2 β-процессы в атомных ядрах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

1. Общая характеристика работы.

2. Введение

3. Исследование процессов 2(3-распада на трековом детекторе №гМО-2.

3.1. Установка ИЕМО-2.

3.2. Результаты экспериментов с 100Мо, 116С<1,828е, и

4. Исследование 2р-переходов на возбужденные состояния дочерних ядер с помощью НРОе-дегекторов.

4. ]. Первое наблюдение 2|5(2у)-распада 100Мо на 0+1 возбужденное состояние 10(1 Кн. 4.2. Результаты для ПЛСс1,760е и й28е.

5. Ограничения на различные моды 2р-распада в 110Р(1, |248п и 48Са.

6. Поиск 2р+-, Кр+- и 2К-процессов в ,06С<1 92Мо, 130Ва и 132Ва.

7. Результаты из смежных областей.

7.1. Проверка справедливости принципа Паули.

7.2. Оценка содержания 42Аг, образованного в результате испытаний ядерных зарядов, в атмосфере Земли.

8. Предложения новых экспериментов и экспериментальных подходов к поиску 2(3-процессов и в смежных областях.

Актуальность темы

Интенсивные поиски процесса безнейтринного двойного бета-распада (2[](0у)) обусловлены тем, что сам факт его существования тесно связан со следующими фундаментальными аспектами физики элементарных частиц:

- несохранением лептонного числа,

- наличием у нейтрино массы и её природой,

- существованием правых токов в электрослабом взаимодействии, существованием майорона,

- структурой хиггсовского сектора, существованием лептокварков,

- существованием тяжелого стерильного нейтрино,

- существованием составного нейтрино.

Все эти вопросы лежат вне рамок стандартной модели электрослабого взаимодействия, поэтому регистрация 2(5(Оу)-распада будет означать открытие "новой физики". Основной интерес к этому процессу, конечно же, связан с проблемой массы нейтрино - ссли 2(5(Оу)-распад будет обнаружен, то, по современным представлениям, это будет означать, что масса покоя хотя бы одного нейтрино отлична от нуля и эта масса майорановского типа.

В настоящее время экспериментально определены лишь нижние пределы на периоды полураспада по безнейтринному каналу (Т1/2°у ) различных ядер. Эти пределы используются для получения ограничений на величину майорановской массы нейтрино, параметры примеси правых токов, константу связи майорона с нейтрино и т.д. Однако неопределенности в расчетах ядерных матричных элементов (ЯМЭ) не позволяют получить достаточно надежные ограничения на эти фундаментальные величины. В связи с этим особое значение приобретает регистрация двухнейтринного двойного бета распада ( 2(3(2у) ), так как это позволяет получать информацию о значениях ЯМЭ(2у) для различных ядер, что, в свою очередь, способствует совершенствованию теоретических представлений о 2р-распаде и повышению точности расчетов как ЯМЭ(2у), так и ЯМЭ(Оу). Причем очень важно исследовать 2р(2у)-процессы в самых разных переходах - на основные и возбужденные состояния дочерних ядер в 20-, 2(3+-, Кр+- и 2К-процессах.

Основной целью диссертационной работы является экспериментальное изучение различных типов 2р-процессов для широкого круга ядер.

Научная новизна работы. Все результаты, приведенные в диссертации, являются оригинальными. Часть результатов сравнима с лучшими мировыми достижениями, а большинство были получены впервые, либо существенно превосходят имеющиеся данные.

Практическая ценность работы. Результаты, полученные в настоящей диссертационной работе, широко используются для проверки различных теоретических схем расчета ЯМЭ и интенсивно цитируются в научной литературе, монографиях и обзорах. Часть результатов включена в таблицы данных по свойствам элементарных частиц «Review of Particle Physics».

На защиту выносятся

1. Исследование процессов 2р-распада в ш0Мо, ll6Cd, 82Se, 96Zr и 94Zr на трековом детекторе NEMO-2.

2. Исследование 2р-переходов на возбужденные состояния дочерних ядер в 100Мо, 96Zr, 150Nd, "6Cd, 76Ge и S2Se с помощью HPGe-детекторов.

3. Результаты поиска 2р-распада %Zr и 94Zr с помощью ядерных фотоэмульсий.

4. Ограничения на различные моды 2Р-распада в ll0Pd, I24Sn и 48Са.

5. Результаты поиска 2ß+-, Kß+- и 2К-процессов в 92Мо, w6Cd, 130Ва и ,32Ва.

6. Результаты проверки справедливости принципа Паули.

7. Оценка содержания 42Аг в атмосфере Земли,

8. Предложения новых экспериментов по поиску 2ß-npoueccoB и в смежных областях.

Апробация работы. Материалы диссертации представлялись и докладывались: на четырех международных симпозиумах WEIN (Монреаль'89, Дубна'92, Осака'95 и Санта Фе'98); четырех международных конференциях NEUTRINO (Гранада'92, Эллат'94, Хельсинки'96 и Токаяма'98); трех международных конференциях TAUP (Гран Сассо'93, Толедо'95 и Гран Сассо'97); трех европейских конференциях HEP (Марсель'93, Брюссель'95 и Тель-Авив'97); трех международных конференциях по ядерной спектроскопии (Баку'88, Ленинград'90 и Санкт-Петербург'94); международном симпозиуме по физике нейтрино (Таллин'90); международной школе LEWI (Дубна'90); международной конференции MORIOND (Лес-Аркс'91); международной конференции по физике нейтрино (Гран Сассо'91); международных школах по космологии и физике частиц ( Баксан'87, Баксан'89); международных конференциях по жидкостным ионизационным детекторам (Стокгольм'91, Токио'92); международной конференции по физике диэллектриков (Гренобль'90); совещаниях по проблемам двойного бета-распада (Тренто'95, Прага'97); ежегодной конференции финского физического общества (Йаваскюля'95); международной конференции по физике частиц, космологии и астрофизике (США'94); международной конференции "Четыре моря"

Триесг'95); ежегодной научной конференции Киевского института ядерной физики (Киев'95); международной конференции по физике нейтрино, темной материи и Вселенной (Орсе'96); международной конференции <ЗиыЛЧ (Осака'97) и (Дубна'97). Автор неоднократно представлял результаты на сессиях ОЯФ РАН, научных семинарах ИТЭФ, ИЯИ РАН, в университетах г. Падуи (Италия) и Йаваскюля (Финляндия), лаборатории ТШЬ (США).

Публикации. Основное содержание работы опубликовано в 32 научных статьях и одной монографии, приведенных в конце текста доклада (ссылки 30-32, 35-37, 40, 43, 47, 60, 62-63, 69-70, 72-73, 75, 82, 85-86, 91-93, 97, 100, 103-106, 109, 110, 112).

2. ВВЕДЕНИЕ

Проблема двойного бета-распада возникла практически сразу же после появления в 1930 году гипотезы Паули о существовании нейтрино и создания в 1933 году теории бета-распада. В 1935 году в работе М. Гепперт-Майер /1/ впервые было указано на возможность существования процесса двухнейтринного двойного бета-распада, т.е. процесса, когда превращение ядра (А,Ъ) в (А,/,+2) сопровождается испусканием двух электронов и двух антинейтрино. В 1937 году Э.Майорана теоретически показал, что если допустить существование лишь одного типа нейтрино, не имеющего античастицы (т.е. у=у)', то выводы теории бета-распада не меняются /2/. В том же году Г. Рака /3/ обратил внимание на то, что в этом случае, в принципе, становится возможным процесс безнейтринного двойного бета-распада, т.е. превращение ядра (А, 7) в (А,Х+2) сопровождается испусканием только двух электронов. В 1939 году В. Фарри 141 теоретически исследовал эту возможность и ввел следующую схему описания 2(5(0у)-распада. Процесс идег как бы в два этапа: 1) исходное ядро (А,7), испуская один электрон, переходит в виртуальное промежуточное состояние плюс виртуальное у; 2) это виртуальное V уже в качестве V (поскольку у=у) поглощается промежуточным ядром и вызывает его распад с излучением второго электрона. Результат такого превращения записывается следующим образом: (А,Ъ) > (А^+2) + 2е.

На разных этапах развития теории слабых взаимодействий интерес к процессу безнейтринного двойного бета-распада был обусловлен разными причинами. До того как была установлена (У-А)-структура слабых взаимодействий считалось, что поиск 2р(0у)-распада является одним из способов проверки тождественности нейтрино и антинейтрино. В то время считалось, что р-распадное взаимодействие описывается комбинацией

В этом случае принято говорить о "майорановском" нейтрино, и, если оно имеет массу, - о массе "майорановского" типа. скалярного и тензорного вариантов взаимодействия и единственным препятствием для 2р(0у)-распада является различие нейтрино и антинейтрино Впоследствии была установлена (У-А)-структура слабого взаимодействия, что означало наличие дополнительного (кирального) запрета на безнейтринный 2р-распад. Тем не менее в 1960 году была вычислена вероятность распада в предположении о существовании майорановской массы нейтрино. Одновременно с этим в это же время была рассмотрена и другая возможность - примесь правых токов в слабом взаимодействии. В 1968 г. Б.Понтекорво выдвинул гипотезу о существовании нового взаимодействия, меняющего лепхонный заряд на две единицы (ДЬ=2), и показал, что 2р(0у)-распад может явиться чувствительным способом проверки этой гипотезы2.

В настоящее время интерес к 2[3(0у)-распаду обусловлен тем, что сам факт существования этого процесса тесно связан со многими фундаментальными аспектами физики элементарных частиц ( см. стр.4). Основной интерес к 2р(0у)-распаду, конечно же, связан с проблемой массы нейтрино - если этот распад будет наблюден, то это будет означать, что масса покоя хотя бы одного нейтрино отлична от нуля и эта масса -майорановского типа. Рассмотрим три основные моды 2р-распада3:

А,г) -> (А,2+2) + 2е- + 2у / (1)

А,г) (А,г+2) + 2е- ; (2)

А,2)^(А,г+2) + 2е-+х°. (3)

2Р(2у)-распад ( процесс (1)) является процессом второго порядка но слабому взаимодействию и не запрещен никакими законами сохранения. Регистрация этого процесса дает информацию о значениях ядерных матричных элементов (ЯМЭ) для 2у-переходов, что позволяет вести проверку существующих моделей расчета ЯМЭ и продвигает нас в понимании ядерно-физического аспекта проблемы 2р-распада. Ожидается, что накопление экспериментальной информации о 2р(2у)-процессах позволит существенно повысить качество расчетов ЯМЭ как для 2у, так и

2История возникновения и развития проблемы 2Р-распада хорошо изложена в статье Б.М.Понтекорво 151 и в обзоре М.Г.Щепкина /6/.

3Возможны также процессы (А,Т) > {А.7.-2), сопровождаемые испусканием двух позитронов (2р+-процессы), испусканием одного позитрона с одновременным К-захватом (КР+-процессы) и захватом двух орбитальных электронов (2К-захват). Для простоты изложения мы будем рассматривать 2(3-распад. В каждом случае рассмотрения 2р+-, К[3+- или 2К-процессов это будет отмечаться особо. для Оу-распада. Кроме того, прецизионное изучение этого процесс* представляет интерес с точки зрения поиска возможной зависимостт константы слабого взаимодействия от времени.

Двухнейтринный двойной бета-распад впервые был зарегистрирован н 1949 году в геохимическом эксперименте с ,30Те /7/. В 1967 году в геохимическом эксперименте он был обнаружен и в 82Бе /8/. Обнаружит! этот распад в прямом (счетчиковом) эксперименте долгое время не удавалось. И только в 1987 году М.Моу;используя время-ироекционнук камеру (англоязычная абревиатура - ТРС)^ впервые наблгодал 2Р(2у)-распад в 82Бе 191. В настоящее время 2р(2у)-распад зарегистрирован для 10-ти ядер, включая результаты прямых, геохимических и радиохимических экспериментов.

