Диссертация (1104029), страница 4
Текст из файла (страница 4)
В общепринятойтерминологии в случае m3 > m2 говорят о нормальной иерархии масс, в товремя как случай m3 < m2 соответствует инверсной иерархии масс. В связис этим, в Таблице 1.1 для ряда осцилляционных параметров приведено по двазначения наилучших величин аппроксимации в зависимости от типа иерархии.Существует ряд ограничений на сумму масс флейворных нейтрино. НаибоPлее строгое ограничениеmνf < 0, 28 эВ дает космология [86]. Более строгие19ограничения можно получить, если включить в рассмотрение стерильные нейтрино [87].
Обзор современного статуса нейтринных экспериментов по прямомуизмерению массы нейтрино приведен в работе [88]. В частности, в эксперименте “Троицк-ню-масс” (ИЯИ РАН) получено ограничение на массу электронногонейтрино mνe < 2, 05 эВ [89], в то время как нейтринный эксперимент в Майнцедает mνe < 2, 3 эВ [90].Нейтрино, обладающие ненулевой массой, могут иметь также отличный отнуля магнитный момент. Более детально электромагнитные свойства массивного нейтрино будут описаны в следующем параграфе (смотри также обзоры [91–94]). В контексте данного параграфа отметим, что наличие у нейтрино ненулевого магнитного момента может приводить к спиновым осцилляциямнейтрино в магнитном поле. Отличительной особенностью спиновых осцилляций нейтрино от флейворных заключается в том, что природой явления спиновых осцилляций является взаимодействие магнитного момента нейтрино свнешним магнитным полем, в то время как природа флейворных осцилляцийнейтрино на данный момент не известна.Спиновые осцилляции могут играть не менее важную роль в физике элементарных частиц, чем флейворные осцилляции.
Например, в 1968 году М. И.Высоцкий и М. Б. Волошин [6] и Л. Б. Окунь [6–9] пытались использоватьспиновые осцилляции нейтрино для решения проблемы солнечных нейтрино.Спиновые осцилляции нейтрино в поперечном магнитном поле также исследовались ранее в работах [95–97]. Лимом и Марчиано [98] и независимо Е. Х.Ахмедовым [99] рассматривались спин-флейворные осцилляции нейтрино в среде и магнитном поле и была предсказана возможность резонансного усиленияданных осцилляций.При описании спиновых осцилляций в большинстве случаев авторами рассматривается движение нейтрино в поперечном магнитном поле B⊥ , посколькупродольная компонента магнитного поля Bk сильно подавлена (фактор подав1ления γ 2 = 1−β2 ). При этом, спиновые осцилляции нейтрино во вращающемсяпоперечном магнитном поле и в среде исследовались в работах [100–102], в товремя как описание данного явления в электромагнитных полях различныхконфигураций на основе уравнения Баргмана – Мишеля – Телегди приведенов работах [10, 11, 103].
Ряд новых эффектов, связанных со спиновыми осцилляциями нейтрино в среде и электромагнитных полях различных конфигураций,20описан в работах [12, 104].1.3Электромагнитные свойства нейтриноКак отмечалось ранее, в рамках Стандартной модели нейтрино является безмассовой частицей и не обладает электромагнитными свойствами. Однако, поскольку осцилляции нейтрино, описанные выше, возможны лишь при ненулевоймассе нейтрино, то нейтрино может обладать нетривиальными электромагнитными свойствами. Наиболее полный обзор электромагнитных свойств нейтринопредставлен в работах [91–94]. Электромагнитные свойства нейтрино напрямуюсвязаны с типом нейтрино.
Дираковское нейтрино может обладать как диагональным магнитным моментом, так и электрическим миллизарядом, в то время как майорановское нейтрино может обладать лишь переходным магнитныммоментом. В связи с этим интерес представляет изучение электромагнитныхсвойств как дираковского, так и майорановского нейтрино.На данный момент наиболее подробно изучен магнитный момент нейтрино.В частности, в рамках минимально расширенной Стандартной модели, в которую включены также правые компоненты нейтрино νR , диагональный магнитный момент дираковского нейтрино возникает из радиационных поправок и воднопетлевом приближении равен [95, 105]µν = 3 × 10−19 µB ,(1.17)e0где µB = 2m- магнетон Бора.
