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Neutrinos AtmosféricosMagno V.T. Machado
GFPAE, IF-UFRGShttp://www.if.ufrgs.br/~magnus
Orientador: Profa. Dra. Maria Beatriz Gay Ducati
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Tópicos• Introdução e Motivação
• Propriedades Gerais dos Neutrinos
• Limites Cinemáticos para Massa de Neutrinos
• Oscilações de Neutrinos
• Oscilações no Vácuo e na Matéria (efeito MSW)
• Oscilações em Neutrinos Atmosféricos
• Situação Atual e Novos Experimentos
Não discutiremos
✗ Papel de ν em Astrofísica e Cosmologia✗ Modelos de massa de Neutrinos
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Neutrinos - Curriculum Vitae resumido• [1930] Sugerido por Pauli para explicar o espectro contínuo do
elétron em decaimentos β e estatística/spin nuclear;
• [1956] Descoberto por Reines-Cowan em experimentos com νeem reatores;
• [1956] Bruno Pontecorvo introduz a idéia de oscilações (ν → ν)
• [1957] Natureza quiral do νe estabelecido por Goldhaber-Grodzins-Suniar;
• [1962] Descoberta do segundo sabor νµ;
• [1962] Maki-Nakagaya-Sakata propõem oscilação de sabor entreos ν’s existentes.
• [1974] Descoberta do terceiro sabor de lépton (τ );
• [70’s-atual] Oscilação em ν’s solares (Homestake, GALLEX, SA-GE, SNO) e atmosféricos (IMB, Soudan-2, Kamiokande, Super-K).
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Por que e onde ν’s são interessantes ?• Física de partículas: possibilidade única para estudar física além
do Modelo Padrão (SM, mν = 0). Pequena massa está associada anova física em escala M ∼ 1012 GeV.
• Cosmologia: papel em big bang nucleosíntese (limite no Nν. Im-portante em questões de bariogênese (NB − NB 6= 0). Hot darkmatter.
• Astrofísica: ν’s emitidos en reações termonucleares em estrelas;informação do núcleo estelar. Carregam ∼ 99 % da energia duranteexplosão de SN type II (importante na dinâmica). Sol é fonte únicapara testar oscilações (1 a.u.=1.5 108 km).
• Física Nuclear decaimento β; X-sections são importantes paracálculos de fluxos de ν; taxas de detecção; síntese de elementos emSN.
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Quantos sabores de neutrinos existem ?•Neutrino do elétron: produzido em decaimentos β nucleares (n→
p+ e− + νe). A estrutura quiral dos neutrinos, a não-conservação daparidade e a estrutura vetor-axial (V-A) das interações fracas foramestabelecidos em exp. de física nuclear.
•Neutrino do múon: produzidos em decaimentos de píons e múons( π+ → µ+ + νµ, µ+ → e+ + νe + νµ).
• Neutrino do tau: produzidos em dacaimentos do lépton de saborτ ( τ− → ντ + W−, ντ + e+ + νe, ...).
✓ Estudo do processo Z0 → ll em interações fracas (Γinv = Γtot −Γvis = 498± 4.2 MeV e Γνν = 166.9 MeV)
Nν =ΓinvΓνν
= 2.994± 0.012
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Limites cinemáticos na massa de ν’s• Estudo do decaimento do Tritio (T → 3He + e− + νe).Todos os experimentos mostram excesso de número de elétrons
próximo ao endpoint do espectro a não um deficit esperado semν 6= 0(provavelmente effeitos sistemáticos desconhecidos).
✓
< 2.5 eV [Troitsk]mν1
(95% CL) < 6 eV [Mainz]< 15 eV [PDG]
• Estudo dos decaimentos π± (π+ → µ+ + νµ)✓ mν2
< 170 keV (90% CL) [PSI]
• Estudo de decaimentos τ± (τ− → 5π± + ντ )✓ mν3
< 18.2 MeV (95% CL) [ALEPH]
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Quiralidade• Interações fracas que são responsáveis por reações com ν são
quirais [V-A, ΦR,L = 12(1± γ5) Φ].
• Os να são partículas de mão-direita (right handed), enquanto ναsão de mão-esquerda (left handed).
• No limite de mν = 0, quiralidade é um bom número quântico.
