Экспериментальный поиск редких низкоэнергетических процессов за пределами Стандартной модели с помощью сцинтилляционных и полупроводниковых детекторов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ПЕТЕРБУРГСКИЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ им. Б. П. КОНСТАНТИНОВА

УДК 539.12/123

На правах рукописи

ДЕРБИН Александр Владимирович

Экспериментальный поиск редких низкоэнергетических процессов за пределами Стандартной модели с помощью сцинтилляционных и полупроводниковых детекторов

01.04.16 - физика атомного ядра и элементарных частиц

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Работа выполнена в Петербургском институте ядерной физики им. Б.П. Константинова РАН.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

член-корреспондент РАН М.И. Высоцкий,

доктор физико-математических наук,

профессор КА. Гриднев,

доктор физико-математических наук,

член-корреспондент РАН О.Г. Ряжская.

Ведущая организация - Российский научный центр

"Курчатовский институт"

Защита диссертации состоится "_"_2004 года в

"_" часов на заседании диссертационного совета Д002.115.01 в

Петербургском институте ядерной физики им. Б.П. Константинова РАН по адресу: 188300, г. Гатчина Ленинградской области.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ПИЯФ РАН. Автореферат разослан "_"_20041 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

И.А. Митропольский

Общая характеристика работы.

Актуальность темы. Стандартная модель электрослабого взаимодействия (СМ) успешно описывает подавляющее большинство экспериментальных результатов. Однако собственные проблемы СМ, связанные, в первую очередь, с большим, числом свободных параметров и с не обнаруженными до сих пор частицами. Хиггса, неясность природы холодной темной материи и, наконец, открытие осцилляции нейтрино делают актуальными многочисленные экспериментальные попытки обнаружить явления за ее пределами. Поиски редких явлений в низкоэнергетической области, объединенные общим названием «неускорительная физика», являются способом добраться, пусть даже косвенным образом, до энергий, при которых возможно объединение взаимодействий и частиц- и которые недостижимы на современных и будущих ускорителях.

В настоящей, работе представлены, результаты по поиску электромагнитных моментов нейтрино, новых массовых состояний нейтрино, по проверке сохранения электрического и барионного зарядов и по поиску частиц, которые могут составлять. темную материю.

Интерес к аномально большому (~10'"цв) для СМ магнитному моменту нейтрино возник в связи с проблемой солнечных нейтрино. Модель спин-флейворной прецессии имела даже лучшее согласие с данными по регистрации солнечных нейтрино, чем осцилляционное решение, установленное, после эксперимента KamLand, как основное. В то же время, осцилляционное LMA MSW решение не исключает наблюдения более слабых эффектов, связанных, с магнитным моментом нейтрино.

До открытия осцилляции нейтрино с параметрами ДШ|22« 6*10"5 и Дт2э2 » 3*10'3 эВ поиск массовых состояний нейтрино m2 и m3 в интервале от нескольких кэВ до нескольких МэВ являлся актуальной задачей, поскольку верхние пределы на массы и полученные в прямых экспериментах, составляют 170 кэВ и 18 МэВ, соответственно. В настоящее время возможность существования, новых массовых состояний - поддерживается моделями, в которых

РОС. НАЦИОНАЛЬНАЯ

- национальная библиотека

возникает стерильное нейтрино, которое, в общем случае, может иметь произвольную массу и смешиваться с тремя активными нейтрино.

Многие расширения СМ включают взаимодействия, нарушающие В и А, и предсказывают процессы с ДВ = 1,2 и А(В-Ь) = 0, 2., приводящие к распаду протонов и нейтронов внутри ядра. Основное направление поисков нацелено на обнаружение распадов нуклонов на сильновзаимодействующие или заряженные частицы. В то же время для процессов, в которых нуклоны исчезают или распадаются на слабовзаимодействующие частицы (нейтрино, майороны и т.п.), экспериментальные пределы на 5-6 порядков ниже.

Существование гало темной материи, окружающего галактики и их скопления, является хорошо установленным фактом. Стандартными кандидатами на роль холодной материи являются аксион и класс слабовзаимодействующих массивных частиц (WIMPs), среди которых предпочтение отдается нейтралино. В настоящее время во многих экспериментах пытаются обнаружить рассеяние WIMPs на ядрах. Другие, более экзотические, кандидаты, такие как сильновзаимодействующие массивные частицы (SIMPs) или заряженные массивные частицы (CHAMPs), также могут быть составляющими частями холодной темной материи. Цели н задачи работы. Целью диссертационной работы являлся поиск редких низкоэнергетических процессов для обнаружения возможных отклонений от СМ. Экспериментальную базу составляли ионизационные сцинтилляционные и полупроводниковые детекторы. Основные задачи диссертационной работы состоят в следующем:

1. Поиск аномально больших электромагнитных моментов нейтрино, которые должны приводить: а) к рассеянию нейтрино на электроне и б) к радиационному распаду нейтрино.

2. Проверка сохранения электрического и барионного зарядов:

а) поиск распада электрона по каналу и б) распадов нуклонов

и нуклонных пар в «невидимый» канал Л^—>3у, NN-+24.

3. Поиск новых массовых состояний нейтрино, которые должны проявиться: а) в спектре электронов в р-распаде и б) в распаде Уц->Уь+е++е для нейтрино с массой более 2те,

4. Поиск частиц - кандидатов на темную материю: а) исследовалась возможность излучения аксиона в ядерных магнитных переходах;

б) проведен поиск сигналов от рассеяния массивных частиц на ядрах. Научная новизна. Предложено использовать сцинтилляционный детектор большого объема - прототип детектора солнечных нейтрино Борексино, для поиска магнитного момента нейтрино, радиационного распада нейтрино, распада нейтрино с излучением е+е~-пары, распада электрона по каналу е-»у+7 и распадов нуклонов в невидимый канал..

Установлены новые ограничения на магнитный момент низкоэнергетических солнечных нейтрино и на время жизни нейтрино относительно радиационного распада.

Установлен новый предел на время жизни электрона относительно распада

Получены новые пределы для вероятности распадов нуклонов и нуклонных пар в "невидимый" канал N-±Зv, NN-+24,

Получено ограничение на поток нейтрино с массой более 2те и, как следствие, на вероятность излучения данного нейтрино в р+-распаде 8В на Солнце.

Проведены измерения р'-спектров ядер 63№ и 45Са с целью поиска вклада от массивного нейтрино. Получены новые ограничения на вероятность излучения тяжелого нейтрино в данных распадах.

Получены новые пределы для полупериода двойного р распада ядер '"Бт, 160Ос1, |70Ег и ,76УЬ на возбужденные уровни дочерних ядер.

Предложена методика поиска "невидимого" аксиона, излучаемого при ядерных магнитных переходах в изомерных ядрах. Получен новый экспериментальный предел на вероятность излучения аксиона в М1 -переходе 125тТе.

Измерены и проанализированы спектры сигналов от кремниевого и германиевого полупроводниковых детекторов на уровне моря при различных вариантах пассивной и активной защиты. Получены новые ограничения на возможные массы и сечения рассеяния сильновзаимодействующих массивных частиц.

Практическая ценность. В диссертационной работе предложены и реализованы новые методики постановки экспериментов при низких энергиях, которые могут быть использованы как при решении фундаментальных задач в физике элементарных частиц и атомного ядра, так и при решении прикладных задач, связанных с обнаружением и измерением малых

концентраций радиоактивных ядер. В частности, уровень фона, достигнутый в низкофоновой установке на поверхности Земли, позволяет обнаружить у-активность ^Со, равную 0.01 Бк, менее чем за сутки. Предложенные и реализованные сборки кремниевых и германиевых детекторов, имеющие 4л-геометрию, позволяют регастрировать все цродукгы р-распада ядер на основное состояние. Разработанные в диссертации пакеты программ для анализа формы Р-спектра и поиска пиков малой интенсивности в -спектрах используются инспекторами МАГАТЭ для контроля отработанного ядерного топлива.

Апробация работы. Основные результаты, вошедшие в диссертацию, опубликованы в 33 работах и докладывались на XX Международной конференции по физике нейтрино и астрофизике -«Нейтрино-2002» (Мюнхен, 2002 г.), на IV Международной конференции по неускорительной новой физике «NANP-2003» (Дубна, 2003 г.), на XXXI Зимней школе ПИЯФ (Репино, 1997 г.), на научных семинарах Института Лауз-Ланжевена (ILL), (Гренобль, 1997 г.), Национальной лаборатории Лос-Аламоса (LAMPF) (Лос-Аламос, 1997 г.), Научно-исследовательского института физики Санкт-Петербургского государственного университета (Петергоф, 1999 г.), Национального института ядерной физики (INFN) (Милан, 2001 г.) и неоднократно - на общих собраниях коллаборации «Борексино».

Полученные в диссертационной работе данные по стабильности электрона включены в таблицу «Electron mean life», по радиационному распаду нейтрино - в таблицу «Neutrino mean life / mass», по излучению аксиона - в таблицу «Axion and other light boson searches in nuclear transition», по поиску SIMPs - в таблицу «Galactic WIMPs Searches» в издание Particle Data Group - «Review of Particle Physics, 2002».

На защиту выдвигаются следующие основные результаты:

1. Впервые получено ограничение на магнитный момент низкоэнергетических солнечных нейтрино. Из результатов измерений на прототипе детектора Борексино установлено, что мапшгный момент рр- и 7Ве-нейтрино не превышает значения Цу*0' ^ 5.5*10"10 Ив (90% у*).

2. Показано, что время жизни массивного нейтрино, сильно

магнитный момент рр- и 7Ве-нейтрино не превышает значения Цу80' ^ 5.5*1 О*10 цБ(90%у.д.).

2. Показано, что |цючя жизни массивного нейтрино, сильно связанного с электронным нейтрино (|С/е//|2«1), относительно радиационного распада нейтрино Ун->Уь+у больше чем 4.2- 103 с-эВ'1 (90% у .д.). Данный предел более чем на порядок превышает результаты предыдущих экспериментов, выполненных на реакторах и ускорителях.

3. Получены новые ограничения на вероятность излучения тяжелого нейтрино с массой в распаде на Солнце. Установлено отсутствие распада данного нейтрино с испусканием электрон-позигронной пары (Ун—>Уь+е++е), откуда следует, что |£7е//|2 не превышает значения 2-Ю4 - 4-1 О*5 (90% у.д.) для нейтрино ун с массой 3 -12 МэВ.

4. На прототипе детектора Борексино проверена стабильность электрона. Установлен новый предел на время жизни электрона относительно распада е—>У+7., который составляет х ¡> 4.6-1024 лет (90% у.д.).

5. Проведен поиск распадов нуклонов и нуклонных пар в невидимый канал (/V—>Зу, ЛГУ—>2у). Получены новые пределы для вероятности распадов «л—>2у и рр->2у„ составившие т(ил—>2у ) ^ 4.9-1025 и т(др->2у) ^ 5.0-1025 для90%у.д.

