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Tesis Doctoral

Medición del flujo de neutrinosMedición del flujo de neutrinoscósmicos ultra energéticos mediantecósmicos ultra energéticos mediante

detectores de superficiedetectores de superficie

Pieroni, Pablo Emanuel

2016-03-14

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Pieroni, Pablo Emanuel. (2016-03-14). Medición del flujo de neutrinos cósmicos ultra energéticosmediante detectores de superficie. Facultad de Ciencias Exactas y Naturales. Universidad deBuenos Aires.

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Pieroni, Pablo Emanuel. "Medición del flujo de neutrinos cósmicos ultra energéticos mediantedetectores de superficie". Facultad de Ciencias Exactas y Naturales. Universidad de BuenosAires. 2016-03-14.

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UNIVERSIDAD DE BUENOS AIRES

Facultad de Ciencias Exactas y Naturales

Departamento de F́ısica

Medición del flujo de neutrinos cósmicos ultraenergéticos mediante detectores de superficie

Tesis presentada para optar al t́ıtulo de Doctor de la Universidad de BuenosAires en el área de Ciencias F́ısica

Pablo Emanuel Pieroni

Directores de Tesis: Ricardo Piegaia y Jaime Alvarez MuñizConsejero de Estudios: Rodolfo Sassot

Lugar de trabajo: Departamento de F́ısica, Facultad de Ciencias Exactas y Natu-rales, Universidad de Buenos Aires.

Fecha de defensa: 14/03/2016

Medición del flujo de neutrinos cósmicos ultra energéti-cos mediante detectores de superficie

Resumen:

Esta Tesis estudia la medición de neutrinos cósmicos ultra energéticos mediantedetectores de superficie. Básicamente existen dos mecanismos a través de los cualeslos neutrinos en el rango del EeV pueden inducir señales distinguibles a nivel desuperficie. El primero consiste en la interacción de un neutrino en la atmósfera,via corrientes cargadas o neutras, y la subsiguiente producción de una cascadaatmosférica extendida descendente. El segundo se basa en la interacción de unneutrino tau en la corteza terrestre al atravesarla de manera rasante. Este procesoda lugar a un leptón tau capaz de escapar hacia la atmósfera e iniciar en sudecaimiento una lluvia extendida ascendente de alto ángulo. En ambos casos,cuando la cascada se inicia cerca del detector, existen caracteŕısticas en la señalproducida, relacionadas con la presencia de componente electromagnética en lalluvia, que permiten discriminar este tipo de eventos del fondo dominante debidoa rayos cósmicos de origen hadrónico.

Este trabajo se divide en dos partes, que abordan dos tecnoloǵıas diferentespara estudiar las lluvias atmosféricas producidas por neutrinos. La primera partetrata la búsqueda de neutrinos basada en la interacción de las part́ıculas de lalluvia con el Detector de Superficie del Observatorio Pierre Auger. En particular sedescribe el procedimiento de identificación, las posibles fuentes de fondo, el métododesarrollado para calcular la exposición y sus incertezas sistemáticas asociadas enla búsqueda. Asimismo, se presenta por primera vez la integración de los distintosanálisis complementarios desarrollados en Auger, que incluyen dos criterios dereconocimiento de neutrinos descendentes y uno de neutrinos rasantes, en un únicoresultado, aśı como la inclusión del envejecimiento del detector en el cálculo de laexposición. Ningún candidato a neutrino fue encontrado en los datos adquiridosentre el 1 de enero de 2004 y el 20 de junio de 2013. Suponiendo un flujo diferencialt́ıpico Φ(Eν) = k · E−2ν y una relación entre sabores de 1 : 1 : 1, se fijó un ĺımitesobre el flujo de neutrinos de cada sabor, de k < 6.4 × 10−9 GeV cm−2 s−1 sr−1con un nivel de confianza del 90% en el rango de 1.0× 1017 eV - 2.5× 1019 eV, elmás estricto hasta la fecha.

En la segunda parte de este trabajo se estudia el potencial de la detecciónde las ondas de radio producidas por lluvias atmosféricas para identificar aque-llas producidas por neutrinos, y se investigan las capacidades y limitaciones de unarreglo de antenas de radio a la hora de detectar neutrinos ultra energéticos rasan-tes. Para ello se utilizaron simulaciones que incluyen la interacción del neutrino en

ii

la Tierra, el decaimiento del leptón tau en la atmósfera, el subsiguiente desarrollode la lluvia atmosférica extendida con producción de radiación electromagnéticaen frecuencias de radio, y la generación de la señal en las antenas del detector. Apartir de estas simulaciones se desarrollaron algoritmos de reconstrucción e iden-tificación que permiten distinguir eventos iniciados por neutrinos de los generadospor el fondo de lluvias hadrónicas. Se utilizaron estos criterios para calcular laexposición que podŕıan alcanzar detectores de diferentes tamaños y topoloǵıas,concluyendo que la técnica puede ser competitiva para la siguiente generación dedetectores de neutrinos.

Palabras claves: rayos cósmicos, neutrinos UHE, neutrinos cosmogénicos, Ob-servatorio Pierre Auger, cascadas atmosféricas, emisión y detección de ondas deradio.

Measurement of the ultra high energy cosmic neutrinoflux by means of surface detectors.

Abstract:

This Thesis studies the measurement of ultra energetic cosmic neutrino bymeans of surface detectors. There are basically two mechanisms by which neutrinosin the EeV range may induce surface level distinguishable signals. The first oneconsists in the interaction of a neutrino in the atmosphere, either through chargedor neutral currents, and the subsequent production of a down-going extended airshower. The second one is based on the interaction of an earth skimming tauneutrino in the earth crust. This process gives rise to a tau lepton that can escapeinto the atmosphere and start in its decay a high angle extended air shower. Inboth cases, when the shower starts near the detector, characteristics related tothe presence of an electromagnetic component allow to discriminate this kind ofevents from the dominant hadronic cosmic ray background.

This work is divided in two parts, which address two different technologies tostudy atmospheric showers induced by neutrinos. The first one deals with neutrinosearches based in the interaction of shower particles with the Surface Detector ofthe Pierre Auger Observatory. In particular a detailed description is presented ofthe identification procedure, the possible background sources, the method deve-loped to compute the exposure and its systematic uncertanties. Additionally, theintegration of the different complementary neutrino search analyses developed inAuger is presented for the first time, which include two criteria to recognise down-going neutrinos and one for earth-skimming neutrinos, as well as the inclusionof detector ageing in the exposure calculation. No candidate neutrinos have beenfound in the data collected from 1 January 2004 to 20 June 2013. Assuming a dif-ferential flux Φ(Eν) = k ·E−2ν and a flavor relation of 1 : 1 : 1, we place a 90% CLupper limit on the single flavour neutrino flux of k < 6.4×10−9 GeV cm−2 s−1 sr−1in the energy range from 1.0× 1017 eV - 2.5× 1019 eV, the most stringent to thisdate.

The second part of this work studies the potential of the detection of the radiowaves produced by atmospheric showers to identify those induced by neutrinos,as well as the capabilities and limitations of an antenna array to detect ultra highenergy earth-skimming neutrinos. This involved simulations of the different inter-vening processes, including the neutrino interaction in the Earth, the tau leptondecay in the atmosphere, the subsequent development of the shower includingthe production of electromagnetic radiation in radio frecuencies, and the signalproduction in the detector antennas. From these simulations, reconstruction and

ii

identification algorithms were developed that allow to distinguish events initiatedby neutrinos from the hadronic background. Finally these criteria were used tocompute the exposure achieved by detectors with different sizes and topologies,concluding that the technique can be a competitive option in the next generationof neutrinos detectors.

Keywords: cosmic rays, UHE neutrinos, cosmogenic neutrinos, Pierre AugerObservatory, atmospheric showers, emission and detection of radio waves

Agradecimientos

“Cada hombre es lo que hace con lo que hicieron de él.”Jean-Paul Sartre

Sin dudas nunca podŕıa haber pasado por esta etapa de mi vida sin el apoyo, laayuda, la comprensión y la orientación de muchas personas, a las que les tengo elmás profundo agradecimiento. Les pido disculpas por adelantado a los que puedaestar olvidando.

Fernanda, mi compañera de vida, no me alcanzan las palabras ni los actospara agradecerte lo que hiciste a través de estos años. Tu apoyo incondicional ytu paciencia hicieron que esto sea posible. Por fin llegamos ,.

Mis directores, Ricardo Piegaia y Jaime Álvarez-Muñiz, mi gratitud hacia us-tedes es también infinita, los considero dos grandes ciernt́ıficos y personas. Duranteestos años me transmitieron enseñanzas fundamentales para mi formación, comola importancia que tiene entender los problemas de manera intuitiva y el trabajoduro. Agradezco haber tenido la posibilidad de impregnarme con su conocimientoy personalidad.

También tuve el agrado de tener como compañeros a dos personas que apreciomuch́ısimo, Javier Tiffenberg y Yann Guardincerri. Con ellos pude compartir nosólo el d́ıa a d́ıa sino además viajes y experiencias que voy a recordar de porvida. Javi, en el poco tiempo que trabajamos juntos me transmitiste formas muyparticulares de ver las cosas, gracias por eso (y por enseñarme C++!). Yann, fuegenial haber hecho equipo con vos. Me enseñaste la importancia que tiene sersistemático en el trabajo.

Otra persona que me acompañó esporádicamente pero con un impacto inmensoen este doctorado es Matias Tueros. Probablemente no recuerde que allá por el2013, en un subte de Rio, plantó la semilla que dio lugar a la segunda parte deesta Tesis. Algún d́ıa volveremos a comer Galeto.

Mi paso por la colaboración Pierre Auger también fue un proceso muy enri-quecedor. Conoćı una grán cantidad de personas muy capaces, que influyeron enmi manera de pensar y en mi forma de trabajar. En particular compart́ı buenosmomentos y discusiones con Hernan Whalberg, Mathieu Tartare, Enrique Zas,Jose Luis Navarro, Pierre Billoir, Piera Ghia y Esteban Roulet.

