.

Теоретическое исследование возможного различного поведения майорановских и дираковских фермионов восходит к работам Г. Рака [30], Л. Мишеля [31] и других ученых, процессы вида → , → 3 рассматривались в работах многих авторов (см., например, [32–35]), соответствующие эксперименты также постоянно проводятся(см., например, обзоры [36, 37]).Одним из важнейших механизмов нарушения закона сохранения лептонного заряда является смешивание нейтрино различных ароматов и осцилляции нейтрино [18, 38–40].

Важнейшим фундаментальным результатом нейтринной физики последнего двадцатилетия стало открытие нейтринных осцилляций, и это явилось первым прямым экспериментальным доказательством существования «Новой физики» за пределами Стандартной модели.Открытие осцилляций нейтрино означает, что нейтрино должны иметь ненулевые массы и смешиваться, а их ароматы (т. е., по существу, лептонныезаряды) не сохраняются. Это явно противоречит положениям Стандартноймодели, в рамках которой нейтрино считаются безмассовыми, а лептонныезаряды сохраняются [41].Исторически гипотеза нейтринных осцилляций была впервые сформулирована в работах Б.

М. Понтекорво [42, 43] в 1957 году. В этих работахрассматривались осцилляции между активными и «стерильными» (не участвующими в слабых взаимодействиях) состояниями майорановских нейтрино0 ⇄ стер (по аналогии с осцилляциями нейтральных каонов 0 ⇄ ). Смешивание и осцилляции нейтрино разных ароматов ( ⇄ ) обсуждалисьв работах [44, 45] и независимо в [46]. И, наконец, в 1975–76 годах в работах [47–50] была окончательно разработана теория вакуумных осцилляций19нейтрино в том виде, в котором она существует сейчас.Смешивание нейтрино и нейтринные осцилляции сегодня принято описывать так называемой Стандартной нейтринной моделью.

В этой моделипредполагается, что существуют (по аналогии с заряженными лептонами)три поколения нейтрино: электронное ( ), мюонное ( ) и тау-нейтрино( ). Это – так называемые токовые (или флейворные, т. е. характеризующиеся определенным ароматом) активные нейтрино, соответствующие имфермионные поля непосредственно входят в лагранжиан электрослабых взаимодействий. В соответствии с идеей смешивания нейтринные состояния сопределенными ароматами ( = , , ) представляют собой линейные ортогональные комбинации состояний нейтрино с определенными массами (1 ,2 , 3 ):3∑ ,(1.5) ==1где – унитарная матрица смешивания нейтрино (матрица Понтекорво–Маки–Накагавы–Сакаты [38–40]).В том случае, если состояния имеют майорановские массы, введение ортогонального смешивания (1.5) эквивалентно введению взаимодействия, нарушающего закон сохранения лептонного заряда. Если же массы полей дираковские, то суммарный лептонный заряд сохраняется [39].Поскольку вектор состояния нейтрино, участвующего в слабом взаимодействии, представляет собой когерентную суперпозицию векторов состоянийнейтрино с различными массами, то в пучке нейтрино аромата ( ), образовавшегося в результате какого-либо слабого процесса, окажутся возможными переходы с изменением аромата ( → ′ ) или переходы в стерильныесостояния ( → , см.

[44]). Вероятность появления нейтрино нового сортапериодически зависит от времени, поэтому данное явление и носит названиеосцилляций.Ограничимся для наглядности случаем двух ароматов нейтрино, и .Тогда соотношение (1.5) принимает вид = cos 12 1 + sin 12 2 , = − sin 12 1 + cos 12 2 ,где 12 – угол смешивания. Несложно показать [18, 38, 39], что вероятность20обнаружить состояние мюонного нейтрино на расстоянии от источникаэлектронных нейтрино имеет следующий вид:)(222 Δ21 ,(1.6) ( → ) = sin 212 sin4где Δ221 = 22 − 21 , 1 и 2 – массы, отвечающие нейтринным состояниям 1 и 2 , – энергия начального нейтрино. Заметим, что выражение(1.6) имеет одинаковый вид для нейтринных состояний как дираковской, таки майорановской природы. Поэтому из опытов по наблюдению осцилляцийнельзя сделать вывод о природе массы нейтрино [51].Стандартная параметризация матрицы смешивания в случае трех нейтринных поколений включает три угла смешивания, 12 , 23 , 13 , и три физические -нечетные фазы.

Вероятность осцилляций нейтрино зависит оттрех углов смешивания, двух разностей квадратов масс, Δ221 = 22 − 21 иΔ231 = 23 − 21 , и дираковской -нечетной фазы . Две майорановскиефазы, присутствующие в матрице , не оказывают влияния на осцилляциинейтринных ароматов. С физикой нейтринных осцилляций, осцилляционными экспериментами и их результатами можно детально ознакомиться по обзорам [18, 38–40, 52], а также по книгам [20, 53].Осцилляционные параметры, полученные в результате многочисленныхкомбинированных анализов всех солнечных, реакторных, ускорительных иатмосферных нейтринных данных (см., например, [54]) можно представить ввиде таблицы 1.1.Анализ данных, содержащихся в таблице 1.1, позволяет сделать некоторые важные выводы.

