direkte Bestimmung von Neutrinomassen - TUM · 2012-12-14 · beim Tritiumzerfall kleiner Phasenraum )niedrige Zerfallsenergie Q = 18:57keV)relativ viele Zerfallsereignisse im m -empﬁndlichen

Masse des Elektronneutrinos - GrundlagenMasse des Elektronneutrinos - Experimente

KATRINMasse des Myon- und Tauonneutrinos

direkte Bestimmung von Neutrinomassen

Florian Hanke

Physik-DepartmentTechnische Universität München

Astroteilchenphysik in der Theorie und im Experiment22.01.2008

Florian Hanke direkte Bestimmung von Neutrinomassen



Interesse an Neutrinomassen

StandardmodellNeutrinos haben feste Helizität HH = −1 für ν H = +1 für ν̄und keine Masse mν = 0mν 6= 0: Abweichung vom Standardmodell

Neutrinooszillationennur möglich, wenn nicht alle Neutrinos masselos sind.

Kosmologie

massive ν: Kandidaten für Teile der heißen Dunklen Materie




Gliederung

1 Masse des Elektronneutrinos - Grundlagen

2 Masse des Elektronneutrinos - ExperimenteZürichTokyoLos AlamosMainz

3 KATRINQuelle und Transport-SektionSpektrometer und Detektor

4 Masse des Myon- und TauonneutrinosMasse des MyonneutrinosMasse des Tauonneutrinos




β−-Zerfall

Kern-β−-Zerfal

B(Z )→ C(Z + 1) + e− + ν̄e

Masse mν des Antielektronneutrinos ν̄e aus genauerUntersuchung des Elektron-Energiespektrums N(E) amEndpunkt E = Emax

β−-Zerfall des Tritiums

H3 → He3 + e− + ν̄e

→ bei allen bisherigen Experimenten benutzt




Tritiumzerfall




Kinematik

β−-Spektrum

N(E) =dNdE

= K · F (E ,Z ) · pE ·√

(E0 − E)2 −m2ν(E0 − E)

wobei K = 12π3c5~7

[g2

V |MF |2 + g2A|MGT |2

]F (E ,Z ): Fermi-Funktion beschreibt

Coulomb-WW zwischen e− und Tochterkern CAbschirmung der Kernladung von C durch Hüllenelektronen

F (E ,Z ) weicht umso stärker von 1 ab, je größer Z ist.MF und MGT : KernmatrixelementegV und gA: die zu MF und MGT gehörigen Vektor- undAxialvektor-Kopplungskonstanten




β−-Spektrum

β−-Spektrum verschwindet bei Emax = E0 −mν




Kurie-Plot

FormelDarstellung des β−-Spektrumin der Nähe des Endpunktesin Form eines Kurie-Plots auf:

K (E) =

√N(E)

K · F (E ,Z ) · pE=

[√(E0 − E)2 −m2

ν(E0 − E)

] 12




Kurie-Plot

mν = 0: Kurie-Plot ist eine Gerade: K (E) = E0 − E mitEndpunkt Emax = E0mν > 0: für große Eν nahezu noch eine Geradebeim Endpunkt: mν bemerkbar⇒ Kurie-Plot biegt nachunten ab, endet senkrecht (dK (E)/dE =∞) beiEmax = E0 −mν

genaue Messung des Kurie-Plots am Endpunkt Emaxermöglicht Bestimmung von mν

1. Problemstarker Abfall des β-Spektrum am Endpunkt⇒ Zählrate extrem klein (z.B. Bruchteil 10−9 innerhalb derletzten 20eV beim H3-Spektrum)




β−-Spektrum




Problem: Verschiebung des Endpunktes

instrumentelle Auflösungsfunktion

endliche instrumentuelle Auflösung der Energiemessung⇒ Verschmierung des Kurie-Plotshochenergetischer Schwanz noch jenseits E0 weil mehrElektronen im Kurie-Plot nach rechts als nach links verschmiert⇒ Herausfaltung der Energieverschmierung