Otro pilar fundamental en esta etapa fue mi familia, que me brindó todo elapoyo necesario para seguir adelante. Homero, con tus genialidades me asombrásconstantemente y llenás de alegŕıa mis d́ıas. A vos y a mamá les digo gracias porser parte de mi vida. A mis papás, Hector y Leticia, que me guiaron hasta serquien soy de la mejor manera posible, con amor, apoyo y respeto; a mis hermanosDiana y Daŕıo, y a mis t́ıos Raúl y Eremita, a todos les digo simplemente graciaspor existir.

iv

También tuve la suerte de hacer este recorrido con un grán grupo de amigos...Agustin, que espera que termine desde que empecé la licenciatura. Andrea, miamiga de la vida. Fernando, que me recuerda siempre que las cosas se puedenvivir de otra manera, y que en Estructura 3 no quise hacer un TP con él. Julian yNahuel, a quienes tuve la suerte de encontrar cuando más necesitaba. Andrés, conel que compart́ı muchos aspectos de esta magia que es la vida. Sabrina, con la queme hubiese gustado compartir más aventuras. Mechi, que permitió que pruebe elcafé más rico que tomé en la vida. Mario, que entendió todo. Y en particular alDr. Nahuel Andrés y el pelado que tiene en la pierna. A Ari, Fede, Gaby, Ioni,Leo, Norbi, José, ZZ, Exe, Juan, Nico y tantos más, gracias por tantos momentos(léase asados) compartidos.

A los compañeros del grupo de altas enerǵıas de la UBA, a Gustavo, Laura,Gino, Ro, Flor Jonatan y en particular a Gastón y Hernán con los que hoy todav́ıatengo la suerte de compartir equipo. También al grupo de altas enerǵıas de la USC,Washington, Ines, Guillermo y en especial a Daniel Garćıa, crack de cracks.

A los profesores de las materias que cursé durante el doctorado, en particulara Sergio Sciutto, Gastón Gutierrez y Agust́ın Gravano, que cambiaron mi formade ver las cosas en mas de una oportunidad.

Un agradecimiento especial a Marta Pedernera cuya dedicación y pacienciaevitó que me ahogue burocracia varias veces.

Por último a la Facultad de Ciencias Exactas y Naturales y al CONICET,que brindaron los medios necesarios para que pueda completar esta etapa de miformación cient́ıfica.

A todos ustedes les digo GRACIAS.

Índice general

Lista de figuras IX

Introducción XXV

1. Neutrinos cósmicos de ultra alta enerǵıa 1

1.1. Importancia de los neutrinos cósmicos . . . . . . . . . . . . . . . . 1

1.2. Posibles fuentes y flujos esperados . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3

1.2.1. Neutrinos GZK . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3

1.2.2. AGNs y GRBs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5

1.2.3. Ĺımite teórico al flujo de neutrinos . . . . . . . . . . . . . . 7

1.3. Situación experimental . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

1.3.1. Detectores ópticos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

1.3.2. Detectores de radio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9

1.3.3. Resumen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

I Detección de neutrinos ultra energéticos con el observatorio

Pierre Auger 13

2. El Observatorio Pierre Auger 15

2.1. Descripción general . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15

2.2. Detector de superficie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

2.3. Calibración del detector de superficie . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

2.4. Disparo del detector de superficie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

3. Búsqueda de neutrinos cósmicos mediante lluvias atmosféricas 23

3.1. Lluvias atmosféricas extendidas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

3.2. Lluvias iniciadas por hadrones . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24

3.2.1. Componente electromagnética . . . . . . . . . . . . . . . . . 25

3.2.2. Componente hadrónica y muónica . . . . . . . . . . . . . . 26

3.2.3. Lluvias inclinadas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.3. Lluvias atmosféricas iniciadas por neutrinos . . . . . . . . . . . . . 27

3.3.1. Lluvias descendentes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

3.3.2. Lluvias rasantes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

3.4. Canales de búsqueda de neutrinos . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30

4. Simulación de los eventos de neutrinos 33

4.1. Interacción primaria: herwig - tauola . . . . . . . . . . . . . . . 33

4.1.1. Interacción neutrino-nucleón: herwig . . . . . . . . . . . . 33

4.1.2. Decaimiento del τ : tauola . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

vi Índice general

4.2. Desarrollo de las EAS: Aires . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

4.3. Señal en el detector: Offline . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36

4.3.1. Algoritmos dentro de Offline . . . . . . . . . . . . . . . . 37

4.4. Libreŕıa de eventos generada . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

4.4.1. Eventos DGL . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

4.4.2. Eventos DGH . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39

4.4.3. Eventos ES . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

4.5. Pesos de los eventos simulados . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

4.5.1. Correción en DG . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42

4.5.2. Corrección en ES . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42

5. Reconstrucción de datos e identificación de neutrinos 45

5.1. Criterios de calidad . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45

5.1.1. Selección de tubos fotomultiplicadores . . . . . . . . . . . . 45

5.1.2. Selección de estaciones . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46

5.1.3. Reconstrucción preliminar . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50

5.1.4. Criterios adicionales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

5.2. Selección de lluvias inclinadas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53

5.2.1. Reconstrucción angular . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53

5.2.2. Otras variables sensibles a la inclinación . . . . . . . . . . . 55

5.2.3. Eventos de 3 estaciones en ES . . . . . . . . . . . . . . . . . 56

5.2.4. Desempeño de la selección de eventos inclinados . . . . . . 58

5.3. Selección de lluvias jóvenes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58

5.3.1. Variables discriminantes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59

5.3.2. Entrenamiento del método . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63

5.3.3. Criterio de identificación - Estimación de fondo . . . . . . . 66

5.3.4. Identificación de neutrinos DGL . . . . . . . . . . . . . . . 67

5.3.5. Identificación de neutrinos DGH . . . . . . . . . . . . . . . 71

5.3.6. Identificación de neutrinos ES . . . . . . . . . . . . . . . . . 72

6. Exposición del detector 79

6.1. Cálculo de la exposición . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79

6.1.1. Término de probabilidad . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80

6.1.2. Eficiencias de identificación en un detector infinito . . . . . 83

6.1.3. Integración de las eficiencias sobre el área del detector . . . 89

6.1.4. Integración temporal: evolución del detector . . . . . . . . . 91

6.1.5. Exposición combinada . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97

6.2. Errores sistemáticos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100

6.2.1. Método de estimación . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101

6.2.2. Error asociado a las simulaciones de Monte Carlo . . . . . . 102

6.2.3. Error asociado a la sección eficaz neutrino nucleón y a laspérdidas de enerǵıa del tauón . . . . . . . . . . . . . . . . . 103

6.2.4. Error asociado a la topograf́ıa . . . . . . . . . . . . . . . . . 104

6.2.5. Combinación de las incertezas de cada análisis . . . . . . . 105

7. Resultados 107

7.1. Unblinding de los datos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107

7.2. Ĺımite al flujo difuso y diferencial . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108

7.3. Comentarios finales de la primera parte . . . . . . . . . . . . . . . 112

Índice general vii

II Detección de neutrinos ultra energéticos con un arreglo de

antenas de radio 115

Motivación y estrategia 117

8. Emisión de ondas de radio de una EAS 119

8.1. Modelado de la emisión . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 119

8.2. Modelado microscópico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 120

8.2.1. Emisión de cada part́ıcula de la lluvia . . . . . . . . . . . . 120

8.2.2. Aproximación ZHS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122

8.3. Modelado macroscópico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 124

8.3.1. Efecto geomagnético . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 124

8.3.2. Efecto Askaryan . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 124

8.3.3. Efecto Cherenkov . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 126

8.3.4. Otros efectos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 129

8.4. Emisión de radio en eventos ES . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131

8.4.1. Anillo Cherenkov en eventos ES . . . . . . . . . . . . . . . 131

8.4.2. Modelo simplificado para eventos ES . . . . . . . . . . . . . 132

9. Simulación de la emisión y detección de ondas de radio en eventosES 137

9.1. Simulación de la emisión: ZHAireS . . . . . . . . . . . . . . . . . . 137

9.1.1. Método de cálculo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138

9.1.2. Dificultades técnicas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 139

9.1.3. Desempeño de ZHAireS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 140

9.2. Tratamiento de la señal . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 141

9.2.1. Detector genérico de antenas de radio . . . . . . . . . . . . 141

9.2.2. Evaluación del disparo local . . . . . . . . . . . . . . . . . . 143

10.Caracterización de la emisión de radio en eventos ES 147

10.1. Caracteŕısticas generales: evento t́ıpico . . . . . . . . . . . . . . . . 147

10.1.1. Huella sobre el detector - Cono Cherenkov . . . . . . . . . . 149

10.1.2. Polarización de la señal - Influencia del campo magnéticoterrestre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 150

10.2. Dependencia en los parámetros la lluvia . . . . . . . . . . . . . . . 153

10.2.1. Efecto del ángulo cenital θ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 155

10.2.2. Efecto de altura de decaimiento xd del tauon . . . . . . . . 157

10.2.3. Efecto del ángulo azimutal φ . . . . . . . . . . . . . . . . . 158

10.2.4. Efecto de la enerǵıa visible Ev . . . . . . . . . . . . . . . . 160

10.2.5. Dependencia con el canal de decaimiento del τ . . . . . . . 160

11.Resultados y discusión 165

11.1. Cálculo de la exposición . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 165

11.1.1. Inclusión de la curvatura de la Tierra . . . . . . . . . . . . 165

11.1.2. Manejo de la enerǵıa visible . . . . . . . . . . . . . . . . . . 168

11.1.3. Integración temporal y espacial . . . . . . . . . . . . . . . . 168

11.2. Detector ideal - corteza terrestre como blanco . . . . . . . . . . . . 169

11.3. Obtención de las eficiencias . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 170

11.3.1. Pesos de las lluvias . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 171

11.3.2. Espacio de parámetros simulado . . . . . . . . . . . . . . . 172

11.3.3. Topograf́ıa del detector . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 173

viii Índice general

11.3.4. Eficiencias de disparo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17411.3.5. Eficiencias de identificación . . . . . . . . . . . . . . . . . . 179

