Kapitola 10
Leptony

Leptony jsou elementární částice, které interagují s ostatními částicemi pouze slabě, případně – mají-li nenulový elektrický náboj – také elektromagneticky. Jak uvidíme v této kapitole, mají všechny leptony spin 1/2. Ukazuje se dále, že leptony jsou opravdu elementární částice, které nemají žádnou dosud známou vnitřní strukturu, podobně jako kvarky. Jak zjistíme v této kapitole, je leptonů celkem šest stejně jako kvarků.1 Leptony a kvarky rozdělujeme do tří rodin, jak již bylo zmíněno v kapitolce 9.2.

S některými leptony jsme se již seznámili v kapitole 4. Jednalo se o elektron (a jeho antičástici pozitron) a mion. Zmínili jsme se také o postulování elektronového neutrina, k jehož experimentálnímu potvrzení došlo o mnoho let později. O něm a dalších třech leptonech se dozvíme v následujících kapitolkách.

10.1 Elektronové (anti)neutrino

Experimentálně potvrdit existenci (anti)neutrina je nesmírně obtížné, neboť při malých energiích je účinný průřez interakce neutrina s látkou velmi malý.2 K detekci potřebujeme tedy velký detektor a velmi silný tok neutrin. Vhodným zdrojem neutrin je např. jaderný reaktor, kdy při jedné štěpné reakci n + 235U92 vzniká průměrně 6 elektronových antineutrin ze série β-rozpadů štěpných produktů.

K detekci antineutrina využili C. Cowan a F. Reines v roce 1956 tzv. inverzní β-rozpad

              +
¯νe + p → n + e ,
(10.1)

přičemž zdrojem antineutrin byl právě jaderný reaktor. Vlastní detektor byl složen ze dvou vrstev plněných vodou s příměsí CdCl2, proloženými vrstvami tekutého scintilátoru [36].

Princip měření je znázorněn na obr. 10.1. Ve vodě docházelo k reakci (10.1). Vzniklý pozitron se v detektoru rychle zastavil a anihiloval s elektronem. Vznikl tak pár fotonů o charakteristické energii 511 keV, které byly detekovány ve scintilátoru. Neutron z reakce (10.1) se nejprve postupně zpomalil ve srážkách s jádry vodíku a poté byl absorbován kadmiem. Vzniklé jádro přecházelo do základního stavu sérií několika γ-přechodů o celkové energii přibližně 9 MeV. Tyto fotony byly také detekovány ve scintilátoru, jejich signál byl ovšem zpožděn oproti fotonům z anihilace pozitronu. Výsledný signál byl tedy tvořen tzv. zpožděnou koincidencí signálů od obou typů fotonů.

PIC

Obrázek 10.1:Princip detekce antineutrina v experimentu C. Cowana a F. Reinese [36].

Měření z roku 1956 prokázala případy reakce (10.1). Následné analýzy určily i účinný průřez reakce, který řádově odpovídal teoreticky předpovězené hodnotě. Tím byla existence antineutrina prokázána. Zvídavý čtenář nalezne podrobnější informace např. v literatuře [37].

Velikost hmoty neutrina je stále otevřená otázka, která je v současnosti předmětem několika experimentů. Hmotu elektronového neutrina lze určit měřením β-rozpadu jádra X Y + e+ νe pro energie elektronů Ee blízkých koncovému bodu spektra Eemax. Je-li hmota neutrina nenulová, zmenší se maximální energie elektronů:

 max          max               mY--
Ee  (m νe) ≃ E e (m νe = 0)− m νemX  ,
(10.2)

kde mX,mY jsou hmoty mateřského a dceřiného jádra, viz příklad 10.1. Navíc v této oblasti energie elektronů (Ee Eemax) dojde k zakřivení tzv. Kurieho grafu, viz obr. 10.2 a příklad 10.2. Na těchto principech je založen např. experiment KATRIN [38], který měří rozpad

3     3       −
 H1 →  He2 + e  + ¯νe.
(10.3)

Experiment publikoval v roce 2019 horní limit mνe < 1,1 eV [39], v budoucnu předpokládá dosáhnout hranice 0,2 eV. Hmoty neutrin lze určit i nepřímo díky jejich oscilacím, ovšem takto lze měřit pouze rozdíly kvadrátů hmot jednotlivých typů neutrin, viz kapitola 14.

