Fondo de neutrinos cósmicos

La radiación de fondo de partículas del universo está compuesta por neutrinos.

El fondo cósmico de neutrinos ( CNB o C ν B ^[a] ) es la radiación de partículas de fondo del universo compuesta por neutrinos . A veces se los conoce como neutrinos reliquia .

El C ν B es una reliquia del Big Bang ; mientras que la radiación de fondo de microondas cósmica (CMB) data de cuando el universo tenía 379.000 años, el C ν B se desacopló (se separó) de la materia cuando el universo tenía solo un segundo de antigüedad. Se estima que hoy, el C ν B tiene una temperatura de aproximadamente1,95  kilos .

Como los neutrinos rara vez interactúan con la materia, estos neutrinos todavía existen hoy. Tienen una energía muy baja, alrededor de 10 ⁻⁴ a 10 ⁻⁶ eV . ^{[1] [2]} Incluso los neutrinos de alta energía son notoriamente difíciles de detectar , y el C ν B tiene energías alrededor de 10 ¹⁰  veces más pequeñas, por lo que el C ν B puede no ser observado directamente en detalle durante muchos años, si es que se logra. ^{[1] [2]} Sin embargo, la cosmología del Big Bang hace muchas predicciones sobre el C ν B, y hay evidencia indirecta muy sólida de que el C ν B existe. ^{[1] [2]}

Estimación de temperatura

Dada la temperatura del fondo cósmico de microondas (CMB), se puede estimar la temperatura del fondo cósmico de neutrinos (C ν B). Implica un cambio entre dos regímenes:

Régimen 1

El estado original del universo es un equilibrio térmico, cuya etapa final tiene fotones y leptones creándose libremente entre sí mediante aniquilación (los leptones crean fotones) y producción de pares (los fotones crean leptones). Este fue el estado más breve, justo después del Big Bang. Su última etapa involucra solo los fermiones de menor masa posible que interactúan con los fotones: electrones y positrones .

Régimen 2

Una vez que el universo se ha expandido lo suficiente como para que el plasma de fotones y leptones se haya enfriado hasta el punto en que los fotones del Big Bang ya no tienen suficiente energía para la producción de pares de leptones de menor masa/energía, los pares electrón - positrón restantes se aniquilan. Los fotones que crean se enfrían y, por lo tanto, no pueden crear nuevos pares de partículas. Este es el estado actual de la mayor parte del universo. ^[b]

A temperaturas muy altas, antes de que los neutrinos se desacoplaran del resto de la materia, el universo estaba formado principalmente por neutrinos, electrones , positrones y fotones , todos en equilibrio térmico entre sí. Una vez que la temperatura descendió a aproximadamente2,5  MeV ( K), los neutrinos se desacoplaron del resto de la materia y, para efectos prácticos, todas las interacciones de leptones y fotones con estos neutrinos se detuvieron. ^[c] ${\displaystyle 17.4\times 10^{9}}$

A pesar de este desacoplamiento, los neutrinos y los fotones permanecieron a la misma temperatura mientras el universo se expandía como un "fósil" del Régimen 1 anterior, ya que ambos se enfrían de la misma manera por el mismo proceso de expansión cósmica , a partir de la misma temperatura inicial. Sin embargo, cuando la temperatura cayó por debajo del doble de la masa del electrón, la mayoría de los electrones y positrones se aniquilaron , transfiriendo su calor y entropía a los fotones, aumentando así la temperatura de los fotones. Por lo tanto, la relación de la temperatura de los fotones antes y después de la aniquilación electrón-positrón es la misma que la relación de la temperatura de los neutrinos y los fotones en el actual Régimen 2. Para encontrar esta relación, suponemos que la entropía   s   del universo se conservó aproximadamente por la aniquilación electrón-positrón. Luego, utilizando

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

donde   g   es el número efectivo de grados de libertad y T es la temperatura del plasma o fotón. Una vez que cesan las reacciones, la entropía   s   debería permanecer aproximadamente "estancada" para todas las temperaturas por debajo de la temperatura de corte, y encontramos que

