Нейтринные осцилляции (стр. 5 из 7)
( 2.6)с углом смешивания
. Область для 
выше 10 эВ2 была отвергнута недавними данными CCFR и данными NOMAND [11]. Группа LSND в своём докладе [12] сообщила предварительные данные о 
осцилляциях с разностью квадратов масс и углом смешивания в сходном интервале.2.4. Горячая тёмная материя Вселенной
Всё больше оснований, что более 90% массы во Вселенной можно регистрировать только с помощью её гравитационных эффектов. Похоже, что это тёмное вещество является смесью
частиц, которые были релятивистскими во времена ранней Вселенной (горячая тёмная материя), и 
частиц, которые были не релятивистскими (холодная тёмная материя). Такая смесь очень хорошо согласуется со всеми космологическими данными [13] .Если принять такую картину смеси тёмной материи, то подходящий кандидат на роль горячей тёмной материи – одно или несколько разновидностей нейтрино с суммарной массой
, где h=0.5 (постоянная Хаббла в единицах 100 
), FH=0.2 (часть тёмной материи, которая горячая), и Ώ=1 (отношение плотности Вселенной к скрытой плотности).Обычно предполагают, что горячая материя это
. Однако, если дефицит атмосферного нейтрино объяснить осцилляциями 
, то 
одно не может быть горячей материей. Значит, массы и 
должны быть близки друг к другу. Интересно, что если взамен единственной нейтрино с энергией 
, разделить между двумя или среди трёх разновидностей нейтрино, то такая модель лучше подходит для структуры Вселенной, и особенно для понимания отклонения плотности вещества с расстоянием [14].Массивные нейтрино нужны астрофизикам по двум причинам. Во-первых, для объяснения природы невидимых корон галактик. Во-вторых, с помощью тех же нейтринных облаков можно решить некоторые трудности в образовании галактик.
Если нейтрино безмассово, то реликтовое нейтрино всех сортов (а их общее количество по оценкам составляет около 500 штук в см3) не внесут сколько-нибудь заметного вклада в общую плотность вещества. Совсем другая ситуация возникает если нейтрино имеет массу. В этом случае более 95% массы (энергии) приходится на долю нейтринного излучения. И это кардинально меняет наши представления о структуре и будущем Вселенной, поскольку эволюция Вселенной существенно зависит от плотности вещества в ней.
Если считать, что масса нейтрино равна нулю, то согласно современным представлениям Вселенная будет бесконечно расширяться. Однако если нейтрино имеет массу, то расширение через некоторое время сменится сжатием. “Хотя это случится не скоро (расширение в ближайшие 20 миллиардов лет нам гарантированно), вопрос о далёком будущем, конечно же, является принципиально важным и волнующем” (Я.Б.Зельдович).
2.5. Двойной β-распад.
Существование двойного β-распада было предсказано чуть позже (1935 г.), чем существование нейтрино. При обычном β-распаде в ядре А(Z,N) один нейтрон превращается в протон, ядро переходит в A(Z+1,N – 1), испуская электрон и антинейтрино. В достаточно редких случаях оказывается энергетически выгодным двойной β-распад. При нём переход выглядит следующим образом: A(Z,N)
A(Z+2,N – 2). Он происходит непосредственно между этими ядрами, если энергия промежуточного ядра A(Z+1,N – 1) выше, чем у A(Z,N) (рис. 4). 
Рисунок.4. Энергетические уровни трёх ядер. Ядро Z,N способно испытывать двойной β-распад.
Превращение двух нейтронов в два протона может происходить независимо:
( 2.7) ( 2.8) 
( 2.9) 
( 2.10)При этом происходит одновременно слабый переход двух d-кварков в два u-кварка и испускается два нейтрино (рис. 5.). В этом случае распад называется двух нейтринным.
Этот же процесс может происходить и не независимо:
( 2.11)  |
( 2.12) 
( 2.13) 
( 2.14)При этом виртуальное нейтрино, испущенное одним кварком, поглощается другим кварком (рис. 6). В этом случае распад называется без нейтринным. Этот процесс возможен только если нейтрино майораново, так как лептонный заряд в этом процессе не сохраняется. В стандартной теории слабого взаимодействия лептонное число сохраняется. Если, однако, нейтрино обладают майорановыми массами, то лептонное число не сохраняется. При этом вместо трёх нейтрино и трёх антинейтрино, мы ммеем дело с шестью истинно нейтральными, так называемыми майорановыми нейтрино.
Рисунок 5. Рисунок 6.
Поиски двойного без нейтринного двойного β-распада накладывают строгие ограничения на нейтринные массы. Эксперимент Heidelberg – Moscow
[15] обеспечил самый строгий верхний предел на эффективную майорановскую массу нейтрино: 
.3. Некоторые эксперименты по регистрации нейтрино.
3.1. Детекторы солнечных нейтрино.
Все способы регистрации солнечных нейтрино делятся на три категории: 1) радиохимический 2) геохимический 3) рассеяние электронов.
1)Радиохимические детекторы. В этом методе
из Солнца попадают в детектор, содержащий некоторое число ядер Х, которые претерпевают обратный бета распад: 
( 3.1)Детекторы некоторое время облучают
и потом наблюдают ядра Y. Ядра Y выделяют химическим способом, и их число даёт скорость захвата нейтрино. В качестве материала мишени можно использовать ядра указанные в таблице 4. | Начальные ядра Х | Конечные ядра Y | Порог реакции (МэВ) | Период полураспада для Y | Скорость захвата в SNU |
| 37Cl | 37Ar | 0.814 | 35 дней |  |
| 71Ga | 71Ge | 0.233 | 11.4 дня |  |
| 7Li | 7Be | 0.862 | 53.4 дня |  |
| 127I | 127Xe | 0.789 | 36 дней |  |
| 81Br | 81Kr | 0.470 |  лет |  |
| 98Mo | 98Tc | 1.680 |  лет |  |
| 205Tl | 205Pb | 0.062 |  лет |  |
Таблица 4.
Продукты реакции радиоактивны. Следовательно, нельзя облучать детектор неопределённо долгое время, перед тем, как пытаться регистрировать ядра Y.
Выгода радиохимических детекторов заключается в том, что они могут регистрировать низко энергетические нейтрино. Порог, конечно, зависит от материала. В
, например, порог настолько низкий, что могут регистрироваться даже низко энергетические рр нейтрино. Недостаток этих детекторов заключается в том, что ничего нельзя сказать времени прибытия нейтрино и энергии нейтринного захвата.