text:
Augustin Štancl (5. října 1871, Bruck an der Mur – 21. prosince 1962, Senohraby) byl český římskokatolický kněz, středoškolský profesor, katolický publicista. Ve své době byl jedním z největších propagátorů ideje tzv. katolické školy na Moravě.

Prakticky celý svůj život zasvětil aktivitám podporujícím obnovení výchovy a vzdělávání v katolickém duchu, a to v celém školském systému jak Rakouska-Uherska, tak později i nového československého státu.

V roce 1900 založil v Olomouci spolu s dalšími kněžími spolek Matice cyrilometodějská, který měl pracovat v duchu výše uvedených snah. Štancl se v tomto spolku aktivně angažoval prakticky po celou dobu jeho existence až do jeho zrušení v roce 1950.

Všestranně podporoval řeholní společnost salesiánů, která se podle jeho představ měla stát garantem křesťanské výchovy katolické mládeže v Česku. Štancl nesl největší zásluhu na tom, že se česká salesiánská komunita, která vznikla v italské Perose Argentině v roce 1924, mohla již v roce 1927 přesunout do Fryštáku na Moravě, aby tak zahájila své dílo v českých zemích.

Život
Augustin Štancl pocházel z rodiny, která provozovala velkoobchod s látkami ve Vysokém Mýtě. O tom, že tato rodina byla poměrně dobře situovaná, svědčí dosažené vzdělání a profese několika Augustinových příbuzných: např. jeho strýc Jan Štancl (1843–1914) působil jako vojenský lékař na válečných lodích, další strýc Josef Stancl (1851–1924) vystudoval farmacii a získal místo lékárníka v Uherském Hradišti. Augustinův otec Antonín (1842–1931), který byl nejstarším ze sourozenců, absolvoval technické učení v Praze a stal se zeměměřičem. Pravděpodobně hned po studiích odešel do Mostu nad Murou (Bruck an der Mur) v rakouském Štýrsku, kde dostal místo. Zde se také oženil s Marií Mauthnerovou, služebnou, pocházející z Waidhofenu nad Dyjí (Waidhofen an der Thaya) v Dolním Rakousku.

Dne 5. října 1871 se manželům Štanclovým narodil prvorozený syn Augustin. O dva roky později pak k němu přibyla ještě dcera Josefa (1873–1967). Rodina se však brzy přestěhovala ze Štýrska do Černovic (Чернівці [černivci]) v Bukovině, dnes na Ukrajině. Augustinova matka ale zemřela velmi záhy – již po osmi letech manželství. Po její smrti se Antonín Štancl oženil ještě třikrát, ze všech jeho manželství vzešlo nejméně devět dětí.

Po smrti matky poslal otec šestiletého Augustina do Čech, kde si jej vzali do opatrovnictví bezdětní příbuzní – manželé Antonie a Gustav Riebovi z Čáslavi (Antonie byla sestra Augustinova otce). V Čáslavi Augustin vychodil obecnou školu a nižší gymnázium a poté se přestěhoval k babičce Marii Štanclové do Vysokého Mýta, kde absolvoval vyšší gymnázium. Po maturitě (1889) se rozhodl pro studia bohosloví v Olomouci.

Protože po absolvování čtyřletého studia na bohoslovecké fakultě nemohl být kvůli svému nízkému věku vysvěcen na kněze, přihlásil se (asi na podzim roku 1893) jako podjáhen do noviciátu k benediktinům v pražských Emauzích. Zdejší řeholní komunita však byla německá a Štancl, který se během bohosloveckých studií nadchl pro ideu slovanského unionismu, se s ní zřejmě příliš nesžil, a již po roce klášter opustil. Po návratu do Olomouce byl poslán do německé farnosti Liebenthal u Třemešné (dnes Liptaň, okr. Bruntál), kde vyučoval náboženství (od 1. 11. 1894). Na kněze byl vysvěcen 25. listopadu 1894 olomouckým arcibiskupem ThDr. Theodorem Kohnem v Kroměříži.

Po vysvěcení pokračoval v působení v Liebenthalu (jako kaplan). Již v květnu 1897 byl však odtud odvolán zpět do Olomouce, kde další čtyři roky vyučoval na bohoslovecké fakultě a v kněžském semináři. V roce 1900 založil v Olomouci s dalšími kněžími český katolický školský spolek Matice cyrilometodějská. Během téhož roku také pracoval v redakci německého katolického deníku Olmützer Zeitung. Z Olomouce byl Štancl v roce 1901 přeložen do farnosti Lubojaty (dnes okr. Nový Jičín), kde působil jen do jara 1902. Za tu dobu však stihl dokončit a úspěšně obhájit svou dizertační práci a 23. ledna 1902 byl v Olomouci promován doktorem teologie (titul ThDr.).

Z Lubojat přešel na kaplanské místo při kostele Nanebevzetí Panny Marie v Kroměříži, kde zůstal do roku 1907. Kromě služby kaplana zde vykonával také funkci katechety – náboženství vyučoval na místní obecné a měšťanské dívčí škole, dále na obecné škole v nedalekých Skašticích a ve školním roce 1906–1907 navíc ještě i jako zatímní profesor na kroměřížské zemské německé reálce. Štancl v Kroměříži spolu s dalšími dvěma kněžími (P. Janem Korcem a P. Antonínem Urbanem) také založil katolický list Pozorovatel. Kromě toho se v tomto městě stal přímým svědkem vyvrcholení tzv. Rectovy aféry, během níž arcibiskup Kohn poslal do zdejšího kněžského vězení P. Františka Ocáska, jehož podezříval z uveřejňování anonymních článků v tisku, které ostře kritizovaly olomouckého arcibiskupa. Toto vězení se nacházelo právě na faře při kostele Panny Marie v Kroměříži a Štancl zde měl funkci tzv. podvěznitele. Jak se však dozvěděl neoficiální cestou, Kohn zde uvěznil nevinného člověka, zatímco pravý autor článků, P. Josef Hofer, byl na svobodě. Štancl se proto přidal na stranu kritiků arcibiskupa Kohna a přeložil dokonce do latiny jednu ze stížností na tohoto arcibiskupa, kterou v této záležitosti poslali do Říma olomoucký kanovník Vincenc Grimmenstein, farář od sv. Michala v Olomouci P. Ignác Panák a právník JUDr. Mořic Hruban. Později se však Štancl stal jedním z mála příznivců arcibiskupa Kohna a po jeho rezignaci a odchodu do exilu se jej vícekrát zastával.

Dalším Štanclovým kaplanským a katechetským působištěm se stal od roku 1907 Prostějov. Působil zde nejprve jako zatímní profesor a od roku 1908 jako řádný profesor náboženství na tamní státní německé reálce. Prostějovským farářem byl v té době Karel Dostál-Lutinov, jeden z ideových vůdců české katolické moderny. Spolupráce obou těchto kněží byla zpočátku velmi nadějná, avšak postupem času se vlivem různých okolností zcela zhatila a byla naopak nahrazena několikaletými rozbroji. Ty měly celou řadu příčin, především však byly způsobeny poněkud nonkonformními, bojovnými a prudkými povahami obou duchovních, jejichž jednání často postrádalo potřebnou rozvahu a diplomatický takt. Hlavní spor se vedl o stavbu Katolického domu v Prostějově, kterou prosazoval farář Dostál-Lutinov, zatímco Štancl byl proti. Kontroverze posílila také Štanclova návštěva u někdejšího olomouckého arcibiskupa Theodora Kohna v rakouském Ehrenhausenu v létě roku 1911. Kohn totiž prostějovského katechetu nadchl svou myšlenkou založit v Olomouci katolickou univerzitu, zatímco Dostál-Lutinov zaujímal už z dřívějších dob vůči tomuto rezignovanému arcibiskupovi kritický postoj. Vzájemné spory nakonec vyřešilo až Štanclovo přeložení zpět do Kroměříže v roce 1914.