2В(0у)-распад ( процесс(2) ) идет с нарушением закона сохранения лептонного числа (ЛЬ=2) и требует существования у майорановского нейтрино отличной от нуля массы покоя, либо примеси правых токов в электрослабом взаимодействии. Этот же процесс возникает и в некоторых суперсимметричных моделях, где 2р(0у)-распад инициируется обменом суперсимметричных частиц. Кроме того, этот распад возникает и в моделях с расширенным хиггсовским сектором в рамках теории электрослабого взаимодействия и в некоторых других случаях /10,11/.

В отличие от двухнейтринного распада процесс безнейтринного двойного бета-распада до сих пор не наблюдался. С экспериментальной же точки зрения регистрировать его проще, поскольку в этом случае в экспериментальном спектре ищется пик с энергией равной энергии 2р-перехода и с шириной, определяемой разрешением детектора. Для поиска Оу-распада применялись самые разные методы и установки. Наибольшие успехи достигнуты с германиевыми полупроводниковыми детекторами, основным преимуществом которых является высокое энергетическое разрешение (ДЕ = 2-3 кэВ) и сравнительно небольшие размеры. Последнее обстоятельство способствует созданию детекторов, изготовленных из сверхчистых материалов и с очень хорошей пассивной защитой, что позволило достичь чрезвычайно низкого уровня фона. Особенно впечатляющий прогресс достигнут за последние 15 лет - когда удалось снизить индекс фона в области 2р(0у)-распада более, чем в 100 раз. Вторым существенным достижением стало использование Ое-детекторов, изготовленных из германия, обогащенного до ~ 86% 76Се, что примерно в 10 раз превышает содержание 7Г,Ое в естественном германии. Это, при прочих равных условиях, сразу же увеличивает чувствительность эксперимента примерно в 10 раз. Впервые детектор из обогащенного германия был использован в эксперименте ИТЭФ-ЕрФИ в 1987-1990 г.г. /12 /. В 1990 году коллаборацией Москва (ИАЭ им.И.В.Курчатова) -Гейдельберг (Институт Макса Планка) был начат новый эксперимент с г,' i ЧР». ,0 чк использованием детекторов из обогащенного германия, который продолжается до сих пор. Авторы дают ограничение на процесс 2p(0v)-ряспяля 76 О г- -Tin >1.1-1025 лет /1.3/. что соответствует ограничению на массу майорановского нейтрино <mv> <0,5-1,6 зВ4 . 2В(0уу°)-распад ( процесс (3) ) требует существования майорона, безмассового голдстоуновского бозона, возникающего при глобальном нарушении (В-Ь)-симметрии, где В - барионное, a L - лептонное квантовые числа. Майорон, если он существует, может играть достаточно серьезную роль в истории ранней Вселенной, в эволюции звезд, а также иметь непосредственное отношение к проблеме солнечных нейтрино. Модель триплетного майорона /14/ была "закрыта" в 1989 г. данными по распадной ширине Z°-6030Ha, полученными на ускорителе LEP (ЦЕРН, Швейцария). Тем не менее было предложено несколько новых моделей /1517/, в которых возможен 2р(0ух°)-распад и нет противоречия с данными LEP. Была также предложена модель 2р-распада с испусканием двух майоронов (в рамках суперсимметричных теорий) /18/.

В 1987 году на одной из конференций по физике нейтрино Ф.Авиньоне (университет штата Южная Каролина, США) представил результаты своих измерений с германиевым полупроводниковым детектором и интерпретировал их как наблюдение двойного бета-распада 76Ge с испусканием майорона с периодом полураспада Тш - (6 ± 1)-1020 лет, что соответствует значению константы связи майорона с нейтрино <gee> « 103. Этот результат почти сразу же был "закрыт" другими экспериментами и лучший предел сейчас для 76Ge составляет 7,9-102' лет /19/. В 1992 году на Рочестерской конференции в Далласе и на конференции "Нейтрино'92" М.Моу представил результаты измерений (с помощью ТРС) в 82Se, 100Мо и l50Nd /20/. Во всех трех случаях наблюдался избыток событий в высокоэнергетической части спектра. Это было расценено как указание на существование распада с испусканием майорона. Однако вскоре этот результат был также "закрыт" в работах других авторов и самим М.Моу.

Таким образом в настоящее время получены лишь пределы на процесс двойного бета-распада с испусканием майорона. Наиболее жесткое ограничение были получено в геохимическом эксперименте с ,28Те и в счетчиковых экспериментах с 100Мо и ll6Cd.

Хотя безнейтринный 2р-распад и не зарегистрирован, однако полученные экспериментальные данные позволяют получать ограничения на массу майорановского нейтрино (<mv>), параметры примеси правых токов в электрослабом взаимодействии (<т)> и <Х>), константу связи майорона с нейтрино (<gee>) и т.д. Надежность и точность этих

4 Такой разброс в значениях связан с разбросом расчетных значений ядерного матричного элемента перехода 76Ое->768е. ограничений во многом определяется качеством расчетов ЯМЭ(0у). В настоящее время точность этих расчетов недостаточно высока и значения ЯМЭ(0у) отличаются в вычислениях разных авторов в 2-3 раза. Тем не менее, используя наиболее консервативные оценки значений ЯМЭ(Оу), можно получить достаточно надежные ограничения для всех указанных выше параметров.

Переходы на возбужденные состояния дочерних ядер. За последние 10 лет достигнут существенный прогресс в изучении такого рода переходов. Уровень чувствительности современных экспериментов составляет обычно ~ 1021 - 1022 лет и достигает ~ 8-1023 лет для 0v(0+ - 2+)-перехода в 76Ge /21/. Важным обстоятельством является то, что в рамках QRPA модели зависимость ЯМЭ от параметра gPP совершенно различна для 2у-переходов на основное (0+gs. ) и возбужденное (0+i) состояния. Т.о. регистрация 2ß(2v)-распада на возбужденное состояние 0+i дает дополнительную информацию о ЯМЭ, что позволяет проводить тестирование различных схем расчета ЯМЭ (см. 1221). Ранее считалось, что 2Р(2у)-распад на 2+ возбужденное состояние дочернего ядра сильно подавлен и практически недоступен для регистрации . Однако недавно было показано, что фактор подавления не очень большой и для некоторых ядер (i36Xe, li6Cd, 82Se и 100Мо) период полураспада может составить ~ 102' - 1023 лет /23-25/. Т.е. появляется возможность регистрации таких переходов.

Что касается 2р(0у)-переходов на возбужденные состояния дочерних ядер, то здесь следует отметить хорошую сигнатуру таких распадов - в дополнение к двум электронам с четко фиксированной суммарной энергией появляется один (переход 0+ - 2+i ) или два (переход 0+ - 0+i) гамма-кванта и тоже с четао фиксированными энергиями. Если организовать эксперимент, в котором с высокой эффективностью и хорошим энергетическим разрешением будут регистрироваться все продукты распада, то фон можно практически свести к нулю. Возможно это обстоятельство будет использовано в будущих экспериментах с большой массой исследуемого вещества (типа установок GENIUS /11/ или BOREXINO /26/).

2р+. Kß~- и 2К-процессам уделялось существенно меньше внимания, поскольку не было надежды на регистрацию этих переходов на современных низкофоновых установках. 2ß+(2v)- и Kß'(2 у)-процессьг сильно подавлены по сравнению с 2р"-распадом из-за кулоновского барьера для позитронов и существенно меньшей кинетической энергии реализуемой в таких переходах, хотя и привлекательны с экспериментальной точки зрения из-за возможности регистрации этих процессов в режиме совпадения от 4-х ( или 2-х ) аннигиляционных у-квантов и 2-х ( или 1-ого ) позитронов. Кроме того, эти процессы можно изучать регистрируя только аннигиляционные у-кванты - например, Geполупроводниковыми детекторами. Для 2К(2у)-процесса кинетическая энергия перехода может быть достаточно большой (до ~ 2,8 МэВ), а позитроны в конечном состоянии отсутствуют. Однако этот процесс трудно регистрировать, поскольку в нем доступно для регистрации только характеристическое излучение.

Тем не менее в последние несколько лет был проявлен повышенный интерес к такого рода процессам как со стороны теоретиков, так и экспериментаторов. Теоретиками были сделаны точные вычисления фазового объема с использованием релятивистских волновых функций и проведены расчеты ядерных матричных элементов для наиболее перспективных ядер. Экспериментаторы же существенно повысили чувствительность экспериментов. В результате стало ясно, что на современных низкофоновых установках можно регистрировать Кр+(2у), 2К(2у>- и 2К(2у; 0+ - 0+0-процессы в некоторых ядрах (78Кг, 124Хе, 106С<1, |30Ва и 136Се).

В работе /27/ было указано также на важность поиска 2Р*(0у)- и Кр+(Оу)-процессов, поскольку эта информация (даже пределы!) может оказаться полезной, если будет зарегистрирован 2р -распад какого-либо ядра. В этом случае информация о 2р+(0у)- и , особенно, Кр+(0у)-переходах может способствовать пониманию механизма ( масса нейтрино или правые токи? ) за счет которого происходит 2{3"(0у)-распад.

Данная диссертационная работа суммирует результаты исследований в области 2р-распада, проведенных автором в 1986-1999 г.г. в Институте теоретической и экспериментальной физики.

3. ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ 2Р-РАСПАДА НА ТРЕКОВОМ ДЕТЕКТОРЕ МЕМО-2

Трековый детектор ЫЕМО-2 /28/ является прототипом детектора N ЕМО-3 /29-31/, основной целью которого является поиск 2р(0у)-распада с чувствительностью к массе майорановского нейтрино на уровне ~ (0,1 -0,3) эВ и к константе связи майорона с нейтрино на уровне ~ 10"5. Несмотря на свои относительно небольшие размеры, детектор КЕМО-2 оказался отличным инструментом для изучения 2у- и Оух°-распадов. Детектор был расположен в низкофоновой подземной лаборатории Фреджюс ( 4800 м в.э.) и проработал с апреля 1991 г. по август 1997 г. С его помощью были исследованы процессы 2|3-распада в 100Мо, 11бСс1, ^Бе, 9бгг и у4Хг. Ниже приводится описание установки ЫВМО-2 и основные результаты, полученные с помощью этого детектора.

3.1. Установка МЕМО-2

I поп!-"и гггтоата«^ иа У 5С 1 ГТ еТСХТО^ СОСТОИТ ИЗ ТрСКОВОГС

Рис.1. Схема установки N£N40-2 (пассивная защита не показана).

1 - центральная плоскость с металлической фольгой-источником;

2 - трековая часть (10 плоскостей с 2x32 гейгеровские ячейки в каждой);

3 - плоскости сцинтгошяционных счетчиков. при нормальном давлении. Объем делится пополам плоскостью источника (1x1 м2). Трековая часть детектора состоит из открытых гейгеровских ячеек , аноды и катоды которых выполнены из никелевой проволоки диаметром 100 мкм. С каждой стороны источника находится 10 плоскостей по 32 гейгеровских ячейки в каждой. Ячейки в соседних плоскостях ориентированы под углом 90° друг к другу. Информация с гейгеровских ячеек ( время дрейфа электронов ионизации к аноду и время прихода плазмы к концам ячеек) обеспечивает восстановление трехмерной картины треков от заряженных частиц.