Energieverlustfunktion

Energieverluste in der Quelle durch Streuung und Strahlung.⇒ Verschiebung des Endpunktes⇒ extrem dünne Quellen auf Kosten der Zählrate

beides zusammen: Energieauslösungsfunktion




Problem: angeregte Zustände

Tochterionen evtl. im angeregten Zustand.besonders große Änderung der Bindungsenergie für Kerne mitkleinem Zjeder molekulare Zustand von C+ hat eigenen Kurie-Plot miteigenem Endpunkt⇒ gesamter Kurie-Plot Summe von einzelnen Kurie-Plots⇒Verzehrung

Beispiel: Zerfall des Tritiums

70% der Zerfälle zum 1s-Grundzustand des He3+

25% zum angeregten 2s-Zustand5% zu noch höheren s-Zuständen




experimentelle Anforderungen

Vermeidung der Aufspaltung des Kurie-Plots durchkalorimetrische Messung der gesamten freiwerdendenEnergieschlechtere Energieauflösung als beiSpektrometerexperimentenApparatur: große Quellenfläche umd großeRaumwinkelakzeptanz für hohe Zählratehohe Energieauflösung⇐⇒ mν-Obergrenzebekannte Auflösungsfunktion: kleine Quelle und kleinerRaumwinkelniedriger Untergrund




Vorteile des Tritiumzerfalls

beim Tritiumzerfall kleiner Phasenraum⇒ niedrigeZerfallsenergie Q = 18.57keV⇒ relativ viele Zerfallsereignisse im mν-empfindlichenEnergieintervall am Endpunkt.kleiner Phasenraum⇒ lange Halbwertszeit des H3 vonTH = 12.3 Jahrewegen kleinem Q-Wert relative Veränderung desKurie-Plots durch ν̄-Masse groß.wegen Z = 1 für H3 ist die Fermi-Funktion F (E ,Z ) ≈ 1⇒ geringe Verzehrung des β-Spektrum durchCoulomb-Wechselwirkung




ZürichTokyoLos AlamosMainz

Gliederung









Zürich: Messverfahren I

Magnetspektrometer zurMessung derElektronenenergietoroidales Magnetfeld mit 36Stromschleifen erzeugtzylinderförmige Quelle vonGitter mit angelegterSpannung umgebenVerlangsamung deraustretenden ElektronenVerbesserung der Auflösung





Zürich: Messverfahren II

viermaliges Durchlaufen desMagnetfeldsDetektor: ProportionalzählerFeinmessung der Energieeines e− durch Messungseiner Position imProportionalzählerBegrenzung der Elektronen-bahnen durch BlendenMessung derSpektrometer-Auflösefunktionmit einer Au195-Quelle





β-Quelle und Datenanalyse

β-Quellesehr dünne Quelle aus selbst anordnender Mono-SchichtTritium in eine organische Substanz eingebettet

DatenanalyseAnregungsenergien von Helium theoretisch berechnetanzupassende Fitfunktion an das gemessene β-SpektrumFaltung mit der Spektrum-Auflösungsfunktion und derEnergieverlustverteilung sowie UntergrundtermsFitfunktion enthält fünf Parameter, darunter m2

ν





Gliederung









π√

2-Spektrometer

gleichzeitige radiale und vertikale Fokussierung derTeilchen um die Sollbahn mit Radius r0

dazu Abnahme des Magnetfeldes für größere Radienradiale und vertikale Schwingung um die Sollbahnnach einer halben Schwingung wieder auf die SollbahnFokussierung im Detektor nach Durchlaufen von π

√2





Gliederung









Los Alamos: Versuchsaufbau

β-Quelle: gasförmiges molekulares Tritium H32

sehr kleine Energieverlusteelektronische Endzustände von He3+

Quelle: langes Al-Rohr in das H32 -Gas einströmte

Rohr in einem supraleitenden SolenoidmagnetenZerfallselektronen auf Spiralbahnen zumMagnetspektrometer (-> Zürich) kollimiertSiliziumstreifen-DetektorMessung der Spektrometerauflösung mit einemKr83 −Gas im Quellrohr