V Kroměříži působil Štancl jako katecheta na Státním německém gymnáziu do roku 1920, kdy přešel do Moravské Ostravy, kde vyučoval rovněž na Státním německém gymnáziu. Z Ostravy však odešel velmi brzy – již v únoru 1922 byl na vlastní žádost přeložen na Státní reálné gymnázium do Hranic na Moravě. Zde pak dalších devět let, až do odchodu do penze na začátku roku 1931, vyučoval náboženství, latinu a také němčinu. V roce 1933 se z Hranic přestěhoval do Olomouce, kde až do druhé poloviny padesátých let žil v městské části Hejčín, nedaleko nově vybudovaného kostela sv. Cyrila a Metoděje.

Štancl již od mládí udržoval blízké kontakty s rodinou svého strýce – lékárníka, průmyslníka a starosty Uherského Hradiště – Josefa Stancla. Od roku 1931 se stal také spolu-obnovitelem tradice poutí ke kapli sv. Rocha nad Uherským Hradištěm, která byla opravena z iniciativy manželky lékárníka Stancla – Antonie, roz. ze Schullernů (1857–1940). Štancl zde pak až do vysokého věku pravidelně jezdíval celebrovat poutní mši svatou (každý rok v srpnu).

Z Olomouce Štancl v roce 1958 odešel do kněžského domova v Senohrabech u Prahy, kde 21. prosince 1962 ve věku 91 let zemřel. Pohřben byl podle svého přání na hřbitově ve Fryštáku do společného hrobu s prvním českým salesiánem P. Ignácem Stuchlým

Činnost v Matici cyrilometodějské
Hlavní zájmovou oblastí, v níž se Štancl po celý život angažoval, byl tzv. "boj o katolickou školu" – tj. snaha o znovuobnovení ztraceného katolického ducha na státních školách. Za tím účelem založil v roce 1900 v Olomouci spolu s dvěma kněžími z tamního kněžského semináře (P. Janem Kořistkou a P. Cyrilem Sládečkem) český katolický školský spolek Matice cyrilometodějská. Prvním matičním předsedou byl zvolen již zmiňovaný olomoucký právník JUDr. Mořic Hruban, Štancl se stal místopředsedou. Matice však měla zpočátku spíše regionální charakter: Za cíl si stanovila vybudovat v Olomouci českojazyčné katolické měšťanské školy a přivést sem z Bubenče u Prahy Kongregaci školských bratrů.

Záběr své činnost spolek rozšířil od roku 1908, kdy A. Štancl začal prosazovat vybudování katolického pedagogia – vzdělávacího ústavu pro budoucí katolické učitele. Ještě více se činnost Matice rozrostla po roce 1910, kdy se stal jejím jednatelem P. František Světlík. Spolek se totiž začal orientovat také na vydavatelskou a obchodní činnost, zřídil sekretariát, a především začal zakládat matiční odbory (pobočky) po celé Moravě. Tím se v krátké době mnohonásobně rozšířila členská základna: Zatímco před rokem 1910 neměla Matice ani 1000 členů, v roce 1915 jejich počet dosahoval téměř 21 000.

Štanclova role ve spolku byla variabilní a během let se měnila. Poté, co po založení vykonával funkci místopředsedy, je v roce 1909 uváděn jako jednatel. Mimo to byl také členem ústředního výboru spolku. V roce 1913 byl však kvůli dlouhodobým názorovým střetům se spolkovými funkcionáři ThDr. Josefem Kachníkem, P. Františkem Světlíkem a spolkovým sekretářem Františkem Dolanským (tyto spory měly dohru i u soudů) z Matice vyloučen. Zpět se vrátil asi v roce 1919, kdy založil nový místní odbor Matice cyrilometodějské v Kroměříži. Během období první republiky jeho pozice v Matici opět získávala na vážnosti. Od začátku roku 1923 se totiž stal šéfredaktorem tiskového spolkového orgánu Rodina a škola, který redigoval až do roku 1935. Kromě toho byl v roce 1925 opět zvolen do ústředního výboru Matice a o rok později, 19. května 1926, byl spolu s arcibiskupem Leopoldem Prečanem a kanovníkem Františkem Světlíkem jmenován čestným členem spolku. Svůj kariérní postup v Matici pak završil na jaře 1938, kdy byl zvolen předsedou. Na tomto postu Štancl setrval do začátku července 1942. O jeho dalším angažmá v Matici toho není příliš známo. V roce 1943 zastával funkci jednatele. Po válce, v roce 1946, je opět uváděn jako předseda. V té době Štancl také přivedl do spolku katolického intelektuála a organizačně schopného pracovníka Josefa Vlčka, kterého ustanovil generálním tajemníkem Matice. J. Vlček se později stal Štanclovým ideovým následovníkem a předsedou obnovené Matice cyrilometodějské po roce 1989.

Dochované prameny dokládají, že Štancl ještě v říjnu roku 1948 kandidoval na dvě významné funkce ve výboru: Patřil mezi pětici kandidátů na místopředsedu a rovněž byl navržen na funkci pokladníka. Z poslední dochované zprávy o valné hromadě spolku, konané 26. ledna 1949, vyplývá, že byl stále ještě členem výboru. V té době však Matice měla před sebou již jen krátkou budoucnost – v roce 1950 byla totiž ministerstvem vnitra zrušena, někteří její pracovníci zatčeni a uvězněni a veškerá spolková dokumentace zabavena a zničena. Matice cyrilometodějská byla znovu obnovena až po pádu komunistického totalitního režimu.

Průkopník českého salesiánského díla
Původním cílem propagátorů katolické školy sdružených v Matici cyrilometodějské bylo mj. přivést na Moravu Kongregaci školských bratrů, kterou chtěli usadit v Olomouci. Tento záměr však z více důvodů ztroskotal ještě před první světovou válkou.

V roce 1919 se však Štancl náhodně seznámil s tehdy ještě ne příliš známou řeholní společností salesiánů založenou ve druhé polovině 19. století italským knězem Janem Boskem, která se věnovala především výchově chlapecké mládeže. První salesiáni, se kterými se Štancl potkal (v Přerově na vlakovém nádraží) byli Poláci, kteří se vraceli z Vídně z exercicií do svého ústavu v Oswiecimi (Osvětimi), kam přišli z Itálie již v roce 1898. Štancl brzy po tomto setkání tento jejich ústav navštívil. V dalších letech pak kontaktoval slovenské salesiány, kteří měli svou první komunitu od školního roku 1921–1922 v Perose Argentině v Itálii. S českými salesiánskými studenty v Itálii, kteří kvůli malému počtu zatím ještě nebyli sdružení dohromady, začal Štancl korespondovat asi od podzimu 1923.

Salesiánská řeholní společnost Štancla natolik nadchla, že ji začal všestranně podporovat – ať už články v tisku a přednáškami, tak i sháněním peněz a hledáním vhodných kandidátů pro studia v české salesiánské komunitě, která vznikla na přelomu let 1924–1925 rovněž v Perose Argentině, kde nahradila Slováky, kteří již v říjnu 1924 přesídlili do vlasti (Štancl Perosu také osobně navštívil v červenci 1925 a pravděpodobně i v březnu 1924).

Zatímco Štancl zajišťoval podporu a propagaci salesiánů na Moravě, v Čechách tytéž aktivity vyvíjel P. Karel Klement. Oba tito "průkopníci" také vyslali na studia k českým salesiánům v Itálii první velkou skupinu pětadvaceti českých chlapců, kteří do Perosy dorazili 15. prosince 1924. Ředitelem této české komunity byl ustanoven vůbec první český salesián P. Ignác Stuchlý (1869–1953), který se Štanclem během dalších let navázal nejen blízkou spolupráci, ale také srdečné přátelství.

Českému salesiánskému dílu byl příznivě nakloněn i arcibiskup ThDr. Leopold Prečan a Štanclovi se postupně dařilo získat řadu dobrodinců, kteří salesiány podporovali. Mezi ně patřil také významný představitel českých přistěhovalců v USA JUDr. Hynek Dostál, jehož prostřednictvím Štancl agitoval pro salesiánské dílo i v zámoří. Od roku 1926 Štancl také usiloval o založení oficiálního sdružení salesiánských spolupracovníků.