Энергия частиц измеряется счетчиками на основе пластических сцинтилляторов. Такими счетчиками "закрыты" две противоположные стороны трекового объема (см. рис.1). Конструкция калориметра менялась по ходу эксперимента. В первом варианте использовались две плоскости по 64 счетчика в каждой с размерами счетчиков 12x12x2,25 см3. В этом случае применялись обычные фотоумножители. Такая конфигурация была реализована для эксперимента с 100Мо. В последующих измерениях использовалась другая конфигурация калориметра: 2 плоскости по 25 счетчиков в каждой (размер отдельного счетчика 19x19x10 см3) с использованием низкофоновых ФЭУ. Трековый объем и сцинтилляторы окружены пассивной защитой состоящей из 5 см свинца и 20 см стали.

Основные параметры установки следующие. Порог регистрации у сцинтилляционных счетчиков равен 50 кэВ, энергетическое разрешение составляет 18% при Е = 1 МэВ, а временное разрешение - 275 псек для электронов с энергией 1 МэВ. Пространственное разрешение гейгеровских ячеек составляет 0,5 мм в поперечном и 4,5 мм в продольном направлениях. Признаком полезного события является одновременное (в пределах 50 нсек) срабатывание двух сцинтилляционных счетчеков и срабатывание как минимум 4-х гейгеровских ячеек в течение 2,5 мксек. При последующей обработав происходит восстановление треков электронов и отбираются события с общей вершиной в источнике и удовлетворяющие всем другим критериям отбора. При поиске 2е-событий электрон определяется как трек соединяющий поверхность источника со сцинтилляционным счетчиком, причем энергия выделяемая в счетчике должна быть больше 200 кэВ. Максимальный угол рассеяния вдоль трека не должен превышать 20°.

Помимо 2е-событий проводился анализ (еу)- , (еуа)- и одиночных электронных событий. Эта информация использовалась дня изучения внутреннего и внешнего фона установки. Кроме того, все источники тестировались на наличие радиоактивных примесей ИРве-детекторами в подземной лаборатории Фреджюс.

3.2. Результаты экспериментов с 100Мо, 116Сс1.828е, 967л и

100Мо. Источник был разделен на две части. Первая половина содержала обогащенный Мо ( 98,4% 100Мо, масса 172 г, толщина фольги 40 мкм), а вторая естественный Мо (9,6% 100Мо, масса 163 г, толщина фольги 44 мкм). Фон от внутренних загрязнений был пренебрежимо мал, а внешний фон оценивался по измерениям с естественным Мо. Отношение эффект/фон составило 3/1. Эффективность регистрации 2Р(2у)-событий была рассчитана методом Монте-Карло и составила 2,8%. В результате было получено следующее значение периода полураспада:

Т1/2 = [ 0,95 ± 0,04(стат) ± 0,09(сисг)]-1019 лет.

На рис.2 показан спектр 2Р(2у)-событий полученный за 6140 ч измерений /32/. Полное число полезных событий составило 1433, что внесколько раз превышает суммарную статистику экспериментов М. Моу /33/ и Н. Еджири /34/. На рис.3, показано угловое распределение

1 5 2 2.5 3 3.5

Суммарная энергия, МэВ

Рис.2. Энергетический спектр 2(3(2у)-событий в Ш0Мо /32/. Сплошная линия - расчетный спектр для Т1/2 = 0,95-Ю19 лет.

- 80 60 а а -ю о 20

1Я о

К [м 60 о ч а -»о зо 20 фон вычтен)

-0.8 0.6 -0.4 -О? О 0 2 0.4 0 6 0.8 1 сое а

Ь)

50

2р(2у) вычтен)

10 ^ А

-О а -0.6 -0.4 -0.2 О 0.2 0.4 0.6 0.8 1 соб а

Рис.3. Угловые распределения 2е-событий в обогащенном (а) и натуральном (б) Мо /32/. а - угол между электронами; пунктирная кривая - расчетное распределение.

О 0 2 0.4 йб 0.8 1 12 1.4 1.6 1.8 2

Е, МэВ

Рис.4. Энергетический спектр одиночных электронов (из 2е-событий ) в обогащенном (а) и натуральном (б) Мо /32/. Пунктирная кривая -расчетный спектр.

2е-событий, а на рис.4, приведен спектр одиночных электронов для 2Р(2у)-событий. Можно видеть, что характер поведения спектров для 2{3(2у)-событий и для фоновых событий существенно разный, а экспериментальные данные хорошо согласуются с расчетами методом Монте-Карло. Были получены также пределы на 2(5(0у)- и 2р(0х°)-распады 100Мо - 6,4-1021 и 5 1020 лет (д.в. 90%).

В заключение отметим, что приведенное выше значение Ткп1'" является наиболее прецизионным значением для ,00Мо. Ограничение на 2Р-распад с испусканием майорона было лучшим в мире в 1993 году /35/ и помогло "закрыть"положительный результат для такого распада, объявленный в 1992 г М.Моу.

Используя полученные пределы на периоды полураспада для 2р(0у)- и 2Р(0х°)-распадов были установлены ограничения <т¥> < (6-18) эВ и ^се> < (2-6ИОЛ Для ЯМЭ(2у) получено значение 0,109+°Д»о,ооб. бСс1 /36. 37/. Плоскость источника опять была разделена на две равные части. Одна половина содержала обогащенный Сс1 (вес 152 г, обогащение 93,2%, толщина фольги 40 мкм), а другая естественный С с) (вес 143 г, содержание П6Сс1 - 7,58%, толщина фольги - 37 мкм). Время измерения составило 6588 часов. Внутренний фон был пренебрежимо мал, а внешний оценивался по измерениям с естественным кадмием. Для умеьшения влияния внешнего фона был выбран критерий отбора при анализе 2е-событий - совв < 0,6, где 0 - угол между электронами. При этих условиях соотношение эффект/фон для 2р(2у)-событий составило 4/1. Используя расчетное значение эффективности регистрации (т] = 1,73%) было получено следующее значение периода полураспада 11бСё:

Тт2У = [ 3,75 ± 0,35(стат) ± 0,21(сист) ]-1019 лег.

На рис.5 показан экспериментальный спектр 2|3(2у)-со6ытий, хорошо согласующийся с расчетным спектром. Отметим, что это первое надежное измерение периода полураспада П6Сс1 по каналу 2(3(2у), поскольку в работах /38, 39 /, где также сообщается о наблюдении 2(3(2у)-распада :';6С'с1, не была исключена возможность вклада в эффект фоновых событий от 908г. Было измерено также угловое распределение 2р(2у)-событий и распределение по энергии отдельных электронов. Пределы на 2р(0у)- и 2Р(0х°>распады в 11бСс1 составили 51021 и 1,2-1021 лет (д.в. 90%), соответственно. В результате были получены следующие ограничения на эффективную массу майорановского нейтрино, параметры примеси правых токов и константу связи майорона с нейтрино: <ту> < 9,8 эВ,

Рис.5. Энергетический спектр 2р(2у)-событий в 1,бС<1 /37/. Сплошная кривая - расчетный спектр для Тш = 3,75-1019 лет.

I <т]> | < 10,3-ю-8, | <Я.> I < 1,13-Ю"5, ^ее> < 1,2-10"4. Ограничение на ^^ является одним из лучших современных ограничений. Для ЯМЭ(2у) получено значение 0,060+0-004-о,ооз.

82Бе /40/. Источник состоял из двух примерно симметричных частей. Первая содержала 156,6 г обогащенного 8е (содержание 828е - 97,02%), а вторая 137,7 г естественного 8е (содерхсание 828е - 8,73%). Источник был изготовлен с использованием специальной технологии нанесения Бе-порошка на тонкую основу из лавсана. Толщина обогащенного источника была 50 мг/см2, а естественного - 43 мг/см2.

Отношение сигнал/фон при введении отбора по углам ( соБв < 0,6 ) было 2/1. Время измерения - 10357 ч. Период полураспада составил

Т[/22У = [ 0,83 ± 0,10(стат) + 0,07(сист) ]-1020 лет.

На рис.7 приведен экспериментальный спектр 2у-событий, который хорошо согласуется с расчетным спектром. Таким образом было получено наиболее точное значение периода полураспада 82Бе по каналу 2р(2у) и это значение в 1,5-1,6 раз меньше значений, полученных в геохимических экспериментах /41/. Это расхождение обсуждается в разделе 8.3. Пределы на 2р(0у)- и 2(3(0х°)-распады составили 9,5-1021 и 2,4-1021 лет, соответственно. Заметим, что предел для 2р(0х(')-распада в 2,4 раза превосходит лучшее предыдущее ограничение /42/. В результате были получены следующие ограничения:<щу> < (8-16) эВ и <§ее> < (2,3-4,3)-10"4. Для ЯМЭ(2у) получено значение 0,053+0 006-о,оо4.

35

Е2р,МэВ

Рис.6. Энергетический спектр 2(3(2у)-событий в 828е /40/. Сплошная кривая - расчетный спектр для Тш = 0,83-1020 лег.

9%г /43. 44/. Измерения с цирконием проводились совместно с измерениями для 828е (время измерения 10357 ч). Циркониевый источник состоял из двух симметричных частей, расположенных в центре плоскости источника и занимал ~ 10% от общей площади. Масса обогащенной и необогащенной частей составляла 20,5 и 18,3 г, соответственно. "Фольги" были произведены по специальной технологии, которая позволяла получать органическую пленку с равномерно распределенным в ней порошком окиси Хт. Толщина обогащенной и естественной "фольги" была 50 и 45 мг/см2, соответственно. Обогащение Zr - 57,3%, а содержание 957г в естественном Zr - 2,8%. Т.о. масса %2г в обогащенном образце составляла 6,8 г. Содержание радиоактивных примесей в обеих "фольгах" было измерено с помощью Н РОе-детектор о в в подземной лаборатории Фреджюс до и после измерений в КЕМО-2. Кроме того, содержание примесей измерялось и детектором КтЕМО-2. На рис.7 показан спектр 2|5(2у)-событий после вычитания всех фонов. Для определения значения периода полураспада использовалась часть спектра с Е2е > 1,2 МэВ (26,7 событий), где соотношение сигнал/фон равно 1,9/1:

Подчеркнем, что это первый положительный результат для 967т, полученный в прямом (счетчиковом) эксперименте. Единственный

Т иг2"" = [ 2,1 +°.8о,4(стат) ± 0,2(сист) ]1019 лет.

12 и 10 6

41 к я4 -2

0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4

Е2е' МэВ

Рис.7. Энергетический спектр 2Р(2у)-событий в 96Ъх /44/. Сплошная кривая - расчетный спектр для Тш = 2, МО19 лет. геохимический эксперимент дал следующий результат - (3,9 ± 0,9)-10'9 лет /45/. Пределы на 2р(0у)- и 2р(0х°)-распады составили 1 -1021 и 3,9-1020 лет (д.в. 90%), соответственно. Эти ограничения превышают результаты предыдущих экспериментов в 30 и 5000 раз. Для ЯМЭ(2у) получено значение 0,051 +°>ОС)7.о,оо9.

Тх /44/. В этом случае исследовались события от источника с натуральным Zr, поскольку содержание 94Хг в нем составляло 17,38% (Орр = 1143,6 кэВ), или 1,9 г. Были получены следующие ограничения (д.в. 90%):

Тт^> 1,МО17 лет ,

Т1/2°у> 1,9-Ю19 лег ,

Т1/2°УХ>2,3-1018лег.

Эти ограничения на один-два порядка превосходят лучшие предыдущие результаты.

