Экспериментальный поиск явлений, выходящих за Стандартную модель, при низких энергиях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

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

РГ6 ОД

УДК 539.12/123 ] 8 $Ц П на правах рукописи

ДЕРБИН Александр Владимирович

Экспериментальный поиск явлений, выходящих за Стандартную модель, при низких энергиях

01.04.16,—физика ядра и элементарных частиц

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт— Петербург 1998

- 'Я

л» ) .'- п /

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

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, старший научный сотрудник

доктор физико-математических наук, профессор, член—корреспондент РАН

доктор физико-математических наук, профессор

О.А.Займидорога,

В.МЛобашев,

Л.А.Микаэлян.

Ведущая организация — Институт теоретической и

экспериментальной физики.

Защита состоится " / "г^>в^хм/<1999 года в "/'/ часов на заседании диссертационного совета Д002.71.01 по присуждению ученых степеней в Петербургском институте ядерной физики им. Б.П.Константинова РАН по адресу: 188350, г.Гатчина Ленинградской области.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ПИЯФ РАН.

Автореферат разослан

-М-

199 С г.

Ученый секретарь диссертационного совета

И.А.Митропольский

РОССНЙСКЛ51 СУДАРСТВЕННАЯ БИБЛИОТЕКА

9 У 9 О -О ( Общая характеристика работы

Актуальность темы. Стандартная модель электрослабого взаимодействия успешно описывает подавляющее большинство экспериментальных результатов. Однако собственные проблемы Стандартной модели, связанные, в первую очередь, с большим числом свободных параметров, необнаруженные до сих пор частицы Хиггса, неясность природы холодной темной материи и, наконец, проявление осцилляций атмосферных нейтрино, стимулируют многочисленные экспериментальные попытки обнаружить явления за ее пределами

В частности, в физике нейтрино следует выделить 4 основных неразрешенных вопроса:

1. Каковы массы трех известных типов уе, уц, у-с нейтрино?

2. Совпадают ли собственные массовые и токовые состояния нейтрино?

3. Являются ли нейтрино и антинейтрино различными (дираковскими) или истинно нейтральными (майорановскими) частицами?

4. Насколько соответствуют величинам, предсказываемым Стандартной моделью, электромагнитные свойства нейтрино и его стабильность?

Существование массы у нейтрино естественно скажется на энергетических спектрах заряженных частиц, появляющихся в двух— и трехчастичных распадах с излучением нейтрино. Обнаружение осцилляций нейтрино также свидетельствовало бы о: наличии у нейтрино м&ссы и дало бы значение Дш2.

Если нейтрино смешаны, то должны наблюдаться нейтринные осцилляции, активный поиск которых проводится как на реакторах и ускорителях, так и в экспериментах с атмосфер дыми и солнечными нейтрино. Чувствительной к смешиванию оказывается и форма спектра заряженных частиц, регистрируемых в распадах с испусканием нейтрино.

Наиболее чувствительным тестом для проверки природы нейтрино является поиск двойного безнейтринного р — распада. Эти эксперименты позволяют ввести наиболее сильное ограничение на майорановскую массу нейтрино. В

принципе, природа нейтрино влияет и на кинематику реакций с участием нейтрино.

Электромагнитные свойства нейтрино естественно изучать по их взаимодействию с заряженными частицами. Исследование упругого рассеяния нейтрино на электроне является самым предпочтительным из—за малой, по сравнению с адронами, массы электрона и отсутствия формфакторов.

Таким образом, основными направлениями экспериментов, которые позволят получить ответы на основные вопросы нейтринной физики, являются: изучение формы р —спектров, поиск осцилляций нейтрино, поиск 2р0у—распада и прецизионное измерение сечения рассеяния нейтрино на электроне.

Цели и залами работы. Целью диссертационной работы является экспериментальное изучение таких реакций, как рассеяние реакторных нейтрино на электроне, бета—распад ядер 3Н, 63№ и 45Са, двойной бета—распад ядер 7еСе, 1545т, 160Сс1, |70Ег и 176\Ъ на возбужденные уровни дочерних ядер, ядерного магнитного перехода в 125мТе и рассеяние массивных частиц на ядрах, с целью поиска возможных отклонений от Стандартной модели.