Отметим, что если нейтрино является майeорановской частицей, то оно может обладать только переходным магнитныммоментом.Теоретическое предсказание магнитного момента нейтрино намного порядков меньше современных экспериментальных ограничений на магнитный момент нейтрино. В частности, эксперимент MUNU дает µν ≤ 9.0 × 10−11 µB [106],эксперимент TEXONO дает µν ≤ 7.4 × 10−11 µB [107], эксперимент BOREXINOдает µν ≤ 5.4 × 10−11 µB [108] и наилучшую на сегодняшний день оценку µν ≤2.9 × 10−11 µB [109] дает эксперимент GEMMA на Калининской АЭС. Отметим,что теоретические оценки величины магнитного момента в различных расширениях Стандартной модели приводятся в обзорных работах [92–94].Помимо магнитного момента нейтрино отдельный интерес представляет со-21бой рассмотрение электрического заряда нейтрино. Обычно считается, что электрический заряд нейтрино равен нулю [110].
Данное утверждение основываетсяна калибровочной инвариантности и условии сокращения аномалий, которыеследуют из структуры Стандартной модели, и может быть строго доказано врамках модели [111–113]. Напомним, что в Стандартной модели заряды всехчастиц определяются формулой Гелл – Манна – Нисидзимы (1.6). ПосколькуСтандартная модель не содержит в своей структуре правые нейтрино νR , тотребование сокращения треугольных аномалий (требование перенормируемости) приводит к квантованию гиперзарядов частиц Y и, следовательно, к квантованию самих зарядов частиц Qst [112, 113]. В совокупности с современнымиограничениями на миллизаряд нейтрино, которые будут рассмотрены далее,это приводит к тому, что нейтрино в рамках Стандартной модели являютсяэлектрически нейтральными частицами.Однако, квантование гиперзаряда пропадает в минимально расширеннойСтандартной модели, структура которой содержит правые нейтрино νR , а также в ряде других моделей с явным нарушением U (1) симметрии [111].
Приэтом у дираковского нейтрино появляется возможность иметь незначительныйно отличный от нуля электрический заряд [112, 113]qν = −q0 ,q0 = εe0 ,(1.18)где модуль заряда нейтрино q0 выражен в единицах модуля заряда электрона e0 .Отметим, что если нейтрино является майорановской частицей, то квантованиегиперзаряда не пропадает даже в данных моделях, и, следовательно, майорановское нейтрино является электрически нейтральной частицей.Особо следует отметить, что даже в случае абсолютной электронейтральности нейтрино при движении в плотной среде у нейтрино может возникнутьиндуцированный электрический заряд [13,114–116]. Например, в условиях коллапсирующей звезды с плотностью ρ = 1012 смг 3 индуцированный заряд можетдостигать величин 10−8 e0 [13].
Поэтому особый интерес представляет собой описание распространения нейтрино в различных астрофизических условиях.Ограничение на миллизаряд нейтрино можно получить из данных по рассеянию антинейтрино на мишени в эксперименте GEMMA. Как недавно показано в работе [117] из данных эксперимента GEMMA [109] следует, что q0 ≤1, 5 × 10−12 e0 . Это ограничение будет улучшено примерно на один порядок по22величине при реализации готовящейся в настоящее время новой серии измерений в эксперименте GEMMA.Наиболее строгое ограничение на миллизаряд нейтрино q0 ≤ 3 × 10−21 e0 получено из рассмотрения закона сохранения заряда в β-распаде нейтрона [118]при условии электронейтральности нейтрона [119].