Téhož roku salesiáni na Moravě také získali první nemovitosti – jednalo se o polnosti a dům v Černotíně a především o větší dům v Přerově, který jim připadl v pozůstalostním řízení po zemřelém přerovském děkanovi Ignáci Zavřelovi. Protože salesiáni zatím nebyli v ČSR a neměli zde ani žádný právní statut, zajišťoval pro ně většinu majetkově právních záležitostí právě A. Štancl.

Nejpozději od roku 1926 se také začalo vážněji uvažovat o přesunutí salesiánů do českých zemí a v souvislosti s tím probíhala různá jednání o nabídkách míst, kde by se mohli usadit. Zpočátku se jevilo jako nejnadějnější obsazení domu v Přerově, již v polovině roku 1926 se však ukázalo, že to nebude možné, protože tamní nájemníci jsou zákonem chráněni nejméně do roku 1928. Štancl proto pokračoval v dalších jednáních, mj. dokonce ve Zlíně osobně jednal s továrníkem Tomášem Baťou o možném usazení salesiánů v tomto městě. O prázdninách roku 1927 se však nakonec Štanclovi po složitých jednáních (probíhajících již od března 1926) podařilo pro salesiány od Kongregace Sester Neposkvrněného Početí Panny Marie zakoupit bývalý objekt klášterní školy ve Fryštáku u Zlína. Salesiáni se v tomto svém prvním domě usadili v září téhož roku.

Po jejich příchodu na Moravu sice význam Štanclovy role sice poněkud pominul, nicméně i poté se tento jejich sympatizant aktivně angažoval ve prospěch salesiánského díla v různých záležitostech a často jezdíval navštěvovat domy, které salesiáni postupně v Čechách a na Moravě zakládali. Od října 1933 byl také členem Spolku pracovníků salesiánských v ČSR, jež byl založen jako organizace právně zastupující salesiány, kteří v ČSR do té doby stále nebyli právně uznáni (k tomu došlo až v lednu 1936).

Ještě řadu let po Štanclově smrti se spekulovalo o tom, že Štancl nedlouho před svým odchodem na věčnost složil řeholní sliby a stal se členem salesiánské řeholní rodiny. Dlouho však neexistoval žádný přímý písemný doklad, který by tuto skutečnost potvrzoval (což bylo pro období totality pochopitelné), takže šlo o informaci, která se pouze ústně tradovala mezi starší generací salesiánů. Světlo do celé záležitosti nakonec vnesl teprve až zcela náhodný objev učiněný v červnu 2014 v archivu České salesiánské provincie v Praze – Kobylisích. Šlo o dopis, který salesiánu – koadjutorovi Josefu Kalovi (1917–1992) v dubnu 1991 napsal salesián P. Oldřich Med (1914–1991), tehdejší duchovní správce v Rosicích u Brna. Med v dopise reagoval na žádost Kaly, který se oženil a později ovdověl a měl tužbu vrátit se zpět do salesiánské řeholní společnosti: "Milý Jozefe, předložil jsem minulý týden na inspektoriální radě Tvé přání obnovit salesiánské sliby a bylo jednomyslně přijato vzhledem k Tvému zdravotnímu stavu dovolit Ti, abys směl tyto sliby soukromě do mých rukou složit podobně, jak to učinili na konci svého života P. Hruška, P. Frant. Veselý, Dr. Štancl…" Až tento dopis tedy zcela jasně potvrdil, že Štancl skutečně salesiánské řeholní sliby složil, a stal se tak ještě před smrtí tajně salesiánem.

Dílo
 Křesťanství a rolnická otázka. Hradec Králové : Tiskové družstvo (Adalbertinum), 1920. 66 s.
 Kapitalismus. Hradec Králové : Tiskové družstvo, 1923. 96 s.
 Dílo salesiánské : kus sociální práce katolické církve. Hranice 1926. 140 s.
 Pryč s naším školským monopolem! Hradec Králové : Tiskové družstvo, 1928, 48 s.
 Ráj. Olomouc : Velehrad, 1948, 31 s.

Odkazy

Reference

Literatura

Související články
 Matice cyrilometodějská
 Salesiáni Dona Bosca
 Ignác Stuchlý
 Karel Method Klement
 Theodor Kohn
 Karel Dostál-Lutinov

Externí odkazy

 Heslo "Augustin Štancl" in: PETERA, Václav: Géniové Církve i vlasti, Rkp. uložený v Centrální katolická knihovně KTF UK v Praze, Praha 1964. Díl XIII, s. 57 Dostupné online  – zde i fotografie

Muži
Katoličtí autoři
Čeští římskokatoličtí duchovní
Čeští salesiáni
Narození 5. října
Narození v roce 1871
Úmrtí 21. prosince
Úmrtí v roce 1962
Úmrtí v Senohrabech
Pohřbení ve Fryštáku

redpajama_set_name: RedPajamaWikipedia


Our clients come from a wide range of industries including software, telecommunications, manufacturing, internet and eCommerce, medical technologies, insurance and green technologies.
What sets us apart is our understanding of the differing needs of issuers, borrowers, banks and investors, including financial and strategic investors. This breadth of experience helps us analyze and recommend transaction structures and methods of financing on terms that meet your immediate and long-term objectives. – all while protecting your interests.
Whether an established growing corporation with international operations, a small cap public company, an investment fund, or a start-up, Synergy can help you structure private placements and negotiate investment to provide the additional capital needed to accommodate your growth. In the public company and reverse merger arenas, Synergy's attorneys have been instrumental in assisting clients with securities compliance, investment transaction documents and merger documents to get the deal closed on terms in line with expectations. Learn more about Venture Capital, Private Equity & Angel/Seed Investments, Public Companies or Emerging Growth.
See our list of Representative Venture & Private Equity Financing Transactions.


text:
Cranichis hassleri är en orkidéart som beskrevs av Célestin Alfred Cogniaux. Cranichis hassleri ingår i släktet Cranichis, och familjen orkidéer.

Artens utbredningsområde är Paraguay. Inga underarter finns listade i Catalogue of Life.

Källor

Orkidéer
hassleri


Psalm 20: Dear Christian, here's what God wants to do for you!
The "you" in these verses is Israel's king, his "anointed" (v. 6). Look at what the psalmist asks the Lord to do for the king: answer his prayers, send help, give support, "remember" his acts of worship and, on that basis, show favor, grant his heart's desire, and fulfill all his plans.
Who are you? You are God's child, holy and blameless, highly favored (Luke 2:14), anointed by the Holy Spirit (1 John 2:20), loved by your Father every bit as much as the Father loves his only begotten Son (John 17:23, 26). Because of the precious blood of Jesus, our position in Christ is even more exalted than David's, or any sinful human king! Do we dare believe this? Do I? "If God is for us, who can be against us?" (Romans 8:31b) Our Father wants the exact same good for you.
The doctrine of imputation is still on my mind, obviously, as it has been for a while. But am I wrong? Am I applying this psalm incorrectly? After all, if we believe the New Testament's many words about our position in Christ (not apart from Christ, mind you), then so many of the Old Testament's promises to Israel, or even Israel's anointed, also belong to us.
This entry was posted on	January 26, 2019 at 3:12 pm	and is filed under Uncategorized.
The main thing that catches my attention from what you say, and I admit I could be wrong on the subject, is the statement that God loves us "every bit as much as the Father loves his only begotten Son." I am not sure this is exactly correct. In my view, God's love is equally AVAILABLE to all, but the extent to which it is "appropriated" depends on our response back to it. Nobody "responds back" to the Father like the Son does. Some scripture that seems to me to support this view is Daniel being called "greatly beloved" and John describing himself as "the disciple that Jesus loved." Of course God loves all his children, but why are those two somewhat "singled out" in that regard? Also, Jesus says, "If you love me, you will obey what I command." John 14:15 (NIV). "Whoever has my commands and obeys them, he is the one who loves me. He who loves me will be loved by my Father, and I too will love him and show myself to him." John 14:21 (NIV). See also v.23-24a. I don't take this to be a "loved or not loved" dichotomy, but rather a question of degree. Personally, I don't find the Bible to teach that there are no degrees of love.
But look at the two verses I cite from John 17.
I see your point with them, but the word "even" (NIV) or "as" (KJV) in v.23 I don't think necessarily means "to the same degree"–it could mean "in the same fashion." Consider this verse: "'As' the Father has sent me, 'so' send I you." We can't compare to the "obedience" which the Son achieved in response to being "sent," or to his degree. But we are "likewise" commissioned to be "ambassadors for Christ," as Paul said. Paul also said Christ is the foundation, but each should be careful how he builds thereon, for that will be tested by fire, some coming through as gold, silver, and precious stones, others wood, hay, and stubble. He even says that some people's work will be "burned up, but he himself will be saved, yet so as one escaping the flames." This certainly lends support to the conclusion of "degrees," even though God certainly extends love toward us, just as he does to the Son.
This may not be the best illustration, but consider the sun and mirrors. A perfectly clean mirror rightly positioned will reflect back the light "perfectly." However, to the degree that it is "dirty" or "off-centered," it will reflect back "less perfectly." The same sun is beaming down on all the mirrors, but they don't all reflect that light back to the same degree. You might say that they can't "keep" the "intensity" of the light at the same level. Something like that is how I see the matter.
No, I think that John 17 means exactly what you are saying. You are not wrong.