Научная новизна. Основные результаты работы являются оригинальными и получены впервые.

Впервые получено значение сечения рассеяния реакторных нейтрино на электроне с порогом регистрации электронов отдачи 0.6 МэВ. Установлены новые ограничения на магнитный момент нейтрино и на время жизни нейтрино относительно радиационного распада и распада с испусканием электрон—позитронной пары.

Проведены измерения р —спектров ядер 3Н, 63№ 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 бета-распада для 5»дер 76Се, 154Бт, 160Сс1, ,70Ег и 17СУЬ 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 вариантех 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 низкофоновых экспериментов, 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. Апробация работы. Основные результаты, вошедшие в диссертацию, опубликованы в 24 работах й докладывались автором на 5 —й Всесоюзной конференции по нейтронной физике (Киев, 1980 г.), на сессии Отделения ядерной физики АН СССР (Москва, 1983 г.), на XXXI Зимней школе ПИЯФ (Репино, 1997 г.), на научных семинарах института ядерных исследований (Киев, 1986 г.), института Лауэ—Ланжевена (111.], (Гренобль, 1997 г.), национальной лаборатории Лос-Аламоса (ЬАМРР) (Лос-Аламос, 1997 г) и неоднократно в Петербургском институте ядерной физики им. Б.П.Константинова.

На защиту выдвигаются следующие основные результаты:

1. Показано, что сечение рассеяния реакторных нейтрино на электроне для интервала энергий электрона отдачи (0.6—2.0) МэВ составляет о(у,е) = (1.23±0.60)стсм, где а см-сечение рассеяния в Стандартной модели, вычисленное для спектра реакторных нейтрино и 51п20ду~°-23.

2. Из результатов экспериментов по измерению сечения рассеяни" нейтрино на электроне, выполненных на реакторах, получено новое ограничение на магнитный момент нейтрино цг ^ 1.5 Ю-10 цв (90% у.д.).

3. Показано, что время жизни массивного аейтрино, сильно связанного с электронным нейтрино (|исН|2^1), относительно радиационного распада ун->у!_+у больше, чем 200 сэВ-1 (68% у.д). Данный результат на порядок превышает достигнутый в предыдущих экспериментах.

4. Получено новое ограничение на вероятность излучения тяжелого нейтрино vH с массой п\. > 2тс в р —распаде осколков деления. Из отсутствия распада данного нейтрино с испусканием электрон—позитронной пары (vH->vL + e+ + е), установлено, что |UeH|2 не превышает значения (Ю-2 — Ю-3) для нейтрино vH с массой в интервале 1.4 — 4.5 МэВ.

5. Измерен и проанализирован спектр электронов, возникающих в результате р —распада ядер 63Ni, помещенных между двумя Si(Li) детекторами. Для нейтрино с массой 17 кэВ получено новое ограничение на параметр смешивания |UeH|2 S 0.0015 (90% у.д.), превышающее достигнутое на магнитных спектрометрах.

6. Измерен р — спектр 45Са с помощью Si(Li) детекторов. Получены новые ограничения на параметр смешивания для тяжелых нейтрино с массой в интервале 75—100 кэВ (|UcHps0.005 для 90% у.д.). Показано, что интенсивность монохроматического пика на конце р — спектра 45Са не превышает 1.3-10-7 распад-1 (90% уд.)

7. Получены новое ограничения на вероятность 2р(0v 4-2v) — распада ядра 76Ge на уровень 2+j ядра 76Se: Т]/2& 1.11021 лет, что улучшает предыдущий предел в 3 раза.

8. Проведен поиск двойного бета—распада для ядер 154Sm, 160Gd, П0Ег и 176Yb на возбужденный уровень 2+ дочерних ядер. Установлены новые пределы на периоды полураспада данных ядер на уровне 1018 лет.

9. Предложена новая методика поиска "невидимого" аксиона, излучаемого при ядерных магнитных переходах изомерных ядер. Экспериментально установлено, что при M1 —переходе ядра I25mTe вероятность излучения аксиона S 1.310-5 (90% у.д.). .