6. Проведен поискдвойного Р-распада на возбужденный уровень 2+ дочерних ядер для ядер |545т, 160Ос1, |70Ег и |76УЬ. Установлены новые пределы на периоды полураспада данных ядер на уровне 1017 -10 лет.

7. Измерены и проанализированы спектры электронов, возникающих в р-распаде ядер 63№ и 45Са с целью поиска вклада от нейтрино с массой 10-100 кэВ. Получены новые ограничения на параметр смешивания для тяжелых нейтрино с массой 17, 75-100 кэВ - |иеН|2 £ (1.5-5)-1 (Г

8. Предложена новая методика поиска "невидимого" аксиона, излучаемого при ядерных мапшгных переходах в изомерных ядрах. Экспериментально установлено, что при М1-переходе в ядре ,25пТе вероятность испускания аксиона £ 8.5-10"6 (90%у.д.).

9. Измерены и проанализщюваны спектры сигналов от кремниевых БКУ)- и германиевых НРСе-детекгоров на уровне моря при

7

различных вариантах пассивной и активной зашиты. Для сильно взаимодействующих массивных частиц (SIMPS) с массой в интервале (102-1013) ГэВ получены новые нижние пределы на сечения рассеяния в интервале ( 10"29-10"19) см"2.

Результаты по электромагнитным характеристикам нейтрино, по стабильности электрона, нейтрино и нуклонов, (пункты 1-5), получены на прототипе детектора Борексино, измерения на котором проводились в лаборатории Гран-Сассо и представлены в главах 1,2.

Работы по двойному -распаду, по поиску излучения массивного нейтрино, аксиона и взаимодействия SIMPs (пункты 6-9) выполнены на установках, созданных в ПИЯФ, и описаны в главах 3,4.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, 4 глав и заключения. Обший объем работы 194 страницы, включая 58 рисунков, 22 таблицы и список литературы из 540 наименований.

Содержание работы

Введение. Дан краткий обзор развития теории слабого взаимодействия от теории р-распада Ферми до Стандартной модели электрослабого взаимодействия. Представлены основные экспериментальные задачи в области физики нейтрино при низких энергиях. Сформулирована цель работы и изложена структура диссертации.

Первая глава, посвящена изучению электромагнитных характеристик нейтрино.

В первом разделе представлены современные ограничения на электрический заряд, магнитный момент и зарядовый радиус нейтрино, полученные в различных экспериментах.

Во втором разделе приведены ожигаемые сечения упругого (v,e)-рассеяния в Стандартной модели, обусловленные обменом W и Z-бозономи и однофотонным обменом для магнитного момента нейтрино. Проводится сравнение чувствительности экспериментов по измерению сечения -рассеяния, выполненных на

ускорителях, реакторах, и с использованием детекторов солнечных нейтрино, к магнитному моменту нейтрино. Показано преимущество использования источников нейтрино с малой энергией для поиска

нейтрино. В первой части раздела изложено объяснение антикорреляции скорости счета С1-Аг детектора с магнитной активностью Солнна за счет взаимодействия магнитного момента нейтрино порядка Ю'" Цв с магнитным полем конвективной зоны, предложенное М.Б. Волошиным, М.И. Высоцким и Л.Б. Окунем в 1986 г. Отмечается, что до эксперимента KamLAND, модель резонансной спин-флейворной прецессии (Е.Х.Ахмедов, 1988, L.S.Lim, WJ.Marciano, 1988) рассматривалась как основная альтернатива осцилляционному решению.

Во второй части раздела описана экспериментальная установка CTF (Counting Test Facility), являющаяся прототипом детектора Борексино [http://borex.lngs.mfn.it]. Представлены результаты измерений фона на модифицированном детекторе CTF-II. Впервые получено ограничение на магнитный момент низкоэнергетических солнечных рр- и 7Ве-нейтрино в прямом счетном эксперименте. Установлен верхний предел на вклад в измеренный спектр от рассеяния нейтрино за счет зарядового радиуса и на вклад от рассеяния рр-нейтрино за счет слабого взаимодействия.

Борексино - новый детектор солнечных нейтрино - вскоре начнет измерения в подземной лаборатории Гран-Сассо. Основная задача эксперимента - регистрация солнечных 7Ве-нейтрино по реакции рассеяния на электроне. Прототип детектора Борексино был создан для проверки ключевой идеи эксперимента, а именно -возможности очистить большую массу сцинтиллятора от радиоактивных примесей до уровня, необходимого дня регистрации 7Ве-нешрино (в частности, от элементов цепочки U и Th семейств до уровня 10"16 г/г). Центральным детектором CTF является жидкий сцинтиллятор массой 4.2 т, который находится внутри тонкой нейлоновой сферы радиусом 100 см. Сфера размещена в центре цилиндрического бака диаметром Ими высотой 10 м, заполненного водой.

Энергая события Е в CTF определяется по полному заряду Q, зарегистрированному всеми ФЭУ: Q =А-Е-Лкв,Е), где А - световыход (ф.э/МэВ)ДА:л,£) - функция гашения (ионизационного дефицита) описывает отклонение от линейной зависимости Q от Е при малых (<300 кэВ) значениях Е и определяется свойствами сцинтиллятора. Энергетического разрешение CTF для равномерно распределенных по

объему детектора событий описывается гауссовой функцией с дисперсией (о£/£)«(3.8 / £(кэВ) +2.3-К)'3)"2. Для энергии Е= 1 МэВ разрешение составляет Сд= 78 кэВ.

Программа восстановления координат события, использующая временные сигналы ФЭУ, обеспечивает разрешение стх « 10 см при энергии 1 МэВ для событий в центре детектора.

0 500 1000 1500 2000

Энергия, кэВ

Рис.1. Энергетический спектр, измеренный CTF, в области до 2 МэВ: 1 - полный спектр; 2 - без событий, совпадающих с сигналом активной защиты; 3 - исключены сигналы, совпадающие во времени в интервале Лt — 8.2 мс, и сигналы, идентифицированные как а-частицы; 4- отобраны события скоординатами, восстановленными внутри сферырадиусом 100см.

Отбор событий СТЕ может быпь проведен по следующим основным прюнакам: 1) состояние мюонного вето; 2) скорость спада сигнала (используется для а/|}-дискриминации); 3) наличие последующего сигнала в интервале 8 мс; 4) координата собы1тия. Энергетический спектр в интервале 0- 2 МэВ, измеренный СТЕ за 32.1 дня, показан на рис. 1.

Энергия, кэВ

Рис. 2. Энергетический спектр, измеренный СТГ, и вклады от основных источников фона: 1 - активность внешнего 40К (сдвиг положения пика с энергией 1.46МэВ связан с эффектом гашения); 2

222Яп,; 3,4 - [}- и (активность 10РЪ,; 5 -

- активность внешнего . 2Ы

активность РЬ (из цепочки Рп); 6, 7 - фон, связанный с активностью Аг иЯ5К,растворенных в ЖС; 8 - суммарная кривая. Навставкепоказаноожидаемоеповедениефонаприэнергияхниже граничной энерг^^С влинейноммасштабе.

После всех отборов фон в интервале 250 - 450 кэВ составил 0.07 события/(кэВ-кг-год), что является рекордно малой величиной дня низкофоновых установок. Основные источники фона, связанные с

активностью элементов из цепочек 238и и "^Тк, активностью "Кг и

232п

85г

39 А 2381 г 232Т1, 40ТЛ

Аг в сиинтилляторе, а также активностью и, 1п и К в воде зашиты и конструкционных материалах нейлоновой сферы, были промоделированы, методом Монте-Карло (М-К) (рис. 2). Можно видеть, что фон в области 100 - 400 кэВ хорошо описывается линейной функцией.

Основная часть фона CTF при энергиях до 200 кэВ вызвана электронами, возникающими при Р-распаде |4С (Ео=156 кэВ, Т|д=5730 лет) (рис.1). Отклонение от разрешенной формы Р-спекгра ,4С обычно представляется в виде дополнительного множителя С(Е)=\+ссцЕ. Экспериментальный спектр описывался функцией S""<i(Q)l, представляющей собой сумму Р-спектра ,4С (S ') и линейной функции:

S-ЛО) = N0S\Q, a, кл Os) + a + bQ. 0)

Шесть параметров были свободными: No, о^- число распадов и формфакгор дня Р-распада l4C; A, k¡¡ - световыход и коэффициент Биркса для сцинтилятора; a, b - коэффициенты линейной функции, описывающей фон.

Энерия, кэВ

Рис. 3. Экспериментальный спектр, измеренный CTF, и ожидаемые спектрыэлектроновотдачидляслабогоимагнитногорассеянийпри /4, = 1.0'Ш9Цв- Отдельно показаны вклады от рр- и Ве-нейтрино. Кривая 1 - суммарный спектр от магнитного рассеяния для всех солнечныхнейтрино.

Для получения ожидаемых энергетических спектров электронов отдачи, возникающих при рассеянии нейтрино за счет слабого

12

взаимодействия и магнитного момента, дифференциальные сечения рассеяния были усреднены по спектру солнечных нейтрино и ответной функции детектора. При вычислениях использовались величины потоков и энергетические спектры солнечных нейтрино в стандартной солнечной модели (ССМ) (J.N. Bahcall et al., 2001). Полученные спектры, для слабого ( Sw) и магнитного (SM) рассеяний, показаны на рис. 3 для значения щ, = 1.0-10"9Цв-

Ограничения на магнитный момент были получены за счет

«-»«-» ¿-i exp

различной энергетической зависимости измеренного спектра S и спектра, ожидаемого в случае магнитного рассеяния. Значение функции *¿(No,a,b,¿) = L(Simod + S," - БГ)2/^ + S*) минимизировалось дня различных значений цД Полученное минимальное значение соответствует величине Верхний предел на Цу был определен с помощью функции вероятности Р(х2(Цу2)):, которая была перенормирована на 1 для физической области значений магнитного момента ( в

соответствии с рекомендациями Particle Data Group. Интеграл функции вероятности составил 0.9 (90% у.д.) для значения магнитного момента JJ» = 5.5-10"10Цв

Результаты оптимального = min) фига для значения jjy = 5.5'1О*|0Цв:, соответствующего верхнему пределу на Цу для 90% у.д., показаны на рис.4. Можно видеть, что верхний предел на число событий, связанных с магнитным рассеянием в измеренном спектре в интервале 200 - 250 кэВ, составляет около 20%. Такая чувствительность объясняется схожестью форм спектра фона и магнитного рассеяния. Другая причина связана с тем, что, в отличие от реакторных экспериментов, нельзя провести фоновые измерения в отсутствие сигнала от нейтрино.

