Космический нейтринный фон

Фоновое излучение Вселенной, состоящее из нейтрино

Космический нейтринный фон ( CNB или C ν B ^[a] ) — это фоновое излучение частиц Вселенной, состоящее из нейтрино . Иногда их называют реликтовыми нейтрино .

C ν B является реликтом Большого взрыва ; в то время как космическое микроволновое фоновое излучение (CMB) датируется временем, когда Вселенной было 379 000 лет, C ν B отделился (отделился) от материи, когда Вселенной было всего одну секунду. По оценкам, сегодня C ν B имеет температуру примерно1,95  К .

Поскольку нейтрино редко взаимодействуют с материей, эти нейтрино существуют и сегодня. Они имеют очень низкую энергию, около 10−4 ^до 10−6 ^эВ . [ ^{1] [2]} Даже нейтрино с высокой энергией, как известно, трудно обнаружить , а C ν B имеет энергию примерно в 10 ¹⁰  раз меньше, поэтому C ν B может не наблюдаться напрямую в деталях в течение многих лет, если вообще будет наблюдаться. ^{[1] [2]} Однако космология Большого взрыва делает много предсказаний относительно C ν B, и есть очень веские косвенные доказательства того, что C ν B существует. ^{[1] [2]}

Оценка температуры

Учитывая температуру космического микроволнового фона (CMB), можно оценить температуру космического нейтринного фона (C ν B). Она включает в себя изменение между двумя режимами:

Режим 1

Первоначальное состояние Вселенной — это тепловое равновесие, на заключительном этапе которого фотоны и лептоны свободно создают друг друга посредством аннигиляции (лептоны создают фотоны) и образования пар (фотоны создают лептоны). Это было очень краткое состояние, сразу после Большого взрыва. На последнем этапе присутствуют только фермионы с наименьшей возможной массой , которые взаимодействуют с фотонами: электроны и позитроны .

Режим 2

Как только вселенная достаточно расширилась, чтобы фотонно-лептонная плазма остыла до такой степени, что у фотонов Большого взрыва больше не было достаточно энергии для парного производства лептонов с наименьшей массой/энергией, оставшиеся пары электрон - позитрон аннигилируют. Фотоны, которые они создают, холодны и не способны создавать новые пары частиц. Это текущее состояние большей части вселенной. ^[b]

При очень высоких температурах, до того как нейтрино отделились от остальной материи, вселенная в основном состояла из нейтрино, электронов , позитронов и фотонов , все в тепловом равновесии друг с другом. Как только температура упала примерно до2,5  МэВ ( К), нейтрино отделились от остальной материи, и для практических целей все взаимодействия лептонов и фотонов с этими нейтрино прекратились. ^[c] ${\displaystyle 17.4\times 10^{9}}$

Несмотря на это разделение, нейтрино и фотоны оставались при той же температуре, когда Вселенная расширялась как «ископаемое» предыдущего Режима 1, поскольку оба охлаждались одинаковым образом одним и тем же процессом космического расширения , от той же начальной температуры. Однако, когда температура упала ниже двойной массы электрона, большинство электронов и позитронов аннигилировали , передав свое тепло и энтропию фотонам, тем самым увеличив температуру фотонов. Таким образом, отношение температуры фотонов до и после аннигиляции электрона и позитрона такое же, как отношение температуры нейтрино и фотонов в текущем Режиме 2. Чтобы найти это отношение, мы предполагаем, что энтропия   s   Вселенной приблизительно сохранилась при аннигиляции электрона и позитрона. Затем, используя

${\displaystyle s\propto g\,T^{3}~,}$

где   g   — эффективное число степеней свободы , а T — температура плазмы или фотона. После прекращения реакций энтропия   s   должна оставаться приблизительно «застрявшей» для всех температур ниже температуры отсечки, и мы обнаруживаем, что

${\displaystyle {\frac {\;T_{1}\;}{T_{2}}}=\left({\frac {\;g_{2}\;}{g_{1}}}\right)^{\tfrac {1}{3}}~,}$