10. Измерены и проанализированы спектры сигналов от кремниевых и германиевых детекторов на уровне моря при различных вариантах пассивной и активной защиты. Для сильновзаимодействующих массивных частиц получены новые нижние пределы' на сечения рассеяния, на два порядка превышающие достигнутые в предыдущих экспериментах. Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, 4 глав и заключения. Общий объем работы 188 страниц машинописного текста, включая 34 рисунка, 12 таблиц и список литературы из 305 наименований.

Содержание работы

Введение. Дан краткий обзор развития теории слабого взаимодействия от теории (3 —распада Ферми до Стандартной модели электрослабых взаимодействий. Представлены основные экспериментальные задачи в области физики нейтрино при низких энергиях. Сформулирована цель работы и изложена структура диссертации.

Первая глава посвящена изучению рассеяния реакторных нейтрино на электроне. В первом разделе главы приведены выражения для дифференциального сечения (ус,е) — рассеяния, ожидаемого в Стандартной моделй, связанного с обменом IV и Ъ—бозонами, и сечения, обусловленного магнитным моментом нейтрино. Показано, что в случае, когда фон обусловлен лишь слабым рассеянием, можно ув;еличить чувствительность к магнитному моменту, если использовать нейтринные источники с малой энергией нейтрино. Приведено сравнение возможностей для поиска магнитного момента на ускорителях и ядерных реакторах. Во второй части раздела описаны эксперименты по измерению сечения (ус,е) — рассеяния, выполненные на реакторах Савана—Ривер и Красноярска.

Во втором разделе первой главы кратко описан проект нейтринных экспериментов с кремниевым мультидетектором, предложенный в ПИЯФ в 1980 г. Приведены результаты измерения сечения упругого рассеяния реакторных нейтрино на электроне, полученные на 2 и 3 блоках Ровенской АЭС.

Третий раздел первой главы посвящен магнитному моменту нейтрино. В Стандартной модели магнитный момент нейтрино мал — цу ~ 3.2-10" 19(ту/1 эВ)дв. Для достигнутого ограничения на массу уе, полученного в Троицке, ожидаемая величина магнитного момента нейтрино на 8 порядков меньше чувствительности современных лабораторных экспериментов. Интерес к огромному, с точки зрения Стандартной модели, магнитному моменту нейтрино был связан с предложенным в ИТЭф механизмом, объясняющим дефицит солнечных нейтрино за счет переворота спина нейтрино в магнитном поле конвективной зоны Солнца.

Наиболее чувствительным к оказывается процесс упругого рассеяния нейтрино на электроне. Измеренные величины сечения этого процесса в экспериментах на ускорителях позволяют ввести следующие ограничения на возможный магнитный момент электронных нейтрино — Цу 2 10.810"10 цв и для мюонных нейтрино — Цу < (7.4—9.5)

Во второй части раздела проведен анализ результатов экспериментов по измерению сечения рассеяния реакторных нейтрино на электроне с целью определения возможного вклада от магнитного момента. Сложность эксперимента обусловлена тем, что полное сечение реакции мало (~10—44см2), единственной регистрируемой частицей является электрон отдачи, а фон детектора, связанный с искусственной и естественной радиоактивностью, возрастает при уменьшении энергии. В результате, приемлемое отношение эффект/фон удается получить только для широкого и, как правило, одного диапазона энергий электрона отдачи. Чтобы сравчить теоретические предсказания с результатами эксперимента и, таким образом, найти возможный вклад в экспериментально измеренное сечение от магнитного момента нейтрино, необходимо усреднить дифференциальные сечения с1<т/с1Е для слабого и магнитного рассеяния как по спектру нейтрино, так и по интервалу энергий (Е1,Е2), в котором

происходит регистрация электрона отдачи:

» ^

о(Е„Ег)= | { -^ЛЧ (!)

¡г,. р . аЬ .

'■2 '-гат

Чтобы вычислить данное выражение, нужно знать спектр антинейтрино от реактора — это существенная проблема реакторных нейтринных экспериментов. В наших расчетах использовались спектры, полученные в Курчатовском институте и институте Лауэ —Ланжевена.