Верхний предел Цу ^ 5.5*10"10Цв (90% у.д.) получен впервые для низкоэнергетичных рр- и Be-нейтрино. Ограничения на элементы viuipiiuM электромагнитных моментов (3.7-7.8)Ю~10Цв были

получены из данных по интегральным потокам солнечных нейтрино, зарегистрированных детекторами С-Камиокацде, Cl-Ar, SAGE, GALLEX и SNO., при условии, что выполняется LMA MSW решение (A.S. Joshipura, S. Mohanty, 2002, W. Grimus и др., 2003). Из анализа формы спектра электронов отдачи, измеренного детектором С-Камиоканде за 1496 (825) дней, для 8В-нейтрино установлен предел

hv ¡S (1.5-3.6) -IO 'Vb (J.F. Beacom, P. Vogel, 1999, S-Kamiokande coll., 2004). Чувствительность детектора Борексино, необходимая для регистрации 7Ве-нейтрино (рис. 3), будет соответствовать чувствительности к магнитному моменту, по крайней мере, на порядок лучше, чем полученная на CTF.

200 250 300 350 400

Энергая, кэВ

Рис. 4. Результаты фитирования данных CTF в области 185 — 380 кэВ. 1 - спектр электронов отдачи при рассеянии за счет магнитного момента при Д, = 5.5-70*'0//д1; 2 - р-спектр. ,4С; 3 -линейный фон; 4 - суммарный фит.

В четвертом разделе первой главы рассматриваются эксперименты по регистрации (ие)-рассеяния, выполненные на реакторах. В начале раздела кратко описаны эксперименты на реакторах Савана-Ривер, Ровно, Красноярска, Буже и Куо-Шен. Проведен анализ возможного вклада в измеренные сечения (У,е) рассеяния от магнитного момента нейтрино, и получено ограничение на магнитный момент нейтрино из совокупности реакторных экспериментов. Для нижнего порога регистрации электронов отдачи (0.1-1.0) МэВ существующая неопределенность спектра нейтрино от

реактора (В.И. Копейкин, Л .А. _Микяатган и др.) ограничивает чувствительность к Цу величиной (3-5)-10*"цв- Это верно до тех пор, пока не удастся измерить спектр электронов отдачи с точностью, необходимой для использования различия в энергетической зависимости слабого и магнитного рассеяний.

Далее рассматриваются экспериментальные проблемы обнаружения у нейтрино магнитного момента в

реакторных экспериментах. Наиболее реализуемая возможность повышения чувствительности к магнитному моменту связана с уменьшением порога регистрации электронов отдачи. Для того, чтобы достичь такой чувствительности, при пороге регистрации 1 МэВ, необходимо измерить слабое сечение с точностью 0.3%, а при пороге 20 кэВ - 1.8%. Порог в 20 кэВ реален для полупроводниковых детекторов с разрешением ~2 кэВ. Основная проблема, конечно, связана с фоном детектора, величина которого практически всегда возрастает при уменьшении энергии.

В последнем, пятом, разделе представлены результаты поисков радиационного распада и распада с появлением электрон-позитронной пары, полученные на прототипе детектора Борексино. Поскольку нейтрино имеют массы и смешаны, могут наблюдаться распады массивного нейтрино на более легкое , В качестве наиболее вероятных детектируемых мод распада рассматриваются радиационный распад Vh->V[+/:, и, ее. i и масса vH боль übe«, распад vH->vL+e++e.

В СМ время жизни нейтрино относительно радиационного распада, выраженное через переходной магнитный момент , выивдщг как (СТ. Петков. 1977. МЛ. Bes. etal.J978>:

(2)

\Мш. ) \mvH ~mvL J \туН J

Для значений Ця/,"« 3.2'10~|9Цв и mvH = 1 эВ время жизни нейтрино составляет лет. Радиационный распад Ve изучался в

экспериментах на реакторах Савана-Ривер, Буже, Гезгена и Ровно, в последнем было получено наиболее сильное ограничение: тс т./гщ > 200 с*эВ'. Поиски распадов мюонных нейтрино, проведенные на ускорителях, дали нижний предел Tc.m./mv > 15.4 с-эВ"1

Детектор ( IT имеет большой объем (4 м3), в котором может

быть зарегистрировано появление у-кванта от распада нейтрино. Анализ проводился в предположении, что распадающееся нейтрино Ун сильно связано с электронным нейтрино а масса легкого

нейтрино много меньше тяжелого туГ.« т„н-.

и-■-1-1-1-1-1-1-1-1-г-

190 200 250 300 350 400

Эйерия, юВ

Рис. 5. Спектр СТРв сравнении с ожидаемыми спектрами сигналов от распадов Ун->уь"+7 при времени жизни Гс.т/т, = 5.0-103 С'эВ', для 3-х значений параметра а.

Для нахождения ответной функции CTF к у-квантам применялся метод М-К (рис. 5). Использовавшийся метод анализа аналогичен процедуре поиска вклада в измеренный спектр от событий, связанных с магнитным моментом нейтрино. В результате получены следующие нижние пределы на время жизни нейтрино относительно радиационного распада для различных значений параметра а, который определяется видом взаимодействия в распадной вершине: тст./п\> 4.2-103 с-эВ"1 (а = 0), тст./гпу > 1.5-103 с эВ'1 (а = -1), Хст/Шу > 9.7-103 с-эВ"' (а = 1), все для 90% у.д. Данные ограничения более чем в 20 раз превышают результаты, полученные в прямых лабораторных экспериментах.

Существенно более сильный косвенный предел на вероятность радиационного распада нейтрино может быть получен из ограничения на магнитаый момент нейтрино. В предположении, что Ц/и." » щ, ^ 5.5-10"'°Цв из формулы (2) для значений параметров осцилляции Агпц2 = 6»10"5 эВ2 и Д/Игз2 = 3-1 О*3 эВ2 и массы нейтрино т? =0.35 эВ, следует т(у2-»У|+у) > 1.2*1029 с и 1.0-1024 с, что превосходит

астрофизические ограничения.

Распад нейтрино на пару е+е" возможен, если масса нейтрино Шм больше, чем 2те. Вероятность распада Ун~>Уь+е++е в системе покоя распадающегося нейтрино \>н равна(И.Е. 8Игоек, 1981):

(3)

где ие/1 - параметр смешивания тяжелого нейтрино с электронным нейтрино, й[/»///я/] - безразмерный множитель фазового объема.

Энергия, регистрируемая в распаде Ун~>Уь+е++е., существенно превышает 1 МэВ, поэтому для поиска использовалась высокоэнергетическая часть спектра С1Т (рис. 6). Из-за ограничений в каналах электроники линейная зависимость амплитуды сигнала от выделившейся энергии сохраняется лишь до «5.5 МэВ.

Чтобы вычислить ожидаемый спектр сигналов в (ТЬ от распада Ун—необходимо знать поток тяжелых нейтрино через детектор кинетическую энергию пары и ответную

функцию ( I I' к двум аннитлящюнным квантам.

Вероятность излучения тяжелого нейтрино в реакции Р+-распада 8В пропорциональна параметру смешивания и фазовому объему: Фту(ЕУ) = \иеН |2 (1- (т,н/Ег )2),/2 Ф8В(£»), где Ф8В(ЕУ) - поток 8В-нейтрино, Ф„,у(Еу)=0 для Еу £ т„ц. Тяжелое нейтрино, испущенное на Солнце, может распасться на нуги к Земле. Энергетический спектр нейтрино у Земли дается выражением: Ф(ЕУ) = ехр(-Т//тсм) Фту(Еу), где 1 /тс.т. - Гс.т. определяется выражением (3), Т/ - время пролета нейтрино в собственной системе отсчета.

Энергетический спектр -пары был вычислен из дифференциального распределения вероятности излучения легкого нейтрино VI, в зависимости от его энергии и угла вылета (И.Е. 8Ьгоек,

1982). Для определения ответной функции СТ¥ к двум аннигаляционным квантам использовался метод М-К. Полученная ответная функция выглядит как сумма двух гауссовых пиков с энергией 860 и 430 кэВ с дисперсией 70 кэВ и относительной интенсивностью ~ 3:1 .

Энергия, МэВ

Рис.6. Энергетический спектр, измеренный СТГдоэнергии б МэВ.

Ограничения на параметры тУн и £/ен получены из наблюдения, что детектор СТГ за 29 суток не зарегистрировал ни одного события с энергией, превышающей 4.5 МэВ, не сопровождавшегося сигналом мюонного вето. В соответствии с принятой процедурой Филдмана-Кузинса (1998), рекомендованной РОС, в этом случае верхний предел на число событий для 90% у.д. составляет Бнт =2.44

Зависимость скорости счета СТ¥ от С/ен и т„н для событий с Е >= 4.5 МэВ получается интегрированием вычисленного спектра сигналов (11\ с учетом возможности подавления событий в сцингилляторе мюонным вето Т](Е) и ответной функции детектора. Эксперимент не чувствителен к малым значениям поскольку в

этом случае мала вероятность распада в объеме детектора. При больших значениях нейтрино распадается до того, как достигнет

Земли Максимум S^nty, U,n) при фиксированных значениях т» и Ev соответствует значению « (\Uen\2 гСт)/т/.

Рис. 7. Ограничения на параметр смешивания \иен\ и. массу нейтрино т„н, полученные на детекторе CTF. Заштрихованная область (1) исключена для 90%у.д. Кривые 2 и 3 - верхние пределы, полученные вреакторных экспериментах в Ровно и Гезгене по поиску распадов Ун—>У1+е '+е, 4 — верхний предел, полученный израспада л-^е+у.

Область исключенных значений |1/«й| и т, показана на рис.7 в сравнении с результатами прямых лабораторных экспериментов. Можно виден», что исключена новая область возможных значений | иеНI2 £ 2-10"4 - 4-10'5 для нейтрино с массой 3-12 МэВ.

Астрофизические офаничения для \иен |2 оказываются,более сильными: предел для \11ен |2 ~ Ю*3 при т„н -8 МэВ был получен из данных по потоку позитронов в межпланетном пространстве (О.Тоияяат!, Р.\¥Исгек, 1981); изданных по сверхновой 81\1987А-\иеН |2 £4.8*10'7 (КОЬегаиег е1 а1., 1993).

Во второй главе приведены результаты поиска несохранения электрического заряда в распаде электрона е->у-Ну„ нарушения

барионного заряда в распадах нуклонов Лг—> Зу, NN-> 2\ и двойного Р<-распада на возбужденные уровни.

В начале первого раздела отмечено, что в современной квантовой теории поля распады е-»у+у, е->3у не могут наблюдаться, поскольку, как было показано в работах Я.Б. Зельдовича, Л.Б. Окуня и М.Б. Волошина, распады должны сопровождаться излучением огромного числа низкоэнергетических фотонов.

Далее представлены экспериментальные данные по поиску нарушения сохранения электрического заряда в лепгонном секторе (распады е—»у-Ну, е-^Зу) и в процессах с участием адронов (Р-распад без излучения электрона и электронный захват без превращения протона в нейтрон). Показано, что из рассмотренных процессов, с помощью детектора СТЕ можно обнаружить лишь распад е—

Детектор СТЕ имеет рекордно низкий уровень фона при энергии 250 кэВ. Данное обстоятельство, совместно с большой массой детектора (4.2 т), позволило получить наилучшую чувствительность к моде распада , Для нахождения ответной функции СТЕ к у-квантам с энергией 256 кэВ использовался метод М-К. Вследствие многократного комптоновского рассеяния и нелинейной зависимости световыхода от энергии при малых энергиях положение у-пика соответствует энергии 210 кэВ. Ширина у-пика составила Се = 30.4 кэВ. Присутствие в измеренном спектре явно выражен мою пика от у-линии с энергией 1.46 МэВ, возникающей при распаде , позволяет проверить правильность расчетов. Можно видеть хорошее согласие формы и положения измеренного и промоделированного пика (рис. 2). Ответная функция детектора к у-квантам, совместно с результатами фита,показана на рис. 8.