• Não há distinção entre ν’s de Dirac ou Majorana (modelos teóri-cos) para mν = 0. No SM, ν é uma partícula de Weyl.
• Partícula de Dirac: (iγµ∂µ −mi) Ψi = 0
• Condição de Majorana: Ψ = (Ψ)c = C(Ψ)T
• Partícula de Weyl: i∂Ψi = σ.∇φ
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Neutrinos no Modelo Padrão (SM)• Decaimentos de hádrons em léptons através de corrente carre-
gada (CC) são descritas pela teoria de Fermi:
LF = −GF√sJCCµ JCC µ †
• A corrente JCCµ tem setor hadrônico e leptônico:
JCCµ = JCC (h)µ + JCC (l)
µ
JCC (h)µ = pγµ(gV − gAγ5)n + fπ∂µπ
+ + . . .
JCC (l)µ = νeγµ(1− γ5)e + νµγµ(1− γ5)µ + . . .
• GF ' 1.166 × 10−5 GeV−2 é a constante de Fermi; fπ constantede decaimento de píon; gV,A = 0.98, 1.22 acoplamentos vetorial eaxial-vetorial do nucleon.
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? Interações no SM para os ν’s
•As interações fracas padrão são devidas ao acoplamento de quarkse léptons com os bósons de gaugeW± eZ , descrito pelos Lagrangea-nos de interação em corrente-carregada (CC) e corrente-neutra (NC):
LCCInt = − g
2√
2JCCµ W µ + conj.herm.
LNCInt = − g
2 cos θWJNCµ Zµ
✓ O g é a constante de acoplamento de gauge SU(2)L; θW é o ân-gulo fraco (de Weinberg).
• Escrevendo explicitamente apenas os termos contendo camposde neutrinos:
JCCµ = 2∑l=e,µ,τ
νlLγµlL + . . .
JNCµ =∑l=e,µ,τ
νlLγµνlL + . . .
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? Como massas são geradas no SM
• SM é uma teoria de gauge quiral: massas de quarks e léptons podeapenas ser gerada através de quebra espontânea de simetria.• Partindo das interações de Yukawa dos léptons com os campos
escalares de Higgs (dubleto H1, H2),
LY = hu,ijqLiuR,jH1 + hd,ijqLidR,jH2 + he,ij lLieR,jH2 + c.h.
✓ Os valores esperados do vácuo dos campos de Higgs, < H1 >=φ1 e < H2 >= φ2 levam aos termos de massa,
LM = mu,ijuLiuRj + md,ijdLidRj + me,ijeLieRj + c.h.
mu = huφ1 , md = hdφ2 , me = heφ2 ,
✓ Matrizes de massa são diagonalizadas por transformações bi-unitárias,
V (u)muV(u) † = mdiag
u , V (d)mdV(d) † = mdiag
d , V (e)meV(e) † = mdiag
e
• Matrizes V , com V V † = I , definem a transição dos autoestadosde interação para os autoestados de massa: eLα = V
(e)αi eLi.
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•Matrizes V são diferentes para quarks up e down: mistura entreautoestados de massa nas interações CC,
L(quark) = − g√2
∑α
uLαγµdLαW
+µ + . . . = − g√
2
∑i,j
uLiγµVijdLjW
+µ + . . .
• Vij = V(u) †iα V
(d)αj é a matriz de mistura Cabibbo-Kobayashi-Maskawa
(CKM). Como CKM é complexa: violação CP nas interações fracas.
VCKM =
c12c13 s12c13 s13e−iδ13
−s12c23 − c12s23s13eiδ13 c12c23 − s12s23s13e
iδ13 s23c13
s12s23 − c12c23s13eiδ13 −c12c23 − s12c23s13e
iδ13 c23c13
• Notação: cij ≡ cos θij e sij ≡ sin θij, δ13: fase CP.
• Elementos determinados (vinculados) de processos de decaimen-to fraco (semileptônicos).
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✓ Sem neutrinos de mão-direita, autoestados de massa e interaçãopodem ser sempre escolhidas de forma que coincidam para léptons.No SM, não há mistura na corrente carregada leptônica.
•Números leptônicos, Le,µ,τ , são conservados separadamente. Nosetor de quarks apenas o número bariônico total é conservado.