Спектры электронов отдачи для слабого и магнитного рассеяния (дифференциальные сечения рассеяния, усредненные по сгектру реакторных Нейтрино) приведены на рис.1. Видно, что они сравниваются при энергии 320 кэВ д\я магнитного момента равного Ю-10 цв и 5т26уу=0.23. Интегральные сечения от порога регистрации электронов

отдачи Е до 9 МэВ приведены на рис.2 — они оказываются равными лишь при энергии электронов отдачи, равной 70 кэВ.

Экспериментальные данные по измерению сечения рассеяния реакторных нейтрино на электроне для пяти интервалов энергии электронов отдачи (Е^Ео), полученные на трех вышеупомянутых детекторах, представленные в единицах сечения слабого рассеяния, приведены в таблице 1.

Таблица 1

Результаты измерения сеченяя рассеяния реакторных нейтрино на электроне и ограничения на магнитный момент.

интервал , (Е,-Е2). МеУ отношение ак Ограничение на ц,, в ед. 10-10цй реактор, детектор

1.5-3.0 1.36 ± 0.39 2 1.8 Савана — Ривер.ис

3.0-4.5 2.07 ± 0.54 <; 3.4 Савана — Ривер.иС

1.0-4.0 1.15 ± 1.71 5 2.4 Ровно, ПИЯФ

3.15-5.? 1.21 ± 0.57 <; 2.4 Красноярск, ИАЭ

0.6-2.0 1.23 ± 0.60 5 1.4 Ровно, ПИЯФ

3.15-5.2 0.92 ±0.49 < 1.9 Красноярск, ИАЭ

Хотя в пределах ошибки (1ст) пять из шести результатов согласуются со Стандартной моделью, пять из них отклоняются в сторону больших сечений. Если для установления верхнего предела на возможный магнитный момент нейтрино взять величину (сгехр—стугсак) + Д<техр, то получим значения (1.4 — 3.4) • Ю~10 цв (68% у.д).

Предполагая, что увеличение измеренных сечений связано с магнитным моментом, и вычислив величину адя различных значений цу, получим, что значение щ,=0 возможно с 40%—.ной вероятностью (Р(х2>х2и - о)~ ■ Таким образом, гипотеза о том, что магнитный момент нейтрино равен нулю, не может быть отвергнута на основе хг~ критерия. Для получения значения предела на ж использовался метод максимального правдоподобия. Была найдена функция правдоподобия, интегрируя эту функцию от нуля до значения цу, для которого площадь составляет 90%, получаем, что <; 1.510-1° цв (90% ул.).

.1 1П"43

й'Ш «

£

«ЕЮ

ш 1(г45' ^ 10

"О

0.01.

0.1

1.0

10.

Е, ИэВ

Рис./. Ожидаемый спектр электронов отдачи Дифференциальное сечение), возникающих при рассеяния реакторных нейтрино: I] Стандартная модем (51п2ву/=0.23), 2) рассеяние за счет магнитного момента (ц,=Ю'Мцд).

0.01

1.0

Е, МзВ

Рис.2 Интегральное сечение для интервала (Е¡, 9) МэВ в случае 1) схабого (51п20ц'—0.23) и 2) магнитного рассеяния {ц,-

10

Экспериментальные результаты приведены на рис.3, где показана зависимость отношения полного сечения магнитного рассеяния к слабому сечению в зависимости от нижнего порога регистрации электронов отдачи. Зависимость ошибки, связанной с неопределенностью нейтринного спектра, в полном сечении для слабого взаимодействия показана на том же рис.3 (кривая 1). Видно, что для нижнего порога ~0.1— 1.0 МэВ неопределенность в нейтринном спектре будет ограничивать возможный предел на магнитный момент величиной (3—5)10'~11рв- Это верно до тех пор, пока не удастся использовать различную энергетическую зависимость для слабого и магнитного рассеяний при низких энергиях, но это еще нерешенная экспериментальная задача.

В третьей части раздела обсуждается возможность обнаружения магнитного момента на уровне 10-11цв. Показано, что для реакторных нейтрино данный уровень может быть достигнут лишь при уменьшении порога регистрации электронов отдачи. Вычислены пределы обнаружения для различных источников фона.