Для нахождения верхнего предела на возможное число распадов е->уу использовался метод максимального правдоподобия. Предел на время жизни электрона был вычислен по следующей формуле:

гПт ЛГД75|;т (4)

где Ые = 1.36-1030 - число электронов в объеме жидкого сцинтиллятора, Т = 32.1 суток - время измерений, е = 0.67 - доля событий в спектре 14С, остающихся после отбора событий, и Бцщ -верхний предел на число событий в ответной функции детектора для 90% у.д.. В результате получено новое ограничение на

20

время жизни электрона x(e->v+7) £ 4.6-1024 лет (90% у.д.). Установленный предел в 2.3 раза превосходит результат коллаборации DAMA, полученный на LXe-детекторе. Смещение у-пика, вызванное эффектом гашения сцинтилляций, привело к уменьшению чувствительности CTF к распаду e->vy в 3 раза.

100 150 200 250 300

Энергая,кэВ

Рис.8. Ответная функция CTFк уквантам с энергией 256 кэВ: 1-е логарифмическом масштабе (левая шкала). Приведенная функция соответствует 170 распадам еч>\у за 32 дня, или времени жизни электрона 4.6*1026 лет; 2 - ответная функция в линейном масштабе (правая шкала).

Если несохраняющее электрический заряд взаимодействие представить в аналогичном обычному слабому взаимодействию виде (Я.Б. Зельдович, Л.Б. Окунь, 1977, тВаМ, 1993):

кж: ^еееугУеУ^-ГдУуА" +Э.С. (5)

и использовать ограничение на массу фотона тт < 2*10"'6 эВ, то ограничение на величину несохраняющего заряд взаимодействия составит < 1.9-10'94 для 9 0 % у.д.

Во втором разделе главы 2 описана возможность наблюдения

нарушения принципа Паули для нуклонов в ядрах ,2С и |60.. Сделаны оценки верхних пределов на вероятности непаулевских переходов нуклонов с Р-оболочки на заполненную lSi/2-оболочку, происходящих с излучением высокоэнергетических у-квантов и на вероятности непаулевских ß*-переходов.

В разделе 3 представлены результаты поиска распадов нуклонов и нуклонных пар в «невидимый» канал (W-»3v, NN-±2v). Приведены основные экспериментальные данные, полученные для вероятности данных распадов в различных экспериментах. Подробно описана новая методика поиска распадов нуклонов в невидимый канал на детекторе CTF, которая заключается в регистрации активности дочерних ядер.

Детектор CTF использовался для поиска распадов w->3v, p-±3v, w«->2v и рр->2v в ядрах |2С и |3С и 160„ при которых образуется 8 нестабильных ядер, 4 из которых испытывают ß'-распад и 4 - ß+ распад (табл.1). Для поиска было отобрано 5 короткоживущих дочерних ядер - 10С, "С, |40, |2В и "Ве.

Результаты вычислений ответных функций CTF для распадов ядер 10С, "С и |40, в сравнении с экспериментально измеренным спектром, показаны на рис.9.

Для получения предела на время жизни использовалось следующее выражение:

г,™ = с(ЛЕ) Кдср Ч<; (Т / Slim(AE», (6)

где е(ДЕ) - эффективность регистрации событий в энергетическом интервале ДЕ, NMep - число родительских ядер, N^ - число нуклонов или нуклонных пар в ядре, при распаде которых возбуждение дочернего ядра снимается только у-квангами, Т - время измерений и S|im(AE) - верхний предел на число событий в интервале ДЕ для заданного уровня достоверности. Вследствие сложной формы фона в области максимального проявления сигналов от распадов 10С, "Си 140 в качестве S,im(AE) был взят верхний предел на полное число событий, зарегистрированных в ДЕ.

При распадах puppe невидимый канал ядро 13С переходит в ядра |2В и "Ве., которые испытывают ß" -распады на основное состояние с граничной энергией 13.4 МэВ и 11.5 МэВ, соответственно. Для получения ограничения на вероятность данных распадов использовался факт отсутствия сигналов с энергией более

4.5 МэВ в спектре СТЕ (8(;т=2.44). Данные о полученных пределах представлены в табл.2.

Таблица 1

Исследуемые ядра, их изотопный состав, распад с АВ=1,2 и характеристики дочерних радиоактивных ядер

Значения X|im для распадов nn-+2v и рр->2v оказываются наиболее строгими из полученных к настоящему времени и превосходят предыдущие результаты экспериментов Фриджус (Frejues, 1991) и DAMA ( 2000) в 4 и 100 раз. Для распада р->2v T|im совпадает со значением, полученным в радиохимических экспериментах (R.L. Steinberg, J.C. Evans, 1978), которое до результатов, полученных из данных детектора SNO (V.I. Tretyak, Yu.G. Zdesenko, 2003), являлось наиболее строгим. Предел для распада «->3v уступает на порядок результату, полученному на детекторе Камиоканде (1993).

В четвертом разделе, на основании результатов, полученных на детекторе CTF, сделана оценка чувствительности полномасштабного детектора Борексино к магнитному моменту нейтрино, распадам нейтрино, нестабильности электрона и нуклонов.

В пятом разделе описан эксперимент по поиску двойного р-распадаядер l54Sm, l60Gd, |70Еги l76Yb„ не изучавшихся ранее. Энергия первого возбужденного уровня 2* у всех дочерних ядер лежит в пределах 80 -120 кэВ, поэтому подавление вероятности 2 р-перехода на эти уровни, связанное с уменьшением фазового объема, минимально.

0 1 2 3 4 5

Энергия, МэВ

Рис.9. Спектр СТР после отбора событий, не совпадающих с мюонным вето, восстановленных внутри радиуса 100 см, а/р дискриминации и отбора событий, не сопровождающихся вторым сигналомвтечение8.2мс.Ожидаемыеответныефункциипоказаны для распадов "С, ,0Си,4О свременамижизни, соответствующими пределам изтаблицы2.

Таблииа2

Результаты поиска распадов—*Зу, NN—+2}? на детекторе СТР. Ицдер — число исследуемыхядер/об — числонуклоновинуклонных пар в родительском ядре, распад которых вызовет появление дочернегоядра.Тцт ~ - предел на время жизни._

Для измерения энергии у-квантов использовался коаксиальный германиевый детектор с чувствительным объемом П5 см3, имеющий близкую к 1 эффективность регистрации у-

24

излучения с энергией «100 кэВ. Существенным фактором, снижающим чувствительность к 2р«переходам на возбужденный уровень, является значительный коэффициент электронной конверсии ((е/у) ~ 2-7)|, для всех у-переходов в дочерних ядрах.

Рис. 10. Спектры НРСе - детектора, измеренные с образцами

160,

Ег УЬ. Вертикальными линиями отмечены значения энергии уровня 2У дочерних ядер.

Полученные результаты представлены на рис.10 и в таблице 3. На рис.10 показаны участки энергетических спектров с шириной канала 1 кэВ в диапазоне 30 - 200 кэВ для четырех изучаемых образцов. Уровень фона в районе 100 кэВ составлял ~ 25 отсчетов/кэВ в день. Увеличение фона в мягкой области для самария, по-видимому,

связано с а-распадом 1475т (Т^ = 1.Ы0" лет). При изучении иттербия следует использовать образец, хорошо очищенный от соседнего редкоземельного элемента лютеция, поскольку р-распад 176Ьи (Т1/2 = 3.6-1010 лет) сопровождается испусканием у-кванта с энергией 88 кэВ. Степень очистки от лютеция контролировалась по отсутствию жестких у-линий с энергией 201 и 307 кэВ, интенсивность которых в 6 раз превышает интенсивность линии с энергией 88 кэВ. Предел на период полураспада вычислялся по формуле:

Т1/2 (лет) ^ Ьп(2) N0 М е, е2 е3 Т / А Б , (7) где 1Ч0 -число Авогадро, А- атомный номер ядра, в - верхний предел на число отсчетов в области ожидаемого пика, М-масса образца, ег содержание изотопа, е2-выход у-линии, ез-эффективность регистрации и Т-время измерения. Для определения значений 8 использовался метод максимального правдоподобия. Функция правдоподобия находилась из предположения, что число отсчетов в каждом канале имеет нормальное распределение и является суммой полинома первой степени, выбранного для описания непрерывного фона, и гауссовой функции со средним значением, равным энергии перехода, и дисперсией, определяемой разрешением детектора.

Таблица 3

Ограничение на полупериод 2/3(2 у+Оу)-распада на уровень 2+

Переход Энергия 2р-перехода, кэВ Энергия уровня 2+, кэВ Предел на Т|/2, лет, (68 % у.д.)

,548ш->|54СС1 1250,0 123,07 ¡>2,3-1018

|60С<1 -» |60Оу 1731,1 86,79 ^6,5-Ю17

|70ЕГ |70УЬ 654,2 84,26 £3,2-1017

|76УЬ 176НГ 1076,9 88,35 ;> 1,б-1017

К настоящему времени предел на ТА для 2Р(2у)-распада для ядра 1600(1 составляет 2.М01'лет (Г. БапеушИ, е1 а1., 2001), 2Р(2у)-распад на возбужденный уровень 0+ обнаружен для ядер ,00Мо и (А. ВагаЬа8И е! а1., 1995,2003).

Третья глава. Представлены результаты экспериментов по измерению' р-спектров ядер 63№ (Т1/2 = 100 лет, Ео =67 кэВ) и 45Са (Т1/2 дня, кэВ), выполненных с целью поиска вклада от

нейтрино с массой более 10 кэВ. Интерес к нейтрино с массой,

существенно превышающей массу электронного нейтрино, был вызван результатами работ по измерению Р-спектров и спектров тормозного излучения, возникающего при электронном захвате, выполненных с твердотельными детекторами, в которых объявлялось о существовании нейтрино с массой 17 кэВ (J.J. Simpson, 1985). Эксперимент с 45Са был также обусловлен желанием проверить гипотезу возникновения пика на конце Р-спекгра (О.И. Сумбаев, 1995), поскольку в эксперименте в Троицке (В.М. Лобашев и др..) наблюдался узкий пик вблизи конца Р-спектра трития.

В первом разделе представлена ожидаемая форма Р-спектра в случае смешивания нейтрино (И.Ю. Кобзарев и др., 1980). Кратко описаны основные экспериментальные результаты по измерению массы нейтрино, возникающего в p-распаде. Результаты экспериментов по измерению и анализу р-спектров 63Ni и 45Са представлены во втором разделе главы.