11.4. Desempeño de un detector de 90000 antenas . . . . . . . . . . . . . 18111.4.1. Aspectos del diseño . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18111.4.2. Perspectivas de la técnica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 190

12.Conclusiones 195

A. Reconstrucción de un frente plano 197

Appendices 197

B. Algoritmo de detección de picos dobles 199

C. Punto de impacto del cono Cherenkov sobre la tierra 201

D. Impacto de la curvatura de la tierra 203

Índice de figuras

1.1. Longitud de atenuación como función de la enerǵıa para protones ynúcleos de hierro. Se observa que a partir de 50 EeV (logE/eV =18) esta cantidad decae hasta el tamaño del Super cluster de Virgoa los 1000 EeV. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2

1.2. Espectro de UHECRs medido con el observatorio Pierre Auger. Enĺınea punteada se muestra el ajuste por leyes de potencia partidasy en ĺınea llena la dos leyes de potencia y una función suave. Lasbarras corresponden al error estad́ıstico de cada punto, mientrasque el error sistemático representa el 22% de la enerǵıa. . . . . . . 3

1.3. Longitud de atenuación para fotones. Los γ con enerǵıas entre1014 eV y 1018 eV prácticamente no pueden alcanzar la Tierra des-de distancias mayores a 1 Mpc. Las etiquetas IR, CMB y URB (vertexto) corresponden al fondo dominante contra el que interactúanlos γUHE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4

1.4. Flujos cosmogénicos para los tres sabores de neutrinos. En todoslos casos el modelo cosmológico usado corresponde a ΩΛ = 0.7y ΩM = 0.3. En rojo se muestra un flujo GZK t́ıpico para unacomposición pura de protones, un ı́ndice α = 2 y Ec = 10

21.5 eV[13]. 6

1.5. Flujos predichos para AGNs y GRBs. En negro se muestran tres mo-delos de AGNs[27, 31, 32], mientras que en rojo dos para GRBs[29, 30]. 7

1.6. Flujo de neutrinos medido por el experimento IceCube (datos), jun-to con los distintos ĺımites superiores impuestos por Anita-II, Ice-Cube y Rice. También se muestran los flujos esperados para variosmodelos cosmogénicos, aśı como la cota de Waxman-Bahcall. Figu-ra tomada de [38]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

2.1. Ubicación geográfica del Observatorio Pierre Auger. Los puntos ne-gros dentro del área turquesa representan los tanques en funcio-namiento a finales de 2009. Las ĺıneas verdes indican el campo devisión de cada uno de los 6 telescopios de cada detector de fluore-cencia. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

2.2. En la parte superior (inferior) de la figura se muestra una foto(esquema) de uno de los tanques del arreglo de superficie del Ob-servatorio Pierre Auger, en Malargüe. . . . . . . . . . . . . . . . . 17

2.3. Espectro de muones atmosféricos para una coincidencia de tres fo-totubos. El pico señalado corresponde a 1.05 VEM . . . . . . . . . 18

2.4. Ejemplo de traza que produce un T2-Threshold. . . . . . . . . . . 19

2.5. Ejemplo de traza que produce un T2-ToT . . . . . . . . . . . . . . 20

x Índice de figuras

2.6. Ejemplos de configuraciones T3: en el panel izquierdo (derecho)se muestra un ejemplo una configuración que satisface el criterioToT2C1&3C2 (2C1&3C4&4C4). C1, C2, C3 y C4 indican la primera,segunda, tercera y cuarta corona de vecinos respectivamente, a 1.5,3, 4.5 y 6 km para un dado detector. . . . . . . . . . . . . . . . . . 21

2.7. Jerarqúıa de trigger hasta T3. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21

2.8. Jerarqúıa de trigger desde T3. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

3.1. Esquema de la evolución de una cascada atmosférica. Tras la pri-mera interacción se forma un núcleo de part́ıculas de alta enerǵıa(usualmente hadrones), que avanza a lo largo del eje de la lluviaproduciendo nuevas part́ıculas menos energéticas pero con mayormomento transverso relativo, que difunden en dirección radial. . . 24

3.2. Diagrama esquemático de la estructura de una cascada atmosférica. 25

3.3. Esquema del modelo de Heilter. Luego de cada longitud de radia-ción (t = nd/λ) los e± emiten un fotón, mientras que los fotonesproducen un par e+e−. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.4. Izquierda: Profundidad atmosférica como función del ángulo cenitalθ. La cantidad de materia crece rápidamente para θ & 60◦. Dere-cha: Una lluvia completamente horizontal atraviesa 36 veces másmateria que una vertical. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

3.5. Las lluvias inclinadas producidas por protones o núcleos se iniciancerca del tope de la atmósfera. Las componentes hadrónica y elec-tromagnética se absorben rápidamente, por lo que sólo los muonesalcanzan el suelo. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

3.6. Canales de interacción para neutrinos de acuerdo con el ModeloEstandar. En todos los casos se muestra el diagrama de Feynmanal orden más bajo. Para todos los canales, el jet resultante de lafragmentación del núcleo inicia una lluvia hadrónica que posee al-rededor del 20% de la enerǵıa del neutrino incidente. El electrónproducido en la interacción via corriente cargada (CC) genera unacascada electromagnética que se suma al jet hadrónico. Cuando elneutrino primario es un ντ que interactúa via CC el τ generado pue-de viajar una distancia considerable antes de decaer y generar unacascada, a veces muy cercana al suelo. Estas se denominan cascadasdouble bang. Finalmente, en el caso de tener un νµ primario, el µresultante en la mayor parte de los casos no genera lluvia alguna. 28

3.7. Los neutrinos pueden iniciar lluvias inclinadas profundas en la atmósfe-ra. En este tipo de lluvias tanto la componente electromagnéticacomo la muónica pueden llegar al suelo. Comparar con la figura 3.5. 29

3.8. Un ντ puede interactuar en la Tierra via CC dando como resultadoun τ que puede emerger a la atmósfera e iniciar una EAS muy cercade la superficie. Aunque ésta es ascendente, si el τ emergente poseeun ángulo cenital entre 90◦ y 95◦ las part́ıculas que llegan al suelosuelen ser suficientes para detectar la lluvia. . . . . . . . . . . . . . 30

3.9. Esquema de los canales de detección de neutrinos con el SD delObservatorio Pierre Auger. Se detallan los tres análisis que fueronoptimizados para identificar neutrinos provenientes de los diferentesrangos angulares. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

Índice de figuras xi

4.1. Comparación de la distribución de inelasticidad para interaccionesν–nucleón de alta enerǵıa para CN y CC. . . . . . . . . . . . . . . 34

4.2. Distribución de part́ıculas sobre la superficie de un tanque luego deaplicar el algoritmo de unthinning. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

4.3. Simulación de fotones Cherenkov generados en el pasaje de un elec-tron de baja enerǵıa a través del tanque. . . . . . . . . . . . . . . . 38

4.4. En linea llena se grafica la profundidad atmoférica inclinada delObservatorio Pierre Auger, que se encuentra a 1400 m sobre elnivel del mar. Los circulos indican los puntos de inyección de losneutrinos (puntos de interacción) para diferentes ángulos cenitales. 40

4.5. Conjunto de (θ,Eτ ,xd) utilizados para generar la libreŕıa de eventosES. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42

4.6. Esquema del algoritmo de simulación de las interacción en la tierra.El ντ (ĺınea sólida) y el τ (ĺınea punteada) son simulados hasta queabandonan la tierra. La salida del algoritmo es un histograma deenerǵıa de los τ salientes. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44

4.7. Comparación de los flujos salientes obtenido anaĺıticamente y me-diante simulación. Los histogramas corresponden a los resultadosdel Monte Carlo, mientras que la ĺınea llena al cálculo teórico. . . . 44

5.1. Ejemplo de un PMT descartado (izquierda) por permanecer comodudoso por un peŕıodo largo de tiempo, y comparación con unoaceptado (derecha). La señal espúrea se señala con una elipse sobreel final de la traza. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46

5.2. Ejemplo de una señal generada por un relámpago. La señal corres-ponde al PMT número 3 del evento 3995197 con fecha 26 de enerode 2005. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

5.3. Efecto de un muón accidental en la determinación errónea del tiem-po de disparo. El etiquetado se realizó mediante el algoritmo delimpieza de traza (ver texto). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48

5.4. Flujo de muones atmosféricos de acuerdo con la parametrizacióndada en [86]. Puede observarse que la mayoŕıa presenta un ángulocenital inferior a 50◦ (cos θ > 0.6) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49

5.5. Traza que presenta múltiples segmentos de señal con caracteŕısticassimilares en la que no es posible determinar el tiempo de disparo T2.Los valores resaltados indican el puntaje asignado a cada segmento. 50

5.6. Esquema de la diferencia de tiempo entre un frente de lluvia curvoy su aproximación plana. Las lluvias que generan alta multiplicidadde estaciones tienden a presentar diferencias de tiempo mayores alcompararlas con la aproximación de frente plano. . . . . . . . . . . 52

5.7. Esquema de reconstrucción geométrica de un evento en ĺınea. Unacota mı́nima para el ángulo cenital se obtiene al considerar queel ángulo azimutal de la lluvia coincide con la ĺınea que une lasestaciones. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54

5.8. Resolución angular para lluvias DGL. En verde se resaltan los even-tos iniciados alto en la atmósfera. Estos presentan una resolucióndebido a que el método de ajuste se encuentra optimizado paraeventos hadrónicos. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54

xii Índice de figuras

5.9. Diagrama de la elipse de señal que describe la configuración espacialde un evento inclinado (izquierda). Representación del cálculo de lavelocidad de la señal en la dirección del semieje mayor (derecha). . 56

5.10. Bosquejo de las 7 posibles configuraciones de 3 estaciones que pue-den lograr disparo T3. Cabe destacar que cada estación debe haberdisparado con nivel ToT. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57

5.11. Diagrama de flujo del método utilizado para definir la selección delluvias jóvenes en los tres análisis. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59

5.12. Arriba: Esquema de una lluvia inclinada iniciada por un hadrón queinteractúa alto en la atmósfera. Medio: Lluvia profunda iniciada porun neutrino DG. La parte temprana del evento presenta una señalelectromagnética significativa. Abajo: evento iniciado por un τ queemerge de la Tierra producto de un neutrino ES. La componenteelectromagnética puede alcanzar todas sus estaciones. . . . . . . . 60