. В заключительном разделе главы представлены результаты поиска возможных распадов нейтрино. Если нейтрино имеют массы и смешаны, то могли бы наблюдаться распады более массивного нейтрино. В качестве наиболее вероятных детектируемых мод распада рассматривается радиационный распад и распад с испусканием

электрон—позитронной пары ун—>У[_4-е+ + е~. Поскольку детекторы для регистрации (у,е)—рассеяния чувствительны и к у—квантам и к заряженным частицам, результаты экспериментов по поиску (у,е) — рассеяния использовались для обнаружения возможных распадов нейтрино. В Стандартной модели вероятность радиационного распада нейтрино, как и величине магнитного момента нейтрино, очень мала; 1/т -(туН/30 эВ)5 'Ю-29 лет. Причины, по которым вероятность такого распада может существенно возрасти, те же, что и те, которые приводят к большому значению магнитного момента нейтрино — это новое тяжелое поколение лептонов или правые токи.

Ожидаемый спектр у—квантов от распада ун, усредненный по спектру нейтрино, приведен на рис.4., там же

1000 2000 3000 4000

5000

Energy, keV

Рис.3. Отношение полных сечений магнитного и слабою рассеяния в интервале энергий (Е , 9) МэВ для различных значений магнитного момента нейтрино.

0.14 0.12 0.10 0.08 0.06 0.04 0.02 0.00

О 1 2 3 4 5

Energy, MeV

Puc.4. Ожидаемый спектр у—квантов, появляющихся в радиационном распаде реакторных нейтрино и эффективность регистрации единичного события в интервале 0.6—ZO МэВ.

12

IV "Я

показана эффективность регистрации у—квантов с(Щ/ в интервале (0.6—2.0) МэВ детектором, использовавшимся в эксперименте на 3 блоке Ровенской АЭС. Проведенный анализ позволил получить новый предел на время жизни нейтрино тсм/тутс.и. г 200 сэВ-1, что на порядок превышает результат, достигнутый в Гесгене.

Мр (МеУ)

Рис.5 Ограничение ял возможную примесь массивною нейтрино в 0 — распаде осколков деления ядерного топлива, ¡—яз результата эксперимента на 3 блоке РАЭС, 2,3,4 — результаты, полученные нь 2 блоке РАЭС (НАЭ) и в Гесгене.

Распад ун-»ух_+е+ +е- возможен, если масса нейтрино Шун больше, чем 2ше. Вероятность наблюдения такого распада в потоке реакторных нейтрино зависит как от массы тяжелого нейтрино, так и от угла смешивания исН. Выражение для ожидаемого спектра суммарной энергии электрона и позитрона было проинтегрировано в интервале 1.3 — 2.0 МэВ для различных значений ту и для получения ограничения на иеН сравнивалось с изменением скорости счета при работающем и выключенном реакторе. Для нейтрино с массой 1,4 — 5 МэВ полученные результаты соответствуют

ограничению на угол смешивания |иоН |2 < 10~2 — 10~3. Кривая ограничения показана на рис.5 в сравнении с результатами экспериментов, выполненными на реакторе в Ровно и Гесгене,

Вторая глава. Представлены результаты трех экспериментов по измерению р —спектров ядер 3Н, бз№ и 45Са. Измерения с 3Н проводили с ь для определения массы электронного антинейтрино, возникающего при распаде трития. Спектр электронов, появляющихся при распаде 63№, был проанализирован с целью определения вероятности излучения нейтрино с массой 17 кэВ. Эксперимент с 45Са был обусловлен желанием исследовать возможность излучения в данном распаде нейтрино с массой 10—120 кэВ и одновременно проверить гипотезу возникновения пика на конце р —спектра.

Для каждого ядра измерения имели свои методические особенности. Измерение р — спектра трития были проведены с 3Н, внедренным в чувствительный объем детектора. Спектр электронов при распаде 63№ был измерен в условиях максимального подавления обратного рассеяния электронов от поверхности детектора. При измерениях р —спектра ^Са к основному источнику был добавлен источник конверсионных электронов, что позволило использовать при фитировании реальную форму линии для электронов, регистрируемых детектором.

1 В первом разделе второй главы приведено выражение для ожидаемого энергетического спектра электронов, возникающих при р —распаде. Представлена ожидаемая форма р —спектра в случае, когда имеет место смешивание нейтрино. Кратко описаны основные экспериментальные результаты по измерению массы нейтрино, возникающего в р —распаде трития. Результаты экспериментов по измерению и анализу р— спектров 3Н, 63№ и 45Са представлены, соответственно, во втором, третьем и четвертом разделах главы.