✗ Termos de massa para ν’s criados apenas em teorias além domodelo padão:
• Adição de νR;
• Teorias GUT’s;
• Grupos de simetria maiores;
• Aumento do setor de Higgs, . . .
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? Termos de massa para neutrinos
• Termos de massa para ν’s podem ser 6= daqueles para léptons equarks, pois podem ser partículas de Dirac ou de Majorana. Léptonscarregados podem ser apenas partículas de Dirac.
L(ν)massa = −nRMnL + c.c.
✗ Duas possibilidades gerais para nL :(1) nL contém apenas campos de sabor de ν‘s:
nL =
νeLνµLντL
, νlL =
3∑i=1
UliνiL (l = e, µ, τ )
✓ A natureza no νi dependende de nR:
• Se nR = (νeR νµR ντR), então νi são campos do tipo de Dirac.Carga leptônica total é conservada.
• Se nR = ((νeL)c (νµL)c (ντR)c), onde (νlL)c = CνTlL, os campossão de Majorana. Números leptônicos não são conservados
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(2) Caso geral: nL contém campos estéreis, nL = (nlL nsL) nãopresentes no LSM .
• Para a mistura, i = 1, . . . , 3 +ns e U é uma matriz (3 +ns)× (3 +ns). O número de ν’s estéreis depende de modelo.
• Se nR = (nL)c os νi são partículas de Majorana e o termo demassa é do tipo Dirac-Majorana.
• Mecanismo plausível de geração de massa dos ν’s (see-saw me-chanism): hipótese que #’s leptônicos são violados por termo de mas-sa de Majorana (R) em uma escala Λ� ΛSM .
✓ O espectro de massas do case see-saw contém 3 ν’s leves (mi) e3 partículas de Majorana muito pesadas Mi ∼ Λ:
mi '(mi
f)2
Mi
� mif (i = 1, 2, 3)
✗ mif é a massa do quark (lépton) da i-ésima família. Os ν’s leves
obedecem uma relação de hierarquia: m1 � m2 � m3.
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Oscilação de Neutrinos no Vácuo• Sinais de oscilações (transição de um sabor de ν a outro) estão
presentes a algum tempo vindo das medidas de fluxo de νe’s do Sole νµ’s produzidos na atmosfera terrestre.
• Experimentos detectam deficit dos respectivos fluxos (desapare-cimento de um sabor específico).
✓ Se há mistura de ν’s, as componentes de mão-esquerda dos cam-pos de interação να (α = e, µ, τ, s1, . . .) são combinações lineares dos ncampos de νk (k = 1, 2, . . . , n) (Dirac ou Majorana) com massa mk.
ναL =
n∑k=1
Uαk νkL
• Se todas ∆m são pequenas, estado de να produzido em processofraco, com momentum p� mk: superposição coerente dos autoesta-dos de massa.
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|να〉 =
n∑k=1
U ∗αk |νkL〉
• |νk〉: estado de helicidade negativa e Ek =√p2 + m2
k ' p +m2k
2p .
✓ Autoestado de massa |νk〉 evolui no tempo (Eq. de Schödinger)da produção (t = 0) à detecção,
|να(t)〉 =
n∑k=1
U ∗αke−iEkt |νkL〉
• Expandindo o estado |να(t)〉 na base de estados de sabor |νβ〉,
|να(t)〉 =∑β
Aνα→νβ |νβ〉
Aνα→νβ(t) =
n∑k=1
Uβk e−iEktU ∗αk
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• A é a amplitude para a transição να → νβ no tempo t em distân-cia L ' t.
• A probabilidade de transição (para ν : U → U ∗)
Pνα→νβ = |Aνα→νβ(t)|2 =
∣∣∣∣∣n∑k=1
Uβk e−iEktU ∗αk
∣∣∣∣∣2
• Usando unitariedade da matriz,∑
Uβk U∗αk = δαβ e definindo
∆m2kj ≡ m2
k −m2j ,
Pνα→νβ =
∣∣∣∣∣δαβ +
n∑k=2
Uβk U∗αk
[exp
(−i∆mk1L
2E
)− 1
]∣∣∣∣∣2
• A probabilidade de transição depende dos elementos da matriz demistura, das n− 1 diferenças de massa e no parâmetro L/E.