5.13. Distribuciones de logRT y logFT , arriba para eventos DGH y aba-jo para eventos ES. Si bien en ambos casos se evidencia separaciónentre las muestras, la aparición de outliers dificulta el control de lacontaminación debido al fondo. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61

5.14. Definición de la variable AoP. Consiste en la integral de la trazaFADC dividida por el máximo valor que haya alcanzado. Esta va-riable toma valores cercanos a uno para señales muónicas y mayorespara electromagnéticas. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61

5.15. Distribuciones de la variable AoP para señal y fondo. Arriba paraneutrinos DGL y abajo para eventos ES. Los eventos inclinados dela muestra de fondo presentan valores cercanos a 1 mientras que elvalor medio para señal es mayor. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62

5.16. Distribuciones de la variable ToTF para señal y fondo. Si bien laseparación exhibida entre las muestras es notable, la posibilidad deestimación de la contaminación se ve desfavorecida. . . . . . . . . . 63

5.17. Promedio de AoP en función del número de la estación. Este se asig-na según el órden de disparo dentro de cada evento. Se observa quelos eventos DG presentan mayor diferencia en las estaciones tem-pranas, mientras que en los eventos ES esta se mantiene uniformea lo largo de todo el evento. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63

5.18. Distribución de la asimetŕıa del AoP promedio entre estaciones tem-pranas y tardias (izquierda arriba) y producto del AoP en las cuatroestaciones más tempranas (derecha). . . . . . . . . . . . . . . . . . 64

5.19. Esquema de la idea de funcionamiento del método de Fisher. Nin-guna de las dos variables originales es capaz de separar las mues-tras (cuadrados azules y circulos rojos) por si solas. Sin embargouna combinación lineal de ellas logra en este caso una separacióncompleta. El método de Fisher permite obtener las constantes dela combinación lineal óptima (ver texto) a partir de las variablesdiscriminantes provistas. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65

5.20. Estimación de background debido a eventos hadrónicos que puedanser erróneamente clasificados como candidatos a neutrinos. . . . . . 66

Índice de figuras xiii

5.21. División de los datos en muestra de entrenamiento y búsqueda. Seutilizó el 20% de los datos entre el 01 Ene 2004 y el 31 Dic 2011como muestra de entrenamiento. El resto y la totalidad entre el 1Ene 2012 y el 20 Jun de 2013 se dejaron para búsqueda. El peŕıodoequivalente de busqueda corresponde a aproximadamente a 3.2 añosa detector completo. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67

5.22. Distribución de la variable de Fisher de fondo y señal para cadauna de las regiones definidas en el análisis DGL. Cabe destacar quela separación entre muestras crece con el ángulo reconstruido. . . . 69

5.23. Distribución de la variable de Fisher como función del ángulo re-construido. La muestra de neutrinos MC se muestra en coloresmientras que la de fondo (datos) es representada con puntos. Arri-ba: En linea llena se señalan los cortes en la variable de Fisherobtenidos para cada región. Abajo: En linea llena se muestra elcorte efectivo obtenido mediante interpolación lineal. . . . . . . . . 70

5.24. División de los datos en muestra de entrenamiento y búsqueda. Parael análisis de DGH se utilizaron los datos desde el 01 Ene 2004 hastael 31 Oct 2007 como muestra de entrenamiento, mientras que desdeel 1 Nov 2007 hasta el 20 Jun 2013 fueron utilizados para búsqueda. 71

5.25. Distribuciones del discriminante de Fisher (F) de las muestras back-ground (datos del 1 de enero de 2004 al 31 de octubre de 2007) yseñal (MC de neutrinos) para los tres grupos de multiplicidad: even-tos pequeños (arriba, izquierda), medianos (arriba, derecha) y gran-des (abajo). Se muestra sombreado la distribución de los eventosMC cuyo punto de primera interacción ocurre alto en la atmósfera(aunque, en general, a mayor profundidad que la que se espera paralluvias hadrónicas). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72

5.26. Izquierda: ajuste exponencial sobre el intervalo [1σ, 3σ] de la cola dela distribución de Fisher F para la muestra de entrenamiento. Se in-dica también el número de eventos predicho (Pred.) y medido (Real)para cada una de las zonas de prueba ([3σ, 4σ], [4σ, 5σ], [5σ, 6σ] y[6σ, 7σ]). Derecha: distribuciones del discriminante de Fisher (F) delas muestras background (datos del 1-ene-04 al 31-oct-07) y señal(MC de neutrinos) para los tres grupos de multiplicidad: eventospequeños (arriba), medianos (mitad) y grandes (abajo). Las ĺıneasverticales indican el corte en el valor del discriminante de Fishercorrespondientes a un evento de background cada 1, 20 y 100 años. 73

5.27. División de los datos en muestra de entrenamiento y búsqueda pa-ra el análisis de ES. El panel superior muestra la división para elanálisis original, mientras que el inferior para el nuevo. En el primeranálisis solo se utilizaron dos meses de datos de 2004 como muestrade entrenamiento, y se buscaron neutrinos en los datos hasta el 31May 2010. El nuevo análisis empleó todos estos datos como muestrade entrenamiento, y llevó a cabo la busqueda en el peŕıodo 1 Jun2010 a 20 Jun 2013. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74

xiv Índice de figuras

5.28. Distribución de la variable ToTF para datos entre 1 Ene 2004 y 31Oct 2007 y para la muestra de neutrinos ES. El panel izquierdo co-rresponde a haber aplicado los criterios de calidad y de clasificaciónde lluvias inclinadas, mientras que el panel derecho se grafican lasdistribuciones luego de aplicar los cortes en nOfflineToT e IsT4Nu.En ambos casos la muestra de neutrinos se normalizó a la de datos. 74

5.29. Evento 2629688. Izquierda: huella del evento. Los circulos negrosseñalan las 4 estaciones con T2, mientras que los grises las queposeen T1. Derecha: señal calibrada y promediada sobre los tresPMT’s de la estación 882. Esta presenta una clara estructura dedoble pico. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76

5.30. Arriba: Ajuste exponencial de la cola de la distribución de entre-namiento y predicciones en las zonas de prueba ([3σ, 4σ], [4σ, 5σ],[5σ, 6σ] y [6σ, 7σ]). El corte obtenido es 〈AoP〉> 1.83. . . . . . . . 76

5.31. Distribución de AoPmin para eventos de 3 estaciones antes de apli-car el corte en 〈AoP〉. El corte AoPmin > 1.4 se muestra en ĺıneapunteada. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77

6.1. Izquierdo: esquema de un detector plano ideal (eficiencia 1), es decir,que mide todos los eventos producidos por part́ıculas cuya direcciónde arribo cruza su superficie. Derecha: diferencial de masa ∆M parados ángulos cenitales. Se observa para ∆D fijo, ∆M disminuye alaumentar el ángulo cenital θ. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82

6.2. Eficiencia de disparo T3 e identificación en función de la profundi-dad de interacción para lluvias iniciadas por νe via CC con Eν =1019 eV y θ = 85◦ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 84

6.3. Eficiencia de identificación en función de la profundidad de inter-acción para lluvias iniciadas por νe via CC y por νx via CN paravarias enerǵıas y θ = 85 ◦ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85

6.4. El panel izquierdo (derecho) muestra las eficiencias de disparo T3,de selección de eventos inclinados y de indentificación como funciónde la profundidad medida desde el detector para neutrinos con θ =80 ◦ (θ = 85 ◦). Es posible observar que la eficiencia alcanzada porel discriminante de fisher es alta para ambos ángulos. . . . . . . . . 85

6.5. La cantidad promedio de estaciones disparadas por evento aumentacon el ángulo cenital theta debido a que la huella de las llubias sobreel detector crece aproximadamente con un factor 1/ cos θ. . . . . . 86

6.6. Eficiencia de identificación en función de la profundidad de inter-acción para lluvias iniciadas por νe via CC y por νx via CN con1018 eV y 85 ◦ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86

6.7. Eficiencia de disparo T3 e identificación en función de la altura dedecaimiento del tauón para Eτ = 1 EeV y θ = 90.68

◦. La ĺıneahorizontal marca la máxima eficiencia posible debido al canal aµνµντ mientras que la ĺınea vertical señala la altura de decaimientot́ıpica a esta enerǵıa y ángulo (ver texto). . . . . . . . . . . . . . . 87

6.8. Eficiencia de disparo T3 e identificación en función de la alturade decaimiento del tauón para θ = 90.68◦ y diferentes enerǵıas.Las ĺıneas verticales señalan la altura de decaimiento t́ıpica deltauón:185 m (Eτ = 10

17.5 eV), 580 m (Eτ = 1018 eV) y 1850 m

(Eτ = 1018.5 eV). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88

Índice de figuras xv

6.9. Izquierda: eficiencia de identificación como función de la altura dedecaimiento del tauón con enerǵıa Eτ = 10

18 eV y varios ánguloscenitales. La ĺıena vertical a xd = 580 m marca la altura t́ıpica deldecaimiento para θ = 90.68◦. Para θ = 91.83◦ y θ = 92.98◦ lasalturas t́ıpicas de decaimiento son 1560 y 2540 m, fuera de escala.Derecha: Las mismas eficiencias pero como función del parámetroh10 (ver texto). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89

6.10. Arriba (Abajo): esquema de una lluvia DG (ES) que se desarro-lla fuera del área instrumentada e interactúa parcialmente con eldetector. En ciertos casos este tipo de eventos pueden alcanzar unnivel de disparo T3. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90