Gliederung









Solenoid-Retardierungsspektrometer





Mainz: Messverfahren I

MAC-E-Filterd.h. Magnetic Adiabatic Collimation plus Elektrostatic Filter

zwei supraleitende Magnete erzeugen Führungsfeldim linken Solenoiden von der Tritiumquelle in den vorderenHalbraum gestarteten Elektronen werden aufZyklotronbahnen um die Feldlinien herum in dasSpektrometer hineingeführtmagnetische Feldstärke fällt zur Mitte um 4Größenordnungen ab.magnetische Gradientenkraft transformiertZyklotronenergie in longitudinale Bewegungsenergie desElektrons





Impulstransformation im inhomogenen Magnetfeld





Mainz: Messverfahren II

schockkondensierter Tritiumfilm auf Graphit-Substrat alsQuellevon der Quelle emittierte Elektronen werden in einenbreiten zu den magnetischen Feldlinien parallelen Strahlvon Elektronen transformiertStrahl läuft gegen ein elektrostatisches Potential anElektronen mit genügender Energie werden wiederbeschleunigtEnergie-Hochpassfilter mit relativer Auflösung:

∆EE

=Bmin

Bmax⇒ ∆E = 6eV





Ergebnisse der einzelnen Experimente

Experiment m(νe)2(ev2) m(νe) (eV)Zürich −24± 48± 61 < 11.7Tokyo −65± 85± 65 < 13

Los Alamos −147± 68± 41 < 9.5Mainz −1.6± 2.5± 2.1 < 2.2

negative m2ν

Überschuß von Ereignissen beim Endpunkt im Vergleich zurtheoretischen Formel für das β-Spektrum⇒ noch keine plausible Erklärung





zeitliche Entwicklung der Obergrenzen




Quelle und Transport-SektionSpektrometer und Detektor

Gliederung









KATRIN - Übersicht

nächste Generation der Tritiumzerfall-ExperimenteZiel: Messsensitivität von 0.2eV





Tritium-Quelle WGTS und Transport-Sektion

Windowless Gaseous Tritium SourceRohr mit 10m Länge und 90mm DurchmesserEinheit mit den Pumpsektionen DPS1-R und DPS1-F,beide 3m langEinspeisung von ultrakalten Tritiummolekülen (27K) mitsehr hoher Reinheit (>95%) über einige Kapillaren in derMitte des Rohres





Aufbau und Funktionsweise von WGTS

Transport überDiffusionReduzierung derTritiumdichte umFaktor 20 bei einerPumpsektion





technische Herausforderung

größter systematischer Fehler

Genauigkeit der Flächendichte vonρd = 5 · 1017 Moleküle/cm2 auf 0.1%Stabilität von Temperatur und GasdruckKühlsystem aus Zwei-Phasen-Neon (Stabilität von 30mK)





Unterdrückung des Tritiumflusses

elektronisches Transportsystem führt Zerfallselektronenvon der Quelle zum Spektrometerdabei wird der Tritiumfluss auf weniger als 2.7 · 106

Moleküle/s verringertdadurch ist der Untergrund auf 103counts/s beschränkterster Teil des Transportsystem besteht aus differentiellenPumpsektionenam Ende der Kette von differentiellen Pumpen beträgt derTritiumfluss 1010 Molelküle/sIm nächsten Abschnitt, der Sektion aus Kryofallen, werdendie restlichen Moleküle an der auf mit flüssigen Heliumgekühlten Oberfläche des Rohres eingefangen





Transportsystem





Gliederung









Aufgabe des Vorspektrometer

MAC-E-Filter alsVorspektrometerHerausfilterungallerZerfallselektronenmit Energienniedriger als 18.4keVGröße desSpektrometersvergleichbar zuMainz