✓ Se não há mistura (U = I) e/ou ∆mk1/E � 1 para todos k =2, . . . , n, não haverá transições (Pνα→νβ = δαβ)
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✓ Oscilações de ν’s pode ser observado apenas se há mistura de ν’se ao menos um dos ∆m2 satisfaz a condição ∆m2 ≤ E/L.
• Quanto maior o valor do parâmetro L/E, menor os valores de∆m2 que podem ser analizados no experimento.
EXPERIMENTO L [km] E [GeV] ∆m2 [eV2]
Acelerador (short baseline) 0.1 1 10Reatores 0.1 10−3 10−2
Acelerador (long baseline) 103 10 10−2
Atmosfericos 104 1 10−4
Solar 108 10−3 10−11
(1)
✓ Como consequência da invariância CPT tem-se Pνα→νβ = Pνβ→να
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? Oscilações para o caso de duas gerações
• A hipótese mais simples para exp. de oscilações de ν’s é oscilaçãoentre neutrinos de dois tipos de sabor.
Pνα→νβ =
∣∣∣∣δαβ + Uβ2U∗α2
[exp
(−i∆m
2L
2E
)− 1
]∣∣∣∣2•∆m2 = m2
2 −m21 e α e β são e, µ ou µ, τ , etc.
✓ Probabilidade determinada somente por elementos de U queconectam sabores de ν’s com os autoestados de massa ν2 (ou ν1).
✗ A escolha para U é arbitrária. Em geral inspirada nas matrizes derotação (desconsideraremos fases nos elementos de U ),
U =
(Uα1 Uα2Uβ1 Uβ2
)=
(cos θ sin θ− sin θ cos θ
)• O ângulo de mistura entre os 2 sabores é definido por θ.
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✗ Probabilidades de Transição e Sobrevivência
Pνα→νβ = 4|Uα2|2 |Uβ2|2 sin2
(∆m2L
4E
)= sin2 2θ sin2 (L/Losc)
Pνα→να = 1− Pνα→νβ , Losc =4πE
∆m2= 2.47
E [MeV ]
∆m2 [eV 2]m
✓ A probabilidade de transição é uma função periódica de L/Losc.
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? Os plots de exclusão
• Muitos experimentos com ν’s de reatores e aceleradores (SBL) nãotêm encontrado indicação de oscilação.
✗ Estes dados fornecem um limite superior para a probabilidade detransição que implica uma região de exclusão no espaço dos parâme-tros ∆m2 e sin2 2θ.
• Em grande ∆m2 (Losc � L), sin2(L/Losc) oscila rapidamen-te como função da energia. Na prática, ν’s têm um espectro, entãomede-se apenas a probabilidade de transição média,
< Pνα→νβ >=1
2sin2 2θ
• < Pνα→νβ > é independente de ∆m2. De um limite superiorexperimental < Pνα→νβ >sup, obtém-se uma linha vertical no gráficode exclusão.
• Na região de grande sin2 2θ a curva de contorno no gráfico de
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exclusão é dado por,
∆m2 '√< Pνα→νβ >sup
1.27√
sin2 2θ < L2 >< E−2 >(2)
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Oscilações e Transições na Matéria• Quando ν’s propagam-se na matéria densa, as interações com o
meio afetam suas propriedades.
✗ Espalhamento inelástico puramente incoerente ν − p produz seçãode choque muito pequena σ ∼ 10−43 cm2 (E/1 MeV)2.
✓ Interações frontais elásticas coerentes: interferência amplifica o efei-to.
• Efeito de meio descrito por potencial efetivo: depende da densidadee composição da matéria (Mikheyev-Smirnov-Wolfenstein).
• Exemplo: potencial efetivo para evolução de νe em meio comelétrons, prótons e nêutrons,
H(e)C =
GF√2
∫d3pef (Ee, T )
× 〈〈e(s, pe)|e(x)γα(1− γ5)νe(x)νe(x)γα(1− γ5)e(x)|e(s, pe)〉〉
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• f (Ee, T ): função de dist. de energia do elétrons no meio, assu-mido ser homogêneo e isotrópico. 〈...〉: média sobre espinores do e− esoma sobre todos os e− no meio.