Во-первых, результаты осцилляционных экспериментовне позволяют определить знак величины Δ231 , следовательно, остается неопределенной так называемая иерархия масс нейтрино. Возможна как нормальная иерархия масс 3 ≫ 2 > 1 (при Δ231 > 0), так и инверсная2 > 1 ≫ 3 (если Δ231 < 0). По этой причине в таблице 1.1 представлены значения осцилляционных параметров, учитывающие обе возможности –для нормального и для инверсного спектра масс нейтрино.Во-вторых, остается открытым вопрос об определении абсолютного масштаба масс нейтрино. Эксперименты по нейтринным осцилляциям простоне дают возможности определить его, поскольку экспериментальные данные21Таблица 1.1. Значения параметров смешивания нейтрино, полученные в результате комбинированного анализа результатов осцилляционных экспериментов (2014 год, [54])ОсцилляционныйпараметрΔ221∣Δ231 ∣sin2 12Наилучшее значение ±1Нормальная иерархияИнверсная иерархия−5(7,60+0,19эВ2−0,18 ) ⋅ 10−3(2,48+0,05эВ2−0,07 ) ⋅ 10−3(2,38+0,05эВ2−0,06 ) ⋅ 10(3,23 ± 0,16) ⋅ 10−1sin2 23−1(5,67+0,32−1,24 ) ⋅ 10−1(5,73+0,25−0,39 ) ⋅ 10sin2 13(2,26 ± 0,12) ⋅ 10−2(2,29 ± 0,12) ⋅ 10−2зависят только от разностей квадратов соответствующих масс.

Тем не менее, данные, представленные в таблице 1.1, позволяют получить некоторыеограничения на значения масс нейтрино.Традиционно в этой связи рассматривают три предельных случая [55]:(а) Нормальная иерархия. В этом случае 3 ≫ 2 > 1 , и на основании данных в таблице имеем3 ≃ ∣Δ231 ∣1/2 ≃ 5,0 ⋅ 10−2 эВ,(1.7)2 ≃ (Δ221 )1/2 ≃ 8,7 ⋅ 10−3 эВ.(б) Инверсная иерархия. В этом случае 2 > 1 ≫ 3 , поэтому2 ≃ 1 ≃ ∣Δ231 ∣1/2 ≃ 4,9 ⋅ 10−2 эВ.(1.8)(в) Квазивырожденный спектр.

При этом предполагается, что 1 ≃≃ 2 ≃ 3 ≃ , причем 2 должно быть гораздо больше любой разностиквадратов масс:2 ≫ ∣Δ231 ∣, ≳ 0, 15 эВ.(1.9)Таким образом, результаты осцилляционных экспериментов позволяютполучить ограничение снизу на значение самой большой массы нейтрино,причем наиболее жесткое ограничение (1.9) возникает в том случае, если реализуется квазивырожденный спектр масс нейтрино.22Теория смешивания и осцилляций нейтрино сыграла ключевую роль врешении «загадки солнечных нейтрино» (см. с. 13).

Первое объяснение проблемы «дефицита солнечных нейтрино», наблюдавшегося в хлор-аргонномэксперименте Homestake Р. Дэвиса [16], на основе нейтринных осцилляцийбыло предложено Б. Понтекорво еще в 1967 году [44]. Затем, в 80-е годы, врезультате развития теории осцилляций нейтрино в среде [56–58] (см. такжераздел 1.3.2) появилось новое решение «загадки солнечных нейтрино», основанное на эффекте резонансного усиления осцилляций нейтрино в веществе– эффекте Михеева–Смирнова–Вольфенштейна (МСВ-эффекте [59, 60]).В соответствии с этим эффектом, влияние среды (например, Солнца) может приводить к увеличению (или к уменьшению) углов смешивания нейтрино.

В частном случае зависимость величины sin2 212 от плотности среды илиот энергии нейтрино может принять вид резонансного пика для определенныхзначений плотности (или энергии частицы), и это немедленно приведет к росту вероятности осцилляционных переходов, см. (1.6). Если плотность средыменяется определенным образом, может реализоваться безосцилляционныйпереход нейтрино одного аромата в нейтрино другого аромата полностью ипрактически без осцилляций.Несмотря на то, что объяснение проблемы солнечных нейтрино, основанное на теории нейтринных осцилляций оказалось в итоге правильным, потребовалось еще десятилетие для того, чтобы решить эту «загадку» окончательно.

Характеристики

Список файлов диссертации