PICPIC

Obrázek 10.2:Vlevo: Kurieho graf rozpadu (10.3) v závislosti na kinetické energii elektronu Ee me. Výraz na svislé ose je volen tak, aby pro nehmotné neutrino byla grafem přímka. Hodnota parametru α je nastavena tak, aby plocha grafu byla jednotková. Vpravo: výřez tohoto grafu v okolí maximální energie elektronu. Plnou čarou je zobrazen graf pro nehmotné antineutrino, čárkovaně pak graf pro případ mνe = 1 eV.

10.2 Mionové neutrino

Druhý typ neutrina byl prokázán roku 1962 v experimentu na urychlovači AGS. Protonové svazky interagovaly na beryliovém terči a vznikaly nabité piony a kaony, které se dále za letu rozpadaly na nabitou částici a neutrino.

Svazek neutrin procházel silným stíněním3 do obří jiskrové komory, kde byly pozorovány reakce (anti)neutrin na hliníkových elektrodách [40]

pict

Takových případů bylo pozorováno přibližně šedesát, zatímco téměř žádný s elektronem či pozitronem v koncovém stavu.4 Neutrina z rozpadů π, K

pict

tedy produkují v interakcích výhradně miony, nikoli elektrony. Tento jev lze přirozeně vysvětlit existencí dvou typů neutrin νe, νμ a zachováním tzv. leptonového čísla zvlášť pro elektron a mion (viz kapitolka 10.5). Teorie slabých interakcí navíc vysvětluje, proč v rozpadech (10.5a), (10.5b) vznikají převážně miony a nikoli elektrony. Změřené větvicí poměry jsou shrnuty též v tabulkách [1].

Hmotu mionového neutrina lze měřit přímo studiem rozpadu (10.5a). Nabité piony jsou zastaveny a rozpadají se z klidu. Pro hmotu neutrina proto platí (viz příklad 10.3)

m2νμ = m2π + m2μ − 2E μm π
(10.6)

K určení hmoty νμ je tak třeba co nejpřesněji určit energii/hybnost mionu ve zmíněném rozpadu [41]. Pro hybnost mionu v závislosti na hmotě neutrina platí relace

                            m2
pμ(m νμ) ≃ pμ(m νμ = 0) −------νμ-----,
                        2(m π − mμ )
(10.7)

viz též příklad 10.4. Současný limit na hmotu mionového neutrina je mνμ < 190 keV [1].

10.3 Lepton τ

Měření anihilací ee+ pokračovala v laboratoři SLAC i po objevu J∕ψ, viz oddíl 9.1.2. Dva roky poté byl učiněn neméně významný objev [42], kdy bylo pozorováno celkem 24 případů

 −    +     ±    ∓
e  + e  →  e +  μ + ≥  2 nedetekované částice,
(10.8)

přičemž nebyly pozorovány žádné další fotony nebo nabité částice. Nedetekované částice byly zjištěny díky tzv. chybějící příčné hybnosti p
∕T v detektoru.5 Ve srážkách elektronů s pozitrony známe i celkovou energii, jednoduše tedy určíme celkovou chybějící energii E∕ v detektoru. Chybějící hybnost lze určit ve všech třech osách. Nyní záleží na tvaru spektra

∕E2 − p2 − p2
     ∕T   ∕z
(10.9)

Vykazuje-li spektrum (10.9) pík, odpovídá to jedné nedetekované částici. V případě spojitého spektra vznikly alespoň dvě nedetekované částice, výraz (10.9) pak odpovídá kvadrátu jejich invariantní hmoty. Analýza tvaru spektra (10.9) v tomto experimentu ukázala právě takový případ.

Důležité bylo, že leptony v interakci (10.8) měly opačný náboj, na první pohled se v nich tedy nezachovávalo leptonové číslo (viz kapitolka 10.5). Navíc pozorovaná reakce (10.8) vykazovala prahové chování v závislosti na celkové těžišťové energii. Takové případy nešlo vysvětlit rozpadem žádné dosud známé částice, avšak odpovídaly rozpadu nového těžkého leptonu τ

pict

Jde o stejné typy rozpadu, jakým se rozpadá μ.6 Jak uvidíme dále v kapitolce 10.5, v takových rozpadech se leptonové číslo zachovává. Pozorované případy by také odpovídaly produkci hypotetických těžkých mezonů X

pict

přičemž rozpady X+ jsou opět nábojově sdružené. Autoři článku [42] odhadli hmotu nové částice v intervalu od 1,6 do 2,0 GeV. Následné experimenty přesněji proměřily prahové chování takových případů a potvrdily existenci nového leptonu s hmotou mτ = 1777 MeV a spinem 1/2, čímž se vyloučila varianta produkce těžkých mezonů. Za tento objev byla Martinu L. Perlovi udělena Nobelova cena za fyziku v roce 1995.