•Ne(pe): número densidade de elétrons com momentum pe. Ne =∫d3pef (E − e, T )Ne(pe) é o número de densidade de e−.
• Hamiltoniano e potencial efetivo (CC) para νe na matéria:
H(e)C =
GFNe√2νe(x)γ0(1− γ5)νe(x)
VC = 〈νe|∫d3x H
(e)C |νe〉 =
GFNe√2
2
V
∫d3x u†νuν =
√2GFNe
• Potencial expresso em termos da densidade de matéria ρ,
VC =√
2GFNe ' 7.6
(Ne
Np + Nn
)ρ
1014g/cm3eV
✓ Terra: ρ ∼ 10g/cm3 (VC = 10−13 eV). Sol (core) : ρ ∼ 100g/cm3
(VC = 10−12 eV).
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? Equação de evolução na matéria
• Hamiltoniano efetivo escrito com H0 (vácuo) e potencial V ,
H = H0 + V
H0 = −iγ0~γ~∂ + γ0m, V =
( √2GFNe 0
0 0
)(3)
• Probabilidade para oscilação de sabores é calculado de forma aná-loga ao vácuo.
H|να(t)〉 = E|να(t)〉
✓ O Hamiltoniano livre é conhecido na base dos autoestados demassa. Na base de sabores, H = UH0U
† + V .
• O correspondente ângulo de mistura na matéria é dado em funçãodo ângulo de mistura no vácuo,
tan 2θmat =∆m2
2E sin 2θ∆m2
2E sin 2θ −√
2GFNe
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•A probabilidade para oscilação de sabores tem forma análoga aocaso do vácuo, onde θ → θmat e Losc → Lmat,
Pνα→νβ = |〈νβ||να(t)〉|2 ' sin 2θmat sin2 L
Lmat
Lmat =2√
(∆m2
2E sin 2θ −√
2GFNe)2 + (∆m2
2E sin 2θ)2
• O ângulo de mistura θmat tem a forma típica ressonante, e misturamáxima (θmat = 45◦) é chegada em,
√2GFNe =
∆m2
2Esin 2θ
✓ Esta é a condição de ressonância MSW. Requer que ∆m2
2E sin 2θ épositivo.
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Neutrinos Atmosféricos• Neutrinos atmosféricos são produzidos em cascatas iniciadas
por colisões de raios cósmicos (prótons, He, íons) com atmosfera.
proton + Ar → π±(K±) + X
π±(K±) → µ± + νµ(νµ)
µ± → e± + νe(νe) + νµ(νµ)
• Os fluxos absolutos têm incerteza de ∼ 20%. Razões de ν’s de 6=sabores são precisos em∼ 5%.
✓ Como νe’s produzidos principalmente em π → µνµ seguido porµ→ eνµνe, a razão esperada para νµ e νe é 2 : 1.
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• Anomalia em ν’s atmosféricos (desaparecimento de νmu’s)
(νµ + νµ/νe + νe)Obs(νµ + νµ/νe + νe)MC
6= 1
• A razão da razão diminui incertezas associadas com normaliza-ções absolutas dos fluxos calculados e erros sistemáticos.
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✓ Interação fraca de ν’s detectados em experimentos com grandevolume e localizados em grande profundidade (pequena seção de choque ebackground reduzido)
✗ Dois tipos de métodos de experimento (detecção):
• Calorímetros: partículas carregadas geradas de interação ionizamgás (trajetórias reconstruídas). [Frejus, NUSEX, Soudan-2].
• Detectores Cherenkov: alvo para os ν é grande volume de águacercada por redes de fotomultiplicadores (detectam luz Cherenkov).[IMD, Kamiokande, Super-Kamiokande].
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? Classificação de eventos em detec. Cherenkov
• Eventos completamente contidos (FC): toda luz Cherenkov é deposi-tada no detector interno.
✗ Eventos FC são divididos: sub-GeV (Evis ≤ 1.33 GeV) e multi-GeV (Evis ≥ 1.33 GeV).
• Eventos parciamente contido (PC): múon track deposita parte deradiação Cherenkov no detector externo.
? Detecção indireta de ν’s fora do detector
• νµ’s de alta energia detectados indiretamente observando µ’s produ-zidos próximos ao detector (múons ascendentes- upgoing µ’s).