В заключение приведем сводку современных мировых данных по регистрации и поиску 2р(2у)-, 2р(0у)- и 2р(0у%°)-распадов (см. таблицы 13). Можно видеть, что результаты, полученные на установке NEMO-2, широко представлены в этих таблицах, что говорит о высоком уровне проведенных исследований.

Таблица 1. Сводка современных результатов по регистрации и поиску 2р(2у)-распада.

Изотоп Положительные результаты, Тш, лет Пределы, Т1/2, лет

48Са [4,3+2,4.! д(стат) ± 1,4(сисг)1-10|у [461

76Се [1,77 ± 0,01(стат) +0>13 -о,п(сист)]-1021 [19] (0,9 ±0,1)1021 [121

828е [0,83 ± 0,10(стат) ± 0,07(сист] 10м *> 140] (1.3 ± 0,05) -1020 (геохимия) [41]

9лгг [2,1+«-8 -вДстат) + 0,2(сист)]1019 *> [44] (3,9+ 0,9)10'9 (геохимия) [45] юоМо [0,95 ± 0,04(стат) ± 0,09 (сист)1Ю19 *> [32|

1»»Мо-100Ки(0+1) 6,1+1'81д-Ю20*) [471

3,75 + 0,35(стат) ± 0,21(сист)|Ю1у *> [371

128Те 2,2-1024 (геохимия) [48] (7,7 ± 0,4)-1024 (геохимия) [49]

2СТе 0,8 ■ 1011 ^геохимия) [48] (2,7 ± 0,1)1021 (геохимия) [49]

36Хе > 3,6-1020 [50] б^^-о^стат) ± 0,68(сист)]-1018 [51] [1.88+0,б%.з9(стат) ± 0,19(сист)]-1019 [52] гзви (2,0 ± 0,6)-1021 (радиохимия) [53]

244Ри (радиохимия) > 1,1-1018 [541 Результаты представленные в настоящей диссертации.

Таблица 2. Сводка современных результатов по поиску 2р(0у)-распада. Все ограничения с д.в. 90%.

Изотоп Тш, лет <т„>, эВ

Са >6,8-1021 [55] < 21,7-27,9

Юе > 1,1-Ю25 [13] <0,5-1,6

82Бе > 1,4-1022 [56] <6,6-13,2 гг > 110й*) [44] <23 юоМо > 2,8-Ю22 [57] < 2,9-8,6

116Сё >2,9-1022 [58] <4,1

128Те > 2-1024 (геохимия) [48] < 2-4

1зоТе > 2-1022 [59] < 5,0-6,7

136Хе > 4,4-1023 [501 <1,8-5,2

150Ш >1,2-1021 [331 <5,3-29,1 Результаты представленные в настоящей диссертации.

Таблица 3. Сводка лучших результатов по поиску 2р(0ух°)-расиада. Все ограничения с д.в. 90%.

Изотоп Тш, лег

48Са >7,2-Ю20*) [60] < (4,3-8,5)-10"4

7бОе > 7,9-Ю21 [191 < (2,6-7,5)-Ю-4

825е > 2,4-Ю21 *) [401 < (2,3-4,3)-10-*

96Ът > 3,9-1020*) [441 < (2,6-4,9)-10"4 юоМо > 3,1-1021 ¡"571 <(1-3)-ю-4

Сё >1,2 1021 *> [37| < 1,2-Ю4

128хе > 2-1024 (геохимия) [48] < (0,7-1,4)-Ю-4

130Те > 0,8-1021 (геохимия) [48] < (2,8-6.8)-Ю-4

136Хе >7,2-Ю21 [501 <(1,3-3,8)-10^ шма >2,8-1020 [331 <(1-5,4)-10-4 Результаты представленные в настоящей диссертации.

4. ИССЛЕДОВАНИЕ 2Р-ПЕРЕХОДОВ НА ВОЗБУЖДЕННЫЕ СОСТОЯНИЯ ДОЧЕРНИХ ЯДЕР С ПОМОЩЬЮ НРве-ДЕТЕКТОРОВ

До 1989 года поиски 2р-распада на возбужденные уровни дочерних ядер велись, как правило, попутно с поисками 2р-распада на основной уровень. Лишь несколько работ были специально посвящены поиску таких переходов. Посколку энергия 2р-перехода в этом случае меньше, чем при переходе на основной уровень, то и вероятность распада также существенно меньше. Поэтому поиски 2р-распада на возбужденные уровни не вызывали особого оптимизма у экспериментаторов. Однако в наших работах /61,62/ было показано, что на современных низкофоновых установках можно регистрировать процесс 2р(2у)-распада на 0+1-возбужденный уровень дочернего ядра в таких ядрах как 100Мо, %гг и 150Ш, поскольку энергия перехода на этот уровень достаточно велика (1903, 2202 и 2627 кэВ, соответственно) и ожидаемые значения периода полураспада составляют всего 1020-1021 лет. Это предложение стимулировало проведение целого ряда экспериментальных и теоретических работ по исследованию 2р-распада на возбужденные состояния дочерних ядер.

Ниже приводится описание экспериментов по поиску 2р-распада на возбужденные состояния дочерних ядер, результаты которых включены в данную диссертационную работу.

4.1. Первое наблюдение 2р(2у)-распада 100Мо на 0+1-возбужденное состояние шо11и .

Было проведено три специальных эксперимента с |00Мо для поиска 2р-распада на возбужденные состояния 10011и. Основной целью была регистрация 2р(2у)-распада на 0+1-возбужденное состояние. В этом случае возбуждение снимается испусканием каскада из двух у-квантов с энергиями 539,53 и 590,76 кэВ, соответственно. Поэтому при регистрации этих у-квантов ве-детекторами, имеющими достаточно низкую эффективность регистрации, в спектре должны наблюдаться два пика при указанных выше энергиях. Количество событий в пиках должно быть примерно одинаковым, так как эффективности регистрации отличаются незначительно - для у-квантов с энергией 539,53 кэВ эффективность выше примерно на 7%.

1-ый эксперимент ( Троицк. Россия ) /63/. Эксперимент был выполнен на наземной установке, построенной специально для измерения малых концентраций радиоактивных примесей в различных образцах /64/. Детектором у-квантов служил HPGe-детектор объемом 100 см3, окруженный антисовпадательной защитой ( кристалл NaJ(H) диаметром 30 см и высотой 30 см). Энергетическое разрешение HPGe-детектора составляло 2,1 кэВ для у-квантов с энергией 1332 кэВ, а разрешение NaJ(Tl) - 13% для линии 662 кэВ. Активная часть спектрометра (HPGe-детектор и кристалл NaJ) была окружена несколькими слоями пассивной и активной защиты. Вес исследуемого образца составил 310 г (содержание Ш0Мо -98,34%). Измерения выполнялись как в режиме антисовпадений (510 ч), так и без антисовпадений (465 ч) с детектором NaJ(Tl). Не было обнаружено превышение счета над фоном в области энергий 539,59 и 1362,1 кэВ, что позволило установить лишь пределы для (0v+2v)- переходов на уровне ~ 1019 -1020 лет для переходов на 2+i, 0+ь 2+2 и 04 уровни в looRu (д.в. 68%). Эти ограничения на один-два порядка превысили существовавшие на тот момент пределы, но чувствительность эксперимента была еще недостаточна для обнаружения положительного эффекта.

2-ой эксперимент (Судан. США) 1411. Установка расположена в железорудной шахте на глубине 2090 м в.э. Для измерений использовался низкофоновый HPGe-детектор объемом 114 см3 ( ДЕ = 2,4 кэВ при Еу

1332 кэВ ) в пассивной защите из свинца. Внутренний слой пассивной защиты был выполнен из «старого» (~ 150 лет ) низкофонового свинца. Для устранения радона вся система продувалась газообразным азотом. Исследовался порошкообразный образец обогащенного Мо (содержание 100Мо - 98,34%>) весом 956 г. На рис.13 показан спектр набранный за 415,43 дня. Хорошо видны два пика от 2P(2v;0+-0 * О-распада 100Мо - с энергией 539,53 и 590,76 кэВ (66 + 22 и 67 ± 19 событий, соответственно). Эффективность регистрации этих у-квантов определялась в специальных калибровочных измерениях и составила 1,00%о и 0,93%о, соответственно. Было найдено, что период полураспада 100Мо по этому каналу составляет Т1/2 = 6,1+1'8-ij-1020 лет.

Систематическая ошибка составляет ~ 10%, а вклад возможных фоновых процессов в положительный эффект « 1%. В данном эксперименте нельзя различить вклады от 0v- и 2у-распадов, но, учитывая существующие жесткие ограничения на Ov-распад на основное состояние дочернего ядра как для 100Мо, так и других изотопов, можно сделать вывод о наблюдении именно 2v(0+- 0+1)-раотада 100Мо. Наряду с

Е, кэВ

Рис.8. Энергетический спектр, набранный с 100Мо на HPGe-детекторе за 415,43 дня /47/. положительным результатом дня перехода на 0+i уровень были получены также пределы для других возможных (0v+2v)- переходов - см. таблицу 4.

3-й эксперимент (Модан. Франция) /65/. Эксперимент был выполнен в подземной лаборатории Фреджюс, расположенной на глубине 4800 м в.э. Измерения проводились с большим количеством образцов порошкообразного 100Мо ( суммарная масса образцов 10 кг ) на 4-х низкофоновых HPGe-детекторов объемом 100, 120, 380 и 400 см3. Пассивная защита во всех случаях была примерно одинаковой и состояла из 15-20 см бескислородной меди и 15 см свинца. Для устранения фона от продуктов распада Rn установки продувались газообразным азотом. Энергетическое разрешение HPGe-детекторов составляло 1,8-2 кэВ при Еу = 1332 кэВ. Были просуммированы результаты 17 отдельных измерений и суммарный спектр показан на рис.14. Значение величины Р = S ш,г|:г.,1, равно 154,85 кг ч для у-квантов с энергией 539,59 кэВ, где ш, - масса образца (от 0,1 до 1 кг), г), - эффективность регистрации (от 1% до 4,5%), ^ - степень обогащения Мо (от 95% до 99%) и t, - время измерения (от 140 до 1600 ч). Суммирование по 17-ти образцам. На рис.14 видны характерные пики при энергиях 539,59 и 590,76 кэВ: 86 ± 25 и 67 ± 23 событий, соответственно. Положение и интенсивность пиков согласуются с 2v(0+-0'^-распадом 100Мо. Было найдено, что Тш = 9,3+2'8-i,7-1020 лет. При этом систематическая ошибка составляет 15%.

Затем были просуммированы все спектры (Судан + Модан). Для суммарного спектра было найдено, что эффект составляет 165 ± 37 и 135 ± 34 событий для пиков с энергией 539.59 и 590.76 кэВ. соответственно. Это соответствует значению Т1/2 = 7,6+1'6-1д-1020 лет. Систематическая ошибка составляет 15%. Используя полученное значение периода

Е, кэВ

Рис.9. Сумма 17-ти измерений с образцами !00Мо на 4-х НРСе-детекторах /65/. полураспада и значение величины фазового объема в = 1,61-10"19 год-1 ( gA = 1,25 ) получаем значение ЯМЭ для этого перехода - М = 0,095+0'°°7-о,оо9^ что в пределах ошибок совпадает со значением ЯМЭ(2у) для перехода на основное состояние.

Таким образом в результате проведенных исследований с Ш0Мо впервые был зарегистрирован 2р(2у)-распад на возбужденное состояние дочернего ядра. Этот результат был сразу же использован тремя теоретическими группами для проверки различных схем расчета ядерных матричных элементов /66-68/ и стимулировал проведение новых экспериментов в этой области. В результате такой активности круг перспективных ядер пополнился еще несколькими кандидатами - 828е, 130Те, 116Сс1,76Се и 1248п .