В 1985 г. по результату измерения р —спектра трития, имплантированного в Б^и) —детектор, было объявлено о существовании нейтрино с массой «=17 кэВ, излучаемого с

вероятностью «3%. В 1989—1991 г.г. на существование нейтрино с массой 16.8+0.4 кэВ и углом смешивания 5т20 = 0.000510.001 было указано в целом ряде работ, анализирующих Р~ спектры ядер 3Н, З53, 11С и 63;Ч1 и спектры тормозного излучения 55Ре и 71Се, измеренных с помощью твердотельных детекторов. Эти результаты находились в выраженном противоречии с данными экспериментов, выполненных на магнитных спектрометрах.

Достоверность интерпретации результатов

экспериментов по измерению формы р — спектра зависит от полноты знания ответной функции детектора, непосредственно регистрирующего электрон, и от учета возможных изменений энергии электрона на пути к детектору. Использование аналитического выражения для ответной функции и, в частности, для ее низкеэнергетичной части или введение поправок в выражение для спектра, с целью получения более приемлемого х2. всегда дает повод для сомнений.

Для проверки возможности существования нейтрино с массой 17 кэВ нами был измерен р— спектр 63№. Граничная энергия электронов Е0=67 кэВ, период полураспада Т\/2~ 100 лет — эти значения являются, практически, оптимальными для поиска нейтрино с данной массой. Тонкий слой 63№ наносился прямо на золотое покрытие БЦи) — детекторо, который соединялся вплотную, без какого—либо промежутка, со вторым, точно таким же детектором, а на образовавшийся общий р— контакт подавалось напряжение смещения. В такой геометрии, при включении детекторов на антисовпадения, эффективно подавляется' вклад электронов обратного рассеяния в низкоэнергетическую часть ("хвост") ответной функции детекторов. При соединении детекторов встык и включении их на антисовпадения низкоэнергетическая часть ответной функции определяется, в основном, электронами, вылетевшими под малыми углами к поверхности и потерявшими часть энергии в нечувствительном слое детектора. Таким образом величина и форма "хвоста" функции разрешения в нашей работе существенно отличалась от той, которая использовалась в работах, "наблюдавших" тяжелое нейтрино.

Для получения источника 1 мг б2№0 в течение двух педель облучали в реакторе в потоке ~1013 нем""2 с-1. После радиохимической очистки препарат 63№С12 с удельной активностью 103 Бк/мкг содержал менее Ю-4 сторонней у — активности, что было установлено при измерениях с германиевым детектором. Рабочий источник ез№ диаметром 5 мм и активностью 3.6103 Бк наносился на золоченую поверхность ЭМУ) детектора электролизом. Толщина источника составляла 15 мкг/см2, толщина напыленного золота 30 мкг/см2.

После нанесения никеля детекторы соединялись вплотную, устанавливались в криостат и охлаждались до температуры жидкого азота. Оба детектора имели аналогичные спектрометрические каналы: предусилитель с непрерывной стоковой связью и охлаждаемым полевым транзистором, усилитель с постоянной времени формирования 2 мке, схему отбора наложений с разрешающим временем 300 не и 12 разрядный АЦП с градуировкой ягЮО эВ/канал. Разрешение, измеренное по 59 кэВ —ной у—линии 241Аш, составляло 1.1 кзВ. Максимальное отклонение от линейной энергетической градуировки, проведенной по у —линиям 241Ат и 169УЬ, а также рентгеновским линиям, возбуждаемым источником 241Аш, не превышало 25 зВ. Порог дискриминатора для отбора совпадающих событий был установлен на уровне 3 кэВ. В памяти компьютера накапливались два амплитудных спектра ро 4096 каналов несовпадающих сигналов от детекторов, двумерный спектр совпадающих событий, а также амплитудные спектры сигналов, отобранных схемой режекции.