✗ Se µ’s param no detector: stopping muons (Eν ∼ 10 GeV).
✗ Se µ’s cruzam o detector: through-going muons (Eν ≥ 100 GeV).
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Medidas de ângulo de zênite
✓ O ângulo de zênite mede a direção dos léptons carregados comrespeito à vertical do detector.
✓ Partículas descendentes (ascendentes) correspondem a cos θz =+1(−1). Chegando horizontalmente (cos θz = 0).
✓ Os ν’s atmosféricos são produzidos isotropicamente em ∼ 15 kmacima da superfície da Terra.
✓ Experimentos (Kamiokande, Super-K) indicam que deficit é de-vido a ν’s vindo de baixo do horizonte (cos θz < 0).
✓ Os ν’s incidindo no topo do detector viajam ∼ 15 km enquantoascendentes viajam∼ 104 km.
✓ Indicação de forte deficit de νµ, principalmente de múons ascen-dentes.
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Assimetria Up-Down• Em altas energias o efeito do campo magnético da Terra é peque-
no e o # esperado de eventos não dependeria do ângulo de zênite.
✗ Super-K encontra forte dependência em cos θz dos eventos multi-GeV.
• A assimetria integral up-down (U − D),
A =U − DU +D
• Para múons
Aµ = −0.316± 0.042(stat)± 0.005(sist)
• Para elétrons
Ae = −0.036± 0.067(stat)± 0.020(sist)
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Interpretação através de Oscilações• Distribuição angular de FC (p/ E ∼ 1 GeV): deficit vem princi-
palmente de L ∼ 102 − 104 km. Fase de oscilação deve ser máxima,requerendo ∆m2 ∼ 10−4 − 10−2 eV2.
• Assumindo todos νµ ascendentes (eventos multi-GeV) oscilamem sabor diferente, a assimetria up-down é |Aµ| = sin2 2θ/(4 −sin2 2θ).
✗ Em 1σ, |Aµ| > 0.27 requerendo ângulo de mistura quase máxi-mo, sin2 2θ > 0.85.
✓ Número esperado de eventos contidos tipo µ ou e
Nµ = Nµµ + Neµ , Ne = Nee + Nµe
Nαβ = ntT
∫d2Φα
dEνd(cos θν)καPαβ
dσ
dEβ
ε(Eβ)dEνdEβd(cos θν)dh
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•Múons ascendentes: fluxos efetivos para stopping e through-goingmuons, convolui as probabilidades de sobrevivência para νµ’s com cor-respondente fluxo de múons produzidos por ν’s interagindo com aTerra.
Φµ(θ)S,T =1
A(Lmin, θ)
∫ ∞
Eµ,min
dΦµ(Eµ, cos θ)
dEµd cos θAS,T (Eµ, θ)dEµ
dΦµ
dEµd cos θ= NA
∫ ∞
Eµ
dEµ0
∫ ∞
Eµ0
dEν
∫ ∞
0dX
∫ ∞
0dh κνµ(h, cos θ, Eν)
dΦνµ(Eν, θ)
dEνd cos θPµµ
dσ(Eν, Eµ0)
dEµ0Frock(Eµ0, Eµ, X)
✓ A(Lmin, θ) = AS(Eµ, θ) + AT (Eµ, θ): área do detector projetadapor path-lengths internos maiores que Lmin(= 7 m no Super-K). AS eAT são as áreas efetivas para trajetórias de stopping e through-goingmuon.
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Canais de Oscilação? Transição νµ → νe
✗ Canal excluído com alto confidence level (CL):
✓ Dados de alta precisão de Super-K: eventos contidos νe são bedescritos por SM em normalização e dependência angular.
✓ Excluído também pelo experimento em reator CHOOZ, que nãoapresenta evidência para deficit de νe.
? Transição νµ → ντ (νs)
✗ Hipótese de oscilação explica consistentemente os dados em ν’satmosféricos
✓ Taxas de eventos totais é consistente com altos valores de ∆m2 .✓ Best fit: ∆m2 = 2.6 × 10−3, sin2 2θ = 0.97 (para νµ → ντ ) e
∆m2 = 3× 10−3, sin2 2θ = 0.61 (para νµ → νs)
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Situação atual e novos experimentos✓ Forte evidência para oscilação e mistura de ν’s;
✓ Em ν’s atmosféricos, desvios da razão esperada de νµ/νe e fortedependência em ângulo de zênite.