6.11. Ejemplo del resultado de ubicar la misma lluvia, iniciada por unneutrino profundo, en cuatro posiciones diferentes, sobre una con-figuración dada del detector. Las flechas indican la dirección deavance de la lluvia, los puntos representan el arreglo ideal e infinitode estaciones y la circunferencia el área de detección extendida (vertexto). Los śımbolos sólidos corresponden a estaciones de la lluviasimulada que presentan trigger T2 y que también están activas en laconfiguración de referencia. Los śımbolos abiertos indican estacio-nes que no se encuentran en el arreglo real. Los śımbolos redondosindican las lluvias identificadas como neutrinos y los cuadrados lasque no. En el caso 1 la lluvia está completamente contenida y esidentificada como neutrino. En 2 cae completamente fuera de laconfiguración de referencia y, por lo tanto, no produce T3 sobre eldetector real. Aunque en el caso 3 la lluvia está parcialmente con-tenida y dispara el SD, no es identificada como neutrino debido aque sus estaciones tempranas no son registradas en el detector real.En 4, la lluvia pierde sus estaciones tard́ıas pero es aún identificadaya que conserva su región temprana que es la que más influye en ladiscriminación. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91

6.12. Cantidad de estaciones activas en función del tiempo para el periodoperiodo del 3/01/08 al 5/01/08. La zona tachada corresponden a un“bad period”(ver texto). La configuración de referencia elegida paraeste periodo cuenta con 1403 estaciones activas. La zona sombreadacorresponde a N×T en donde N es la cantidad de estaciones activasy T el tiempo en que el detector permanece en la configuración dereferencia o en una equivalente (esto es, con igual o mayor númerode estaciones activas). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93

6.13. LDT promedio de cada estación para tres estados del detector. Laderivación de estos gráficos se explica en el texto. . . . . . . . . . . 94

6.14. Arriba: Evolución del LDT del detector como función del tiempo. Laĺınea negra gruesa marca el promedio del LDT sobre todo el SD y lasĺıneas rojas punteadas su desviación estandar. Se señalan ademásel valor estandar utilizado por Offline y los valores elegidos pararepresentar el detector en los diferentes peŕıodos de tiempo. Abajo:Fracción de las estaciones por encima del LDT elegido para simular.La mayor parte del tiempo más del 50% del detector se encuentrapor encima del valor simulado. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96

6.15. Valor de LDT obtenido conOffline utilizando (tyRef,wAbs) comoparámetros de entrada. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97

xvi Índice de figuras

6.16. Para calcular la exposición a cada canal es necesario aplicar lostres criterios de selección a todas las lluvias simuladas. En caso deser seleccionada por al menos uno de los tres criterios, dicha lluviacontribuye a la exposición de su canal. Luego la exposición total esla suma de las individuales, como se muestra en la ecuación 6.21. . 98

6.17. Exposición combinada del Observatorio Pierre Auger para el peŕıodode medición (1 Enero 2004 - 20 Junio 2013), como función de laenerǵıa del neutrino. También se detallan las exposiciones obteni-das para cada canal. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 99

6.18. Lluvias simuladas para el análisis de ES. En rojo se señalan losbines utilizados para el cálculo de errores sistemáticos. . . . . . . . 101

6.19. Arriba (Abajo): secciones eficaces (parámetro β en el modelo deperdida de enerǵıa del τ en la tierra) utilizadas para calcular lasincertezas debidas a la interacción y propagación en la tierra. Ennegro se muestran los modelos utilizadas como referencia, en azul elcaso pesimista y en rojo el optimista. Si bien el modelo BB cruza almodelo ALLM (de referencia), lo hace a enerǵıas altas, que tienenpoca contribución a la exposición. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104

6.20. Probabilidad de que un τ emerja de la tierra dado que incidió unneutrino con Eν = 10

18 eV y θ = 90.111◦. En negro se muestra elvalor de referencia, en rojo el optimista y en azul el caso pesimista.En la leyenda se indica la integral de cada curva mientras que conĺıneas verticales se señala la enerǵıa media con la que emergen losτ ’s de la tierra. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104

7.1. Distribución de la variable 〈AoP〉 para las muestras de búsquedaactual (verde) y pasada (azul). En rojo se muestra la distribuciónpara la señal simulada de neutrinos ES. En ĺınea de trazos se mues-tra el corte de selección de candidatos. . . . . . . . . . . . . . . . 108

7.2. Distribución de la variable de Fisher F para las muestras de búsque-da actual (verde) y pasada (azul) en eventos de multiplicidad baja.En rojo se muestra la distribución para la señal simulada de neu-trinos DGH. En ĺınea de trazos se muestra el corte de selección decandidatos. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108

7.3. Distribución de la variable de Fisher F para las muestras de búsque-da actual (verde) y pasada (azul) en eventos de multiplicidad media.En rojo se muestra la distribución para la señal simulada de neu-trinos DGH. En ĺınea de trazos se muestra el corte de selección decandidatos. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109

7.4. Distribución de la variable de Fisher F para las muestras de búsque-da actual (verde) y pasada (azul) en eventos de multiplicidad alta.En rojo se muestra la distribución para la señal simulada de neu-trinos DGH. En ĺınea de trazos se muestra el corte de selección decandidatos. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109

7.5. Distribución de la variable de Fisher F para las muestras de búsque-da actual (verde) y pasada (azul) en función del ángulo reconstrui-do. En ĺınea continua negra se muestra el corte de selección decandidatos. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 110

Índice de figuras xvii

7.6. Ĺımite superior integral (a 90%C.L.) para el Observatorio PierreAuger y para un flujo difuso de neutrinos calculado con un valor deNup = 2.39 (ver texto). Tambien se muestra el ĺımite alcanzado porANITA[47] y IceCube[102] junto con los flujos esperados para variosmodelos cosmogénicos[125, 127, 128, 126] y el ĺımite de Waxman-Bahcall[12]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111

7.7. Ĺımite superior diferencial (a 90%C.L. y bines de ancho 0.5 enlog10Eν) para el Observatorio Pierre Auger y para un flujo difuso deneutrinos. Tambien se muestra el ĺımite alcanzado por ANITA[47]y IceCube[102] junto con los flujos esperados para varios modeloscosmogénicos[128, 125, 127, 126] y el ĺımite de Waxman-Bahcall[33]. 112

7.8. Tomado de [38]. Flujo difuso de neutrinos medido por IceCube jun-to a los ĺımites impuestos por Auger, IceCube, Anita-II y Rice.También se muestran los flujos esperados para varios modelos cos-mogénicos aśı como la cota de Waxman-Bahcall. . . . . . . . . . . 113

8.1. Tomado de [109]. Representación esquematica del campo eléctricoemitido por un electrón que viaja con velocidad constante entre dospuntos para observadores posicionados a diferentes ángulos respectode su trayectoria. Ver detalles en el texto. . . . . . . . . . . . . . . 123

8.2. Izquierda: representación del efecto geomagnético. Derecha: polari-zación del campo eléctrico generado por el efecto geomagnético anivel del suelo en una cascada vertical. La variación en amplitud nose encuentra representada. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 125

8.3. Izquierda: representación del efecto Askaryan. Derecha: polariza-ción del campo eléctrico generado por el efecto Askaryan a niveldel suelo para una lluvia vertical. La variación en amplitud no seencuentra representada. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 125

8.4. Izquierda (derecha) esquema de los frentes de onda generados porun emisor que se desplaza a una velocidad menor (mayor) que la depropagación en el medio. Se observa como la recepción del observa-dor conserva el orden temporal en el que fueron emitidos los frentesen el caso v < c/n. Por otro lado, cuando el emisor se desplazacon velocidad v > c/n el primer frente en alcanzar al observadores el que se emite cuando la dirección de propagación del emisorforma el ángulo Cherenkov con la recta que lo une a la posición delobservador. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 126

8.5. Evolución de la señal de radio emitida por una lluvia, a nivel delsuelo. Se observa el mapeo que se produce entre los observadoresy las diferentes etapas de la lluvia. Se destaca como la antena queobserva la posición en la que se produce el máximo de part́ıculasregistrará mayor amplitud de señal. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127

8.6. La región de máxima señal a nivel del suelo se encuentra en la inter-sección entre el cono Cherenkov que se proyecta desde el máximode la lluvia y el suelo. Esta región se denomina anillo Cherenkov. . 128

8.7. Esquema de la situación simplificada. En dt′ = (1−n cos θ)dt la an-tena ubicada aproximadamente en el ángulo Cherenkov recibirá dNepulsos provenientes de las part́ıculas ubicadas entre l y l + dl. Re-sulta razonable suponer que dNe es proporcional a la cantidad depart́ıculas presentes en la zona de emisión ρ(l)dl. . . . . . . . . . . 129

xviii Índice de figuras

8.8. Amplitud del espectro de señal en el suelo como función de la coor-denada Este-Oeste de a lluvia obtenido a partir de simulaciones.En ĺınea punteada verde se grafica la posición de impacto del conoCherenkov . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 130

8.9. La proyección del cono en el suelo para una lluvia ES es ua hipérbola.131

8.10. Ancho w del cono Cherenkov como función de d y θ para lmax =10000 m y hmax = lmax cos θ m (ver geometŕıa en figura 8.9). Losvalores del ancho por debajo de d = 10000 m corresponden a unasolución espúrea de la ecuación 8.23. . . . . . . . . . . . . . . . . . 132

8.11. Definición de las variables utilizadas en el modelo simplificado. . . 132

8.12. Tiempo de arrivo respecto de dref/c como función del punto deemisión l a lo largo del eje de la lluvia. Los distintos colores repre-sentan antenas a diferentes distancias da del punto de l = 0, quecorresponde al punto de decaimiento del τ , es decir, la posición enla que se inicia la lluvia atmosférica extendida. . . . . . . . . . . . 134

8.13. En ĺınea punteada se muestra la distribución de part́ıculas a lolargo del eje de la lluvia (coordenada l). En ĺınea llena se grafica elfactor 1/R para antenas en diferentes posiciones da según el códigode colores de la figura 8.12. El campo eléctrico registrado en cadaantena será proporcional al producto de estas dos funciones. . . . 135

8.14. Señal acumulada en función del tiempo, obtenida mediante el mo-delo aproximado (a partir de la ecuación 8.26) para distintos valoresde da según el código de colores de la figura 8.12. . . . . . . . . . 135

8.15. Máximo de la señal acumulada (ver figura 8.14) como función de laposición de la antena. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 136

9.1. Esquema del método mediante el que se tiene en cuenta la curvaturade la tierra al momento de calcular el ı́ndice de refracción de laatmósfera para diferentes alturas. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 139