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

Aquí denota la temperatura más baja donde la producción y aniquilación de pares estaban en equilibrio; y denota la temperatura después de que la temperatura cayera por debajo de la temperatura de cambio de régimen , después de que los pares electrón - positrón restantes, pero ya no renovados, se hubieran aniquilado y contribuido a la energía total de los fotones. Las temperaturas relacionadas y son las temperaturas simultáneas de los fotones ( γ ) y los neutrinos ( ν ) respectivamente, cuya relación permanece "estancada" en el mismo valor indefinidamente, después de ${\displaystyle \;T_{1}\propto T_{\mathrm {\nu } }\;}$ ${\displaystyle \;T_{2}\propto T_{\mathrm {\gamma } }\;}$ ${\displaystyle \;T_{1}\;}$ ${\displaystyle \;T_{\mathrm {\gamma } }\;}$ ${\displaystyle \;T_{\mathrm {\nu } }\;}$ ${\displaystyle \;T_{\mathrm {\gamma } }<T_{1}\;.}$

El factor se determina mediante una suma, basada en las especies de partículas involucradas en la reacción de equilibrio original: ${\displaystyle \;g_{1}\;}$

+ 2 por cada fotón (u otros bosones sin masa , si los hay). ^[3]

+   ⁠7/4⁠   para cada electrón, positrón u otro fermión . ^[3]

Mientras que el factor es simplemente 2, ya que el régimen actual sólo concierne a los fotones, en equilibrio térmico como máximo consigo mismos. ^[3] ${\displaystyle \;g_{2}\;}$

Entonces

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

Dado que la temperatura de fondo de los fotones cósmicos se ha enfriado actualmente a ^[4], se deduce que la temperatura de fondo de los neutrinos es actualmente ${\displaystyle \;T_{\mathrm {\gamma } }=2.725\,\mathrm {K} ~,}$

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

La discusión anterior es técnicamente válida para los neutrinos sin masa, que siempre son relativistas. Para los neutrinos con una masa en reposo distinta de cero, a baja temperatura donde los neutrinos se vuelven no relativistas, una descripción en términos de temperatura no es apropiada. En otras palabras, cuando la energía térmica de los neutrinos ( k es la constante de Boltzmann ) cae por debajo de la energía de la masa en reposo en un caso de baja temperatura, uno debería hablar en cambio de la densidad de energía colectiva de los neutrinos , que sigue siendo relevante y bien definida. ${\displaystyle \;{\frac {3}{2}}\,k\,T_{\mathrm {\nu } }\;}$ ${\displaystyle \;m_{\mathrm {\nu } }\,c^{2}\;;}$

Evidencia indirecta

Los neutrinos relativistas contribuyen a la densidad de energía de radiación del universo ρ _R , normalmente parametrizada en términos del número efectivo de especies de neutrinos N _ν :

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

donde z denota el corrimiento al rojo . El primer término entre corchetes se debe al CMB, el segundo proviene de C ν B. El Modelo Estándar con sus tres especies de neutrinos predice un valor de N _ν ≃3.046 , ^[5] incluyendo una pequeña corrección causada por una distorsión no térmica de los espectros durante la aniquilación e + × e − . La densidad de radiación tuvo un impacto importante en varios procesos físicos en el universo temprano, dejando huellas potencialmente detectables en cantidades mensurables, lo que nos permite inferir el valor de N _ν a partir de las observaciones.

Nucleosíntesis del Big Bang

Debido a su efecto sobre la tasa de expansión del universo durante la nucleosíntesis del Big Bang (BBN), las expectativas teóricas para las abundancias primordiales de elementos ligeros dependen de N _ν . Mediciones astrofísicas de la nucleosíntesis primordial4Ély2DLas abundancias conducen a un valor de N _ν =3.14+0,70
-0,65al 68% cl , ^[6] en muy buen acuerdo con la expectativa del Modelo Estándar.