text:
> Diaries, letters & journals
Album : Unpublished Correspondence and Texts EPUB
by Roland Barthes
Part of the European Perspectives: A Series in Social Thought and Cultural Criticism series
Album provides an unparalleled look into Roland Barthes's life of letters. It presents a selection of correspondence, from his adolescence in the 1930s through the height of his career and up to the last years of his life, covering such topics as friendships, intellectual adventures, politics, and aesthetics. It offers an intimate look at Barthes's thought processes and the everyday reflection behind the composition of his works, as well as a rich archive of epistolary friendships, spanning half a century, among the leading intellectuals of the day.
Barthes was one of the great observers of language and culture, and Album shows him in his element, immersed in heady French intellectual culture and the daily struggles to maintain a writing life. Barthes's correspondents include Maurice Blanchot, Michel Butor, Jacques Derrida, Michel Foucault, Julia Kristeva, Claude Levi-Strauss, Georges Perec, Raymond Queneau, Alain Robbe-Grillet, Marthe Robert, and Jean Starobinski, among others. The book also features documents, letters, and postcards reproduced in facsimile; unpublished material; and notes and transcripts from his seminars. The first English-language publication of Barthes's letters, Album is a comprehensive testimony to one of the most influential critics and philosophers of the twentieth century and the world of letters in which he lived and breathed.
Category: Diaries, letters & journals
Also by Roland Barthes | View all
Roland Barthes by Roland Barthes
Also in the European Perspectives: A Series in Social Thought and Cultural Criticism series | View all
A German Officer in Occupied Paris
Geneses, Genealogies, Genres, and Genius
The Jean Baudrillard Reader
Secularism and Cosmopolitanism

redpajama_set_name: RedPajamaCommonCrawl


Vintage modern look that is perfect for any patio or deck.
Our hand woven, contemporary Bristol Lamp is shaped into a wicker barrel shade that encloses an opal cylinder of light using heavy duty PVC. These durable outdoor lamps feature completely weatherproof all resin construction with a heavy weighted base, a two level dimming switch, and a weatherproof cord & plug, 14 ft. on the floor lamps. Unbreakable polycarbonate light bulb enclosure allows the use of a standard 100 watt light bulb.
This product will ship from our manufacturer. Please allow an additional 7 - 10 business days for delivery.


text:
namespace puck.walk {
    export interface IWalker<T> {
        next(): T;
    }

    var EMPTY_WALKER: walk.IWalker<element.IElement> = {
        next() {
            return undefined;
        }
    };

    export function getWalker(el: element.IElement, reverse?: boolean): IWalker<element.IElement> {
        if (typeof (<container.IContainer>el).walk === "function")
            return (<container.IContainer>el).walk(reverse);
        return EMPTY_WALKER;
    }
}

redpajama_set_name: RedPajamaGithub


text:
\section{Introduction}
In a search for physics beyond the Standard Model (SM) one
can use different types of guidelines. A possible strategy is to
attempt to explain the phenomena that cannot be fit to the SM by
minimal means, that is by introducing the smallest possible number of
new particles without adding any new physical principles (such as
sypersymmetry or extra dimensions)  or new energy scales (such as
Grand Unified scale). An example of such a theory is the
renormalizable extension of the SM, the $\nu$MSM (neutrino Minimal
Standard Model) \cite{Asaka:2005an,Asaka:2005pn}, where three {\em
light} singlet right-handed fermions (we will be using also the names
neutral fermions, or sterile neutrinos, interchangeably)  are
introduced. The leptonic sector of the theory has the same structure
as the quark sector, i.e. every left-handed fermion has its
right-handed counterpart. This model is consistent with the data on
neutrino oscillations, provides a candidate for dark matter (DM)
particle -- the lightest singlet fermion (sterile neutrino), and can
explain the baryon asymmetry of the Universe \cite{Asaka:2005pn}. A
further extension of this model by a light singlet scalar field
allows to have inflation in the early Universe~\cite{Shaposhnikov:2006xi}.

A crucial feature of this theory is the relatively small mass scale
of the new neutral leptonic states $\sim~{\cal O}(1)~{\rm keV}-{\cal
O}(1)~{\rm GeV}$, which opens a possibility for a  direct search of
these particles. In this talk we will discuss the structure of the
model, the physical applications of the $\nu$MSM, and different
strategies to search for dark matter sterile neutrino in the Universe
and in laboratory. The accelerator experiments that can search for
two  extra singlet fermions  necessary for baryogenesis will be
discussed as well.

\section{The $\nu$MSM and its consequences}
If three singlet right-handed fermions $N_I$ are added to the
Standard Model, the most general renormalizable Lagrangian describing
all possible interactions has the form:
\begin{equation}
L_{\nu MSM}=L_{SM}+
\bar N_I i \partial_\mu \gamma^\mu N_I
  - F_{\alpha I} \,  \bar L_\alpha N_I \tilde \Phi
  - \frac{M_I}{2} \; \bar {N_I^c} N_I + h.c.,
  \label{lagr}
  \end{equation}
where $L_{SM}$ is the Lagrangian of the SM,
$\tilde\Phi_i=\epsilon_{ij}\Phi^*_j$ and $L_\alpha$
($\alpha=e,\mu,\tau$) are the Higgs and lepton doublets,
respectively, and both Dirac ($M^D = f^\nu \langle \Phi \rangle$) and
Majorana ($M_I$) masses for neutrinos are introduced. In comparison
with the SM, the $\nu$MSM contains 18 new parameters: 3 Majorana
masses of new neutral fermions $N_I$,  and 15 new Yukawa couplings in
the leptonic sector (corresponding to 3 Dirac neutrino masses, 6
mixing angles and 6 CP-violating phases).

Of course, this Lagrangian is not new and is usually used for the
explanation of the small values of neutrino masses via the see-saw
mechanism \cite{Seesaw}. The see-saw scenario assumes that the Yukawa
coupling constants of the singlet fermions are of the order of the
similar couplings of the charged leptons or quarks and that the
Majorana masses of singlet fermions are of the order of the Grand
Unified scale. The theory with this choice of parameters can also
explain the baryon asymmetry of the Universe but does not give a
candidate for a dark matter particle. Another suggestion is to fix
the Majorana masses of sterile neutrinos in $1-10$ eV energy range
(eV see-saw) \cite{deGouvea:2005er} to accommodate the LSND anomaly
\cite{Aguilar:2001ty}. This type of theory, however, cannot explain
dark matter and baryon asymmetry of the universe. The  $\nu$MSM
paradigm is to determine the Lagrangian parameters  from solid
available observations, i.e. from  requirement that it should explain
neutrino oscillations, dark matter and baryon asymmetry of the
universe in a unified way. This leads to the singlet fermion Majorana
masses  {\em smaller} than the electroweak scale, in the contrast
with the see-saw choice of \cite{Seesaw}, but much larger than few
eV, as in the eV see-saw of \cite{deGouvea:2005er}.