Здесь обозначает самую низкую температуру, при которой рождение и аннигиляция пар находились в равновесии; и обозначает температуру после того, как температура упала ниже температуры сдвига режима , после того, как оставшиеся, но больше не обновляемые, пары электрон – позитрон аннигилировали и внесли вклад в общую энергию фотонов. Связанные температуры и являются одновременными температурами фотонов ( γ ) и нейтрино ( ν ) соответственно, чье отношение остается «застрявшим» на том же значении на неопределенный срок, после ${\displaystyle \;T_{1}\propto T_{\mathrm {\nu } }\;}$ ${\displaystyle \;T_{2}\propto T_{\mathrm {\gamma } }\;}$ ${\displaystyle \;T_{1}\;}$ ${\displaystyle \;T_{\mathrm {\gamma } }\;}$ ${\displaystyle \;T_{\mathrm {\nu } }\;}$ ${\displaystyle \;T_{\mathrm {\gamma } }<T_{1}\;.}$

Фактор определяется суммой, основанной на видах частиц, участвующих в исходной равновесной реакции: ${\displaystyle \;g_{1}\;}$

+ 2 для каждого фотона (или других безмассовых бозонов , если таковые имеются). ^[3]

+   ⁠7/4⁠   для каждого электрона, позитрона или другого фермиона . ^[3]

В то время как коэффициент равен просто 2, поскольку текущий режим касается только фотонов, находящихся в тепловом равновесии максимум с самими собой. ^[3] ${\displaystyle \;g_{2}\;}$

Так

${\displaystyle {\frac {\;T_{\mathrm {\nu } }\;}{T_{\mathrm {\gamma } }}}={\frac {\;T_{1}\;}{T_{2}}}=\left({\frac {\;g_{2}\;}{g_{1}}}\right)^{\tfrac {1}{3}}=\left({\frac {2}{\;2+{\tfrac {7}{4}}+{\tfrac {\,7\,}{4}}\;}}\right)^{\tfrac {\,1\,}{3}}=\left({\frac {4}{\;11\;}}\right)^{\tfrac {\,1\,}{3}}\approx {0.714}~.}$

Поскольку температура космического фотонного фона в настоящее время охладилась до ^[4], следует, что температура нейтринного фона в настоящее время составляет ${\displaystyle \;T_{\mathrm {\gamma } }=2.725\,\mathrm {K} ~,}$

${\displaystyle \;T_{\mathrm {\nu } }\approx {1.95}\,\mathrm {K} ~.}$

Приведенное выше обсуждение технически справедливо для безмассовых нейтрино, которые всегда являются релятивистскими. Для нейтрино с ненулевой массой покоя при низкой температуре, когда нейтрино становятся нерелятивистскими, описание в терминах температуры не подходит. Другими словами, когда тепловая энергия нейтрино ( k — постоянная Больцмана ) падает ниже энергии массы покоя в случае низкой температуры, вместо этого следует говорить о коллективной плотности энергии нейтрино , которая остается как релевантной, так и четко определенной. ${\displaystyle \;{\frac {3}{2}}\,k\,T_{\mathrm {\nu } }\;}$ ${\displaystyle \;m_{\mathrm {\nu } }\,c^{2}\;;}$

Косвенные доказательства

Релятивистские нейтрино вносят вклад в плотность энергии излучения Вселенной ρ _R , обычно параметризуемую в терминах эффективного числа видов нейтрино N _ν :

${\displaystyle \rho _{\mathrm {R} }={\frac {\pi ^{2}}{15}}T_{\mathrm {\gamma } }^{4}(1+z)^{4}\left[1+{\frac {7}{8}}N_{\mathrm {\nu } }\left({\frac {4}{11}}\right)^{\frac {4}{3}}\right],}$

где z обозначает красное смещение . Первый член в квадратных скобках обусловлен реликтовым излучением, второй — C ν B. Стандартная модель с ее тремя видами нейтрино предсказывает значение N _ν ≃3.046 , ^[5] включая небольшую поправку, вызванную нетепловым искажением спектров во время аннигиляции e + × e − . Плотность излучения оказала большое влияние на различные физические процессы в ранней Вселенной, оставив потенциально обнаруживаемые отпечатки на измеримых величинах, что позволяет нам вывести значение N _ν из наблюдений.

Нуклеосинтез Большого Взрыва

Из-за его влияния на скорость расширения Вселенной во время нуклеосинтеза Большого взрыва (BBN), теоретические ожидания первичного содержания легких элементов зависят от N _ν . Астрофизические измерения первичного4Они2Драспространенности приводят к значению N _ν =3.14+0,70
−0,65при 68% cl ^[6], что очень хорошо согласуется с ожиданиями Стандартной модели.