Более слабые ограниченияна миллизаряд нейтрино (q0 < 10−13 − 10−15 e0 ) следуют из рассмотрения нейтринных процессов в различных астрофизических условиях. Подробная сводкаограничений на миллизаряд нейтрино приведена в обзорной статье [94] и в последнем выпуске обзора по физике элементарных частиц коллаборации ParticleData Group [42].Если дираковское нейтрино обладает миллизарядом (1.18), то соответствующие заряды возникают у других частиц (электронов, протонов и нейтронов) [112, 113].
Как отмечалось в работах [112, 113], это влечет за собой неэлектронейтральность атомов (за исключением атомов водорода) и соответствующую неэлектронейтральность материи в целом. Данное следствие рассматриваемых моделей в первую очередь должно быть учтено при рассмотренииастрофизических объектов, состоящих из сверхплотной материи. В частности,взрыв сверхновой звезды сопровождается излучением Nν нейтрино, которыеуносят суммарный электрический заряд Q0 = −Nν q0 . Если предположить начальную электронейтральность сверхновой звезды, то это приведет к возникновению электрического заряда Q0 у компактного астрофизического объекта, образовавшегося в результате взрыва звезды.
Согласно результатам работы [120]возможные феноменологические проявления неэлектронейтральности компактных плотных астрофизических объектов могут возникать при значениях заряда Q0 ∼ 1020 Кулон, что соответствует миллизаряду нейтрино q0 ∼ 10−19 e0(оценка приведена для числа нейтрино Nν = 1058 , образовавшихся в результатевзрыва сверхновой SN1987A [121]). Обзор современных ограничений на зарядыразличных астрофизических объектов приведен в работе [122].Таким образом, дираковское нейтрино может обладать как электрическиммиллизарядом, так и магнитным моментом. В астрофизических условиях нетривиальные электромагнитные свойства нейтрино могут стать источниками Новой физики и поэтому заслуживают детального рассмотрения.23Глава 2Осцилляции нейтрино в среде сразличными профилямиплотности и скоростиКак известно, существует три поколения флейворных нейтрино: электронноенейтрино νe , мюонное нейтрино νµ и тау-нейтрино ντ .
Также предпринимаютсяпопытки обнаружить новые сорта нейтрино, например, стерильные нейтрино.Однако, нейтрино не являются элементарными частицами в полным смыслеэтого понятия. В современном понимании природы этой таинственной частицы каждое их трех флейворных состояний нейтрино является суперпозициейтрех физических состояний нейтрино, то есть все три флейворных типа нейтрино взаимосвязаны. На этой идее основывается теория флейворных осцилляцийнейтрино.Данная глава посвящена развитию теории флейворных осцилляций нейтрино в среде с различными профилями плотности и скорости. В параграфе 2.1будет представлен математический аппарат описания флейворных осцилляцийнейтрино в вакууме. В параграфе 2.2 будет проведена модификация теориина случай осцилляций нейтрино в присутствии материальной среды и описан эффект резонансного усиления амплитуды осцилляций при прохождениипотока нейтрино через область вещества с определенной плотностью (эффектМихеева-Смирнова-Вольфенштейна).
Параграф 2.3 посвящен развитию теорииосцилляций нейтрино в среде с различными профилями скорости и плотности. В адиабатическом приближении будут найдены вероятность осцилляций иусловие резонанса в случае движения среды с постоянным ускорением.242.1Осцилляции нейтрино в вакуумеРассмотрим осцилляции между электронными νe и мюонными νµ флейворными состояниями нейтрино в вакууме. Впервые переходы между флейворными состояниями нейтрино были предсказаны и описаны в работах [3,77]. Теорияфлейворных осцилляций нейтрино с участием также тау нейтрино ντ (трехуровневая система) представлена, например, в работе [123].Согласно современным представлениям флейворный и физический базисынейтрино связаны преобразованием!!νeψ1=U,(2.1)νµψ2где элементы матрицы смешиванияU=cos θ sin θ− sin θ cos θ!(2.2)определяются вакуумным углом смешивания θ. Поскольку, как отмечалось ранее, природа флейворных осцилляций нейтрино пока неизвестна, то угол θ является феномелогической величиной, определяющейся экспериментально.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