10.4 Neutrino τ

Po objevu leptonu τ bylo zřejmé, že musí existovat i jeho partner – neutrino ντ. Jeho existence však byla přímo prokázána až na přelomu tisíciletí.

Princip detekce neutrina ντ je podobný jako v případě mionového neutrina. Experiment DONUT [43] využíval svazky protonů z urychlovače Tevatron, které interagovaly v terči. Účelem bylo vytvořit těžké mezony, které se rozpadají na τ-lepton a jeho neutrino. Nejlehčí takový mezon je v principu D± (mD > mτ), ovšem kvůli jeho kvarkovému složení (viz kapitolka 9.4) je rozpad

  +     +
D   →  τ  + ντ
(10.12)

potlačený faktorem sin2𝜃C, tudíž je velmi málo pravděpodobný. Nezanedbatelnou pravděpodobnost (5,6 ± 0,4)% má až rozpad

  +    +
D s → τ  + ντ,
(10.13)

jehož rozpadová šířka je úměrná cos2𝜃C.

Svazek částic vzniklých v terči dále procházel 36 m tlustým stíněním (kvůli zastavení všech částic kromě neutrin) do detektoru, který sestával z vrstev jaderných emulzí, driftových komor, elektromagnetického kalorimetru a mionového spektrometru [43]. V jaderných emulzích byly detekovány případy typu

ντ + p → τ + X
(10.14)

Úkolem dalších zmíněných detektorů bylo měřit produkty rozpadu leptonu τ. Spolu s charakteristickou délkou dráhy τ změřenou v jaderných emulzích (řádu několika milimetrů) tak bylo možné prokázat uskutečnění reakce (10.14).

Výhodou jaderných emulzí je relativně velká hustota a velmi dobré prostorové rozlišení umožňující přesné měření drah nabitých částic, nevýhodou pak zejména náročné zpracování dat z emulzí (prohlížení velkého množství emulzí pod mikroskopem). Experiment DONUT vynikal výborným potlačením pozadí od kosmického záření, mionů či neutronů prošlých stíněním a ostatních typů neutrin, které bylo možné právě díky přesným měřením produktů interakce v jaderných emulzích.7 Celkem bylo naměřeno 5 případů interakce (10.14), přičemž celkové pozadí bylo pouhých 0,34 ± 0,05 případů [44].

Hmota ντ byla přímo měřena v čistě hadronových rozpadech leptonu τ

pict

přičemž leptony τ vznikaly rozpadem intermediálního bosonu Z0 (viz oddíl 12.2.1). Výhoda těchto rozpadů s mnoha hadrony v koncovém stavu spočívá v relativně malé energii neutrina (velká část energie se spotřebuje na hmoty hadronů), což vede k větší citlivosti měření na (velmi malou) hmotu ντ. Známe-li energii leptonu τ, k určení hmoty neutrina stačí zrekonstruovat celkovou energii Eh a invariantní hmotu mh hadronů v uvedených rozpadech [45]. Podle vztahu (2.10a) platí

           (         )
      m2τ +-m2h −-m2ντ--                 m2ντ-
Eh =        2m τ       = Eh (mντ = 0)−  2mτ
(10.16)

Podobně jako v případě hmoty mionového neutrina (viz vztah (10.7)) tak opět dostáváme závislost na mντ 2.

Existují snad další leptony? Na tuto otázku nepřímo odpověděly experimenty na urychlovači LEP, které detailně proměřily vlastnosti intermediálního bosonu Z0 a ukázaly, že existují pouze tři rodiny (lehkých) neutrin. Další informace najde čtenář v oddíle 12.2.1.