Vorspektrometer in Echt





Aufbau des Hauptspektrometers





Eigenschaften des Spektrometers

Datenwieder ein elektrostatisches Spektrometer wie einMAC-E-FilterUltrahochvakuum (< 10−11 mbar) notwendig→ technischeHerausforderungKessel aus Spezialstahl hergestellt: Gewicht 200T, Dicke25 bis 32mminnerer Durchmesser: 9.8m; absolute Länge 23.28minnere Oberfläche: 650m2, Volumen: 1400m3





elektromagnetischer Aufbau des Hauptspektrometer

hohe Homogenität von elektrischen Potential undMagnetfeldEnergieauflösung von 0.93eV





Reise I





Reise II





Reise III





Eigenschaften des Detektors

prinzipielle Aufgabe des Detektors

Detektion der Elektronen aus dem Tritiumzerfall

warum brauchen wir mehr Informationen?Bestimmung der Verzerrung der elektrischen Potentiale beieinem Detektor, der die Position des Elektrons bestimmtverschiedene Untergrundquellen:

Erzeugung von Elektronen durch kosmische Strahlungnatürliche Radioaktivität von der UmgebungTritiumzerfall im Hauptspektrometer

genaue Bestimmung der Elektronenenergie (<600eV)





Detektor mit Abschirmung

Anbringung von passiven Schutzschilden zur Abschirmung vonkosmischen Myonen und natürlicher Strahlung




Masse des MyonneutrinosMasse des Tauonneutrinos

Gliederung









π+-Zerfall I

π+ → µ+ + νµ

im π+-Ruhesystem folgt aus Energie-Impuls-Erhaltung:

m2ν = m2

π + m2µ − 2mπ

√m2

µ + p2µ

⇒ präzise Messung von mπ, mµ und pµ

π-Masse mπ

Messung der Energie der Röntgenstrahlung aus Übergängen inpionischen AtomenETH Zürich: Messung des (4f-3d)-Übergang in pionischen Mg24





π+-Zerfall II

µ-Masse mµ

Messung des Verhältnisses µµ/µp der magnetischen Momentevon Myon und Proton (µ = g

2 ·e~2m ):

mµ

me=

gµ

ge· µe

µp·µp

µµ

µ-Impuls pµ

gemessen beim π-Zerfall in Ruhe am Paul-Scherrer-Institut miteinem Magnetspektrometer

m(νµ)2 = (−0.016± 0.023)MeV 2, m(νµ) < 0.17MeV





Gliederung









semihadronische τ -Zerfälle

Messung der fehlenden Masse in τ -Zerfälle, z.B.:

τ → ντ + 5π±

⇒Erzeugung der τ -Leptonen in der Reaktion e+e− → τ+τ− ane+e−-Collidern⇒Messung der effektiven Masse mH des Systems derZerfallshadronen mit Maximum:

mHmax = mτ −mν

Zerfallsereignis mit größtem mH ⇒ Untergrenze für mHmax⇒ Obergrenze für mν bei bekannter τ -Masse:ALEPH-Experiment: m(ντ ) < 24MeV


Anhang Literatur

Literatur

Schmitz, Neutrinophysik, Teubner, 1997

Ch. Kraus et. al.: Final results from phase II of the Mainzneutrino mass search in tritium β-decay.http://arxiv.org/pdf/hep-ex/0412056

KATRIN: A next generation tritium beta decay experimentwith sub-eV sensitivity for the electron neutrino masshttp://arxiv.org/abs/hep-ex/0109033

Webpages des Mainzer Neutrinomassen-Experimenthttp://www.physik.uni-mainz.de/exakt/neutrino/de_experiment.html

Webpages des KATRIN-Projekteshttp://www-ik.fzk.de/∼katrin/index.html


Documents

direkte Bestimmung von Neutrinomassen - TUM · 2012-12-14 · beim Tritiumzerfall kleiner Phasenraum )niedrige Zerfallsenergie Q = 18:57keV)relativ viele Zerfallsereignisse im m -empﬁndlichen