На рис.6 приведены энергетический спектр несовпадающих р —частиц 63№ для одной из серий, спектр электронов, зарегистрированных двумя детекторами в той же серии, увеличенный для сравнения в три раза, и суммарный энергетический спекгр электронов для всех 20 серий в логарифмическом масштабе. Из рис.6 видно, что для энергий выше 30 кэВ спектры независимых и двойных событий имеют близкую форму, что свидетельствовало о достаточно тонком нечувствительном слое па поверхности детекторов.

Определенная вероятность обратного рассеяния для электронов равнялась 23%.

Рис.6. Суммарный энергетический 0— спектр езШ принятый к обработке (кривая 1). Для одной из серий — кривая 2— спектр несовпадающих событий и кривая 3 — спектр событий, зарегистрированных двумя детекторами, умноженный на 3.

Статистическая обеспеченность в районе ожидаемого конца р—спектра от тяжелого нейтрино составила 1,М0' событий/»'эВ. Полученный экспериментальный спектр р — частиц сравнивался с выражением:

)=А £ 5(Ек,Е0)Я(о,Е{ ,Ек)(1 4-ос(Е0—Ек)), (2)

где А — нормировочная константа, Я — гауссовская функция с дисперсией о,

«ии^ругд&п и)

5(Ек,Е0) = (1 — |иеН |2 )8(Ек,Ео,0)+|иеН |2 5(Ек,Е0.17кэВ) (3)

— сумма двух р—спектров с граничной энергией Ео и массой нейтрино ту=0 и гПу= 17 кэВ, параметр а был введен для

Т-1-1-1-!-1-1-1-1-1—Т~1-Г

!0 20 30 40 50 80 70 Ее(квУ)

компенсации низкоэнергетического хвоста функции разрешения.

При поиске минимума функционала у} варьировались 4 параметра — А, Е0, с и а. Перед этим для интервала 69 — 75 кэВ находились два параметра линейной аппроксимации фона, которые использовались затем для всего спектра и не варьировались. Распределение величин х» с параметрами из оптимального фита и при фиксированном значении исН =0 показано в верхней части рис.7. Для фиксированного значения шу= 17 кэВ минимальное значение %2 получается при 1^снР =0,0002. Таким образом, выбранная модель теоретической функции согласуется с экспериментальными результатами в предположении, что Ь'еН =0. Сплошная кривая в верхней части рис.7 показывает дополнительный вклад в спектр в случае, если 17 кэВ нейтрино испускается с вероятностью |иеН|2 =0,001.

Результаты оптимального фита для значений |иеН|2 =0,01 и т;.= 17 кэВ показаны в нижней части рис.7. Полученное значение %-л= 12.3 противоречит результатам работ, свидетельствующим о существовании тяжелого нейтрино. Для 90% уровня достоверности было получено, что |исН|2 < 0.0015, что превышает результаты, достигнутые на магнитных спектрометрах при измерениях с ядрами 63№ (|исн12 ^ 0.003) и (|исН|2 < 0.0017).

В третьем разделе второй главы описан эксперимент по измерению Р~ спектра 45Са. В эксперименте по поиску массы нейтрино в Троицке наблюдается узкий пик вблизи конца [5 — спектра трития, с шириной, не превышающей разрешения спектрометра, и с относительной интенсивностью порядка Ю-10 . В тоже время полученные в экспериментах Токио, Аос—Аламоса, Цюриха, Майнца и Ливемора отрицательные значения гпу2 могли бы быть объяснены наличием монохроматического пика слева от граничной энергии и с интенсивностью порядка 10~9. Возможные нестандартные варианты объяснелия возникновения этого пика, такие, как связанное состояние нейтрино или существование нейтринного моря, возбуждают экспериментальный интерес к поиску аналогичного эффекта для других р — распадчиков.

и,уо.о

8 6 -42 -О -2Ч--6 --8 -

2)

30

40

ие2н=о.01

—г 50

80 Ее(кеУ1

70

Рис.7. Результаты оптимального фита &—спектра взМ аля М,* (вверху/ и М,=17 кэВ и \С/сН\2=0.01. Сплошная ю.

•О и

'17 кэВ и \иеН\*=0.01. Сплошная кривая показывает дополнительный вклад в спектр для М.-=>1? кэВ н

\иен- —

•0.001.