10.5 Leptonové číslo

Podobně jako jsme pro baryony zavedli baryonové číslo (viz kapitola 6), zavedeme v souvislosti s leptony nové aditivní kvantové číslo , tzv. leptonové číslo. Ukazuje se, že se toto číslo zachovává ve všech interakcích, a to dokonce zvlášť v každé ze tří rodin částic, jak jsme viděli v kapitolce 10.2. Příkladem budiž rozpad mionu

pict

Naopak se nepozoruje rozpad

μ− →  e− + γ,
(10.18)

kde se právě nezachovávají leptonová čísla v jednotlivých rodinách. Tento rozpad je možný ve vyšším řádu poruchové teorie, pokud mají neutrina nenulové hmoty. Kvůli malým hodnotám hmoty ν (viz experimentální limity uvedené v této kapitole) má však zmíněný rozpad zanedbatelnou pravděpodobnost. Díky tomu může být případné pozorování rozpadu (10.18) projevem fyzikálních procesů, které Standardní model nepopisuje.

Výjimku ze zachování představují oscilace neutrin (viz kapitola 14), kde se nezachovává leptonové číslo v jednotlivých rodinách, zachovává se však celkové leptonové číslo. Celkové leptonové číslo by se nezachovávalo v interakcích zprostředkovaných tzv. majoranovskými neutriny (viz kapitolka 10.8), které jsou charakterizovány |Δℒ| = 2.

10.6 Helicita neutrina

Další důležitou otázkou je helicita neutrin, tj. projekce spinu do směru pohybu. Jsou-li totiž neutrina nehmotná, mají jednoznačně definovanou helicitu. Ta musí být buď kladná (projekce spinu 1/2), nebo záporná (projekce spinu 12).

Helicita elektronového neutrina byla experimentálně určena v roce 1957 [46]. Neutrina vznikala v K-záchytu na jádře Eu (spin nula), přičemž vzniká excitované jádro 152Sm (spin 1), které ihned přechází do základního stavu (spin nula) γ-přechodem E1:

pict

Nechť neutrino vylétá v ose z. Díky zmíněným spinovým konfiguracím lze snadno ukázat, že fotony vylétající podél osy z mají stejnou helicitu jako zmíněná neutrina (viz příklad 10.5). Zbývá tedy změřit polarizaci takových fotonů z rozpadu (10.19b).

Jak ale vybrat fotony, které letí přímo proti směru νe, když neutrino nelze přímo detekovat? Foton emitovaný v rozpadu (10.19b) má energii obecně menší, než činí rozdíl energetických hladin v jádře 152Sm, neboť část energie odnese odražené jádro. Bude-li foton emitován opačným směrem vůči směru výletu neutrina, bude jeho energie dopplerovsky zvětšena díky odrazu jádra 152Sm v reakci (10.19a). Ukazuje se, že celková energie takového fotonu stačí na excitaci základního stavu jádra 152Sm, viz příklad 10.6. Bude-li však foton emitován pod jiným úhlem vzhledem k neutrinu, bude mít menší energii nedostačující k excitaci základního stavu jádra 152 Sm.

K výběru fotonů emitovaných opačným směrem vůči výletu neutrina se tedy využívá jejich rezonanční rozptyl na stejném prvku, tj. 152Sm. Helicitu fotonů určíme pomocí Comptonova rozptylu na polarizovaných elektronech. Účinný průřez Comptonova rozptylu pro polarizované fotony totiž závisí na orientaci spinu elektronů. Rozptýlí-li se foton na elektronu, ztratí část své energie a nemůže již excitovat jádro 152Sm. Provedeme-li měření pro dvě různé orientace spinu elektronů, lze z rozdílu počtu fotonů rezonančně pohlcených v jádře 152Sm určit polarizaci fotonů a tím i helicitu neutrin.

Experimentální uspořádání je zobrazeno na obr. 10.3. Zdroj 152mEu je umístěn uvnitř železného elektromagnetu, kde probíhají reakce (10.19a) a (10.19b). Fotony, které projdou elektromagnetem bez comptonovského rozptylu a mají příslušnou energii, jsou rezonančně pohlceny na terčích Sm2O3. Fotony z následného γ-rozpadu jsou emitovány izotropně, část z nich je detekována ve scintilačním čítači NaI(Tl). Měření bylo provedeno ve dvou konfiguracích magnetického pole, které orientuje spiny elektronů v železe elektromagnetu, na kterých se fotony comptonovsky odrážejí.