4.2. Результаты для %2г, )50Ш, П6Сс1,76Се, и 828е.

9б2г. Было выполнено два эксперимента с использованием различных методик. Использовался один и тот же образец обогащенного Ъх - это 18,74 г 2гОг ( содержание 9б/г - 57,3%). Первый эксперимент /69/ был выполнен в подземной лаборатории Гран Сассо (3500 м в.э.) с использованием низкофонового HPGe-детектора объемом 314 см3 (АЕ = = 2.1 кэВ при Е, = 1332 кэВ ). В этом случае образен располагался на крышке детектора, а время измерения составило 2503 ч. Во втором случае эксперимент проводился в подземной лаборатории Фреджюс (4800 м в.э.) и использовался HPGe-детектор объемом 430 см3 с колодцем (Укол = = 17,3 см3; АЕ = 2,35 кэВ при Еу = 1332 кэВ) /70/. Образец помещался непосредственно в колодец, что повышало эффективность регистрации у-квантов по которым велся поик 2р-псреходов на возбужденные состояния. И хотя время измерения составило всего 464,4 ч чувствительность второго эксперимента оказалась примерно в 2 раза выше. Результаты работы /70/ приведены в таблице 4. В работе /69/ было получено также лучшее ограничение на обычный ß-распад 96Zr - Tm > 3,8-1019 лет (д.в. 90%). b0Nd /69/. Эксперимент был проведен в подземной лаборатории Гран Сассо. Образец металлического Nd ( общий вес 660 г; содержание 150Nd -5,6%) помещался на крышку HPGe-детектора объемом 414 см3 (АЕ = = 2,4 кэВ при Еу = 1332 кэВ ), и проводились измерения в течение 1282 ч. Отсутствие превышения счета над уровнем фона позволило установить ограничения на существование 2р-переходов на возбужденные состояния 150Sm ( ~ 1019 лет ), которые примерно на порядок превосходили результаты предыдущих экспериментов. Недавно группа Е. Беллотги провела новые измерения с Nd и довела чувствительность до ~ 1020 лет /71/.

6Cd. Предварительные измерения были выполнены с наземным детектором объемом 100 см3 в Троицке /63/, а основной эксперимент в подземной лаборатории Гран Сассо с использованием низкофонового НРСе-дстектора объемом 200 см3 /72/. Металлические образцы обогащенного кадмия были размещены равномерно вокруг детектора с целью увеличения эффективности регистрации у-квантов. Общий вес кадмия - 810 г, вес n6Cd -650 г. Разрешение детектора составляло 2,65 кэВ при энергии у-квантов 1332 кэВ, время измерения - 119,47 дней. Полученные результаты являются лучшими для ,16Cd (см. таблицу 4).

76Ge /73/. Эксперимент был выполнен в подземной лаборатории Солотвино (1000 м в.э.) с использованием HPGe-детектора объемом 116 см3 ( АЕ = 5 кэВ при Еу = 511 кэВ ) /74/. Время измерения составило 1004 часа. Необычность установки заключалась в том, что в качестве пассивной защиты использовалось 200 кг кристаллического Ge, который окружал рабочий детектор со всех сторон. Затем установка окружалась обычной пассивной защитой, состоящей из 8 см ртути, 15 см меди, 2 см кадмия и 30 см полиэтилена. Кроме того, вокруг пассивной защиты размещалась активная защита (сцинтилляционные счетчики). В результате вокруг HPGe-детектора было сосредоточено 16,1 кг 76Ge. что позволило добиться высокой чувствительности эксперимента. Полученные результаты приведены в табл.4. В частности, ограничение для перехода на 0+1 возбужденное состояние составило 1,7-1021 лет и является лучшим в мире.

828е /75/. Эксперимент был выполнен в подземной лаборатории Фреджюс. Использовался НРОе-детектор объемом 400 см3 ( ДЕ = 2,1 кэВ при Еу = 1332 кэВ), вокруг которого размещался образец обогащенного Эе ( содержание 82Бе - 97,02% , вес - 605 г ). Время измерения составило 677,8 ч. В результате были получены лучшие на сегодня ограничения для переходов на возбужденные состояния 82Кг (см. таблицу 4).

В заключение приведем сводку современных мировых результатов по поиску 2(3-распада на возбужденные состояния дочерних ядер - таблица 4. Можно видеть, что результаты представленные в настоящей диссертации фактически определяют современный уровень в этой области исследований.

Таблица 4. Современные результаты по поиску 20-распада на возбужденные состояния дочерних ядер. Все ограничения приведены для доверительной вероятности 90%.

Изотоп Л "(энергия, кэВ) С>80, кэВ Тип распада Т1/2, лет Раб

Са 2+1 (983,51) 0+, (2997,4) 3289 1274 0у 0У + 2У > 1-1021 *) > 1-10» |601 [76]

7Юе 2+1 (559,1) 0+, (1122,3) 2+2(1216,1) 1480 916 823 0У 0У + 2У 0У + 2У 0У 0у +2У > 8,2-Ю23 > 1,1-1021 >1,7-1021*) > 1,31022 > 1,4-1021 [21] [73] [73] [77] [73]

82Бе 2+1 (776,49) 2+2(1474,84) 0+1 (1487,5) 2218 1520 1507 0У 0У + 2У 0У + 2У 0У + 2у >2,8-Ю2' > 1,4-1021*) > 1,61021*) >3,0-1021*) [40] 175] [75] 175]

Хг 2+, (778,22) 0+1 (1147,9) 2+2(1497,8) 2+з(1625,9) 2572 2202 1852 1724 0У + 2У 0У + 2У 0у + 2У 0У + 2У >7,9-10«*) >6,8-101»*) >6,110«*) >5,4-101»*) ^ ^ ^ .о о о о.

Ю0Мо 2+1 (539,53) 2495 0У + 2У > 1,6 1021"> [47]

0+1 (1130,29) 1904 2У =7,6+1>61д-1020*) 165]

2+2 (1362,06) 0+2 (1740,7) 1672 1294 0У + 2У 0У + 2У > 1,3-10" *> >1,31021*) [471 [471

116С(1 2+( (1293,54) 0+1 (1756,8) 0+2(2027,3) 2+2(2112,2) 2+з(2225,3) 1511 1048 777 692 579 0У + 2У 0У + 2У 0У + 2У 0у + 2У 0У + 2У > 2,3-Ю21 •) > 2,0-Ю21 *) > 2,0-1021 *) > 1,1-1020*> >0,6-1020*) [721 [721 [72] [63] [631

28Те 2+1 (442,88) 424 0У + 2У > 2,9-Ю21 [79] поТе 2+1 (536,09) 1992 0У + 2У > 2,8-1021 [79]

136Хе 2+1 (818,6) 1648 0У > 6,5-Ю21 [80]

150Ш 2+1 (333,94) 0+1 (740,4) 2+2(1046,3) 2+з (1193,8) 0+2(1256,6) 3034 2627 2322 2174 2111 0у + 2У 0У + 2У 0У + 2У 0У + 2У 0у + 2У >9,МО19 > 1,0-1020 > 1,3 10" >2,7-Ю18*) >2,0-Ю20 [71] [71] [69[ 169] [71] Результаты представленные в настоящей диссертации.

5. ОГРАНИЧЕНИЯ НА РАЗЛИЧНЫЕ МОДЫ 2Э-РАСПАДА В 48Са, >10Рс1 И 1248п

Авторами работы /81/ был проведен поиск 2[5-распада ^Са и получены ограничения на существование Оу- и 2у-распада. В нашей работе /60/ эти экспериментальные данные были проанализированы заново и были получены новые ограничения на Оух0- и 0у(0+ - 2+)-процессы в 48Са: 7,2-1020 лет и 1 • 1021 лет (д.в. 90%), соответственно.

В нашей работе /82/ были проанализированы экспериментальные данные из работ /83, 84/ и получены новые ограничения на процессы 2у-распада для 110Рс1 и 1248п: 0,6-1017 лет и 1-Ю17 лет, соответственно. Эти же значения можно трактовать и как ограничения на процесс 0ух°-распада для этих ядер.

6. ПОИСК 2|3+-, К|3+- и 2К-ПРОЦЕССОВ В 106Сс1,92Мо, 130Ва и 132Ва

В наших работах /78, 85/ были получены оценки периода полураспада для целого ряда ядер по каналу 2К(2у) на 0+1-возбужденный уровень дочернего ядра (Т1/2 ~ 102,-1022 лет) и впервые показано, что для 9бКи, |06Сс1, 124Хе, 1%Се и 15бОу этот тип распада может регистрироваться на современных низкофоновых установках. Показано, что проигрыш в значении фазового объема компенсируется хорошей сигнатурой полезных событий. Были предложены соответствующие эксперименты. Эта работа стимулировала целый ряд экспериментов в этой области и способствовала повышению интереса к 2р+-, Кр+- и 2К-процессам. Ниже приводятся результаты поиска такого рода процессов в ,06Cd. 92Мо. 130Ва и 132Ва. l(|/'Cd является одним из наиболее перспективных кандидатов на поиск 2р1 К[5+- и 2К-процессов, поскольку обладает высокой энергией перехода (Q2K - 2782 кэВ) и достаточно высокой природной распространенностью (1,26% в естественном Cd). Недавние оценки вероятности Kp+(2v), 2K(2v) и 2K(2v; 0+-0+1)-переходов /27, 85-87/ позволяют надеяться на регистрацию таких процессов уже на действующих установках. Эксперимент был проведен в подземной лаборатории Фреджюс на низкофоновом HPGe-детекторе объемом 120 см3 (энергетическое разрешение 1,8 кэВ для Еу = = 1332 кэВ). Пассивная защита состояла из 15-20 см бескислородной меди и 15 см свинца. Вес исследуемого кадмия - 321 г, что соответствует 2,4-1022 атомам 106Cd. Время измерений составило 1137 ч с кадмием и 1148 ч без кадмия (фоновые измерения). Не было отмечено избытка событий в искомых областях спектра, что позволило установить лишь пределы на различные моды 2р-распада 106Cd /86/. В таблице 5 приведены полученные нами ограничения и результаты предыдущих работ на момент опубликования. Недавно в работе /88/ эти ограничения были улучшены ( см. таблицу 6 ). В нашей работе /86/ было показано, что использование обогащенного образца весом ~ 200 г и современных низкофоновых установок позволит зарегистрировать Kp+(2v)-, 2K(2v)- и 2K(2v; 0+-0+i)-процессы в 106Cd.

Таблица 5. Экспериментальные ограничения на 2р+-, КР+- и 2К-процессы в W6Cd /86/. Для сравнения приведены результаты работ /89, 90/. Все ограничения приведены с д.в. 90%.

Переход Т1/2 (0v+2v), lQis лег наши данные другие /86/ /89/ T,/2(0v), 1018 лег Другие

2К(0+ - 2+i) >3,5 - > 0,09 /89/

2К(0+ - 2+2) >5,1 -

2К(0+ - 0+,) >6,2 - кр+(о+ - 0V) >6,6 >0,35 > 11 [90]

Кр+(0+ - 2+,) >7,3 >0,30 > 4 [90]

Kp+(0f - 2+2) >7,8 - кр+(о+ - о+о >8,1 - р+В+(0+-0+гО >10 >0,16 > 1,4 [90]

РЧЗ+(0+-2+0 >10 >0,13 >0,51 [90]

92Мо /91. 92/. Для 92Мо 02к = 1642 кэВ. Бьшо выполнено 2 эксперимента с использованием НРОе-детектора объемом 400 см3 ( АЕ = 2,1 кэВ при Еу = = 1332 кэВ ). Измерения проводились с образцом натурального Мо ( вес 2484 г, содержание '"Мо 14,84% ) , очищенного от радиоактивных примесей. Время измерений составляло 275 и 1316 ч, соответственно. Лучшие ограничения были полученны в работе /91/ - 1,9 1020, 8,9-Ю20 и 8,1-Ю20 лет для К(3+(0+ - 0+8.5.)-, 2К(0+ - 2+0-, 2К(0+ - 0+1>переходов, соответственно. Все ограничения с д.в. 90% и превышают результаты предыдущих измерений более чем на два порядка.