Из космического микроволнового фона

Анизотропия и структурообразование

Присутствие C ν B влияет на эволюцию анизотропии РИ, а также на рост возмущений материи двумя способами: из-за его вклада в плотность излучения Вселенной (которая определяет, например, время равенства материи и излучения), и из-за анизотропного напряжения нейтрино, которое гасит акустические колебания спектров. Кроме того, свободно текущие массивные нейтрино подавляют рост структуры в малых масштабах. Пятилетние данные космического аппарата WMAP в сочетании с данными о сверхновых типа Ia и информацией о шкале акустических колебаний барионов дали N _ν = 4.34+0,88
−0,86при 68% cl , ^[7] предоставляя независимое подтверждение ограничений BBN. ​​Сотрудничество космических аппаратов Planck опубликовало самую точную границу на сегодняшний день для эффективного числа видов нейтрино, при N _ν =3,15 ± 0,23 . ^[8]

Фазовые изменения

Космология Большого взрыва делает много предсказаний о C ν B, и есть очень веские косвенные доказательства того, что космический нейтринный фон существует, как из предсказаний нуклеосинтеза Большого взрыва обилия гелия, так и из анизотропии в космическом микроволновом фоне . Одно из этих предсказаний заключается в том, что нейтрино оставят тонкий отпечаток на космическом микроволновом фоне (CMB). Хорошо известно, что CMB имеет нерегулярности. Некоторые из флуктуаций CMB были примерно регулярно распределены из-за эффекта барионных акустических колебаний . Теоретически, разделенные нейтрино должны были иметь очень небольшое влияние на фазу различных флуктуаций CMB. ^{[1] [2]}

В 2015 году было сообщено, что такие сдвиги были обнаружены в РКФ. Более того, флуктуации соответствовали нейтрино почти точно той температуры, которую предсказывает теория Большого взрыва ( 1,96 ± 0,02 К по сравнению с предсказанием 1,95 К), и ровно трем типам нейтрино, тому же числу ароматов нейтрино, которое в настоящее время предсказывает Стандартная модель . ^{[1] [2]}

Перспективы прямого обнаружения

Подтверждение существования этих реликтовых нейтрино может быть возможным только путем их прямого обнаружения с помощью экспериментов на Земле. Это будет сложно, поскольку нейтрино, которые составляют C ν B, являются нерелятивистскими, в дополнение к тому, что они лишь слабо взаимодействуют с обычной материей, и поэтому любой эффект, который они оказывают в детекторе, будет трудно идентифицировать. Один из предложенных методов прямого обнаружения C ν B заключается в использовании захвата космических реликтовых нейтрино на тритии, т.е. ³ H, что приводит к индуцированной форме бета-распада . ^[9]

Нейтрино C ν B приведут к образованию электронов посредством реакции

${\displaystyle \mathrm {\nu } +{}^{3}\mathrm {H} \rightarrow {}^{3}\mathrm {He} +e^{-}~,}$

в то время как основной фон исходит от электронов, образующихся в результате естественного бета-распада.

${\displaystyle {}^{3}\mathrm {H} \rightarrow {}^{3}\mathrm {He} +e^{-}+\mathrm {\bar {\nu }} ~.}$

Эти электроны будут обнаружены экспериментальной аппаратурой для измерения размера C ν B. Последний источник электронов гораздо более многочислен, однако их максимальная энергия меньше средней энергии C ν B-электронов на величину, вдвое превышающую среднюю массу нейтрино. Поскольку эта масса мала, порядка нескольких эВ или меньше, такой детектор должен иметь превосходное энергетическое разрешение, чтобы отделить сигнал от фона. Один из таких предлагаемых экспериментов называется PTOLEMY, он будет состоять из 100 г тритиевой мишени. ^[10] Демонстрационный образец детектора (с примерно 0,2 г трития) должен быть готов к 2025 году. ^[11]

Смотрите также

• Космическое фоновое излучение
• Темная материя
• Рассеянный фон нейтрино сверхновой
• Гравитационно-волновой фон