V experimentu byla naměřena záporná helicita neutrina. Další poznámky o helicitě neutrin najdeme v oddíle 12.2.3.

PIC

Obrázek 10.3:Experimentální uspořádání pro určení helicity elektronového neutrina [46]. Fotony z reakce (10.19b) projdou elektromagnetem a mají-li správnou energii, jsou rezonančně rozptýleny na terčích Sm2O3 a následně změřeny ve scintilačním detektoru NaI(Tl). Olověný blok (Pb) ve tvaru trojúhelníku slouží jako stínění scintilačního detektoru. Rozměry jsou uvedeny ve stopách (ft), resp. palcích (”).

10.7 Univerzalita leptonů

Podívejme se nyní na vazbové konstanty slabé interakce jednotlivých leptonů. Jsou stejné pro všechny leptony, nebo se nějak liší?

Zatímco elektron je stabilní částice, mion se rozpadá na elektron a příslušná neutrina, viz rozpad (10.17). Rozpadová šířka je podle V-A teorie slabých interakcí

      2  5
Γ = G-Fm-μ,
    192π3
(10.20)

neboť hmoty částic v koncovém stavu rozpadu (10.17) lze oproti hmotě mionu zanedbat.

Podobně se nejtěžší lepton τ rozpadá na lehčí leptony, viz rozpady (10.10a), (10.10b). Pravděpodobnost rozpadu je v obou případech stejná (hmoty částic v koncových stavech lze opět zanedbat), přibližně 17%.8 Příslušné parciální rozpadové šířky jsou úměrné páté mocnině hmoty τ, viz vztah (10.20). Označme

a(μ− →  e− + ¯νe + νμ) ≡ Γ (μ− → e− + ν¯e + νμ)m −5
                                              μ
(10.21)

a podobně pro leptonové rozpady τ. Z experimentu pak plyne

pict

Zmíněné vlastnosti nazýváme univerzalitou leptonů. Je tedy vidět, že mion a τ-lepton mají stejné základní vlastnosti jako elektron, liší se pouze hmotou.9

Univerzalita leptonů se projevuje i v rozpadech intermediálního bosonu Z0, což potvrzují experimentální hodnoty [1]

pict

Intermediálním bosonům W±, Z0 je věnována kapitolka 12.2. Jak uvidíme v oddíle 12.2.1, je rozpadová šířka Z0 pro neutrina přibližně dvakrát větší:

  ( 0          )     ( 0    −    + )
Γ  Z  → νe + ¯νe ≈ 2Γ  Z  → e  + e
(10.24)

Uvedené vztahy lze snadno odvodit v rámci teorie elektroslabých interakcí, viz např. [32].

10.8 Diracovská, nebo majoranovská neutrina?

Až dosud jsme považovali neutrina za diracovské částice (stejně jako nabité leptony), tj. neutrino a antineutrino jsou dvě různé částice, lišící se leptonovým číslem . Ve Standardním modelu existují tedy interakce typu

pict

Ve slabých interakcích ale vystupují jen levotočivá neutrina a pravotočivá antineutrina (viz oddíl 12.2.3). Pokud by neutrina měla nenulovou hmotu, mohlo by jít o jednu částici s dvěma možnými projekcemi spinu. Tento model, aplikovatelný pouze pro elektricky neutrální fermiony, nazýváme majoranovská neutrina. V takovém případě by mohlo docházet k přechodům typu

pict

kde νℓ,M značí majoranovské neutrino. Druhý zmíněný přechod se vyznačuje nezachováním leptonového čísla . V přírodě bychom tak mohli pozorovat procesy |Δℒ| = 2 s virtuálními majoranovskými neutriny:

Feynmanovy diagramy 0νββ rozpadu a rozpadu (10.30a) jsou zobrazeny na obrázku 10.4. Zmíněné procesy jsou sice silně potlačené, ale s majoranovskými neutriny jsou v principu možné. Z měření jejich pravděpodobností by dokonce bylo možné určit (majoranovskou) hmotu neutrin. Tyto procesy však dosud nebyly pozorovány,11 resp. byly určeny horní hranice pro pravděpodobnost jejich existence. Více informací nalezne čtenář např. v publikacích [50, 51].

n                                     p
   d                               u
               W −
                                     e−       ¯s           W+                  u¯
               νe,M                                                              e+
                                      −      +            ν
                                     e      K              e,M
   d           W −                 u                                            e+
n                                     p       u           W+
                                                                              d
Obrázek 10.4:Feynmanovy diagramy rozpadu 0νββ (vlevo) a rozpadu (10.30a) (vpravo). Ve vrcholech s majoranovským neutrinem se nezachovává leptonové číslo.