30Ва и |32Ва /93/. Были проанализированы результаты геохимических экспериментов с баритом ( минерал Ва804) /94/, и установлены пределы дая переходов '30Ва-130Хе (д2К = 2582 кэВ) и 132Ва-132Хе (Ож = 836 кэВ) -4-1021 и 3-1020 лет, соответственно. Эти ограничения относятся к любому типу 2р-переходов.

В таблице 6 приведены лучшие современные ограничения на 2р+-, Кр+-и КК-процессы в различных ядрах. В таблицу вошли результаты наших измерений с 130Ва, 132Ва и 92Мо. Заметим, что ограничения для |30Ва. представленные в настоящей диссертации, являются абсолютно лучшими для всех типов 2р+-, Кр+- и 2К-переходов.

Таблица 6. Современные экспериментальные ограничения на 2р+-, Кр+- и 2К-процессы (д.в. 90%).

Тип распада -Ядро Т1/2, лет Работа

2К(0У) 130Ва > 4-102' *> [93!

132Ва >3-Ю20*) [93] 1,3-1019 [89]

2К(2У) 130Ва > 41021 *> [93] шВа >3 ю20 "> [93]

КР+(0у) 130Ва > 4-ю21 *) [93]

78Кт > 2,5-Ю21 [95]

58№ >4,4-1020 [96]

106С<1 > 3,7-Ю20 [88]

92Мо > 1,9 Ю20*) [91]

К|3+(2У) 130Ва 58№ 92Мо 78Кг > 4-1021*) >4,4-1020 > 4, М02и > 1,9-Ю20*) > 7-Ю19 [93] [96] ГО 01 [91] [95]

2(3+(0У) 130Ва > 4-Ю21 [93]

78Кг > МО21 [95]

10бСё > 2,4-1020 [88]

2Р+(2У) 130Ва 78Кг 106Сс1 > 4-1021*) >1102' >2,4-Ю20 [93] [95] [88]

Результаты представленные в настоящей диссертации.

7. РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗ СМЕЖНЫХ ОБЛАСТЕЙ 7.1. Проверка справедливости принципа Паули

В работе Л.Б. Окуня /98/ отмечалось, что представляет интерес поиск "непаулевских" атомов, т.е. атомов с тремя электронами на К-оболочке. Такие атомы могли бы иметь космологическое происхождение, если не все 1080 электронов во Вселенной антисимметризованы, либо если возможны спонтанные переходы обычных атомов в "непаулевские". Химические свойства атомов с тремя электронами на ^-оболочке должны быть похожи на свойства их "младших" соседей по таблице Менделеева.

В работе /99/ было предложено вести проверку справедливости принципа Паули по поиску аномальных атомов, возникших в период нуклеосинтеза во Вселенной. Если принцип Паули нарушается, то в каждом веществе, содержащем элементы с атомным номером Ъ имеется примесь аномальных атомов с атомным номером ^+1), поскольку эти аномальные атомы имеют те же химические свойства что и элемент с атомным номером 7,. Концентрация аномальных атомов в веществе получается наибольшей в том случае, когда космическая распространенность материнского элемента ^+1) велика, а элемента Z мала. Наиболее перспективными являются две пары атомов: бор-углерод и фтор-неон с соотношением Р(г+1)/Р(г) равным 2,18106 и 650, со ответственно.

Наша работа/100/ была посвящена поиску аномальных атомов углерода в боре. Аномальный атом 12С содержит 3 электрона на К-оболочке и поэтому химически ведет себя как атом бора. В процессе эволюции такие аномальные атомы должны оказаться сосредоточенными в боре и его соединениях. Идея эксперимента состояла в том, чтобы химическим способом очистить образец бора от атомов углерода, а затем измерить в нем содержание ядер углерода. Поиск аномальных атомов углерода проводился с помощью гамма-активационного анализа различных образцов бора. Бор является идеальным объектом для гамма-активационного метода анализа, так как в нем не образуется под действием у-квантов никаких радиоактивных изотопов и тем самым вся наведенная активность определяется только примесями.

Эксперимент проводился на микротроне Института физических проблем РАН. В качестве образцов бора использовался бор, полученный методом зонной плавки. Последовательность операций была следующей:

1) образец бора массой — 0,1 г облучался у-квантами тормозного излучения электронов с энергией 28 МэВ ( если в боре присутствуют ядра ,2С, то должна идти реакция 12С(у,п)иС, т.е. образуются радиоактивные ядра "С с периодом полураспада 20,34 минуты; причем в 99% случаев ядро "С испытывает р+-распад, что позволяет использовать метод (у-у)-со впадений );

2) производилась химическая очистка образца от атомов углерода за ~ 25 минут;

3) измерялось содержание ядер "С в образце используя метод (у-у)-совпадений.

В результате серии такого рода измерений было установлено, что концентрация "аномальных" атомов углерода составляет 5-Ю6 г/г. На самом деле нельзя исключить того, что наблюдаемая активность ядер "С связана с остаточным содержанием "нормального" углерода в образце бора. Поэтому можно лишь утверждать, что концентрация аномальных атомов 12С в боре < 510 6 г/г, что соответствует значению 12С/12С < 2,5-Ю"12. Если образование "непаулевских" атомов произошло в результате спонтанного перехода внешнего электрона на внутреннюю оболочку за время, прошедшее от момента образования атома и до окончания нуклеосинтеза (в среднем ~ 4,5 млрд. лет), то можно определить время жизни электрона в атоме углерода относительно нарушения принципа Паули т > 2-1021 лет.

7.2. Оценка содержания 42Аг, образованного в результате испытыний ядерных зарядов, в атмосфере Земли

Долгоживущий изотоп аргона - 42Аг (период полураспада - 33 года, максимальная энергия электронов от р-распада дочернего изотопа 42К -3,52 МэВ) является потенциальным источником фона в низкофоновых детекторах, использующих жидкий или газообразный аргон в качестве рабочей среды. Особенно остро проблема фона от 42Аг обозначилась в шинируемом эксперименте коллаборации ICARUS /101/ и в эксперименте по поиску 2р-распада с помощью многосекционной жидкоаргоновой ионизационной камеры /102/. Распады 42Аг способны как имитировать полезные события, так и создавать слишком высокую фоновую загрузку.

Одним из каналов образования 42Аг явились испытания ядерного оружия в атмосфере Земли в 50-е и 60-е годы. Рассмотрим цепочку реакций - 40Аг(п,у)41Аг, 41Аг(п,у)42Аг . Период полураспада изотопа 41 Аг составляет 1,83 часа. Ясно, что эффективное образование 42Аг может идти только при очень высокой плотности нейтронного потока. Именно такие условия возникают при взрыве ядерного заряда в атмосфере. В нашей работе /103/ была выполнена оценка количества ядер 42Аг, образовавшихся в результате ядерных взрывов в атмосфере, с учетом основных процессов, происходящих при ядерном взрыве, и статистики ядерных испытаний. Учитывая, что период полураспада 42Аг равен 33 годам, и что испытания ядерных зарядов в атмосфере прекращены с 1963 года, содержание 42Аг в атмосфере Земли в настоящее время не превышает величины 1,3-10 23 ат 42Аг/ат 40Аг. Это не противоречит лучшему экспериментальному ограничению, полученному в /102/ - < 6-10-21 ат 42Аг/ат40Аг.

8. ПРЕДЛОЖЕНИЕ НОВЫХ ЭКСПЕРИМЕНТОВ И

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ПОДХОДОВ К ПОИСКУ

2р- ПРОЦЕССОВ И В СМЕЖНЫХ ОБЛАСТЯХ

В этой главе дается краткое описание новых экспериментов и экспериментальных подходов, которые предложены автором данной работы, либо в разработку которых автор внес существенный вклад. Некоторые из этих предложений уже реализованы , часть находится в стадии реализации. Предложения экспериментов, связанных с использованием жидкостных детекторов, включены в монографию /104/.

8.1. Эксперимент по поиску 2р-распада с помощью многосекционной жидкоаргоновой ионизационной камеры /104, 105/

В нашей работе /105/ был предложен эксперимент по поиску 2р-распада с помощью многосекционной жидкоаргоновой ионизационной камеры. Регистрирующая часть камеры собирается из 15 одинаковых измерительных секций. Каждая секция - это две спаренные ионизационные камеры с экранирующими сетками и общим катодом. Аноды у соседних секций общие. На 15 катодах размещается исследуемый изотоп. Камера заполняется жидким Аг. С каждого анода снимается ионизационный сигнал с помощью зарядочувствительного предусилителя (16 независимых каналов электроники). Энергетическое разрешение составляет 4-5% при энергии 3 МэВ. Предполагается использовать анализ формы ионизационных сигналов для получения пространственной информации о событии. При толщине источника 50 мг/см2 (катод выполнен в виде фольги) общая масса исследуемого изотопа составит 530 г.

В /105/ были проанализированы фоновые условия эксперимента и выполнены оценки эффективности регистрации полезных событий. В результате были получены оценки чувствительности эксперимента: для изотопов с E?,fi > 2,6 Мэв за 1 год измерений это 3-1023-1024 лет для Ov-моды; ~ 1022 лет для 0ух°-моды и ~ 3-Ю2' лег для 2у-моды. При заполнении камеры жидким 136Хе вес исследуемого вещества составит 63,5 кг, а чувствительность эксперимента - примерно Ю24 и 1022 лет для 0v- и 2v-моды соответственно.

В настоящее время этот эксперимент проводится в подземной лаборатории Гран Сассо (Италия).

8.2. Использование ядерных фотоэмульсий для поиска 2{5-распада

Идеальным прибором для изучения 2р-распада была бы установка, позволяющая регистрировать как сам факт распада, так и все характеристики такого процесса ( суммарное энерговыделение, энергию отдельных электронов, угол разлета электронов ). В работе /106/ было показано, что такой установкой может стать эмульсионная камера, которая позволяет наблюдать полную картину 2р-распада с хорошим пространственным и энергетическим разрешением. В 1952 году ядерная фотоэмульсия уже использовалась для поиска 2Р-распада /107/, но в этом эксперименте она использовалась только как счетчик электронов. Треки отдельных электронов не прослеживались, факт вылета именно двух электронов не устанавливался, энергия электронов не измерялась, т.е. не использовались преимущества метода ядерных фотоэмульсий: высокое пространственное разрешение ( до 0,5 мкм ), возможность получения полной картины события с измерением энергии электронов и угла их разлета.

В работах /106, 108, 109/ были изучены современные возможности фотоэмульсионного метода и показано, что при автоматизации просмотра можно довести чувствительность метода к 2у-распаду до ~ 1021 лег. Это означает, что ядерная фотоэмульсия может использоваться для прецизионного изучения этого процесса в целом ряде ядер ( 4íiCa. 82Se, %Zr, 100Мо, ll6Cd, l24Sn, 150Nd). В пробном эксперименте был проведен поиск 2р-распада 96Zr и 94Zr. Для 96Zr были получены лучшие на момент опубликования ограничения для 2v- и 0vx° -распадов ( ~ 1017 лет ) и впервые получены ограничения для 2v-, 0v- и 0vx° -распадов 94Zr ( ~ 1016 лет).