Let us review shortly the physical applications of the $\nu$MSM.

{\em Neutrino masses and oscillations.}   The new parameters of the
$\nu$MSM can describe any pattern (and in particular the observed
one) of masses and mixings of active neutrinos, which is
characterized by 9 parameters only (3 active neutrino masses, 3
mixing angles, and 3 CP-violating phases). Inspite of this freedom,
the {\em absolute} scale of active neutrino masses can be established
in the $\nu$MSM from cosmology and astrophysics of dark matter
particles
\cite{Asaka:2005an,Boyarsky:2006jm,Boyarsky:2006fg,Asaka:2006rw,Asaka:2006nq}:
one of the active neutrinos must have a mass smaller than ${\cal
O}(10^{-5})$ eV. The choice of the small mass scale for singlet
fermions leads to the small values of the Yukawa coupling constants,
on the level $10^{-6}-10^{-12}$, which is crucial for explanation of
dark matter and baryon asymmetry of the Universe.

{\em Dark matter.} Though the $\nu$MSM does not have any extra stable
particle in comparison with the SM, the lightest singlet fermion,
$N_1$,  may have a life-time $\tau_{N_1}$ greatly exceeding the age
of the Universe and thus play a role of a dark matter particle
\cite{Dodelson:1993je,Shi:1998km,Dolgov:2000ew,Abazajian:2001nj}. The
main decay mode is $N_1 \rightarrow 2\nu\bar\nu,2\bar\nu \nu$ (it
goes through the exchange of $Z$-vector boson, see Fig.
\ref{fig:main}) and
\begin{equation}
  \tau_{N_1} = 5 \times 10^{26}\,\mbox{sec}
  \left( \frac{1~\mbox{keV}}{M_1} \right)^{5}
  \left( \frac{10^{-8}}{\theta^2} \right) ~,
\end{equation}
where the mixing angle $\theta$ is the ratio of Dirac and Majorana
masses,
\begin{equation}
\theta = \frac{m_D}{M_1}~.
\end{equation}
For example, choosing $M_1$ in keV region and $\theta^2 \sim 10^{-8}$
leads to a life-time exceeding the age of the Universe by ten orders
of magnitude.
\begin{figure}[h]
\epsfysize=4cm
\centerline{\epsffile{ndecay.eps}}
\caption{Main mode of dark matter sterile neutrino decay.}
\label{fig:main}
\end{figure}

DM sterile neutrinos can be produced in the early Universe  via
active-sterile neutrino transition \cite{Dodelson:1993je} (probably,
this mechanism is ruled out~\cite{Asaka:2006nq}: the required Yukawa
coupling is too large to be consistent with X-ray and Lyman-$\alpha$
constraints, discussed in Section 3); via resonant active-sterile
neutrino oscillations in the presence of lepton asymmetries
\cite{Shi:1998km}; or in the inflaton (or any neutral scalar) decays
\cite{Shaposhnikov:2006xi}. DM sterile neutrino may also have other
interesting astrophysical applications~\cite{astro}.

{\em Baryon asymmetry of the Universe.} The  baryon (B) and lepton
(L)  numbers are not conserved in the $\nu$MSM. The lepton number is
violated by the Majorana neutrino masses, while  $B+L$ is broken by
the electroweak anomaly. As a result, the sphaleron processes with
baryon number non-conservation \cite{Kuzmin:1985mm}  are in thermal
equilibrium  for  temperatures $100$ GeV $ < T < 10^{12}$ GeV. As for
CP-breaking, the $\nu$MSM contains  $6$ CP-violating phases in the
lepton sector and a Kobayashi-Maskawa phase in the quark sector. This
makes two of the Sakharov conditions \cite{Sakharov:1967dj} for
baryogenesis satisfied. Similarly to the SM, this theory does not
have an electroweak phase transition with allowed values for the
Higgs mass \cite{Kajantie:1996mn}, making impossible the electroweak
baryogenesis, associated with the non-equilibrium bubble expansion.
However, the $\nu$MSM contains extra degrees of freedom - sterile
neutrinos - which may be out of thermal equilibrium exactly because
their Yukawa couplings to ordinary fermions are very small. The
latter fact is a key point for the baryogenesis in the $\nu$MSM
\cite{Akhmedov:1998qx,Asaka:2005pn}, ensuring the validity of the
third Sakharov condition. In \cite{Asaka:2005pn} was shown that the
$\nu$MSM can provide simultaneous solution to the problem of neutrino
oscillations, dark matter and baryon asymmetry of the Universe.

{\em Inflation.} In \cite{Shaposhnikov:2006xi} it was proposed the
the $\nu$MSM may be extended by a {\em light} inflaton in order to
accommodate inflation. To reduce the number of parameters and to have
a common source for the Higgs and sterile neutrino masses the
inflaton - $\nu$MSM couplings can be taken to be scale invariant on
the classical level. The mass of the inflaton can be as small as few
hundreds MeV, and the coupling of the lightest sterile neutrino to
the inflaton may serve as an efficient mechanism for the dark matter
production  for $M_1 < {\cal O}(10)$ MeV.

The pattern of the mass parameters, leading to successful
phenomenological predictions of the $\nu$MSM (neutrino masses and
oscillations, dark matter and baryon asymmetry of the Universe) is
shown schematically in Fig. \ref{fig:spectrum}.
\begin{figure}
\centerline{\includegraphics[width=12cm]
{NuMSMspectrum}}
\caption{The expected mass spectrum of the $\nu$MSM. For quarks
and charged leptons the experimental data is used.}
\label{fig:spectrum}
\end{figure}

\section{Search for DM sterile neutrino in the Universe}
\label{sec:univ}
The dark matter sterile neutrino is likely to have a mass in the
${\cal O} (10)$ keV region. The arguments leading to the keV mass
scale are related  the problems of missing satellites and cuspy
profiles in the Cold Dark Matter cosmological models
\cite{Moore:1999nt,Bode:2000gq,Goerdt:2006rw,Gilmore:2007fy}; the keV
scale is also favoured by the cosmological considerations of the
production of dark matter due to transitions between active and
sterile neutrinos \cite{Dodelson:1993je,Shi:1998km}; warm DM may help
to solve  the problem of galactic angular
momentum~\cite{Sommer-Larsen:1999jx}. However, no upper limit on the
mass of sterile neutrino exists
\cite{Asaka:2006ek,Shaposhnikov:2006xi} as this particle can be
produced in interactions beyond the $\nu$MSM. An astrophysical lower
bound on their mass is $0.3$ keV, following from the analysis of the
rotational curves of dwarf spheroidal galaxies
\cite{Tremaine:1979we,Lin:1983vq,Dalcanton:2000hn}. Somewhat stronger
(but model dependent) lower bound on their mass can be derived from
the analysis of Ly-$\alpha$ clouds, limiting  their free streaming
length at the onset of cosmological structure formation
\cite{Hansen:2001zv,Viel:2005qj,Seljak:2006qw,Viel:2006kd}.  This
limit reads $M_1 >  M_{Ly\alpha}\left(\frac{<p_s>}{<p_a>}\right)$,
where $<p_s>$ and $<p_a>$ are the average momenta of the sterile and
active neutrinos correspondingly and  $M_{Ly\alpha} \simeq 10-14 $
keV \cite{Seljak:2006qw,Viel:2006kd}.

In fact, the dark matter made of sterile neutrinos is not completely
dark, since there is a subdominant radiative decay channel (see Fig.
\ref{fig:rad}) $N_1\rightarrow \nu\gamma$  with the
width~\cite{Pal:1981rm,Barger:1995ty}
\begin{equation}
 \Gamma_{\rm rad} = \frac{9\, \alpha_\textsc{em}\, G_F^2} {256\cdot
          4\pi^4}\:\sin^2(2\theta)\, M_1^5~,
\end{equation}
where $G_F$ is the Fermi constant. These decays produce a narrow
photon line (the width of it is determined by the Doppler effect due
to the motion of DM particles) with energy  $E_\gamma = \frac{M_1}{2}$.
This line  can be potentially observed in different X-ray
observations~\cite{Dolgov:2000ew,Abazajian:2001vt}.
\begin{figure}
\hspace{2cm}\includegraphics[width=8cm]{neutrino-decay-2}
\caption{The one-loop diagram giving rise to radiative neutrino decay.}
\label{fig:rad}
\end{figure}
Energy flux produced by the DM decay from a given direction into a
sufficiently narrow solid angle $\Omega \ll 1$ is given by
\begin{equation}
\label{eq:8}
  F =  \frac{\Gamma_{\rm rad}\Omega}{8\pi}
  \hskip -3ex\int\limits_{{\rm line~ of~
      sight}} \hskip -3ex\rho_{DM}(r)dr \;,
\end{equation}
where $\rho_{DM}(r)$ is the DM density profile.

