Квазиупругое взаимодействие нейтрино с ядрами и измерение параметров нейтринных осцилляций

• Автор: Буткевич, Анатолий Викторович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2010
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 205 с. : ил.

Оглавление
Введение

Глава L. Феноменология квазиупругого рассеяния лептонов на ядрах

1.1 Сечения квазиупругого рассеяния электронов на ядрах

1.2 Сечения квазиупругого рассеяния нейтрино на ядрах

1.3 Сечения процессов квазиупругого рассеяния лептонов на свободных нуклонах

1.4 Форм-факторы нуклонов

1.5 Адронные токи нуклонов, находящихся на вне массовой поверхности

Глава 2. Модели взаимодействия нуклонов в начальном и конечном состояниях

2.1 Модель независимых частиц и импульсное приближение

2.2 Релятивистские волновые функции связанных в ядре нуклонов в
приближении среднего поля
2.3 Распределение нуклонов по энергии и импульсу в коррелированных NN нарах
2.4 Плоско-волновые импульсные приближения: RPWIA и PVVIA
2.5 Релятивистская модель искажённых волн в импульсном приближении
2.6 Инклюзивные сечения с учетом взаимодействия нуклонов в конечном состоянии с остаточным ядром
Глава 3. Результаты расчетов сечений процессов квазиупругого рассеяния лептонов на ядрах
3.1 Программа LEA и исходные данные для расчетов
3.2 Сечения эксклюзивных реакций рассеяния электронов и (анти)нейтрино
на ядрах углерода и кислорода
3.3 Точность расчетов дифференциальных сечений (е, е'р) реакции в RDWIA приближении
3.4 Инклюзивные сечения квазиупругого рассеяния электронов на ядрах углерода и кислорода
3.5 Инклюзивные сечения квазиупругого рассеяния (анти)нейтрино на ядрах углерода и кислорода
3.6 Полные сечения квазиупругого рассеяния (антп)нейтрино заряженным током на ядрах углерода и кислорода
3.7 Влияние ядерных эффектов на дифференциальное da/dQ2 сечение
и определение аксиальной массы Ма
Глава 4. Восстановление энергии нейтрино в квазиупругих событиях
4.1 Отбор квазиупругих событий
4.2 Кинематический метод восстановления энергии нейтрино в квази-упругпх событиях
4.3 Точность восстановления энергии нейтрино кинематическим методом
4.4 Точность восстановления энергии нейтрино калориметрическим методом
Заключение
Приложение А. Адронный тензор для процессов квазиупругого рассеяния электронов
Приложение В. Адронные тензоры для процессов квазиупругого рассеяния нейтрино
Литература

Введение г
Физика нейтрино играет уникальную роль в исследованиях свойств слабых взаимодействий. Но еще важнее то, что изучение нейтрино может дать новые компоненты будущих теоретических описаний физики элементарных частиц.
Стандартная Модель элементарных частиц в состоянии описать физику всех известных слабых и электромагнитных взаимодействий, включая все экспериментальные данные, полученные при энергиях достижимых на современных ускорителях. Несмотря на такой успех, эта модель, в своем нынешнем виде, не в состоянии ни предсказать массы фермионов, ни объяснить почему существуют несколько семейств фермионов (электрон, мюон, тау-лептон, их нейтрино и соответствующие кварковые семейства). Изучение свойств нейтрино является одним из направлений, которые могут привести к расширению Стандартной Модели.
Особенно это стало очевидным благодаря результатам экспериментов с атмосферными [1-4], солнечными [5-12], реакторными [13] и ускорительными нейтрино [14, 15]. Было установлено, что нейтрино рождённое в определенном слабом состоянии иа (нейтрино с определённым ароматом: ие,и.ит) после прохождения макроскопических расстояний может быть зарегистрировано в другом слабом состоянии, т. е. нейтрино осциллируют. Одно из простых объяснений этого явления - нейтрино имеют массу и, аналогично кваркам, являются суперпозицией собственных состояний нейтрино гд. Гипотеза о возможности смешивания нейтрино была предложена Б. М. Понтекорво [16, 17],
3. Маки, М. Накагава и С. Саката [18].
Собственные массовые состояния нейтрино щ, і=1,2,3 имеют определённые массы ті, причём гп ф ті ф т3, и слабые состояния иа могут быть представлены в виде суперпозиции массовых состояний уа — Пшгд, где

где R - коэффициент отдачи (1.10), єх = та + и — Єв, а
I | л) (а4сс | Bf, Рх).

Общий ковариантный вид адронного тензора для слабого тока
рассматривался в работах [113, 122, 123]. В Приложении В приведены кова-риантные разложения тензоров (В.1) но структурным функциям W;,
а также результат (В.2) их свёртки с леитонным тензором. Подставив (В.2) в (1.19), получим выражение для нейтринного эксклюзивного сечения рассеяния заряженным и нейтральным токами
1 _ ІРх£х Р,2(сс)(псЩ II. |рГ,. р(сс)(пс) . р(сс)(пс) р(сс)(пс) _ 0 ,
W fhmR0 +VtRT +VTTRtt 20 + угсЯпс> + - v0xR(0rxc)(nc)) cosФ — vnzR[Q~)[nc)
+ /i[v(Jf)(nc) sil1 Ф + 4~c)(nc) сов Ф) - v0y(R$finc) sin Ф
+ /?£c)(nc) cos 0) - а,у/?(“)С"с)]. (1.20)
Как и в случае рассеяния электронов, нейтринные эксклюзивные функции отклика зависят от Q2,u>, |рх| и 0Х.
Сечение нейтринного инклюзивного процесса (1.2) имеет вид («ом ! |fe/|G2(“)M -(„,НН
defdhj - T~L>“'W * L21)
где Wnc) - инклюзивный адронный тензор. В Приложении В даны общий ковариантный вид этого тензора (В.5) и результат произведения лептонного и адронного тензоров (В.6). После подстановки (В.6) в (1.21) получим выражение для инклюзивного сечения
с/30-(сс)(п<-) 2(сс)(пс) (Ci.)(nc) (сс)(пс) -р(сс)(пс) -(сс)(пс)
dEfdnf = (2тг)2 lfcllw°0 +н2гД2г
-/m7?i“)M), (1.22)
—(сс) (пс)
где ' - ядерные нейтринные инклюзивные функции отклика, зависящие
от Q2 и (У.