8.3. Предложение геохимических экспериментов с 1Э0Ва и 100Мо

Геохимические эксперименты сыграли важную роль в исследовании процессов 2(3-распада. Эта методика основана на выделении продуктов распада ( как правило, благородных газов ) из древних минералов и их последующем изотопном анализе с помощью масс-спектрометра. Обнаружение избыточного количества искомого изотопа свидетельствует о существовании 2(3-распада исходного ядра и позволяет определить период его полураспада. Именно в геохимических экспериментах был впервые наблюден процесс 2р(2у)-распада ( в |30Те/7/, 128Те/48/ и 82Se/8/). Кроме того в геохимическом эксперименте был зарегистрирован и 2p(2v)-распад 96Zr /45/.

130Ва. В работе /110/ было предложено провести геохимический эксперимент по поиску двухнейтринного двойного электронного захвата ( 2K(2v) ). Предлагается искать 2К(2у)-захват в ,30Ва исследуя изотопный состав Хе, находящегося в минералах с высоким содержанием бария. Распространенность бария в земной коре достаточно велика ( 0,05% ), а в качестве исследуемого образца предполагается использовать один из наиболее распространенных минералов, содержащих барий - барит ( тяжелый шпат - BaS04 ). Показано, что чувствительность эксперимента для !30Ва ( изотопная распространенность 0,101%>) может составить 3-Ю22 лет, что почти на порядок выше современных теоретических предсказаний на период полураспада 130Ва по каналу 2K(2v) - 4-1021 /111/ и 4,2-1021 лет /27/.

Мо. В нашей работе /97/ было проведено сравнение скорости 2(3-распада, полученной в современных счетчиковых экспериментах, со скоростью этого же процесса, полученной в геохимических экспериментах, которые несут информацию о скорости 2Р-распада в прошлом. В геохимических экспериментах исследовались минералы, содержащие теллур, селен и цирконий, и были измерены периоды полураспада шТе 130Те, 82Se и 96Zr. Поскольку возраст исследуемых образцов составлял от ~ 28 млн. лет до 4,5 млрд. лет, то, в принципе, из геохимические экспериментов можно извлечь информацию о скорости 2р-распада б прошлом - вплоть до времени образования солнечной системы ( 4,5 млрд лет назад).

Проведенный анализ показал следующее. 1. Существует расхождение между значениями периода полураспада 82Se полученными в современных (счетчиковых) экспериментах и i геохимических измерениях. Причем современное значение периодг полураспада примерно в 1,5-1,6 раза меньше значений, полученных и: геохимических экспериментов (эффект превышает 3 стандартных отклонения).

2. Данные для %Zr имеют ту же тенденцию, что и для 82Se - то есть современное значение Т1/2 меньше, чем полученное в геохимических измерениях. С учетом возможного вклада в скорость распада (в геохимическом эксперименте) одиночного ß-распада 96Zr эффект превышает 2 стандартных отклонения.

3. Геохимические измерения с "молодыми" образцами приводят к более низким значениям Ti/2(130Te) по сравнению со "старыми" образцами. Раличие составляет ~ 3 раза и это не может быть объяснено статистическими ошибками (расхождение превышает 10 стандартных отклонений).

В работе /97/ было высказано предположение, что одним из возможных объяснений этих расхождений может быть изменение константы слабого взаимодействия Gf со временем. Если это действительно так, то это будет иметь самые серьезные следствия для современной физики и астрофизики. Но, именно поэтому, необходимо надежно подтвердить (или опровергнуть) сам факт этих расхождений. И это может быть сделано только в результате новых, более точных измерений. Особенно перспективным представляется геохимический эксперимент с |(Х)Мо, который имеет наибольшую скорость распада, высокое содержание в природном Mo ( 9,63%) и 100Ru (не газ!) в конечном состоянии. В геохимическом эксперименте с 96Zr (содержание в природном Zr - 2,8%) была достогнута точность измерений периода полураспада на уровне 25% 145/. Учитывая, что скорость распада Ш0Мо в 2-4 раза выше и содержание в естественном материале в 3,5 раза больше по сравнению с 96Zr, то можно достичь ~ 10% точности измерений. Полученное значение периода полураспада |00Мо можно будет сравнить с уже известным современным значением. Точность современных счетчиковых экспериментов составляет ~ 10% и может быть доведена до ~ 2-3% на установке NEMO-3.

3.5. Поиск темного вещества с помощью эмиссионной камеры

В работах /104, 112/ было предложено использовать эмиссионный детектор с жидким углеводородом в качестве рабочей среды для регистрации "темного вещества", составляющего "скрытую" массу Галактики. Теоретические и экспериментальные исследования последних тет показали, что небарионное "темное" вещество ( если оно существует ) может иметь форму массивных нейтральных слабовзаимодействующих тетин, которые принято называть вимпами ( WIMP - weak interacting massive particle). Принцип регистрации вимпов с помощью эмиссионного тетектора на жидком изооктане ( CsHis ) следующий. Вимп упруго рассеивается на ядре водорода ( в случае аксиального взаимодействия ) или на ядре углерода ( если рассеяние носит когерентный характер ). Если энергия , переданная ядру, превышает энергию связи соответствующегс атома в молекуле ( больше 2 эВ). атом или ион отдачи покидает молекулх и при достаточно большой кинетической энергии ( > 300 эВ ) ионизуем изооктан. Электроны, образованные при ионизации изооктана, дрейфуют во внешнем электрическом поле к границе раздела фаз и , есля напряженность поля больше 100 В/см, с вероятностью порядка единиць; выходят из жидкости в равновесную газовую фазу, где регистрируются £ пропорциональном режиме на проволочном аноде.

Таким образом, предлагаемый детектор с вероятностью ~ 1 будет регистрировать события, в которых ядро отдачи получило энергию > 300 эВ. Это позволит зарегистрировать вимпы, если они обладают массой > 0,7 ГэВ/с2.

9. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Основные результаты диссертационной работы заключаются е следующем.

1. Выполнены наиболее точные измерения значений периода полураспадг 100Мо, "6Сс1 и 82Бе по каналу 20 (2у) с измерением всех характеристик распада:

Тш = [ 0,95 ± 0,04(сгат) ± 0,09(сист)]-10'э лет,

1тг" = [ 3,75 ± 0,35(стат) ± 0,21 (сисг) ]-10'9 лег,

Тш2* = [ 0,83 ± 0,10(стат) + 0,07(сист) ]-Ю20 лет.

Для 116С(1 это первый надежный результат, исключающий возможные вклад от фоновых процессов.

2. Впервые в прямом (счетчиковом) эксперименте зарегистрирован 2р(2у) • распад 962ж и измерен период его полураспада:

Тш2У = [ 2,1 +0'8-о,4(стат) ± 0,2(сист) ]-1019 лег.

3. Получены ограничения на 2р(0у)-распад для целого ряда ядер:

Т1/2(,00Мо) > 6,4-Ю21 лег (д.в. 90%);

Т1/2(ИбС<1) > 5Т021 лет (д.в. 90%);

Т|/2(828е) > 9,5-1021 дет (д.в. 90%);

Т /ЗЛ^-Ч -.11 Л "И / — ^ г*лп/ч » х '¿->1) ^ лС1 (уд.е.

Т1/2(94гг) > 1,9 Ю19 лет (д.в. 90%).

Результаты для %7,г и 94Ъг являются лучшими в мире, а для 100Мо, ||6Сс1 и 828е близки к лучшим мировым результатам для этих ядер.

4. Получены одни из лучших в мире ограничений на существование 2(3(0V)-распада с испусканием майорона для целого ряда ядер:

Т1/2(Ю0Мо) >5-1020лег, <&е><(2-6)-10-4 (д.в. 90%),

Тщ(»«Сф > 1,2-1021 лет, < 1,2-НИ (д.в. 90%),

Т1/2(82Эе) > 2,4-1021 лет, ^ее> < (2,3-4,3)-10 4 (д.в. 90%),

Тш(9бгг) > 4,9-1020 лег, < 2,3-10-4 (д.в. 90%),

Т1/г(48Са) > 7,2-Ю20 лет, <&е> < (4,3-8,5)-10"4 (д.в. 90%).

Для 1|6Сс1,828е, Чь7л и 48Са ограничения являются лучшими в мире для этих ядер. Ограничение для 100Мо было лучшим в мире на момент опубликования этого результата в 1993 г, а ограничение <£?«> < 1,2-10"5, полученное из данных для П6Сс1, является одним из абсолютно лучших в мире в настоящее время.

5. Получены лучшие в мире ограничения на 2у- и 0ух°-распады на основные состояния дочерних ядер для 110Рс1 и 1248п.

6. Впервые в мире зарегистрирован 2(3(2у)-распад на 0+1-возбужденное состояние дочернего ядра и измерен период его полураспада:

Тш2У[|00Мо-10с,К.и(0+1)] = 7,6+1>6-1,1-1020 лет.

7. Получен целый ряд лучших в мире ограничений для 2р(2у)- и 2Р(0у)-переходов на возбужденные состояния дочерних ядер в 96Хг, 150Ш, 11бСс1, ,28е, 100Мо, 48Са и 76Се (0+ - 0+, переход).

8. Получен целый ряд лучших в мире ограничений на 2Р+-, Кр+- и 2К-процессы в 92Мо, 106Cd, 130Ва и шВа как на основные, так и возбужденные состояния дочерних ядер. Результат для 130Ва является абсолютно лучшим для всех типов 2р+-, Кр+- и 2К-процессов.

9. Получено лучшее в мире ограничение на p-распад 96Zr - Т1/2 > 3,8-10'9 лет (д.в. 90%).

10. Проведен поиск аномальных атомов углерода 12С - атомов с тремя электронами на К-оболочке. Установлен предел на существование таких атомов: 12С/12С < 2,5-10й2, что соответствует ограничению на время жизни по отношению к нарушению принципа Паули электронами в атоме углерода т > 2-102! лет.

11. Выполнена оценка содержания радиоактивного 42Аг в атмосфере Земли, образовавшегося в результате испытания ядерных зарядов в атмосфере -<1,3-10'23 ат 42Аг/ат 40Аг.

12. Предложены новые эксперименты и экспериментальные подходы в области 2р-распада и в смежных областях:

- эксперимент по поиску 2р-распада с помощью жидкоаргоновой ионизационной камеры;

- эксперимент по поиску 2Р-распада с помощью ядерных фотоэмульсий;

- эксперименты по поиску 2р-распада на O+i-возбуждениое состояние дочерних ядер;

- эксперименты по поиску 2К(2у)-захвата на 0+1-возбужденное состояние дочерних ядер;

- геохимические эксперименты по поиску 2р-переходов в ,30Ва и 100Мо;

- эксперимент по поиску темного веществ с помощью эмиссионной камеры.

В заключение хочу поблагодарить директора ГНЦ РФ ИТЭФ, члена-корреспондента РАН М.В. Данилова за постоянную поддержку данного научного направления и академика РАН Л.Б. Окуня за интерес к работе и стимулирующие дискуссии по вопросам проверки справедливости принципа Паули и вариациям фундаментальных констант со временем.

Автор искренне признателен всем соавторам публикаций, вошедших в данную диссертацию.

Особо хочу поблагодарить сотрудников лаборатории слабых взаимодействий ГНЦ РФ ИТЭФ за помощь в работе: С.Г. Белогурова, А.И. Болоздыню, И.А. Ванюшина, O.K. Егорова, Э.Д. Колганову, С.И. Коновалова, В.Н. Корноухова, В.Ф. Кузичева, Ю.Б. Лепихина, И.О.