To optimize the search for DM sterile neutrino one should find the
astrophysical objects for which the value of integral (\ref{eq:8}) is
maximal whereas the  X-ray background is minimal. There is quite an
amazing empirical fact \cite{Boyarsky:2006fg} that  the signal  is
roughly the same  for many astrophysical objects,  from clusters to
dwarf galaxies. Namely, the  Milky Way halo signal is comparable with
that of clusters like Coma or Virgo, the  DM flux from Draco or Ursa
Minor dwarf spheroidals is 3 times stronger than that of the Milky
Way (MW) halo. At the same time, the  background strongly depends on
the astrophysical object. Indeed,  clusters of galaxies (e.g. Coma or
Virgo) have the temperature of intra-cluster media in keV range
leading  to strong X-ray emission contributing both to continuous
and  discrete (atomic lines) background spectrum. The continuum X-ray
emission from Milky Way is about two orders weaker than that of a
cluster, whereas dwarf satellites of the MW are really dark from the
point of view of X-ray background. Therefore, the best object to look
at to find the DM sterile neutrino are the  Milky Way and dwarf
satellite galaxies \cite{Boyarsky:2006fg}; X-ray quiet outer parts of
clusters can be used as well \cite{Boyarsky:2006zi}.

Till now, no candidate for DM sterile neutrino decay line has been
seen and only the limits on the strength of their interaction with
active neutrinos exist. Over the last year restrictions on sterile
neutrino  parameters were improved by several orders of magnitude
\cite{Boyarsky:2005us,Boyarsky:2006zi,Boyarsky:2006fg,Riemer-Sorensen:2006fh,Watson:2006qb,Boyarsky:2006kc,Boyarsky:2006ag,Riemer-Sorensen:2006pi,Abazajian:2006jc,Boyarsky:2006hr}.
The summary
of constraints on the mixing angle are shown on Fig.
\ref{fig:bounds}, where all results are subject to intrinsic factor
$\sim 2$ uncertainty coming, in particular, from poor knowledge of
the dark matter distributions.
\begin{figure}
\centerline{\includegraphics[width=12cm]{bounds-common}}
\caption{Upper bound on the mixing angle of dark matter sterile neutrino,
coming from X-ray observations of Large Magellanic Cloud (LMC) and
Milky Way (MW) by XMM-Newton and HEAO-1 satellites.}
\label{fig:bounds}
\end{figure}

Unfortunately, the new data from {\em Chandra} and {\em XMM-Newton}
can hardly improve the constraints by more than a factor $10$ because
these instruments have the energy resolution exceeding greatly the
expected width of the DM line. To go much further one would need an
improvement of spectral resolution up to the natural line width
($\Delta E/E \sim 10^{-3}$), have a reasonably wide field of view
$\sim 1^\circ$  (size of a dSph) and perform a wide energy scan, from
${\cal O}(100)$ eV to ${\cal O}(10)$ MeV. The discussion of
sensitivity of different existing and future Space missions can be
found in  \cite{Boyarsky:2006hr}.

\section{Search for DM sterile neutrino in laboratory
\cite{Bezrukov:2006cy}}
\label{lab}
Imagine now that some day an unidentified narrow line will be found
in X-ray observations.  Though there are a number of tests that could
help to distinguish the line coming from DM decays from the lines
associated with atomic transitions in interstellar medium, how can we
be sure that the dark matter particle is indeed discovered?  Clearly,
a laboratory experiment, if possible at all, would play a key role.
Current bounds in the interesting mass region were mostly based on
kink search in $\beta$-decay, inspired by possible discovery of 17~keV
neutrino.  The present bounds\cite{Yao:2006px} are much weaker
than required to compete with X-ray observations.
Fig.~\ref{fig:bounds} demonstrates that the search for DM sterile
neutrino in terrestrial experiments is very challenging, as the
strength of interaction of DM sterile neutrino with the matter is
roughly $\theta^2$ times weaker than that of ordinary neutrino!

On very general grounds the possible experiments for the search of
sterile neutrinos can be divided in three groups:

{(i)} Sterile neutrinos are \emph{created} and subsequently
\emph{detected} in the laboratory.  The number of events that can be
associated with sterile neutrinos in this case is suppressed by
$\theta^4$ in comparison with similar processes with ordinary
neutrinos.  The smallness of the mixing angle, as required by X-ray
observations, makes this type of experiments hopeless.  For example,
for sterile neutrino mass $M_1=5~\rm{keV}$, the suppression in comparison
with neutrino reactions is at least of the order of $10^{-19}$.

(ii) Sterile neutrinos are created somewhere else in large amounts
and then \emph{detected} in the laboratory.  The X-ray Space
experiments are exactly of this type: the number density of sterile
neutrinos is fixed by the DM mass density, and the limits on the
X-ray flux give directly the limit on $\theta^2$ rather than
$\theta^4$ as in the previous case.  Another potential possibility is
to look for sterile neutrinos coming from the Sun.  The flux of
sterile neutrinos from, say, $pp$ reactions is
$F_N \sim 6\times 10^{10}~\theta^2/\mathrm{cm}^2\mathrm{s}$.  The only
way to distinguish sterile neutrinos from this source from electronic
neutrinos is the kinematics of the reactions $\nu_e n \rightarrow p
e$ and $N_1 n \rightarrow p e$, which looks hopeless.  For higher
energy sources, such as $^8B$ neutrinos, the emission of sterile $N_1$
would imitate the anti-neutrinos from the Sun due to the reaction $N_1 p
\rightarrow n e^+$ which is allowed since $N_1$ is a Majorana particle.
However, this process is contaminated by irremovable background from
atmospheric anti-neutrinos.  Even if all other sources of background
can be eliminated, an experiment like KamLAND would be able to place
a limit of the order of $\theta^4 < 3\times 10^{-7}$, which is weaker
than the X-ray limit for all possible sterile neutrino masses obeying
the Tremaine--Gunn bound.  The current KamLAND limit can be extracted
from \cite{Eguchi:2003gg} and reads $\theta^4 < 2.8\times 10^{-4}$.
The sterile neutrino can also be emitted in supernovae (SNe)
explosions in amounts that could be potentially much larger than
$\theta^2 F_\nu$, where $F_\nu$ is the total number of active
neutrinos coming from SNe.  The reason is that the sterile neutrinos
interact much weaker than ordinary $\nu$ and thus can be emitted from
the volume of the star rather than from the neutrino-sphere.  Using
the results of \cite{Dolgov:2000ew}, the flux of SNe sterile
neutrinos due to $\nu_e-N$ mixing is $F_N \simeq
5 \times 10^{3}\theta^2\left(M_1/{\rm keV}\right)^4 F_\nu$.   In
spite of this enhancement, we do not see any experimental way to
distinguish the $N_1$ and $(\nu,~\bar\nu)$ induced events in the
laboratory.

(iii) The process of sterile neutrinos \emph{creation} is studied in
the laboratory.  In this case one can distinguish between two
possibilities.  In the first one, we have a reaction which would be
exactly forbidden if sterile neutrinos are absent.  We were able to
find just one process of this type, namely
$S\rightarrow{\rm invisible}$, where $S$ is any scalar boson.
Indeed, in the SM the process $S\rightarrow\nu\bar\nu$ is not allowed
due to chirality conservation, and $S\rightarrow\nu\nu$ is forbidden
by the lepton number conservation.  With sterile neutrinos, the
process $S\rightarrow \nu N_1$ may take place.  However, a simple
estimate shows that the branching ratios for these modes for
available scalar bosons such as $\pi^0$ or $K^0$ are incredibly small
for admitted (by X-ray constraints) mixing angles.  So, only one
option is left out: the detailed study of kinematics of different
$\beta$ decays.

