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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/