✓ Canal mais provável νµ → ντ (análise global atmosférico-solar-reator, mistura de 3 ν’s) : 1.9 10−3 < ∆m2
atm < 6 10−3; 0.4 < tan2 θatm <3.
✓ Dos dados de reatores, sin θreat ≤ 0.22 (pequeno Ue3) garantemque as análises combinadas ((mistura de 3 ν’s) podem ser aproxima-das por análises independentes c/ mistura de 2 ν’s.
✓ Interesse crescente para possibilidades de discriminação dos ca-nais ντ e νs.
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✗ Confirmada hipótese de oscilação, medidas de precisão dos ele-mentos da matriz de mistura usando dados de ν’s solares, atmosféri-cos e reatores-aceleradores.
✗ Futuros experimentos testarão L/Eν e aparecimento de ντ , me-lhor estatística e vínculos aos elementos de U .
•UNO: em discussão, 20 vezes Super-K. Permite detectar sinal deaparecimento de τ .
• AQUA-RICH: alta resolução de L/Eν.
•MONOLITH: calorímetro de tracking magnetizado. Pode sepa-ra ν de ν’s e alta resolução L/Eν.
• Outros: AMANDA, ICARUS, Augier, . . .
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✗ MUITO TRABALHO TEÓRICO-EXPERIMENTAL NO FUTUROPRÓXIMO . . .
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Referências em Neutrinos
Livros Texto
☞ C.W Kim, A. Pevsner, Neutrinos in Physics and Astrophysics, vol.8, Harwood Academic Press, Chur, Switzerland (1993).
☞ R.N. Mohapatra, P.B. Pal, Massive Neutrinos in Physics and As-trophysics, vol. 41, World Scientific, Singapore (1991).
☞ F. Boehm, P. Vogel, Physics of Massive Neutrinos, Cambridge Uni-versity Press, Cambridge (1989).
☞ J.N. Bahcall, Neutrino Physics and Astrophysics, Cambridge Uni-versity Press, Cambridge (1987).
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Reviews
☞ T.K. Gaisser, M. Honda, Flux of Atmospheric Neutrinos, [hep-ph/0203272];
☞ M.C. Gonzalez-Garcia, Y. Nir , Developments in Neutrino Physics,[hep-ph/0202058];
☞ W. Buchmuller, Neutrinos, Grand Unification and Leptogenesis, [hep-ph/0204288];
☞ F. Halzen, D. Hooper, High-energy Neutrino Astronomy: The Cos-mic Ray Connection, [astro-ph/0204527];
☞ S.M. Bilenky, C. Giunti, W. Grimus, Phenomenology of NeutrinoOscillations, Prog. Part. Nucl. Phys. 43 (1999);
☞ K. Zuber, On the physics of massive neutrinos, Phys. Rept. 305,295-364 (1998);
☞ P. Fisher, B. Kayser, K.S. McFarland, Neutrino Mass and Oscillati-on, Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 49, 481 (1999);
☞ W.C. Haxton, B.R. Holstein, Neutrino Physics, Am. J. Phys. 68, 15(2000).
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Sites na Internet
☞ GEFAN, Grupo de Estudos de Fisica e Astrofisica de Neutrinos, http://www.ifi.unicamp.br/neutrinos
☞ Livro sobre ν’s na Web (Neutrinos Matter), http://www-boone.fnal.gov/about/nusmatter
☞ Historia do ν (Neutrino History) http://wwwlapp.in2p3.fr/neutrinos/aneut.html
☞ Central de links sobre ν’s (The Neutrino Oscillation Industry site),http://www.hep.anl.gov/ndk/hypertext/nu_industry.html
☞ Sintese dos dados dos maiores experimentos (The Ultimate Neu-trino Page), http://cupp.oulu.fi/neutrino/
☞ Super-Kamiokande, http://geb.phys.washington.edu/local_web/SuperK/aaa_SuperK_home.html
☞ John Bahcall Homepage, http://www.sns.ias.edu/~jnb/