Примечания

1. Символ ν (курсив ν ) — греческая буква nu , стандартный символ физики элементарных частиц для нейтрино . В этой статье он набран математическим шрифтом, чтобы помочь отличить его форму от чрезвычайно похожей строчной латинской буквы "v", которая в шрифте без засечек идентична: греческая "ν" против латинской "v".
2. Исключение составляют ядерные процессы внутри звезд и белых карликов . Они производят «горячие» нейтрино, в отличие от «холодных» C ν B. См. Нейтрино § Солнечные .
3. Все взаимодействия нейтрино, которые измеряются в современных детекторах частиц, связаны с нейтрино, вновь созданными на Солнце , ядерных реакторах , оружии , ускорителях частиц , столкновениях космических лучей и сверхновых . Даже среди них только нейтрино с самыми высокими кинетическими энергиями могут быть обнаружены. Это своего рода ситуация «проигрыш-проигрыш»: чем ниже кинетическая энергия нейтрино, тем ниже вероятность его взаимодействия с веществом, и тем слабее, менее заметным будет ответ вещества, даже если произойдет какое-то редкое событие.

Ссылки

1. Фоллин, Брент; Нокс, Ллойд; Миллеа, Мариус; Пан, Чжэнь (2015). «Первое обнаружение сдвига фазы акустических колебаний, ожидаемого от космического нейтринного фона». Physical Review Letters . 115 (9): 091301. arXiv : 1503.07863 . Bibcode :2015PhRvL.115i1301F. doi :10.1103/PhysRevLett.115.091301. PMID  26371637. S2CID  24763212.
2. «Обнаружены космические нейтрино, подтверждающие последнее великое предсказание Большого взрыва». Forbes . Начинается со взрыва. 9 сентября 2016 г.
   Выше представлен новостной репортаж об оригинальной научной статье: ^[1]
3. Weinberg, S. (2008). Космология. Oxford University Press . стр. 151. ISBN 978-0-19-852682-7.
4. Fixsen, Dale; Mather, John (2002). "Спектральные результаты прибора Far-Infrared Absolute Spectrophotometer на COBE". Astrophysical Journal . 581 (2): 817–822. Bibcode :2002ApJ...581..817F. doi : 10.1086/344402 .
5. Мангано, Джанпьеро и др. (2005). «Развязка реликтовых нейтрино, включающая осцилляции ароматов». Nuclear Physics B. 729 ( 1–2): 221–234. arXiv : hep-ph/0506164 . Bibcode : 2005NuPhB.729..221M. doi : 10.1016/j.nuclphysb.2005.09.041. S2CID  18826928.
6. Cyburt, Richard; et al. (2005). «Новые пределы BBN в физике за пределами стандартной модели из He-4». Astroparticle Physics . 23 (3): 313–323. arXiv : astro-ph/0408033 . Bibcode : 2005APh....23..313C. doi : 10.1016/j.astropartphys.2005.01.005. S2CID  8210409.
7. Комацу, Эйитиро и др. (2011). «Семилетние наблюдения зонда анизотропии микроволнового излучения Уилкинсона (WMAP): космологическая интерпретация». Серия приложений к астрофизическому журналу . 192 (2): 18. arXiv : 1001.4538 . Bibcode : 2011ApJS..192...18K. doi : 10.1088/0067-0049/192/2/18. S2CID  17581520.
8. Ade, PAR; et al. (2016). "Planck 2015 results. XIII. Cosmological settings". Astronomy & Astrophysics . 594 : A13. arXiv : 1502.01589 . Bibcode :2016A&A...594A..13P. doi :10.1051/0004-6361/201525830. S2CID  119262962.
9. Cocco, AG; Mangano, G.; Messina, M. (2007). «Исследование низкоэнергетического нейтринного фона с захватом нейтрино на бета-распадающихся ядрах». Журнал космологии и астрочастичной физики . 0706 (15): 082014. arXiv : hep-ph/0703075 . doi : 10.1088/1742-6596/110/8/082014 . S2CID  16866395.
10. Беттс, С. и др. (Сотрудничество с PTOLEMY) (2013). «Разработка эксперимента по обнаружению реликтовых нейтрино в PTOLEMY: Принстонская тритиевая обсерватория для изучения света, ранней Вселенной, выхода массивных нейтрино». arXiv : 1307.4738 [astro-ph.IM].
11. Мангано, Джанпьеро и др. (совместная работа с PTOLEMY) (2019). «Нейтринная физика с проектом PTOLEMY». Журнал космологии и астрочастичной физики . 07 : 047. arXiv : 1902.05508 . doi : 10.1088/1475-7516/2019/07/047. S2CID  119397039.