9.2. Tomada de [121]. Comparación entre la distribución lateral de unevento de AERA y la obtenida utilizando ZHAireS. Los parámetrosutilizados para la simulación se obtuvieron de la reconstruccióndel evento. La franja roja representa la zona ±1σ para protonesmientras que la azul para eventos iniciados por hierro. . . . . . . . 140

9.3. Esquema de un arreglo de antenas de radio genérico. Cada estaciónde detección (RDS por Radio Detection Station) es un elementoautónomo del detector. Las componentes de su fase analógica son,la antena y un amplificador de bajo ruido (LNA por Low NoiseAmplifier) seguidos por una serie de filtros y amplificadores. Lue-go, además de digitalizar la señal se evaluan algoritmos de triggerlocales y se agrega una etiqueta temporal mediante GPS. Finalmen-te, cada RDS se conecta a un sistema de adquisición central (DAQCentral) que se encarga de discriminar eventos globales. Más infor-mación en el texto. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 141

Índice de figuras xix

9.4. En ĺınea llena (punteada) se observa la señal en una antena ubica-da a nivel del suelo sobre el anillo Cherenkov antes (después) delfiltrado en la banda 30-80/120-900 MHz. La componente FW delcampo tiene la dirección de propagación del frente de la lluvia sobreel plano del suelo, mientras que la componente TR es perpendiculara las componentes z y FW. La ausencia de la componente FW esconsistente con los modelos macroscópicos expuestos en la sección8.3. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 143

9.5. Tomada de [122]. Niveles t́ıpicos de campo eléctrico mı́nimo detec-table como función de la frecuencia, para diferentes niveles de ruidoy un ancho de banda de 1 MHz. En la banda 30-80 MHz domina elruido galáctico mientras que para la zona 120-900 MHz lo hace elruido intŕınseco del receptor. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 144

10.1. Huella de campo eléctrico generada por la lluvia ES de la tabla 10.1en el sitio Tunka (tabla 10.2). La lluvia se propaga de izquierda aderecha en este gráfico. En rojo se muestra la zona de impacto delcono Cherenkov si el máximo de la lluvia se encuentra a 11 km delpunto de decaimiento. Esta curva se obtuvo a partir de la ecuación8.23 (caṕıtulo 9), a la que se llegó mediante hipótesis geométricas. 149

10.2. Comparación entre la distribución de part́ıculas de la lluvia quealcanzan el suelo y la huella de campo eléctrico, para la mismalluvia que en la figura 10.1. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 150

10.3. Esquema de las componentes del campo eléctrico para una lluviaque se desplaza de Oeste a Este en Tunka. Se considerarán loscampos en el sistema de referencia definido por la lluvia, esto es,hacia arriba (componente z), y en las direcciones transversal (TR) yparalala (FW) a la dirección de propagación de la lluvia. El campototal es la suma de la contribución geomagnética, que conserva sudirección (transversal y hacia arriba) en todo el suelo y del aportedel efecto Askaryan, que tiene componentes transversales opuestasen el sector norte y el sur de la lluvia, mientras que su componentez siempre es positiva. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 151

10.4. Huella de la componente del campo eléctrico en la dirección TR(dirección norte sur, ver figura 10.3). La intensidad del cono Che-renkov es distinta a ambos lados del eje de la lluvia. Cuando lacoordenada transversal es positiva (al norte) el efecto Askaryan yel geomagnético se suprimen mientras que cuando es negativa (alsur) se favorecen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 152

10.5. Huella de la componente del campo eléctrico en la dirección z (ver-tical al suelo). En esta dirección las contribuciones geomagnética yAskaryan se suman en cualquier punto del suelo. . . . . . . . . . . 152

10.6. Huella de la componente del campo eléctrico en la dirección FW(dirección este-oeste, ver figura 10.3). Su intensidad es dos órdenesde magnitud menor que en las direcciones TR y z de las figuras10.4 y 10.5. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 153

xx Índice de figuras

10.7. Valor del ángulo azimutal (panel superior) y cenital (panel inferior)del campo eléctrico a lo largo de la huella de la lluvia. Se observaque el ángulo azimutal se mantiene en valores cercanos a cero (elcampo apunta hacia el norte) mientras que el cenital no presentavaŕıa entre 0◦ y 90◦. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 154

10.8. Histograma del ángulo azimutal del evento de la tabla 10.1. Se dis-tinguen las entradas procedentes de la zona norte (sur) de la huellaen las que se observan valores levemente sesgados negativamente(positivamente). Se observa que la mayoŕıa de las antenas presen-tan valores entre −2.5◦ y 2.5◦, lo que da una idea del órden demagnitud del rango angular a seleccionar. . . . . . . . . . . . . . . 155

10.9. Huella sobre el detector del campo eléctrico generado por el even-to de referencia de la tabla 10.1, para diferentes ángulos cenitales.En todos los casos la lluvia se inició en (x, y) = (0, 0). Se observacomo al aumentar el ángulo cenital el punto de impacto del conoCherenkov (que se encuentra determinado aproximadamente por laantena con máxima señal) se aleja del punto de inicio de la lluvia,en acuerdo con la figura 8.10 del caṕıtulo 8. Por otro lado, es po-sible notar como el máximo de la huella disminuye dos órdenes demagnitud al variar el ángulo cenital sólo 2.5◦. . . . . . . . . . . . . 156

10.10.Máximo campo eléctrico de la lluvia como función del ángulo ceni-tal, para distintos valores de la enerǵıa visible de la lluvia Ev. Eldecrecimiento en θ es aproximadamente exponencial. . . . . . . . 157

10.11.Huella sobre el detector del evento de referencia para distintas al-turas de decaimiento. Se observa como a medida que aumenta laaltura de decaimiento del τ la intensidad del campo eléctrico decre-ce. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 157

10.12.Máximo campo eléctrico de la lluvia como función de la altura dedecaimiento del τ , para diferentes enerǵıas. Se observa un decreci-miento con xd aproximadamente exponencial. . . . . . . . . . . . . 158

10.13.Componentes Ex, Ey, Ez, ETR y |E| en función del ángulo azimutalφ de la lluvia, calculados a partir de la ecuación E(φ) ∝ ~β(φ)× ~B.El campo geomagnético utilizado tiene la inclinación que se observaen Tunka,71.2◦. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 159

10.14.Huella sobre el detector del evento de referencia para φ = 0◦ yφ = 90◦. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 159

10.15.Huella sobre el detector del evento de referencia con Ev ={

1017.5, 1018, 1018.5}

eV.Se observa como a medida que aumenta Ev la intensidad del campoeléctrico aumenta. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 160

10.16.Arriba (Abajo): Máximo campo eléctrico registrado en la huellaen función del logaritmo de la enerǵıa visible para varios ánguloscenitales (varias alturas de decaimiento del τ). Esta cantidad resultaproporcional a la enerǵıa visible en todos los casos. . . . . . . . . 161

10.17.Huella de campo eléctrico sobre el detector para distintos canales dedecaimiento del τ . Se observa que las caracteŕısticas fundamentalesde la misma se mantienen en todos los casos. . . . . . . . . . . . . 162

Índice de figuras xxi

10.18.Distribución de variables de la lluvia relevantes en la detección,para 30 decaimientos del τ tomados al azar y para dos alturas dedecaimiento diferentes, xd = 25 m y xd = 150 m. Arriba: campoeléctrico máximo. Medio: área cubierta por un campo eléctrico quesupera el 80% del máximo de la huella. Abajo: ancho promedio dela lluvia. En cada distribución se detalla la posición del evento dereferencia de la tabla 10.1. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 163

11.1. Esquema del cambio en el angulo sobre el detector y el utilizadopara calcular las probabilidades de interacción del neutrino en latierra. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 166

11.2. Dado xd existe un valor mı́nimo de θD, θcutD , que corresponde a

θE = 90◦. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 167

11.3. Conjunto de parámetros (θD, xd) geométricamente admitidos (verfigura 11.2). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 167

11.4. Distribución de g̃(logEv − logEτ ) obtenida a partir de los decai-mientos simulados con tauola. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 168

11.5. Eventos esperados sobre el detector por unidad de área y tiempopara un flujo φ(Eν) = kE

−2 con k = 1GeV s−1 sr−1 cm−2, enfunción de la enerǵıa y suponiendo eficiencia máxima en el rangoangular indicado. Naturalmente, la cantidad de eventos esperadosaumenta a medida que lo hace el rango angular (entre 90◦ y θmaxD =90.5◦, 91.5◦, · · · , 99.5◦) del detector ideal. . . . . . . . . . . . . . . 169

11.6. Cantidad de eventos esperados como función del máximo del ran-go angular, en relación al calculado para el del detector de radio(N92.5). En rojo se grafica un ajuste lineal de pendiente 0.908, queaproxima bien la curva azul para valores de θmaxD > 94. Esto quie-re decir que cada grado por encima de 94◦ aporta una cantidadconstante eventos sobre el detector. . . . . . . . . . . . . . . . . . 170

11.7. Probabilidad relativa de las lluvias en función de la altura de decai-miento xd y el ángulo cenital θD para diferentes valores de enerǵıavisible, suponiendo un flujo Φ(Eν) ∝ E−2 y eficiencia máxima. Es-tos gráficos muestran la importancia relativa en la exposición delos diferentes bines de enerǵıa visibles, ángulos cenitales y alturasde decaimiento. Por ejemplo, para θD ∼ 90◦ y xd = 150 m se es-peran del orden de 100 veces más eventos a Ev = 10

17.25 eV que aEv = 10

18.25 eV. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 172

11.8. Espacio de parámetros (Ev, θD, xd) donde se calcularon las eficien-cias de disparo. Cada punto indica una lluvia simulada. . . . . . . 173

11.9. Topograf́ıas del arreglo de antenas consideradas en el cálculo de laseficiencias. Tanto el arreglo regular como el tipo panal de abeja separametrizan mediante los pasos a1 y a2, y el ángulo α. Por otrolado, el arreglo de bordes densos queda determinado por los pasosmayor y menor D y d. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 174