Для каждого ядра измерения имели свои методические особенности. Спектр электронов при распаде 63Ni был измерен в условиях максимального подавления обратного рассеяния электронов от поверхности детектора. При измерениях р-спекгра 45Са к основному источнику был добавлен источник конверсионных электронов, что позволило использовать при фитировании реальную форму линии для электронов, регистрируемых детектором.

Для регистрации электронов использовались 81'(Ы)-детекторы с диаметром чувствительной области 12 мм и толщиной 3 мм. Детекторы имели стандартные спектрометрические каналы: предусилитель с непрерывной стоковой связью и охлаждаемым полевым транзистором, усилитель с временем формирования 2 мкс, схему отбора наложений с разрешающим временем 0.3 не и 12-разрядный АЦП.

Экспериментальный спектр сравнивался с теоретическим путем поиска минимума функционала х2- Сначала для интервала, находящегося за границей Р-спектра, находились 2 параметра линейной аппроксимации фона, которые использовались для всего спектра и не варьировались. Этими двумя параметрами описывался фон от естественной радиоактивности и фон, связанный с наложениями импульсов. Оставшаяся часть спектра сравнивалась с формулой:

Ы(Е0=А2 8(Ек,Ео)К(ЕьЕк), (8)

где А - константа нормировки, 11(ЕьЕк) - экспериментально определенная функция разрешения (в случае 63№ - гауссова функция с дисперсией о!

^ЕьЕоН 1 Ни«н |2 )8(Ек,Ео,0)+|ие„ |2 5(Ек)Ео, М¥ ) (9) — сумма двух Р -спектров с граничной энергией Ео и массами нейтрино, равными 0 и М„. К функции 1Ч(Е]) был добавлен постоянный "хвост", пропорциональный аЕЫ(Е()/Е;, интенсивность которого (а) не могла быть найдена из измеренного спектра и поэтому варьировалась как свободный параметр. Таким образом варьировались параметры - Ео, А, о, а и Му.

| -.- т . -"S 1 I" • 1 — • I-

••... 4-MCu

з - "s

i.i. 1 , -L '\/l-4'Ca i . i . i . i

О 20 40 60 80 100 120 140

М , юВ

V*

Рис. 11. Ограничение на параметр смешивания JUeH/2 (90% у.д.), полученное в эксперименте с45Са. Кривые 2, 3 и 4 соответствуют ограничениям, полученным в экспериментах ИТЭФ, CITu ILL

Для различных масс нейтрино Му определялась вероятность излучения путем построения профиля На рис.11 показана полученная кривая ограничения на вероятность смешивания тяжелого нейтрино с массой в интервале 20-160 кэВ (90% у.д.) в сравнении с другими экспериментами. Ограничение на

интенсивность пика, с энергией, равной граничной энергии р-распада 45Са, составило 1.З'Рйщд1 (90% у. д.).

Четвертая глава. Представлены результаты двух экспериментов по поиску возможных кандидатов на роль частиц, образующих скрытую массу галактик и галактических скоплений. В первом разделе кратко изложены свидетельства существования темной материи во Вселенной, Второй раздел посвящен эксперименту по поиску излучения аксиона в ядерных магнитных переходах. В третьем разделе представлены результаты поиска сильновзаимодействующих массивных частиц (81МР8) на поверхности Земли.

Введение в теорию аксиона (И.Б. Рееее1, Н.И. Ошии, 1977), гипотетической псевдоскалярной частицы, связано с проблемой отсутствия СР-несохранения в сильных взаимодействиях. Эксперименты по поиску распада а->2у, выполненные на реакторах и с искусственными источниками излучения, закрыли существование "стандартного" аксиона. Новые модели "невидимого" аксиона, в которых масштаб нарушения симметрии продлевается до планковской массы, поддерживают экспериментальные усилия по поиску этой частицы с массой от 10"12 эВ до десятков кэВ.

Новые возможности для поиска аксиона открывает методика "исчезнувшего" у-кванта в ядерных магнитных переходах. Для идеального детектора, который регистрирует все известные частицы, возникающие при распаде ядра, излучение "невидимого" аксиона, покидающего детектор без взаимодействия, будет сопровождаться сдвигом спектра на величину энергии М-перехода. Для обнаружения аксиона анализировался энергетический спектр фотонов и электронов, возникающий при распаде ядра 125тТе (Т1Л = 57 дней). Это изомерное ядро испытывает два последовательных у-перехода с энергиями 109.3 кэВ (М4-переход) и 35.5 кэВ (М1-переход, Е2/М 1=0.029). Из-за взаимодействия возбужденного ядра теллура с атомной оболочкой каждый распад ядра сопровождается каскадом у-квантов, конверсионных электронов, рентгеновских квантов и Оже-электронов.

Для измерения энергетического спектра использовались два цилиндрических планарных НРСе-детектора, плотно прилегавших друг к другу торцевыми плоскостями. Источник |23тТе находился в центре торца одного из детекторов. Рабочая область каждого

детектора имела диаметр 40 мм и толщину 7 мм.

Суммарный спектр с двух детекторов показан на рис.12. Пик полнойАзарегистрированной энергии имеет максимум при 132 кэВ. Уровень фона в районе 104 кэВ, где должен проявиться наиболее интенсивный пик в случае излучения аксиона, составлял 2.2-105 кэВ"1, и определялся хвостами электронных, линий, связанными с многократными отражениями электронов от поверхности детекторов.

2х104 —1—1—1—1—1—1—1—1—1—■—1—1—1—'—1— 20 40 60 80 100 120 140 160

Энергия, юВ

Рис. 12. Спектр полной зарегистрированной энергии. Стрелками показано положение двух пиков, возникающих в случае излучения аксиона.

Полученное значение дня отношения интенсивности излучения аксиона к полной интенсивности составило \J\-r (4-5 ± 2.5) 10"6., что соответствует ограничению \J\y <. 8.5-10"6 для 90% уровня достоверности.

Отношение вероятностей аксионного и магнитного переходов равно (F.T. Avignone et al., 1988, И. А. Митропольский, 1997):

п

Ü 2x10'

2x107

О)

а

Г

{\ + 6г)ег

2(ga°-g])1 (Е

(10)

где g'a - изоскалярный и изовекторный параметры

взаимодействия аксиона с нуклоном, = -3.827 - спиновое

гиромагнитное отношение нейтрона, 5= Е2/М1 - примесь Е2-переходаи Е] = Е*—тга.. Зависимость (оа / о>г от та имеет

колоколообразный вид, достигая максимального значения 2.8*1О"6 при та = 22 кэВ. Полученная нами теоретическая оценка в 3 раза меньше установленного экспериментального верхнего предела, что не позволяет установить ограничение на массу аксиона в интервале 0-35 кэВ.

Чувствительность методики "исчезнувшего" у-кванта может быть повышена: в первую очередь следует уменьшить фон в районе 104 кэВ, который определяется хвостами электронных линий, возникающих при многократных отражениях электронов от поверхности детекторов. Требование высокой эффективности регистрации фотона ограничивает выбор новых ядер - энергия М-перехода не должна превышать 100 кэВ при использовании Ge-детекторов. и 200 кэВ-при использовании сцинтилляторов Nal или Csl. С учетом возможности производства и удобства в работе, таким требованиям отвечают ядра -73As, "Со, l25I, ll9mSn и |23тТе.

В третьем разделе представлены результаты поиска сильновзаимодействующих массивных частиц (SIMPs), являющихся одним из возможных классов частиц, образующих скрытую массу галактик и галактических скоплений. Возможность регистрации SIMPs ранее изучалась в высотных (J. Rich, et al., 1987) и подземных экспериментах (D.O. Coldwell, et al., 1994, С. Bacci, et al., 1994), тем не менее, для SIMPs существовала область масс Мн (101 - Ю'.ГэВ) и сечений взаимодействия (на нуклон) ( см2), не

перекрытая экспериментами (G.D. Starkman, et al., 1990).

Для поиска таких частиц нами были проведены измерения с полупроводниковыми детекторами на уровне моря, т.е. в условиях, когда можно обеспечить достаточно низкий уровень фона, а потери энергии SIMPs связаны только со столкновениями в атмосфере.

Измерения проводились с HPGe- и Si(Li}- детекторами. Выбор разных ППД был обусловлен желанием сравнить их уровни

фона, а также увеличить чувствительность к малым значениям М(1 Сборка Si(Li}^eTeKropoB состояла из 4 детекторов, включенных на антисовпадения. Основной детектор имел чувствительный объем 25 см3; его энергетическое разрешение, определенное по 59 кэВ у-линии 241Ат„ составило 2.8 кэВ. Три вспомогательных Si(Li) детектора объемом 2.5 см3 служили для подавления ложных сигналов от микрофонных шумов. HPGe-детекгор имел чувствительный объем 115 см3. Детекторы размещались в вакуумном криостате, окруженном пассивной и активной защитой. Измерения с Si(Li)-детекторами продолжались 70.7 дня и с HPGe-детектором 56.6 дня. Спектры в интервале 30-200 кэВ показаны на рис.13.

При столкновении массивных частиц с ядрами в полупроводниковом детекторе возникает ионизационный сигнал, который может быть зарегистрирован. Ожидаемый энергетический спектр ядер отдачи в детекторе при рассеянии SIMPs вычислялся по следующей формуле:

S(E¡) = NTp/Мн exp(-2MtE,R2/3h2)I(da/dEk)f(uk) ukAuu, (И) где N - число ядер в детекторе, Т- время измерений, р - плотность частиц с массой Мн в гало Галактики. Экспоненциальный множитель учитывает потерю когерентности при больших переданных импульсах, М, и R - масса и радиус ядер детектора. За распределение SIMPs по скоростям f(u) принималось распределение Максвелла-Больцмана со средней квадратичной скоростью и,™ = 270 км/с, обрезанное для скоростей больше оек=600 км/с и приведенное к системе отсчета, связанной с детектором на момент проведения измерений.

Содержание изотопов с ненулевым спином у кремния и у германия мало, поэтому при расчетах в качестве дифференциального сечения do/dEk использовалось сечение рассеяния на ядрах стандартного дираковского нейтрино. пропорциональное эффективной константе взаимодействия G2=a2GF2, где а определяемый параметр для SIMPs. При сравнении экспериментальных спектров с ожидаемым, выражение для S(E¡) было поправлено на ионизационную эффективность для ядер. Для сравнения с результатами других работ сечение стА пересчитывало» в сечение на нуклон -ар.

На рис.14 приведен ожидаемый спектр ядер отдачи германия

для когерентного спин-независимого рассеяния ЗШРв, с плотностью р=0.4 ГэВ/см3„ массой Мн= 103 ГэВ и эффективной константой взаимодействия 10^. Для определения возможного вклада от рассеяния БIМ Р$ измеренные спектры описывались суммой полинома второй степени и выражением для 5(Е) с варьируемым коэффициентом а.

Энергия, кэВ

Рис. 13. Спектры НРСе- и (Ы)~ детекторов. Непрерывная кривая -ожидаемый спектр ядер отдачи при рассеянии в детекторе частиц с массой ГэВ и с константой взаимодействия, в 10 раз

превышающую фермиевскую.