Del fondo cósmico de microondas

Anisotropías y formación de estructuras

La presencia de C ν B afecta la evolución de las anisotropías del CMB, así como el crecimiento de las perturbaciones de la materia de dos maneras: debido a su contribución a la densidad de radiación del universo (que determina, por ejemplo, el tiempo de igualdad materia-radiación), y debido a la tensión anisotrópica de los neutrinos, que amortigua las oscilaciones acústicas de los espectros. Además, los neutrinos masivos que fluyen libremente suprimen el crecimiento de la estructura en escalas pequeñas. Los datos de cinco años de la nave espacial WMAP combinados con datos de supernovas de tipo Ia e información sobre la escala de oscilación acústica bariónica arrojaron N _ν = 4.34+0,88
-0,86al 68% cl , ^[7] proporcionando una confirmación independiente de las restricciones de BBN. ​​La colaboración de la nave espacial Planck ha publicado el límite más estricto hasta la fecha sobre el número efectivo de especies de neutrinos, en N _ν =3,15 ± 0,23 . ^[8]

Cambios de fase

La cosmología del Big Bang hace muchas predicciones sobre el C ν B, y hay evidencia indirecta muy fuerte de que el fondo cósmico de neutrinos existe, tanto de las predicciones de la nucleosíntesis del Big Bang sobre la abundancia de helio, como de las anisotropías en el fondo cósmico de microondas . Una de estas predicciones es que los neutrinos habrán dejado una huella sutil en el fondo cósmico de microondas (CMB). Es bien sabido que el CMB tiene irregularidades. Algunas de las fluctuaciones del CMB estaban espaciadas de manera más o menos regular, debido al efecto de la oscilación acústica bariónica . En teoría, los neutrinos desacoplados deberían haber tenido un efecto muy leve en la fase de las diversas fluctuaciones del CMB. ^{[1] [2]}

En 2015 se informó de que se habían detectado tales cambios en el CMB. Además, las fluctuaciones correspondían a neutrinos de casi exactamente la temperatura predicha por la teoría del Big Bang ( 1,96 ± 0,02 K en comparación con una predicción de 1,95 K), y exactamente tres tipos de neutrinos, la misma cantidad de sabores de neutrinos que actualmente predice el Modelo Estándar . ^{[1] [2]}

Perspectivas para la detección directa

La confirmación de la existencia de estos neutrinos reliquia sólo puede ser posible detectándolos directamente mediante experimentos en la Tierra. Esto será difícil ya que los neutrinos que componen el C ν B no son relativistas, además de interactuar sólo débilmente con la materia normal, por lo que cualquier efecto que tengan en un detector será difícil de identificar. Un método propuesto de detección directa del C ν B es utilizar la captura de neutrinos reliquia cósmica en tritio, es decir, ³ H, lo que conduce a una forma inducida de desintegración beta . ^[9]

Los neutrinos del C ν B conducirían a la producción de electrones a través de la reacción

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

Mientras que el fondo principal proviene de electrones producidos a través de la desintegración beta natural.

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

Estos electrones serían detectados por el aparato experimental para medir el tamaño de los electrones C ν B. Esta última fuente de electrones es mucho más numerosa, sin embargo, su energía máxima es menor que la energía promedio de los electrones C ν B en el doble de la masa promedio del neutrino. Como esta masa es diminuta, del orden de unos pocos eV o menos, un detector de este tipo debe tener una excelente resolución energética para separar la señal del fondo. Uno de estos experimentos propuestos se llama PTOLEMY, que estará compuesto por 100 g de un blanco de tritio. ^[10] El demostrador del detector (con aproximadamente 0,2 g de tritio) debería estar listo para 2025. ^[11]

Véase también

• Radiación cósmica de fondo
• Materia oscura
• Fondo difuso de neutrinos de supernova
• Fondo de ondas gravitacionales