11.10.Arriba, una grilla cuadrada de 1000 m de paso. Abajo, una grillahexagonal centrada de 1500 m de paso como la del SD de Auger.En rojo se muestran las posiciones del baricentro de 1000 lluvias,lanzado al azar dentro de la correspondiente celda primitva. . . . 175

xxii Índice de figuras

11.11.Arriba, una grilla hexagonal tipo panal de abeja de 750 m de paso.Abajo, una de tipo bordes densos de 4000 m de paso y 500 m depaso interno. Nuevamente en rojo se muestran las posiciones delbaricentro de 1000 lluvias, lanzado al azar dentro de la correspon-diente celda primitva. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 176

11.12.Evaluación del disparo global del detector para una lluvia de Ev =1018 eV, θD = 90.5

◦ y xd = 25 m. Los puntos negros representanlas antenas de un arreglo regular de a1 = a2 = 1000 m y α = 90

◦.En azul se dibuja la región del suelo en el que la señal superó elnivel de disparo local, en este caso 100 µVm . En rojo se detallan lasantenas pertenecientes al evento. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 177

11.13.Curvas de eficiencia como función del ángulo cenital obtenidas paraun arreglo regular de parámetros a1 = a2 = 1500 m y α = 60

◦, paraun nivel de disparo local de 75 µVm , para varios valores de xd y paratres valores de enerǵıa visible, Ev = {1016.75, 1017.25, 1017.75} eV. . . 178

11.14.Esquema de las caracteŕısticas que permiten distinguir los eventosES del fondo de lluvias hadrónicas inclinadas (DG). Dado que laslluvias DG se inician alto en la atmósfera la apertura del conoCherenkov al nivel de la superficie (ĺınea azul) resulta mucho mayorque la que alcanzaŕıa en un evento ES, debido a que su máximo seproduce mucho más cerca de la superficie. . . . . . . . . . . . . . . 179

11.15.Huella sobre el detector para eventos DG de θD = {85◦, 87◦, 88◦, 89◦}.De acuerdo con lo esperado, su tamaño en la dirección transversalresulta sustancialmente mayor que en eventos ES tal y como sepuede ver por ejemplo en la figura 10.1 del caṕıtulo 10. . . . . . . 180

11.16.Separación en el ancho de la lluvia de eventos DG (azul) y ES(naranja). El histograma naranja corresponde a una submuestra dela simulada. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 181

11.17.Relación entre los eventos esperados en un detector regular deparámetros a1 = a2 y α para algunos de las combinaciones estudia-das. Como nivel de disparo local se utilizó 50 µV/m, se pidieron almenos 5 antenas disparadas por evento y un nivel de identificaciónhipotético de 90%. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 184

11.18.Relación entre los eventos esperados en un detector tipo panal deabeja de parámetros a1 = a2 y α para algunos de las combinacio-nes estudiadas. Como nivel de disparo local se utilizó 50 µV/m, sepidieron al menos 5 antenas disparadas por evento y un nivel deidentificación hipotético de 90%. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 184

11.19.Relación entre los eventos esperados en un detector de bordes den-sos de parámetros d y D para algunos de las combinaciones estudia-das. Como nivel de disparo local se utilizó 50 µV/m, se pidieron almenos 5 antenas disparadas por evento y un nivel de identificaciónhipotético de 90%. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 185

11.20.Eventos esperados como función del paso a1, a2 en un detector tiporegular, para varios valores de α. Como nivel de disparo local seutilizó 100 µV/m, se pidieron al menos 9 antenas disparadas porevento y un nivel de identificación hipotético de 90%. Para α = 90◦

y α = 60◦ existe un valor de a1, a2 en el que la pérdida de eficienciaa baja enerǵıa supera la ganancia de superficie. . . . . . . . . . . . 186

Índice de figuras xxiii

11.21.Numero de eventos esperados como función del nivel de disparolocal y para distintos valores de D en un arreglo de bordes densos.Se observa un decaimiento a medida que aumenta el threshold. . . 187

11.22.Valor medio de la enerǵıa según la ecuación 11.11 como función delthreshold local para varios valores de D en un arreglo de bordesdensos. Se observa que la enerǵıa media aumenta con el valor deltreshold para todos los valores de D. Esto es consistente con lapérdida de eventos de baja enerǵıa. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 187

11.23.Lado equivalente de un SD cuadrado de topograf́ıa regular comofunción de los parámetros a1 = a2 y α. En ĺıneas negras se marcael valor de L correspondiente a GRAND, 250 km, y el consideradocomo máximo razonable en esta Tesis, 500 km. . . . . . . . . . . . 188

11.24.Se resalta en la figura 11.17 las configuraciones que poseen un valorde L < 500 km y L < 250 km. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 189

11.25.Se resalta en la figura 11.18 las configuraciones que poseen un valorde L < 500 km y L < 250 km. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 189

11.26.Se resalta en la figura 11.17 las configuraciones que poseen un valorde L < 500 km y L < 250 km. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 190

11.27.Ĺımite diferencial al 90% de nivel de confianza para diferentes ex-perimentos. En ĺıneas verde, naranja y rosa se muestran los ĺımitespublicados por IceCube, Auger y Anita-II. Las bandas azul y verdemuestran las predicciones para ARA y ARIANNA en tres años demedición. La banda roja muestra el desempeño que puede alcanzarun detector de 90000 antenas de radio de entre 250 km y 500 kmde lado en el mismo peŕıodo de tiempo. . . . . . . . . . . . . . . . 191

11.28.Se agrega como banda violeta a la figura 11.27 el ĺımite diferencialal 90% C.L. que presentaŕıa un detector 100% eficiente entre 90◦

y 92.5◦, con un tamaño de entre 250 km y 500 km de lado y para 3años de medición. Esta banda permite formar una idea los ĺımitesque tiene la detección de neutrinos con SD de antenas de radio. . . 193

B.1. PMT 1 de la estación 882 del evento 2629688. La traza presentados picos con 6 bines contiguos por debajod el umbral establecido. 199

C.1. Esquema del problema abstracto, intersección de un cono y unplano. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 201

D.1. Esquema del cambio en el angulo sobre el detector y el utilizadopara calcular las probabilidades de interacción del neutrino en latierra. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 203

D.2. Dado xd existe un valor mı́nimo de θD, θcutD , que corresponde a

θE = 90◦. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 204

D.3. Angulo cenital sobre el detector como función del ángulo de losneutrinos incidentes, según la ecuación D.2, para diferentes valoresde xd. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 204

D.4. Se grafica xdcut a partir de la inversión de la ecuación D.3. Se re-

marca el conjunto de parámetros geométricamente admitidos. . . 205D.5. Esquema de la diferencia entre lplano y lcurvo. . . . . . . . . . . . . 205

D.6. Cocientelplanolcurvo

para diferentes valores de xd y θD. . . . . . . . . . 206

xxiv Índice de figuras

Introducción

La f́ısica de astropart́ıculas experimenta en la actualidad un desarrollo sinprecedentes. El mensajero tradicional del cielo, el fotón, ha sido complementadoa principios del siglo XX mediante la observación de rayos cósmicos (part́ıculascargadas), y durante las últimas décadas se han realizado esfuerzos en el desarrollode la astrof́ısica de neutrinos. Todos estos mensajeros acarrean información sobrela fuente que los produjo, lo que los convierte en nuestra ventana de acceso alcosmos.

El desarrollo de la astronomı́a de neutrinos lleva varias décadas de esfuer-zos. El 23 de febrero de 1987 Kamiokande II recibió la señal de 11 neutrinos conenerǵıas en el órden del MeV [1], mientras que simultáneamente el detector IBMobservó otros 8 [2]. Estos eventos, en coincidencia con la observación de la super-nova SN 1987A, dieron lugar a la primera detección de neutrinos provenientes deuna fuente extra galáctica. Ya en esta década, IceCube ha realizando las primerasmediciones de neutrinos cósmicos en enerǵıas del PeV [3]. Estos descubrimientosadmiten una nueva mirada al universo, expandiendo las posibilidades de observa-ción. Por un lado los rayos cósmicos cargados son deflectados debido a los camposmagnéticos intergalácticos, mientras que por otro los fotones son absorbidos en laszonas opacas del espacio. Sin embargo, los neutrinos no sufren ninguna de estasalteraciones ya que no poseen carga eléctrica y además, como sólo interactúanmediante fuerza débil y su sección eficaz es pequeña, no son retenidos en las zonasdensas del universo. Esta caracteŕıstica, que les provee muy buenas cualidades ala hora de trasladar información de un punto a otro del cosmos, los hace extre-madamente dif́ıciles de detectar en la Tierra, lo que representa un desaf́ıo muyinteresante de abordar.

En esta Tesis se investiga la detección de neutrinos cósmicos ultra energéticosmediante detectores de superficie. En el caṕıtulo 1 se revisa la situación teórica yexperimental del área. La Tesis se subdivide luego en dos partes, correspondiendoa las dos ĺıneas de trabajo comprendidas.

La primera parte trata la medición del flujo difuso de neutrinos en el rangoenergético de 1017 eV a 1020 eV con el detector de superficie del Observatorio Pie-rre Auger. En el caṕıtulo 2 se reven primero las caracteŕısticas del detector másrelevantes para este análisis. El caṕıtulo 3 discute en detalle la identificación deneutrinos a través de lluvias atmosféricas extendidas, y se presenta las tres estra-tegias de búsqueda de neutrinos encaradas por Auger. La simulación de eventos deneutrinos se describe en el caṕıtulo 4, mientras que la reconstrucción de lluvias in-clinadas y las selección de los eventos iniciados por neutrinos se trata en el caṕıtulo5. En el caṕıtulo 6 se describe la combinación de los tres análisis en el cálculo dela exposición del Observatorio, lo que permite traducir la búsqueda de eventosen una medición del flujo de neutrinos. Por último, el caṕıtulo 7 presenta los re-sultados obtenidos y la comparación con otros experimentos y con predicciones

xxvi Introducción

teóricas. Como toda medición realizada en el marco de una gran colaboración, losresultados presentados son el fruto del esfuerzo conjunto de muchas individuos. Micontribución particular fue el desarrollo del análisis de neutrinos correspondientea incidencia rasante, en estrecha colaboración con el Dr. Yann Guardincerri, y lacombinación de los tres análisis para obtener un resultado global del experimento.