На рис.14 в осях 1§стр - проведена замкнутая кривая ЛВСБЕЕ, внутри которой исключается возможность существования ЗШРв. Прямая АВ ограничивает сверху область существования 81МРв с сечениями взаимодействия Стр<(10'39-10"3|)см2., Кривая М ограничивает сверху область малых масс 81МРв - частицы с Мц £ 30 ГэВ не создают в детекторе сигналов с эквивалентной энергией >= 30 кэВ. Прямая ЕЕ ограничивает область значений масс и сечений, при которых частицы теряют энергию в атмосфере и не могут быть зарегистрированы детектором. Ломаная ВСБЕ ограничивает слева область сверхвысоких масс. Число сигналов с

энергией £1.5 ГэВ не превышает 1.5 событий/сут., чточисленно соответствует потоку вШРв с Мн=4'1012 ГэВ при ар^Ю"30 см\ Нижний предел для ар при этой массе составил величину 24 О'19 смг (рис.14,точка Е).

•W --—------■---------------

О СТ> 4 6 8 10 12 14

Log10MH, (ГэВ)

Рис.14. Ограничения на параметры ар и Мн (68% у.д.). 1(ABCDEF) -настоящая работа, 2,3 - UCSB/LBL/UCB(1994), 4 -DAMA (1999), 5-CDMS, EDELWEISS (2003). Заштрихованные области являлись свободными от экспериментальных оценок (G.D. Starckmanft al, 1990).

При СТр^Ю"22 смг SIMPs проникают сквозь пассивную защиту, и с этим связано увеличение чувствительности к Мн (точка D). При tjp ¿10'26 см2 максимум энерговыделения в детекторе становится ál.5 ГэВ,, а в детекторах активной зашиты меньше установленного порога регистрации (~1 МэВ). В качестве ответной функции детектора к SIMPs использовался измеренный спектр мюонов, измененный в соответствии со значением ор. Эти результаты соответствуют кривой ВС.

Чувствительность к параметрам SIMPs, лежащим за пределами области ABEF, может быть увеличена, и границы ABEF могут быть расширены: вниз - при уменьшении уровня фона в кэВ-ной области

34

энергий, влево - при уменьшении порога регистрации, вправо - при увеличении порога регистрации и вверх - при уменьшении количества вещества над детектором.

В заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах: 1 .Дербин А.В. Ограничение на магнитный момент реакторных нейтрино. Ядерная Физика, 1994. Т.57. С.235-240.

2.Дербин А.В. Поиски магнитного момента нейтрино» Элементарные Частицы и Атомное Ядро (ЭЧАЯ), 2001, Т.32, С.734-751.

3.Дербин А.В. Ограничение на магнитный момент реакторных нейтрино. Препринт ЛИЯФ, 1992. No. 1765. С. 1-16.

4.Дербин А.В. Поиски магнитного момента нейтрино. Материалы XXXII Зимней школы ПИЯФ. 1998. С.1-23.

5.Derbin A.V. Smirnov OJu. for Borexino collaboration. Study of the neutrino electromagnetic properties with prototype of Borexino detector. Nucl. Phys. 2003, V.B118, P.498.

6.Borexino collaboration (H.O.Back,.., A.V.Derbin,.. et al.) Study of the neutrino electromagnetic properties with prototype of Borexino detector. Preprint JINREl-2002-29,2002,P.l-15.

7.Derbin A.V. Smirnov OJu. Search for neutrino radiative decay with prototype ofBorexino detector, Письма ЖЭТФ. 2002. T.76. C.483-487.

8.ДербинА.В., ЕгоровА.И., Бахланов СВ., Муратова B.H. Измерение -спектра 45Са с целью поиска отклонений от теоретической формы.

Письма ЖЭТФ. 1997, Т.66. С.81-84.

9.Borexino collaboration (H.O.Back,.. A.V.Derbin,.. et al.) Search for electron decay mode e у + V with prototype of BOREXINO detector, Preprint JINR El-2002-31,2002,P.l-17.

10.Borexino collaboration (H.O.Back,.. A.V.Derbin,.. et al.) Search for electron decay mode e —> у + V with prototype of BOREXINO detector, Phys.Lett. 2002, V.B252, P.29-40.

11.Smirnov O.Yu., Derbin A.V. for Borexino collaboration. Search for electron decay mode e —> у + v with prototype of BOREXINO detector, Nucl.Phys. 2003,V.B118.P.497.

12.Дербин A.B., Егоров А.И., Муратова B.H., Бахланов СВ. Новое ограничение на период двойного ft-распала ядер l34Sm, I60Gd, |70Ег и l76Yb на возбужденный уровень 2+ дочерних ядер, Ядерная Физика.

1996, Т.59,С2117-2120.

13.Derbin A., Khusainov A., Muratova V., Muratov O., Alt R How to process best CdTe and CdZnTe spectra, Nucl. Instr. Meth. 2001. V. A458. P.169-174.

Н.Дербин А.В., Егоров А.И., Митропольский И.А., Муратова В.Н., Бакланов СВ., Тухконен JI.M Поиск "невидимого" аксиона, излучаемого при Ml-переходе |25тТе,.. Письма ЖЭТФ, 1997. Т.65. С.576-580.

15.Derbin A.V., Egorov A.I., Mitropolsky I.A., Muratova V.N., Bakhlanov S. V., Tukhonen L.M. Search for the Axion Emitted in the Nuclear Magnetic Transitions. Ядерная физика, 2002. T.65. C.I 302-1306.

16.Дербин А.В., Егоров А.И., Митропольский И.А., Муратова В.Н., Бахланов СВ., Тухконен Л.М. Поиск аксиона в ядерных переходах магнитного типа, Известия РАН, Сер. физ. 2002, Т.66. С410-415.

17.Дербин А.В., Егоров А.И., Бахланов СВ., Муратова В.Н. Поиск SIMPs с помощью полупроводниковых детекторов на поверхности ЗемлиЛрепринт ПИЯФ №2254,1998, С1-11.

18.Дербин А.В., Егоров А.И., Бахланов СВ., Муратова В.Н. Поиск силыювзаимодействующих массивных частиц с помощью полупроводниковых детекторов, расположенных на поверхности Земли, Ядерная Физика, 1999. Т.62. С2034-2037.

19.Derbin A.V., Egorov A.I., Muratova V.N., Bakhlanov S.V.. Experimental search for phenomena at low energies beside standard model, PNPI-XXX, Scientific activity at the last third of the 20-th century. Gatchina,2001,P.151-158.

20.Derbin A.Y., Muratova Y.N., Smirnov O.Yu., Zaimidoroga O.A. New experimental limit on the lifetime of neutrino radiative decay

obtained with the Borexino Counting Test Facility. Preprint PNPI. N-2003-2504,2003. P. 1-20.

21.Borexino collaboration (H.O.Back,.. A.V.Derbin,.. et al.) Borexino: Solar neutrino physics, Laboratori Nazionali del Gran Sasso. Annual report 2002, LNGS/EXP-07/03. 2003. P.l-14.

22.Borexino collaboration (H.O.Back,.. A.V.Derbin,.. et al.) New limits on nucleon decays into invisible channels with the BOREXINO Counting Test Facility. Preprint ОИЯИ Е15-2003-92.2003. P.l-16.

23.Borexino coll. (C.Arpesella,.. A.V.Derbin,.. et al.) Measurements of extremely low radioactivity levels in BOREXINO, Astroparticle Physics. 2002. V.I8, P. 1-25.

24.Derbin A.V., Smirnov O.Ju., Tretyak V.I. for Borexino collaboration. Search for nucleon decays into invisible channels with the BOREXINO Counting Test Facility Nuclear Physics. 2003. V.B118. P.499.

25.Derbin A.V., Egorov A.I., Mitropolsky I.A., Muratova V.N., Bakhlanov S.V., Tukhonen L.M. Search for the axion emitted in the nuclear magnetic transitions, Nucl. Phys. 2003. V.B118. P.528.

26.Smirnov O.Yu., Zaimidoroga O.A., Derbin A.V. Search for the solarpp-neutrinos with an upgrade of CTF detector. Preprint ОИЯИ El5-2001-188. 2001. P. 1-26.

27.Smirnov O.Yu., Zaimidoroga O.A., Derbin A.V. Search for solar pp neutrinos with an upgrade of CTF detector. Ядерная Физика. 2003. T.66. C.741-753.

28.Derbin A.V., Smirnov O.Yu., Zaimidoroga O.A. On the possibility of

detecting solar p/Mieutrino with the large volume liquid organic scintillator

detector. Preprint PNPI, N-2003-2547,2003. P. 1-34.

29.Smirnov O.Yu., Zaimidoroga O.A., Derbin A.V. Search for solar pp

neutrinos with an upgrade of CTF detector. Nucl.Phys. 2003. V.B118.

P.448.

30.Borexino collaboration (H.O.Back,.. A.V.Derbin,.. et al.,) New experimental limits on the heavy neutrino mixing in 8B decay obtained with Borexino Counting Test Facility. Preprint ОИЯИ Е15-2003-119.2003, P.l-9.

31.Borexino collaboration (H.O.Back,.. A.V.Derbin,.. et al., corresponding authors: A.V.Derbin, OJu.Smirnov, Tretyak V.I.) New limits on nucleon decays into invisible channels with the BOREXINO Counting Test Facility. Phys.Lett. 2003. V.B563. P.23-34.

32.Borexino collaboration (H.O.Back,.. A.V.Derbin,.. et al., corresponding authors: A.V.Derbin, OJu.Smirnov) New experimental limits on the heavy neutrino mixing in 8B decay obtained with Borexino Counting Test Facility.

JETPLett. 2003.V.78.P.707-7I2.

33.Borexino collaboration (H.O.Back,.. A.V.Derbin,.. et al., corresponding authors: A.V.Derbin, O.Ju.Smirnov) Study of the neutrino electromagnetic properties with prototype of Borexino detector. Phys.Lett. 2003. V.B563. P.35-47.

Отпечатано в типографии ПИЯФ РАН

188300, Гатчина Ленинградской обл., Орлова роща Зак. 131, тир. 100, уч-изд. л. 2; 1.04.2004 г.

'-7611

Введение.

Глава I.

Изучение электромагнитных свойств нейтрино.

1.1. Современные ограничения на электрический заряд, зарядовый радиус и магнитный момент нейтрино.

1.2. Рассеяние нейтрино на электроне в Стандартной теории.

1.3. Ограничения на магнитный дипольный момент солнечных нейтрино.

1.3.1. Проблема солнечных нейтрино и магнитный момент нейтрино.

1.3.2. Ограничение на магнитный момент рр- и Ве- нейтрино, полученное на прототипе детектора Борексино.

1.4. Ограничения на магнитный дипольный момент реакторных антинейтрино

1.4.1. Эксперименты по изучению (ve ,е)-рассеяния на реакторах.

1.4.2. Анализ результатов и перспективы достижения чувствительности к магнитному моменту ~10"п цв в экспериментах на реакторах.