Notas

1. El símbolo ν ( ν cursiva ) es la letra griega nu , el símbolo estándar de la física de partículas para un neutrino . En este artículo, se presenta en una fuente matemática para ayudar a distinguir su forma de la extremadamente similar letra latina minúscula "v", que en una fuente sans-serif es idéntica: "ν" griega frente a "v" latina.
2. Las excepciones son los procesos nucleares en el interior de las estrellas y las enanas blancas , que producen neutrinos "calientes", a diferencia de los "fríos" C ν B. Véase Neutrino § Solar .
3. Las interacciones de neutrinos que se miden en los detectores de partículas actuales se dan con neutrinos recién creados en el Sol , reactores nucleares , armas , aceleradores de partículas , colisiones de rayos cósmicos y supernovas . Incluso entre ellos, solo los neutrinos con las energías cinéticas más altas son factibles de detectar. Es una situación en la que todos pierden: cuanto menor es la energía cinética de un neutrino, menor es su probabilidad de interactuar con la materia, y aún más leve, menos perceptible, será la respuesta de la materia incluso si ocurriera algún evento poco común.

Referencias

1. Follin, Brent; Knox, Lloyd; Millea, Marius; Pan, Zhen (2015). "Primera detección del cambio de fase de oscilación acústica esperado a partir del fondo cósmico de neutrinos". Physical Review Letters . 115 (9): 091301. arXiv : 1503.07863 . Bibcode :2015PhRvL.115i1301F. doi :10.1103/PhysRevLett.115.091301. PMID  26371637. S2CID  24763212.
2. "Se detectaron neutrinos cósmicos que confirman la última gran predicción del Big Bang". Forbes . Starts with a Bang. 9 de septiembre de 2016.
   Lo anterior es la cobertura periodística del artículo académico original: ^[1]
3. Weinberg, S. (2008). Cosmología. Oxford University Press . pág. 151. ISBN 978-0-19-852682-7.
4. Fixsen, Dale; Mather, John (2002). "Resultados espectrales del instrumento Far-Infrared Absolute Spectrophotometer en COBE". Astrophysical Journal . 581 (2): 817–822. Bibcode :2002ApJ...581..817F. doi : 10.1086/344402 .
5. Mangano, Gianpiero; et al. (2005). "Desacoplamiento de neutrinos relictos, incluidas las oscilaciones de sabor". Física nuclear B . 729 (1–2): 221–234. arXiv : hep-ph/0506164 . Código Bibliográfico :2005NuPhB.729..221M. doi :10.1016/j.nuclphysb.2005.09.041. S2CID  18826928.
6. Cyburt, Richard; et al. (2005). "Nuevos límites de BBN en la física más allá del modelo estándar a partir de 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. Komatsu, Eiichiro; et al. (2011). "Observaciones de siete años de la sonda de anisotropía de microondas Wilkinson (WMAP): interpretación cosmológica". The Astrophysical Journal Supplement Series . 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). "Resultados de Planck 2015. XIII. Parámetros cosmológicos". Astronomía y Astrofísica . 594 : A13. arXiv : 1502.01589 . Código Bibliográfico :2016A&A...594A..13P. doi :10.1051/0004-6361/201525830. S2CID  119262962.
9. Cocco, AG; Mangano, G.; Messina, M. (2007). "Investigación de fondos de neutrinos de baja energía con captura de neutrinos en núcleos en desintegración beta". Journal of Cosmology and Astroparticle Physics . 0706 (15): 082014. arXiv : hep-ph/0703075 . doi : 10.1088/1742-6596/110/8/082014 . S2CID  16866395.
10. Betts, S.; et al. (colaboración PTOLEMY) (2013). "Desarrollo de un experimento de detección de neutrinos relictos en PTOLEMY: Princeton Tritium Observatory for Light, Early-Universe, Massive-Neutrino Yield". arXiv : 1307.4738 [astro-ph.IM].
11. Mangano, Gianpiero; et al. (colaboración PTOLEMY) (2019). "Física de neutrinos con el proyecto PTOLEMY". Revista de Cosmología y Física de Astropartículas . 07 : 047. arXiv : 1902.05508 . doi :10.1088/1475-7516/2019/07/047. S2CID  119397039.