La segunda parte de la Tesis se enfoca en la detección de neutrinos cósmicosultra energéticos a partir de la radiación electromagnética producida por la lluviaatmosférica. En particular, se estudia el desempeño en la medición del flujo quepodŕıa alcanzar un detector de superficie conformado por 90000 antenas de radio.Tras motivar el estudio de este tipo de detectores, en el caṕıtulo 8 se revisa laemisión de ondas de radio por lluvias atmosféricas extendidas. Los métodos em-pleados en la simulación de la señal sobre el detector se detallan en el caṕıtulo9 y su caracterización en el caṕıtulo 10. Finalmente, en el caṕıtulo 11, se abordatanto la factibilidad de la detección como el cálculo de la exposición en un arreglode antenas de radio. El material presentado en esta segunda parte correspondeesencialmente en su totalidad a desarrollos originales realizados en el marco deesta Tesis.

Caṕıtulo 1

Neutrinos cósmicos de ultra

alta enerǵıa

1.1. Importancia de los neutrinos cósmicos

El estudio de rayos cósmicos ultra energéticos (UHECR, por su sigla en inglés)ha estimulado en gran medida la actividad experimental y teórica en el campo dela astrof́ısica. Aunque su espectro de enerǵıa ha sido caracterizado en un rangosorprendente, que comprende 14 órdenes de magnitud, quedan todav́ıa muchosmisterios por resolver, como su origen y sus mecanismos de aceleración. En estadirección, la medición de UHECRs cargados presenta dos grandes limitaciones,su deflexión en los campos magnéticos existentes en el cosmos y lo que se conocecomo el corte GZK. A enerǵıas por debajo de los 1019.5 eV las trayectorias desdela fuente se ven modificadas debido a la interacción con los campos magnéticosgalácticos e intergalácticos lo que implica que la dirección de arribo de los rayos ala Tierra no apunta a la fuente. Por otro lado, el corte GZK refiere al mecanismopropuesto por Greisen, Zatsepin y Kusmin [4, 5], que provoca una cáıda abruptaen el flujo de UHECRs por encima de 5×1019 eV. Este efecto se debe a la pérdidade enerǵıa inducida por la interacción con el fondo cósmico de microondas (CMB)via la reacción

p+ γCMB → ∆+(1232) → p+ π0 o n+ π+ (1.1)

para el caso de protones, o fotodesintegración para núcleos. La longitud de ate-nuación para este proceso es Latt =

Linty , donde y es la fracción de enerǵıa per-

dida por longitud de interacción y Lint es la longitud de interacción, dada porLint = (σpγ × nγ)−1. Valores t́ıpicos son σpγ ∼ 10−28 cm2, nγ = 410 cm−3 yy ∼ 0.51, resultando en Latt = (σpγ ×nγ ×y)−1 ∼ 15 Mpc. Ya que a estas enerǵıaslos rayos cósmicos son mayormente extra galácticos, el corte GZK limita la máxi-ma enerǵıa que puede ser observada en la Tierra, provocando una supresión delflujo por encima de 50 EeV. En la figura 1.1 se muestra la longitud Latt comofunción de la enerǵıa para protones y núcleos de hierro. Es posible observar comoa partir de los 50 EeV esta cantidad decae hasta un tamaño inferior al del Supercluster de Virgo, al alcanzar los 1000 EeV.

Por otro lado, el observatorio Pierre Auger ha medido el flujo de rayos cósmicoscombinando un detector de superficie con técnicas de fluorescencia y ha acumu-lado suficiente estad́ıstica para medir el flujo con precisión hasta ∼ 2 × 1020 eV.

1y ∼ 0.2 a la enerǵıa de corte y se incrementa hasta 0.5.

2 Neutrinos cósmicos de ultra alta enerǵıa

18 19 2120

1

2

3

4

5

fotoproducción de piones

producción de pares

fragmentación de núcleos

límite por corrimiento al rojo

P Fe

Log(E/eV)

Log(

L/M

pc)

0Local Group

Virgo Supercluster

Figura 1.1: Longitud de atenuación como función de la enerǵıa para protones y núcleosde hierro. Se observa que a partir de 50 EeV (logE/eV = 18) esta cantidad decae hastael tamaño del Super cluster de Virgo a los 1000 EeV.

También pudo corroborar que la supresión del flujo sucede a enerǵıas superioresa los 1019.6 eV [6], tal como se observa en la figura 1.2.

De manera similar, el flujo de fotones ultra energéticos, por encima de ∼1014 eV, no puede ser de naturaleza extra galáctica, debido a la producción depares en la interacción con fotones del fondo de microondas, según[7, 8]:

γUHE + γCMB → e− + e+ (1.2)

En la figura 1.3 se grafica la longitud de atenuación2 de los fotones como función dela enerǵıa. Dependiendo de la enerǵıa, los γUHE pueden interactuar también con elfondo de radiación infrarroja (IR)[9] y con el fondo de radio universal (URB)[10].

Como consecuencia el tercer mensajero − el neutrino − cobra una impor-tancia adicional, lo que convirtió su detección en uno de los mayores logros dela astrof́ısica contemporánea. Esto se debe a que los neutrinos no sufren ningu-na de las desventajas mencionadas hasta el momento. Debido a que interactúanmediante interacción débil y a que su sección eficaz resulta extremadamente pe-queña, pueden viajar distancias cosmológicas e incluso escapar de la región en laque fueron producidos casi sin pérdidas de enerǵıa. Por otro lado, debido a que soneléctricamente neutros su trayectoria no se verá deflectada debido a la interaccióncon los campos magnéticos intra y extra galácticos. Por este motivo, la direcciónde arribo de los neutrinos cósmicos detectados guardará completamente la infor-mación del lugar del universo en el que fueron producidos. Por estos motivos,representan una opción única que permite detectar directamente posibles fuentesde UHECRs.

En este caṕıtulo se presenta una discusión sobre las posibles fuentes y flujos deneutrinos cósmicos ultra energéticos y sobre los esfuerzos experimentales en estecampo.

2Corresponde a la distancia necesaria para que el flujo decaiga a la mitad.

Posibles fuentes y flujos esperados 3

Figura 1.2: Espectro de UHECRs medido con el observatorio Pierre Auger. En ĺıneapunteada se muestra el ajuste por leyes de potencia partidas y en ĺınea llena la dos leyesde potencia y una función suave. Las barras corresponden al error estad́ıstico de cadapunto, mientras que el error sistemático representa el 22% de la enerǵıa.

1.2. Posibles fuentes y flujos esperados

Existen varios modelos en la literatura que predicen flujos de neutrinos cósmi-cos ultra energéticos. La supresión observada en el flujo por encima de los 50 EeVrefuerza la idea de la existencia de un flujo difuso de neutrinos cosmogénicos. Eneste caso, estos son producidos durante la propagación de un UHECR a través deluniverso. Además pueden ser producidos en la aceleración de protones y núcleosen núcleos de galaxias activos (AGN)[11] o por producción de fotopiones en ex-plosiones de rayos gamma (GRB)[12].

1.2.1. Neutrinos GZK

Greisen, Zatsepin and Kusmin propusieron que los rayos cósmicos cuya enerǵıasupere los 5 × 1019 eV, al propagarse por el universo interactuarán con el fondode microondas produciendo neutrinos, según la ecuación 1.3.

π+ → µ+ + νµ → e+ + νe + ν̄µ + νµ (1.3)

La presencia del corte GZK indica que los UHECRs provienen de fuentes extragalácticas. Esto implica que los llamados neutrinos GZK son el flujo más verosimilentre todas las posibles teoŕıas. Sin embargo, su cálculo contiene una gran cantidadde supuestos que se traducen en incertezas en el resultado final. Los factores másrelevantes en su determinación son los siguientes [13, 14, 15, 16, 17]:

4 Neutrinos cósmicos de ultra alta enerǵıa

-2

-1

0

1

2

3

4

5

12 14 16 18 20 22

CMB

URBIR

límite por corrimiento al rojo

Log(

L/M

pc)

Log(E/eV)

γ

Via Lactea

Local Group

Virgo Supercluster

Figura 1.3: Longitud de atenuación para fotones. Los γ con enerǵıas entre 1014 eV y1018 eV prácticamente no pueden alcanzar la Tierra desde distancias mayores a 1 Mpc.Las etiquetas IR, CMB y URB (ver texto) corresponden al fondo dominante contra el queinteractúan los γUHE .

Composición de los UHECRs: las primeras predicciones sobre el flujo deneutrinos cosmológicos asumı́an que los primarios son protones, mientras que re-cientemente ha surgido evidencia que éstos podŕıan ser núcleos, como 56Fe, 4He,16O, o mezclas entre ellos y protones[14, 18]. Los núcleos más pesados pierdenenerǵıa por foto-desintegración, produciendo una cadena de núcleos secundariosy fotopiones, los que al decaer generan neutrinos. Además, se predicen fujos deantineutrinos electrónicos via decaimiento de neutrones[19], pero su enerǵıa resul-ta baja para ser detectados por Auger. Los flujos esperados de una composiciónprimaria no pura son más pequeños que bajo la hipótesis de una composiciónexlusiva de protones[18]. En particular, la enerǵıa por nucleón luego de una fo-todesintegración resulta mucho menor que la del primario, lo que desfavorece lageneración de neutrinos GZK. Existen tambien modelos en los que se proponeuna distribución de primarios en acuerdo con la composición observada en losrayos cósmicos galácticos[16]. Como consecuencia de estas suposiciones los flujospredichos pueden fluctuar en un órden de magnitud.

En particular, resultados recientes de Auger indican, aunque con cierto nivel dedebate, que el flujo de UHECRs se encuentra dominado por núcleos pesados[20],mientras que mediciones de HiRes y Telescope Array[21] han conclúıdo lo opuesto.Si se llegase a dar una observación por encima de las predicciones para primariospesados, se podŕıa echar luz sobre esta situación.

Perfil de enerǵıa: el espectro energético de los rayos cósmicos en el punto deinyeccio