1.5. Ограничения на распады солнечных нейтрино.

1.5.1. Радиационный распад нейтрино

1.5.2. Распад V//—» e~+e++v¿ и ограничение на вероятность излучения тяжелого нейтрино в р - распаде В.

Глава II.

Поиск несохранения электрического и барионного зарядов и 2(3-распада на возбужденные уровни.

2.1. Поиск распада электрона по каналу e~>v+y.

2.1.1. Эксперименты по проверке сохранения электрического заряда.

2.1.2. Поиск распада электрона на прототипе детектора Борексино.

2.2. Ограничения на нарушение принципа Паули в ядрах Си О.

2.3. Поиск распадов нуклонов и нуклонных пар в «невидимый» канал:

N—>3v, NN—*2v

2.4. Чувствительность детектора Борексино к редким процессам.

2.5. Поиск двойного ^-распада на возбужденные уровни дочерних ядер . 112 2.5.1. Двойной бета-распад.

2.5.2 Ограничения на период 2р-распада ядер l54Sm, l60Gd, 170Er и Yb на уровень 2+ дочерних ядер.

Глава III.

Измерение и анализ формы ß-спектра с целью поиска вклада от массивного нейтрино.

3.1. Влияние массы и смешивания нейтрино на форму ß-спекгра.

3.2. Измерение ^-спектров 63Ni и 45Са с целью поиска вклада от тяжелого нейтрино.

Глава IV.

Поиск частиц - кандидатов на темную материю с помощью ионизационных детекторов.

4.1. Темная материя во Вселенной.

4.2. Поиск "невидимого" аксиона в ядерных магнитных переходах.

4.2.1. "Стандартный" и "невидимый" аксион.

4.2.2. Поиск аксиона в М1-переходе ,25тТе.

4.3. Поиск сильновзаимодействующих массивных частиц на поверхности Земли.

Поиск редких явлений в низкоэнергетической области является способом добраться, пусть даже косвенным образом, до энергий, при которых возможно происходит объединение взаимодействий и частиц и которые недостижимы на современных и будущих ускорителях. Область исследований под названием «неускорительная физика» включает в себя поиски двойного бета-распада, распадов нуклонов с несохранением барионного числа, темной материи, аномальных электромагнитных свойств нейтрино и многое другое. Физика нейтрино сыграла и продолжает играть особую роль в данных исследованиях. Первая теория слабого взаимодействия - теория (3-распада, была создана Ферми в 1934 году ['], вскоре после того, как Паули в 1930 г. высказал гипотезу о существовании нейтрино [2]. Лагранжиан Ферми, по нетривиальной аналогии с квантовой электродинамикой, соответствовал векторному взаимодействию четырех фермионных полей протона, нейтрона, электрона и нейтрино и имел вид:

Ь ~<7/г фГаП)(еГаУе) (1)

Первые эксперименты по измерению импульса ядер отдачи, испытавших (3-распад, выполненные Лейпунским в 1936 г. [3], и К-захват, проведенные Алленом в 1942 г. [4], косвенно подтвердили существование нейтрино. Используя фермиевский лагранжиан и экспериментально определенное значение константы Ферми Ср, Бете и Пайерлс предсказали исключительно малое (-К)"44 см2) сечение взаимодействия нейтрино с энергией 1 МэВ с ядрами [5]. Впервые существование такого взаимодействия было доказано лишь 20 лет спустя. В 1953-1959 г.г. Райнес и Коуэн [6'7] обнаружили реакцию обратного р-распада на протоне в потоке реакторных антинейтрино.

Представление об антинейтрино появилось как чисто теоретическое, поскольку нейтрино, не имеющее электрического заряда, может являться истинно нейтральной частицей. Такое нейтрино впервые предложено Майорана в 1937 г. В 1946 году для разрешения этой проблемы Понтекорво предложил поискать реакцию обратного К-захвата на ядре 37С1 в реакторном потоке (анти)нейтрино. В эксперименте Дэвиса на реакторе в 1955 г. реакцию обратного /С-захвата на хлоре действительно не удалось обнаружить, что доказывало не тождественность нейтрино излучаемого в Р-распаде и в реакции К-захвата.

Открытие в 1957 г. несохранения пространственной четности Ли и Янгом [8] и Ву [9] поставило новый вопрос - связано отсутствие сигнала в С1-Аг эксперименте только с различной спиральностью нейтрино и антинейтрино или с разными свойствами этих частиц относительно зарядового сопряжения.

Первоначальная идея о существовании нового типа нейтрино (мюонного) возникла из отсутствия распадов мюона с излучением электрона — не был обнаружен естественный распад ц—> е+у [|0]. В 1962 году, в эксперименте на Брукхейвенском ускорителе, было показано, что нейтрино, возникающее в результате распадов и К* -мезонов по каналу -> ц++ух, не вызывает реакции с появлением электрона ух+и-> е+р), но вызывает реакции с появлением мюона (ух+и-> ц+р) ["]. Вскоре в ЦЕРНе было доказано, что новое нейтрино, как и известное электронное нейтрино, отличается от своей античастицы [|2]. В 1975 году в Стэнфорде на встречных е е-пучках был открыт третий лептон (г-лептон) [13], который распадался с излучением нового типа нейтрино.

Результатом многочисленных исследований процессов (}- и ц-распадов, слабых процессов с участием мюона, нейтрино и адронов, а также вышеупомянутого открытия несохранения пространственной четности и построения вейлевской [14] двухкомпонентной теории нейтрино Ландау [15], Ли, Янгом [|6] и Саламом [17], явилось создание Фейнманом и Гелл-Манном [18], Сударшаном и Маршаком [19], Герштейном и Зельдовичем [20] к концу 50-х годов феноменологической У-А теории слабого взаимодействия. В соответствии с У-А теорией, все заряженные слабые процессы описывались эффективным лагранжианом, в котором заряженный слабый ток взаимодействовал со своим эрмитово-сопряженным током. Для двух поколений лептонов и кварков, известных к тому времени, заряженный ток для лептонов имел вид: а= УеуМ+ Уз)е +1>мГа(I+Уз)м, (2) для кварков слабый заряженный адронный ток выглядел аналогично:

Ja=dУМ + У5)и+* 'Уа(1+У5)с (3) где (Г и 5'- "повернутые" на угол Кабиббо ортогональные комбинации ё и л-кварков.

Идея смешивания нейтрино и антинейтрино была выдвинута Понтекорво в 1958 году [21'22], когда не было известно о существовании еще одного типа нейтрино. После открытия мюонного нейтрино Маки и др. [ ] рассмотрели возможность осцилляции одного типа нейтрино в другое. Детальный анализ возможного несовпадения массовых и токовых состояний нейтрино был проведен в работах Понтекорво и Грибова [24'25] и Биленького и Понтекорво [26].

Начиная с гипотезы Юкавы, существовало убеждение, что взаимодействие (ток X ток) является лишь эффективным взаимодействием, возникающим в результате обмена между токами промежуточным бозоном, а лагранжиан фундаментального слабого взаимодействия имеет вид:

L -GfJCWcc (4) где - Ja слабый ток, а HV оператор поля промежуточного бозона. Сходство с лагранжианом электромагнитного взаимодействия позволяло надеяться на создание единой теории слабого и электромагнитного взаимодействия.

Такая теория, называемая Стандартной моделью электрослабого взаимодействия, была создана Глэшоу [27], Вайнбергом [28] и Саламом [29] в 60-х годах. Отличительной особенностью Стандартной модели являлось предсказание, наряду с заряженным (2), нейтрального тока. Для первого поколения лептонов нейтральный ток выглядел следующим образом:

Ja=gLV VeYcil+/s) ve +gL ey<jl+Y5)e +g/ eya(l-Y5)e (5) при этом значения констант связи gL, gi и g/ зависят только от свободного параметра теории - угла Вайнберга.

Наблюдение в эксперименте на пузырьковой камере Гаргамель в 1973 году безмюонных событий в реакции v^+N-^v^+X [30] показало, что в лагранжиане слабого взаимодействия действительно имеется произведение нейтральных токов. Нейтральный ток в лагранжиане для лептонов должен был приводить к процессу рассеяния мюонных нейтрино на электроне. В том же году процесс vM+e —»v^+e был обнаружен [э>], что явилось весомым подтверждением правильности теории. Триумфом Стандартной модели явилось обнаружение заряженных W* -бозонов и нейтрального Z- бозона в экспериментах групп UA1 [32'33] и UA2 [34,35] в 1983 году.

Солнечные нейтрино впервые зарегистрированы в эксперименте Р.Дэвиса в реакции обратного К-захвата 37С1 + ve 37Аг + е в 1968 г. [3637]. Следующие радиохимические детекторы SAGE [38], GALLEX [39] и GNO [40] использовали реакцию на ядре галлия 74Ga + ve 7,Ge + <?\ предложенную Кузьминым [41], и обнаружили, что поток /?/?-нейтрино также меньше предсказываемого теорией. Детектирование солнечных нейтрино по реакции рассеяния на электроне выполнено на водных черенковскнх детекторах Камноканде [42] и Супер-Камиоканде [43]. Данные эксперименты обнаружили недостаток атмосферных мюонных нейтрино [44], также как и детекторы 1MB [4Э], Macro [40] и Soudan [4/]. Совместно с данными реакторного эксперимента Chooze [48], результаты интерпретировалось как наблюдение осцилляций Vj, —>vT.

В 1985 г., Михеев и Смирнов показали, что возможно резонансное усиление осцилляций нейтрино в веществе f49'50], рассмотренных впервые Вольфенпггейном [5|]. Прямое подтверждение осцилляций солнечных нейтрино было получено в эксперименте SNO [52]. Было обнаружено, что поток 8В-нейтрино, взаимодействующих через нейтральный ток с дейтоном, согласуется с предсказаниями стандартной солнечной модели (ССМ) [53'54]. Совместный анализ данных всех детекторов солнечных нейтрино привел к решению, соответствующему большому углу смешивания двух массовых состояний т\ и т2 (LMA MSW - решение).

Через 50 лет после первого детектирования нейтрино, в эксперименте KamLAND было обнаружено, что поток электронных антинейтрино от реактора на расстоянии ~180 км, определяемый по скорости реакции обратного p-распада, почти вдвое меньше ожидаемого. Если исчезновение нейтрино связано с осцилляциями, то л параметры Атп и sin2ûi2, в пределах погрешностей, совпадают с параметрами LMA MSW решения для солнечных нейтрино [55].

Таким образом, обнаружение осцилляций нейтрино дало ответы на два основных вопроса, - имеют ли нейтрино массы и совпадают ли их массовые и флейворные состояния.

В тоже время, из нерешенных вопросов, наиболее важными представляются следующие [56'57]:

1. Каковы абсолютные значения масс трех известных типов ve, vM, vT нейтрино и каков механизм их генерации?

2. Каковы точные значения параметров матрицы смешивания? Насколько мал угол во?