An obvious possibility would be the main pion decay mode
$\pi \to \mu\nu$ with creation of sterile neutrino $N_1$ instead of the
active one.  This is a two body decay, so the energy muon spectrum is
a line with the kinetic energy $(m_\pi-m_\mu)^2/2m_\pi=4.1$ MeV for
decay with active neutrino and $((m_\pi-m_\mu)^2-M_1^2)/2m_\pi$ for
decay with massive sterile neutrino.  Thus, for $M_1$ of keV order
one needs the pion beam with energy spread less than 0.01~eV to
distinguish the line for sterile neutrino, which seems to be
impossible to get with current experimental techniques.

In the case of $\beta$-decay there are two distinct possibilities.  One
is to analyze the electron spectrum only.  In this case the admixture
of sterile neutrinos leads to the kink in the spectrum at the
distance $M_1$ from the endpoint.  However, the distinguishing a
small kink of the order of $\theta^2$ on top of the electron spectra
is very challenging  from the point of view of statistically large
physical background and nontrivial uncertainties in electron spectrum
calculations. The case of full kinematic reconstruction of $\beta$-decay
of radioactive nucleus is thus more promising.

The idea of using $\beta$-decay for sterile neutrino detection is quite
simple: measuring the full kinematic information for the initial
isotope, recoil ion, and electron one can calculate the neutrino
invariant mass on event by event basis.  In an ideal setup of exact
measurement of all these three momenta such an experiment provides a
background-free measurement where a single registered anomalous event
will lead to the positive discovery of DM sterile neutrino.  This
idea was already exploited at time of neutrino discovery and testing
of the Fermi theory of $\beta$ decay \cite{Pontecorvo1947}.  It was
also proposed to use full kinematic reconstruction to verify the
evidence for 17~keV neutrino found in the kink searches
\cite{Cook:1991cm,Finocchiaro:1992hy} to get rid of possible
systematics deforming the $\beta$-spectrum.  Recently, bounds on sterile
neutrino mixing were achieved by full kinematic reconstruction of
$^{38m}$K isotope confined in a magneto--optic trap
\cite{PhysRevLett.90.012501} but for a neutrino in the mass range
$0.7-3.5$~MeV, what is much heavier than considered here. For
$370-640$~keV mass range a similar measurement was performed in
electron capture decay of $^{37}$Ar \cite{Hindi:1998ym}.  We will
discuss below a possible setup for a dedicated experiment for a
search of keV scale DM sterile neutrino.

Let us consider an idealized experiment in which a cloud of
$\beta$-unstable nuclei, cooled to temperature $T$, is observed.  For
example, for $^3$H the normal $\beta$-decay is \begin{equation} {}^3\mathrm{H} \to
{}^3\mathrm{He}+e+\bar{\nu}_e\;, \end{equation} while in presence of sterile
neutrino in about $\theta^2$ part of the events (up to the kinematic
factor) the decay proceeds as \begin{equation} {}^3\mathrm{H} \to
{}^3\mathrm{He}+e+N_1\;, \end{equation} where $N_1$ is a sterile neutrino in
mostly right-handed helicity state. Suppose that it is possible to
register the recoil momentum of the daughter ion and of the electron
with high enough accuracy.  Indeed, existing  Cold-Target
Recoil-Ion-Momentum Spectroscopy (COLTRIMS) experiments are able to
measure very small ion recoil~\cite{Ullrich1997,Dorner2000}.  They
are utilized for investigation of the dynamics of ionization
transitions in atoms and molecules.  The ion momenta is determined by
time of flight measurement.  A small electric field is applied to the
decay region to extract charged ions into the drift region.  After
the drift region the ions are detected by a position sensitive
detector, which allows to determine both the direction of the momenta
and the time of flight.  Characteristic energies of recoil ion in
$\beta$-decay is of the order of the recoil momenta measured by
existing COLTRIMS in ion--atom collisions. Precisions currently
achieved with such apparatus are of the order of $0.2~\rm{keV}$ for the
ion momentum~\cite{Dorner2000,Dorner:97,Mergel:97,Dorner:98}.

Electron detection is more difficult, as far as the interesting
energy range is of the order of 10~keV for $^3$H decay (or greater
for most other isotopes).  This is much higher than typical energies
obtained in atomic studies.  One possible solution would be to use
the similar time-of-flight technique as for the recoil ions, but with
adding magnetic field parallel to the extraction electric field, thus
allowing to collect electrons from a wider polar angle.  In existing
applications such a method was used for electrons with energies of
only 0.1~keV \cite{Moshammer1996,Kollmus1997}.  In \cite{Jahnke2004}
retarding field was added in the electron drift region allowing to
work with electrons of up to 0.5~keV energies.  Alternatively, one
may try to use electrostatic spectrometers for electron energy
measurement, as it was proposed in
\cite{Cook:1991cm,Finocchiaro:1992hy}.  On the one hand, the latter
method allows to use the electron itself to detect the decay moment
for recoil time of flight measurement. On the other hand, it is hard
to reach high polar angle acceptance with this method, thus losing
statistics.

The decay moment needed for the time-of-flight measurement can be
tagged by registering the Lyman photon emission of the excited ion or
by the electron detection, if electron energy is determined by a
dedicated spectrometer.  Note, that for $^3\mathrm{H}_2$ case Lyman
photon is emitted only in about 25\% of the events
\cite{Finocchiaro:1992hy}, so the photon trigger also induces some
statistics loss.

According to \cite{Dorner2000} it is possible to achieve sensitivity
for measuring normal active neutrino masses of $10~\rm{eV}$ for each
single event; the accuracy needed for the case of sterile neutrinos
is considerably less than that as the mass of $N_1$ is expected to be
in the keV region.  Moreover, the measurement in the latter case is a
relative measurement, which is much simpler than absolute measurement
of the peak position required for active neutrino mass determination.

Of course, for a detailed feasibility study of $\beta$-decay
experiments to search for DM sterile neutrino a number of extra
points, including existence of possible backgrounds, must be
clarified. One obvious background appears from the fact that in
${\cal O}(\alpha_{\rm EM})$ cases of $\beta$-decays one gets an extra
photon, making the statistics requirement much stronger, unless  this
photon can be registered with 100\% efficiency. A very hard problem
is the low density of cold atoms (serving as a source of
beta-decays), available at present. Indeed, in order to compete with
X-ray mission in Space for $M_1 = 5$ KeV one should be able to
analyse the kinematics of about $10^{10}$ $\beta$-decays! Perhaps,
instead of tritium one can use other isotopes which have higher decay
energy release but are short lived, providing thus larger
statistics.

\section{Search for singlet fermions in accelerator experiments
\cite{Gorbunov}} \label{accel}
In addition to DM sterile neutrino the $\nu$MSM contains a pair of
more heavier singlet fermions, $N_2$ and $N_3$. For an efficient
baryogenesis these particles must be almost degenerate in mass
\cite{Akhmedov:1998qx,Asaka:2005pn}. In addition, strong constraints
on the strength of interaction of these particles are coming from the
data on neutrino oscillations and
cosmology\cite{Gorbunov,Shaposhnikov:2006nn} (baryogenesis and Big
Bang Nucleosynthesis). In \cite{Shaposhnikov:2006nn} it was argued
that a specific mass-coupling pattern for the singlet fermions,
required for the phenomenological success of the $\nu$MSM, can be a
consequence of a lepton number symmetry, slightly broken by the
Majorana mass terms and Yukawa coupling constants. The existence of
this symmetry provides an argument in favour of ${\cal O} (1)$ GeV
mass of these neutral leptons and makes the couplings $F_{\alpha2}$
of singlet fermions to ordinary leptons considerably enhanced in
comparison with a naive estimate $F^2\sim M_2 \sqrt{\Delta m^2_{\rm
atm}}/v^2$. It is interesting to know, therefore,
what would be the experimental signatures of the neutral singlet
fermions in this mass range and in what kind of experiments they
could be found.