Пилюгина, Е.А. Пожарову, В.А. Смирнитского, В.Н. Стеханова и В.И. Юматова.

Выражаю свою искреннюю признательность всем иностранным адллаборантам за плодотворное сотрудничество, помощь в работе и федоставленную возможность работы в подземных лабораториях Гран Зассо (Италия), Фреджюс (Франция) и Судан (США). В частности, автор эсобо признателен Ф. Авиньоне, К. Арпеселле, Е. Белотти, С. Джулиану, Г. Клапдору, А. Пипке, Й. Сухонену, Е. Фиорини и Ф. Юберу.

СПИСОК ЦИТИРУЕМОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

I. М. Goepert-Mayer, Phys. Rev. 48, 512 (1935). I. E. Majorana, Nuovo cimento 14, 171 (1937). 5. G. Racah, Nuovo cimento 14, 322 (1937).

W.H. Fairy, Phys. Rev. 56, 1184 (1939). 5. Б.М. Понтекорво, Природа №1, (1983). 5. М.Г. Щепкин, УФЫ 143, 515 (1984).

I. M.G. Inghram, J.H. Reynolds, Phys. Rev. 76, 1265 (1949); 78, 822 (1950). T. Kirsten, W. Gentner, O.A. Schaeffer, Z. Phys. 202, 273 (1967). S.R. Elliott, A.A. Hahn, M.K. Мое, Phys. Rev. Lett. 59, 2020 (1987).

10. Г.В. Клапдор-Клайнгротхаус, А. Штаудт, Неускорительная физика элементарных частиц, М., Наука-Физматлит, 1997.

II. H.V. Klapdor-Rleingrothaus, Prog. Part. Nucl. Phys. 40, 265 (1998).

12. A.A. Vasenko et al., Mod. Phys. Lett. A5, 1299 (1990).

13. L. Baudis et al., Phys. Lett. B407, 219 (1997).

14. G.B. Gelmini, M. Roncadelli, Phys. Lett. B99, 411 (1981).

5. Z.G. Berezhiani, A.Yu. Smirnov, J.W.F. Valle, Phys. Lett. B291, 99 (1992).

16. C.P. Burgess, J.M. Cline, Phys. Rev. D49, 5925 (1994).

17. C.D. Carone, Phys. Lett. B308, 85 (1993).

18. R.N. Mohapatra, E. Takasugi, Phys. Lett. B211, 192 (1988). [9. M. Gunther et al., Phys. Rev. D55, 54 (1997).

0. S.R. Elliott, M.K. Мое, M.A. Nelson, M.A. Vient, Nucl. Phys. В

Proc.Suppl.) 31,68 (1993). >1. B. Maier, Nucl. Phys. В (Proc. Suppl.) 35, 358 (1994). 12. J. Suhonen, O. Sivitarese, Phys. Rep. 300, 123 (1998). >3. S.K. Dhiman. P.K. Raina, Phys. Rev. C50, R2660 (1994). 14. O. Civitarese, J. Suhonen, Nucl. Phys. A575, 251 (1994). !5. J.Toivanen, J. Suhonen, Phys. Rev. C55, 2314 (1997). !6. G. Bellini, Nucl. Phys. В (Proc. Suppl.) 48, 363 (1996).

11. M. Hirsch et al., Z. Phys. A347, 151 (1994).

8. A. Arnold et al., Nucl. Instr. Meth. A354, 338 (1995). ■9. NEMO-3 Proposal, LAL preprint 94-29 (1994).

30. A.S. Barabash, Proc. Int. Conf. "Neutrino'96" ( Helsinki, Finland, June 1319, 1996 ), World Scientific, 1997, p.374.

31. A.S. Barabash. Czech. J. Phvs. 48. 155 (1998). L-d2>D. Dassie et al„ Phys. Rev. ¿51, 2090 (1995).

33. A. De Silva, M.K. Мое, M.A. Nelson, M.A. Vient, Phys. Rev. C56, 2451 (1997).

34. H. Ejiri et al., Phys. Lett. B258, 17 (1991).

35. A.S. Barabash, Proc. Int. Europh. Conf. HEP'93 (Marseille, France, 22-28 July 1993), Editions Frontieres, 1994.

36. R. Arnold, C. Augier, A.S. Barabash et al., Письма в ЖЭТФ 61. 168 , .(1995). i (37. R. Arnold, С. Augier, A.S. Barabash et al., Z. Phys. C72, 239 (1996).

38. H. Ejiri et al., J. Phys. Soc. of Japan 64, 339 (1995).

39. F.A. Danevich et al., Phys. Lett. B344, 72 (1995).

40. R. Arnold et al., Nucl. Phys. A636, 209 (1998).

41. T. Kirsten et al., Proc. Int. Symp. «Nuclear Beta Decay and Neutrino (Osaka'86)», World Scientific, Singapore, 1986, p.81.

42. M.K. Мое, S.R. Elliot, A.A. Hahn, Proc. VIII-th Moriond Workshop, Editions Frontieres, 1988, p.47.

43. A.S. Barabash, Nucl. Phys. A629, 517c (1998).

44. R. Arnold et al., Nucl. Phys. A (to be published).

45. A. Kawashima, K. Takahashi, A. Masuda, Phyc. Rev. C47, 2452 (1993). , 46. A. Balysh et al, Phys. Rev. Lett. 77, 5186 (1996).

Barabash et al., Phys. Lett. B345, 408 (1995).

48. O.K. Manuel, J. Phys. GX7, 221 (1991).

49. T. Bernatowicz et al., Phys.Rev. C47, 806 (1993).

50. R. Luescher et al., Phys. Lett. B434, 407 (1998).

51. A. De Silva, M.K. Мое, M.A. Nelson, M.A. Yient, Phys. Rev. C56, 2451 (1997).

52. V. Artemiev et al., Phys. Lett. B345, 564 (1995).

53. A.L. Turkevich, Т.Е. Economou, G.A. Cowan, Phys. Rev. Lett. 67. 3211 (1991).

54. K.J. Moody, R.W. Lougheed, E.K. Hulet, Phys. Rev. C46, 2624 (1992).

55. K. You et al., Phys. Lett. B265, 53 (1991).

56. S.R. Elliot et al., Phys. Rev. C46, 1535 (1992).

57. H. Ejiri et al., Nucl. Phys. A611, 85 (1996).

58. F.A. Danevich et al., Nucl. Phys. В (Proc.Suppl.) 70, 246 (1998).

59. A. Alessandrello et al., Nucl. Phys. В (Proc. Suppl.) 66, 199 (1998).

60. A.S. Barabash, Phys. Lett. B216, 257 (1989).

61. A.C. Барабаш, препринт ИТЭФ 188, M.: ЦНИИатоминформ, 1989.

62. A.C. Барабаш, Письма в ЖЭТФ 51, 181 (1990).

63. A.S. Barabash, A.V. Kopylov. V.I. Cherehovsky, Phys. Lett. B249, 186 (1990).

64. А.В. Копылов, В.И. Череховский, препринт ИЯИ АН СССР 604, 1989.

65. A.S. Barabash et al., to be published in J. Physics of Atomic Nuclei.

66. A. Griffiths, P. Vogel. Phys. Rev. C46, 181 (1992).

67. J.G. Hirsch et al., Phys. Rev. C51, 2252 (1995).

68. J. Suhonen, O. Civitarese, Phys. Rev. C49, 3055 (1994).

69. C. Arpesella et al., Europhys. Lett. 27, 29 (1994).

70. A.S. Barabash et al., J. Phys. G22, 487 (1996).

71. C. Arpesella et al., Nucl. Phys. В (Proc. Suppl.) 70, 249 (1999).

72. A. Piepke et al., Nucl. Phys. A577, 121 (1994).

73. A.S. Barabash et al., Z. Phys. A352, 231 (1995).

74. Л.А. Попеко и др., Письма в ЖЭТФ 50, 2221 (1989).

75. J. Suhonen et al., Z. Phys. A358, 297 (1997).

76. D.E. Alburger, J.B. Cumming, Phys. Rev. C33, 2169 (1986).

77. A. Morales et al., Nuovo Cimento A100, 525 (1988).

78. A.C. Барабаш, препринт ИТЭФ 38-94, M., 1994.

79. Е. Bellotti et al., Europhys. Lett. 3, 889 (1987).

80. E. Bellotti et al., J. Phys. G: Nucl. Part. Phys. 17, s231 (1991).

31. R.K. Bardin et al., Nucl. Phys. A158, 337 (1970).

32. A.C. Барабаш, препринт ИТЭФ 56, M.: ЦНИИатоминформ, 1987.

33. R.G. Winter, Phys. Rev. 85, 686 (1952).

34. E.L. Fireman, D. Schwarzer, Phys. Rev. 86, 451 (1952).

35. A.C. Барабаш, Письма в ЖЭТФ 59, 644 (1994).

36. A.S. Barabash et al., Nucl. Phys. A604, 115 (1996).

37. J. Suhonen, Phys. Rev. C48, 574 (1993).

38. P. Belli et al., Astropart. Phys. 10, 115 (1999).

39. E.B. Norman, M.A. De Faccio, Phys. Lett. B148, 31 (1984).

Ю. F.A. Danevich et al., Proc. Int. Symp. "WEIN", Ed. Ts.D. Vylov ( World Scientific, Singapore, 1993) p.575. A.S. Barabash et al., Z. Phys. A357, 351 (1997). П. M. Aunola et al., Письма в ЖЭТФ 62, 690 (1995). )3. A.C. Барабаш, P.P. Саакян, Ядерная физика 59, 197 (1996). И. В. Srinivasan, Earth Planet. Sci. Lett. 31, 129 (1973). )5. C. Saenz et al., Phys. Rev. C50, 1170 (1994). )6. С.И. Васильев и др., Письма в ЖЭТФ 57, 614 (1993). Л. А.С. Барабаш, Письма в ЖЭТФ 68, 3 (1998). >8. Л.Б. Окунь, УФН 158, 294 (1989).

9. В.М. Новиков, А.А. Поманский, Письма в ЖЭТФ 49, 68 (1989). 100. А.С. Барабаш и др., Письма в ЖЭТФ 68, 104 (1998). 01. J.N. Bahcall et al., Phys. Lett. B178, 324 (1986). !02. V.D. Ashitkov et al., Ядерная физика 61, 1002 (1998).

03. A.S. Barabash, V.N. Kornoukhov, V.E. Jants, Nucl. Instr. Meth. A385, 530 (1997).

04. A.C. Барабаш, А.И. Болоздыня, Жидкостные ионизационные

42 детекторы, M., Энергоатомиздат, 1993.

105. A.C. Барабаш, А.И. Болоздыня, В.Н. Стеханов препринт ИТЭФ 86-154 M • Т ШИИятоминформ. 1986.

106. A.C. Барабаш и др., препринт ИТЭФ 87-13, М.: ЦНИИатоминформ,

1987.

107. J.H. Fremlin, М.С. Walters, Proc. Phys. Soc. 65, 911 (1952).

108. A.C. Барабаш и др., препринт ИТЭФ 104-88, М.: ЦНИИатоминфор»

1988.

109. A.S. Barabash et al., preprint ITEP 131-90, Moscow, 1990.

110. A.C. Барабаш, препринт ИТЭФ 130-90, M., 1990.

111. C.K. Балаев, A.A. Кулиев, Д.H. Саламов, Изв. АН СССР сер. физ. 5; 2136 (1989).

112. A.C. Барабаш, А.И. Болоздыня, Письма в ЖЭТФ 49, 314 (1989).