3. Являются ли нейтрино и антинейтрино различными (дираковскими) или истинно нейтральными (майорановскими) частицами? Тождественно ли, за исключением спиральности, нейтрино излучаемое в бета-распаде с нейтрино, излучаемым в К-захвате?

4. Важным является вопрос об электромагнитных свойствах нейтрино и его стабильности. Насколько они соответствуют величинам, предсказываемым Стандартной моделью?

Какие эксперименты могут дать ответы на эти вопросы:

1. Абсолютные значения масс нейтрино можно определить, изучая энергетические спектры заряженных частиц, появляющихся в двух и трех частичных распадах с излучением нейтрино. Измерения Р-спектра трития в экспериментах в Троицке и Майнце дает наиболее сильное ограничение ту < 2.2 эВ. Обнаружение осцилляций нейтрино дало два значения Лтп и Лт2з ■ Значение Лпг~\ эВ2, обнаруженное на детекторе ЬБИБ, требует дальнейшей проверки. Не подтвержденный результат для времени жизни Ое относительно безнейтринного 2 р-распада соответствует массе нейтрино шу ~ 0.35 эВ. Следует отметить и возможность обнаружения массы по временной энергетической последовательности регистрируемых нейтрино от взрыва сверхновых.

2. Изучение осцилляций нейтрино проводится, как на реакторах и ускорителях, так и в экспериментах с атмосферными и солнечными нейтрино. Эксперименты с пролетной базой, соответствующей ~ Е^/Атгз2, должны определить вклад тз в состояние электронного нейтрино. Форма спектра заряженных частиц, регистрируемых в распадах с испусканием нейтрино, также оказывается чувствительной к смешиванию нейтрино. Однако, даже для значений Лт2~\ эВ2, обнаружение по форме Р-спектра вклада от двух массовых состояний является сложной экспериментальной задачей.

3. Наиболее чувствительным тестом для проверки природы нейтрино является поиск двойного безнейтринного Р-распада. Данные эксперименты позволяют ввести наиболее сильное ограничение на майорановскую массу нейтрино /иу < (0.5-1.0) эВ. Природа нейтрино влияет и на кинематику реакций с участием нейтрино, таких, например, как радиационный распад нейтрино.

4. Электромагнитные свойства нейтрино проявятся во взаимодействиях с заряженными частицами. Изучение упругого рассеяния нейтрино на электроне является предпочтительным из-за малой, по сравнению с адронами, массы электрона и отсутствия формфакторов. Регистрация солнечных нейтрино, которые проходят через магнитное поле Солнца и испытывают спиновую (и флейворную) прецессию, также дает информацию об электромагнитных свойствах нейтрино.

Таким образом, основными направлениями экспериментов, которые дают ответ на 4 основных вопроса в физике нейтрино являются: изучение формы р-спектра, исследование осцилляций нейтрино, поиск 2р0у-распада и измерение сечения рассеяния нейтрино на электроне. Все они, в той или иной мере, дают ответ на каждый из четырех вопросов.

В настоящее время Стандартная модель успешно описывает подавляющее большинство экспериментальных результатов. Однако собственные проблемы СМ, связанные с большим количеством свободных параметров; необнаруженные до сих пор частицы Хиггса; неясность природы холодной темной материи, стимулируют многочисленные экспериментальные попытки обнаружить явления за ее пределами. В настоящее время, надежда найти новые явления за пределами минимальных расширений Стандартной модели, поддержана обнаружением осцилляций атмосферных, солнечных и реакторных нейтрино.

Открытие в 1956 г. несохранения четности в Р-распаде показало, что «фундаментальные законы» природы могут нарушаться, и это дало толчок к проверке всех наблюдаемых законов сохранения. В 1964 г. было обнаружено нарушение СР-инвариантности в распадах К-мезонов. Нарушение других фундаментальных законов, таких как сохранения электрического заряда, принципа Паули, СРТ- и лоренцовской инвариантности требует полной перестройки современной теоретической физики. В отличие от электрического заряда, сохранение лептонного и барионного числа не основано на каких-либо фундаментальных принципах симметрии. Барионная ассиметрия Вселенной и надежда на «великое объединение» взаимодействий и частиц поддерживают экспериментальные поиски нестабильности нуклонов. Многие расширения СМ предсказывают процессы с изменением ДВ=1,2 и Д(В-Ь)=0,2, ведущие к распадам нейтронов и протонов, связанных в ядрах.

К проблемам, нерешенным в рамках СМ, следует отнести и вопрос о природе темной материи. Масса легких нейтрино, после открытия осцилляций, оказывается недостаточной, помимо этого существует проблема формирования наблюдаемой пространственной структуры темной материи из горячей материи. Наиболее согласующейся с экспериментальными данными, является комбинированная модель барионной, наблюдаемой в экспериментах по микролинзированию, и холодной темной материи. Теоретические модели дают большой выбор частиц для формирования небарионной материи. Стандартными кандидатами на роль холодной материи являются аксион и класс слабовзаимодействующих массивных частиц

VIMPs, среди которых среди которых предпочтение отдается нейтралино стабильному суперсиметричному партнеру нейтральных бозонов. В настоящее время во многих экспериментах пытаются обнаружить рассеяние нейтралино на ядрах. Другие суперсимметричные частицы: снейтрино, гравитино, аксино, а также более экзотические - сильновзаимодействующие массивные частицы (БГМРз) и заряженные массивные частицы (СНАМРб) тоже могут быть составляющими частями холодной темной материи.

Сечения взаимодействия отмеченных выше процессов, таких как рассеяние нейтрино на электроне, рассеяние на ядре, крайне малы ~(Ю36 - 10"46) см2, ожидаемый сигнал в детекторе может составлять несколько кэВ. Время жизни частиц относительно распадов с нарушением лептонного или барионного зарядов превышают

25 30

10 - 10 ) лет. Поэтому, чувствительность экспериментов определяется, в первую очередь, двумя экспериментальными параметрами - массой и уровнем фона детектора. Фон в низкоэнергетической области связан с естественной (и, ТЬ, 40К,.) или искусственной (137С5, 60Со,.) радиоактивностью, с активацией детектора и конструкционных материалов на поверхности Земли и радиоактивностью собственных изотопов детектора. Среди ионизационных детекторов, наиболее низкий уровень фона достигнут на жидких сцинтилляционных детекторах и германиевых полупроводниковых детекторах, что обусловлено технологическими достижениями по очистке основного материала детекторов от примесей. Фон Ое-детекторов в эксперименте Москва-Гайдельберг по поиску 2р-распада равняется ~ 1 отсчет / (кэВ кг год) при энергии 1 МэВ, на модели сцинтилляционного детектора Борексино достигнут уровень 0.01 отсчета / (кэВ кг год) при данной энергии. Масса детекторов может составлять от десятков до сотен килограмм для полупроводниковых детекторов и сотни тонн для жидких сцинтилляционных детекторов.

Задачей диссертационной работы являлся поиск редких процессов с целью обнаружения возможных отклонений от Стандартной модели. Основу экспериментальной базы составляли ионизационные сцинтилляционные и полупроводниковые детекторы.

Основные задачи диссертационной работы состояли в следующем: 1. Поиск аномально больших электромагнитных моментов нейтрино, которые должны приводить: а) к рассеянию нейтрино на электроне и б) к радиационному распаду нейтрино

2. Проверка сохранения электрического и барионного зарядов: а) поиск распада электрона по каналу е—»л/+у и б) распадов нуклонов и нуклонных пар в «невидимый» канал /V—>Зу, ЛТУ—>2у.

3. Поиск новых массовых состояний нейтрино, которые должны проявиться: а) в спектре электронов в Р-распаде и б) в распаде Ун-*У1+е++е для нейтрино с массой более 2 те.

4. Поиск частиц - кандидатов на темную материю: а) исследовалась возможность излучения аксиона в ядерных магнитных переходах; б) проведен поиск сигналов от рассеяния массивных частиц на ядрах,

В результате, в работе представлены новые экспериментальные результаты для вероятности следующих реакций:

1. рассеяние солнечных нейтрино на электроне за счет магнитного момента нейтрино. Установлено, что магнитный момент солнечных рр- и 7Ве- нейтрино не превышает значения щ, < 5.5 10"10 цв (90 % у.д.);

2. радиационный распад солнечных нейтрино \н -> VI +Т- Получено, что время жизни нейтрино больше чем (Тс.м. / ту) > 4.2 103 с эВ"1 (90% у.д.)

3. распад тяжелого нейтрино с излучением электрон-позитронной пары + е+ + е. Из отсутствия данного распада установлено, что вероятность излучения тяжелого о о ^ нейтрино \н с массой 3-12 МэВ в распаде В—> Ве + е + \н не превышает значения |иж|2 < (210" - 410"5) для 90% ул.

4. распад электрона по каналу е -> V + у. Получено, что время жизни электрона относительно данной моды распада превышает т > 4.6 1026 лет (90% у.д.);

5. распады нуклонов и нуклонных пар в «невидимый» канал (например, N-+Зv, NN->24, исчезновение N NN). Получены новые пределы для вероятности данных распадов в ядрах 12'13С и |60: х(л->/лу) > 1.8 1025 лет, т(р-*ту) > 1.1 1026 лет, > 4.91025 лет и т(рр-^ту) > 5.0 1025 лет, все для 90% у.д.;

6. двойной бета-распад ядер на возбужденный уровень 2+ дочерних ядер. Для не исследовавшихся ранее ядер 1548ш, 160Ос1,170Ег и |76\Ъ установлены новые пределы на

17 18 периоды полураспада данных ядер на уровне 10 -10 лет

7. излучение нейтрино с массой 10 - 110 кэВ в бета-распадах ядер 63М и 45Са. . Получены новые ограничения на параметр смешивания для тяжелых нейтрино с

2 3 массой (17, 75-100) кэВ, которые составляют - |иен| < (1.5-5) 10";

8. излучение «невидимого» аксиона в ядерных магнитных переходах. Установлено, что вероятность испускания аксиона в Ml-переходе в ядре ,25тТе меньше чем (1а / Гу) < 8.5 10-6 (90% у.д.)'

9. рассеяние массивных сильновзаимодействующих частиц, которые могли бы составлять недостающую массу Галактики, на ядрах. Для SIMPS с массой в интервале Мн = (102-1013) ГэВ получены новые нижние пределы на сечения рассеяния на ядрах Si и Ge в интервале ор > (10"29-1019) см"2 нуклон*1 .

Результаты по электромагнитным характеристикам нейтрино, по стабильности электрона, нейтрино и нуклонов, (процессы 1-5) получены на прототипе детектора Борексино, измерения на котором проводились в лаборатории Гран-Сассо и представлены в главах 1,2.

Работы по двойному бета-распаду, по поиску излучения массивного нейтрино, аксиона и взаимодействия массивных сильновзаимодействующих частиц (процессы 6-9) выполнены на установках, созданных в ПИЯФ и описаны в главах 3,4.

Диссертация состоит из введения, 4 глав и заключения. В начале каждой главы кратко представлены теоретические и экспериментальные результаты, полученные в данной области.

Заключение.