Naturally, several distinct strategies can be used for the
experimental search of these particles. The first one is related to
their production. The singlet fermions  participate in all reactions
the ordinary neutrinos do with a probability suppressed roughly by a
factor $(M_D/M_M)^2$, where $M_D$ and $M_M$ are the Dirac and
Majorana masses correspondingly. Since they are massive, the
kinematics of, say, two body decays $K^\pm \rightarrow \mu^\pm N$,
$K^\pm \rightarrow e^\pm N$ or three-body decays  $K_{L,S}\rightarrow
\pi^\pm + e^\mp + N_{2,3}$ changes  when $N_{2,3}$ is replaced by an ordinary
neutrino. Therefore, the study of  {\em kinematics} of rare meson
decays can constrain the strength of the coupling of heavy leptons.
This strategy has been used in a number of experiments for the search
of neutral leptons in the past \cite{Yamazaki:1984sj,Daum:2000ac},
where the spectrum of electrons or muons originating in decays $\pi$
and $K$ mesons has been studied. The second strategy is to look for
the  decays of neutral leptons inside a detector
\cite{Bernardi:1985ny,Bernardi:1987ek,Vaitaitis:1999wq,Astier:2001ck}
(``nothing" $\rightarrow$ leptons and hadrons).  Finally, these two
strategies can be unified, so that the production and the decay
occurs inside the same detector \cite{Achard:2001qw}.

Clearly, to find the best way to search for neutral leptons, their
decay modes have to be identified and branching ratios must be
estimated. A lot of work in this direction has been already done in
Refs.
\cite{Shrock:1980ct,Shrock:1981wq,Gronau:1984ct,Johnson:1997cj} for
the general case, ref. \cite{Gorbunov}  deals with a specific case of
the $\nu$MSM.

We arrived to the following conclusions~\cite{Gorbunov}.\\

(i) The singlet fermions with the masses smaller than $m_\pi$ are
already disfavoured on the basis of existing experimental data of
\cite{Bernardi:1987ek} and from the requirement that these particles
do not spoil the predictions of the Big Bang Nucleosynthesis (BBN)
\cite{Dolgov:2000jw,Dolgov:2000pj} (s.f. \cite{Kusenko:2004qc}).

(ii) The mass interval $m_\pi < M_N < m_K$ is perfectly allowed from
the cosmological and experimental points of view, see Fig.
\ref{fig:heavy}.
\begin{figure}
\centerline{
\includegraphics[width=5cm]{emuNormalWeak}
\includegraphics[width=5cm]{eeNormalWeak}
\includegraphics[width=5cm]{mumuNormalWeak}}
\caption{Experimental (upper bound) and BBN (lower bound) constraints
on the mass and mixing angles $U_\alpha=M_D^{\alpha2}/M_2$ of the
singlet fermions with masses below $400$ MeV in the $\nu$MSM.  Blank
regions  are phenomenologically allowed. }
\label{fig:heavy}
\end{figure}
Moreover, further constraints on the couplings of singlet fermions
can be derived from the reanalysis of the {\em already existing but
never considered from this point of view} experimental data of KLOE
collaboration and of the E787 experiment. In addition, the NA48/3
(P326) experiment at CERN would allow to find or to exclude
completely singlet fermions with the mass below that of the kaon. The
search for the missing energy signal, specific for the experiments
mentioned above, can be complimented by the search of decays of
neutral fermions, as was done in CERN PS191 experiment
\cite{Bernardi:1985ny,Bernardi:1987ek}. To this end quite a number of
already existing or planned neutrino facilities (related, e.g. to
CNGS, MiniBoone, MINOS or J-PARC), complemented by a near dedicated
detector (like the one of CERN PS191) can be used.

(iii) In the mass interval $m_K < M_N < 1$ GeV the detailed study of
kinematics of decays of charmed mesons and $\tau$ leptons, possible
at charm and $\tau$ factories, can enter into cosmologically
interesting part of the parameter space of the $\nu$MSM.

(iv) For $1$ GeV $< M_N < m_D$ the search for the specific missing
energy signal, potentially possible at beauty, charm and $\tau$
factories, is unlikely to gain the necessary statistics and is very
difficult if not impossible at hadronic machines like LHC. So, the
search for decays of neutral fermions is the most effective
opportunity. In short, an intensive beam of protons, hitting the
fixed target, creates, depending on its energy, pions, strange and
charmed  mesons that decay and produce heavy neutral leptons. A part
of these leptons then decay in a detector, situated some distance
away from the collision point. The  dedicated experiments on the
basis of the proton beam NuMI or NuTeV at FNAL, CNGS at CERN, or
J-PARC  can touch a very interesting parameter range for $M_N \mathop{\raise0.3ex\hbox{$<$\kern-0.75em\raise-1.1ex\hbox{$\sim$}}}
1.8$ GeV.

(v) Going above $D$-meson but still below $B$-meson thresholds is
very hard if not impossible with present or planned proton machines or
B-factories. To enter into cosmologically interesting parameter space
would require the increase of the present intensity of, say, CNGS
beam by two orders of magnitude or to producing and studying the
kinematics of more than $10^{10}$ B-mesons.

\section{Conclusions}

To conclude, none of the {\em experimental observations}, which are
sometimes invoked as the arguments for the existence of the large
$\sim 10^{10}-10^{15}$ GeV intermediate energy scale between the
$W$-boson mass and the Planck mass, really requires it. The smallness
of the active neutrino masses may find its explanation in small
Yukawa couplings rather than in large energy scale. The dark matter
particle, associated usually with a WIMP of  ${\cal O}(100)$ GeV mass
or an axion, can well be a much lighter sterile neutrino, practically
stable on the cosmological scales. The thermal leptogenesis
\cite{Fukugita:1986hr}, working well only at large masses of Majorana
fermions, can be replaced by the baryogenesis through light singlet
fermion oscillations. The inflation can be associated with the light
inflaton field rather than with that with the mass $\sim 10^{13}$
GeV, with the perturbation power spectrum coming from inflaton
self-coupling rather than from its mass.

Inspite of the fact that all new particles of the $\nu$MSM are light,
it is a challenge to uncover them experimentally due to the extreme
weakness of their interactions. To search for dark matter sterile
neutrinos in the Universe one needs an X-ray spectrometer in Space
with good energy resolution $\delta E/E \sim 10^{-3}-10^{-4}$ getting
signals from our Galaxy and its dwarf satellites. The laboratory
search for these particles would require the detailed analysis of
kinematics of $\beta$-decays of different isotopes, which is
extremely hard. The search for heavier singlet fermions, responsible
for baryon asymmetry of the Universe is relatively easy if they are
lighter than K-meson, possible with existing accelerators if the are
lighter than D-mesons, and extremely challenging if they have a mass
above $2$ GeV.

At the same time, the $\nu$MSM can be falsified by a number of
different experiments. For example, the discovery of WIMPs in dark
matter searches, supersymmetry or any new particle except the Higgs
boson at LHC, confirmation of the LSND result (according to MiniBooNE
publication \cite{Aguilar-Arevalo:2007it} that appeared after this
conference the neutrino oscillation explanation of the LSND anomaly
is rejected at the $98$\% confidence level) or confirmation of the
claim \cite{Klapdor-Kleingrothaus:2006ff} on the observation of
neutrino-less double $\beta$-decay (this process was considered in
the framework of the $\nu$MSM in \cite{Bezrukov:2005mx}) would
disprove the $\nu$MSM. The same conclusion is true if the active
neutrinos are found to be degenerate in mass.

\section{Acknowledgements} This work was supported in part by the
Swiss National Science Foundation. I thank Takehiko Asaka, Steve
Blanchet, Fedor Bezrukov, Alexey Boyarsky, Dmitry Gorbunov, Alexander
Kusenko, Mikko Laine, Andrei Neronov, Oleg Ruchayskiy and Igor
Tkachev for collaboration.

redpajama_set_name: RedPajamaArXiv