Příklady

Příklad 10.1. Odvoďte vztah (10.2) pro rozdíl maximálních energií elektronů v β-rozpadu.

Příklad 10.2. Kurieho grafem nazýváme závislost

         ∘ -------------------
           ------1--------dΓ-
K (Ee) ≡   |⃗pe|EeF (Z, E )dEe ,
(10.31)

kde pe,Ee jsou hybnost a energie elektronu a F(Z,Ee) je Fermiho funkce popisující coulombickou interakci elektronu a dceřiného jádra.

Určete tvar tohoto grafu v rozpadu tricia (10.3) pro hmotné i nehmotné antineutrino.

Příklad 10.3. Odvoďte vztah (10.6) pro hmotu mionového neutrina v rozpadu π+ μ+ + νμ, rozpadá-li se pion v klidu.

Příklad 10.4. Odhadněte horní hranici hmoty mionového neutrina, kterou můžeme získat z měření rozpadu (10.5a), je-li přesnost určení hybnosti v magnetickém spektrometru σ(pμ)∕pμ 104pμ[GeV].

Příklad 10.5. Ukažte, že fotony z rozpadu (10.19b) vylétající pod úhlem 180 vzhledem k neutrinu mají stejnou helicitu jako neutrina vznikající K-záchytem v reakci (10.19a).

Příklad 10.6. Určete energii fotonů z rozpadu (10.19b) vylétajících pod úhlem 180 vzhledem k neutrinu, je-li rozdíl základních energetických hladin jader 152mEu a 152Sm Q = 1874,3 keV a excitovaný stav 152Sm má energii ΔE = 963,4 keV.

PICT

Jaká je minimální energie fotonu, aby mohl vzbudit excitovaný stav 152Sm v terči Sm2O3, je-li terčíkový atom v klidu či má-li kinetickou energii odpovídající tepelnému pohybu (T 0,025 eV)? Pro úplnost určete také přirozenou energetickou šířku hladiny excitovaného stavu 152Sm.

Příklad 10.7. Odhadněte velikost parciální rozpadové šířky Γ(τeντνe), znáte-li Γ(μeνμνe). Výsledek porovnejte s experimentálními hodnotami [1].

1Zatím jsme se dozvěděli o existenci pěti kvarků. Objev šestého kvarku je popsán v kapitolce 13.1.

2Pro antineutrina z jaderných reaktorů je účinný průřez interakce na protonech v běžných materiálech (např. ve vodě) řádově 1043cm2.

3Tímto způsobem získáme prakticky čistý svazek neutrin, která v materiálu stínění téměř neinteragují na rozdíl od všech ostatních částic vzniklých z rozpadů nabitých pionů a kaonů.

4V jiskrových komorách se mion projeví jako izolovaná stopa nabité částice, zatímco elektron nebo pozitron jako elektromagnetická sprška.

5Elektrony se sráží s pozitrony v ose z pod úhlem 180, proto celková hybnost produktů jejich interakce v osách x,y musí být nulová. Nenulovost této příčné hybnosti ukazuje na nedetekované částice, např. neutrina.

6Pozorované rozpady τ+ jsou nábojově sdružené s rozpady (10.10a), (10.10b).

7Elektronová a mionová neutrina, která samozřejmě také projdou stíněním do detektoru, iniciují reakce s elektronem, resp. mionem v koncovém stavu. Tím se odlišují od interakce typu (10.14).

8Díky své velké hmotě se τ může rozpadat i na hadrony, např. τπ+ ν τ.

9V rozpadu (10.10b) se hmoty nabitých leptonů liší „jen“ faktorem 17. Přesný výpočet maticového elementu integrovaný přes fázový objem vede v relaci (10.22b) k hodnotě 0,973, což je plně v souladu s výše uvedenou experimentální hodnotou.

10Typické poločasy rozpadu jsou řádově 1020 let.

11S výjimkou experimentu Heidelberg–Moskva, kde část skupiny publikovala pozorování 0νββ rozpadu [49].