в выполненной нами работе ддя обнаружения вышеуказанных эффектов анализировался спектр 45Са (Тп, = 164 сут и Е0 =256 кэВ). Для регистрации электронов использовался ЭИЩ детектор с диаметром чувствительной области 12 мм и толщиной 3 мм. Источник 45Са, защищенный коллиматором, располагался на расстоянии 25 мм от поверхности детектора. При принятой геометрии

расположения детектора и источника отличие функции разрешения от гауссовской определяется, в первую очередь, обратной диффузией электронов от поверхности детектора, а также потерями энергии электронов в источнике или нечувствительном слое детектора. Для определения этой функции к 45Са был добавлен и изотропно перемешан безносительный изотоп 125мТе, излучающий конверсионные электроны с энергиями 77 и 104 кэВ.

Источник был установлен в вакуумный криостат, где находился Si (Li) детектор. До этого был измерен фоновый спектр детектора и было найдено, что он хорошо описывается линейной функцией в интервале 100 — 270 кэВ. Детектор имел 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. Входная загрузка составляла 150 Гц. При времени отбора Наложений 0.3 не это приводило к тому , что весь фон был связан с естественной или искусственной радиоактивностью. Разрешение детектора, измеренное по линии электронной конверсии с энергией 77 кэВ, составило 1.6 кэВ, а смещение этой линии по энергетической градуировке, проведенной по у—линиям 57Со и 24'Am, составило 0.4 кэВ. Таким образом, различие в потерях энергии электронов 120 и 270 кэВ не превышало 200 эВ.

Всего было зарегистрировано 8108 распадов 45Са. Экспериментальный спектр сравнивался с теоретическим пугем поиска минимума функционала "/Л Сначала для интервала 259 — 280 кэВ находились 2 параметра линейной аппроксимации фона, которые использовались для всего спектра и не варьировались. Этими двумя параметрами описывался фон от естественной радиоактивности, поскольку фон, связанный с наложениями импульсов, был на порядок меньше. Оставшаяся часть спектра сравнивалась с формулой:: N(Ei)=ASS(Eu,E0)R(Ei,Ek), (4)

где А — константа нормировки, ЩЕ^Е^) — экспериментально определенная функция разрешения в интервале Е; ± 3 кэВ. К функции N(Ej) был добавлен постоянный "хвост", пропорциональный aLNlEJ/Ej. интенсивность которого (а) не могла быть найдена из измеренного спектра и поэтому

варьировалась как .свободный параметр. Таким образом •варьировались 4 параметра — граничная энергия Е0, А, Му и а. Техая процедура подгонки обеспечивает приемлемое •значение у? в интервале 140 - 270 кэВ. Зависимость & для оптимального фита (Му=0) показана на рис.3. Положение нижней границы интервала определило проявление широкого пика с энергией 132 кэВ, связанного с совпадениями между конверсионными и Оже—электронами, рентгеновскими и у— квантами, испускаемыми в двух последовательных переходах ,25тТе. Определенное значение граничной энергии Е0 составило 256.6(2) кэВ. Непрерывная кривая на рис.8 показывает добавочный вклад в спектр для случая излучения нейтрино с массой 50 кэВ, с вероятностью 10 2 распад

Ев(кеУ)

Рис.8. Результаты оптимального фита 0—спектра 4}Са в интервале 140— 270 кэВ для | иеН\2*>0. Цена канала I кэВ. Сплошная кривая показывает дополнительный вклад, при фиксированных параметрах подгонки, для М,"50кэВ и |

Для различных масс нейтрино Му определялась вероятность излучения путем построения профиля %2. На рис.9 показана полученная кривая ограничения на вероятность

смешива:шя тяжелого нейтрино с массой в интервале 20-160 кэВ (90% у .д.) в сравнении с другими экспериментами.

0.010

0.001

О 20 40 60 80 100 120 140 М„, keV

Рис.9. Ограничение па параметр смешивания j UcH\2 (90% ул), полученное в эксперименте с 4SCa. Кривые 2. 3 и 4 соответствуют ограничениям яэ работ, выполненных а ИТЭФ, СГГ и ILL

Обнаружение монохроматического пика на непрерывном спектре является более модельно независимой задачей, чем поиск вклада от плавно возрастающей функции в случае испускания тяжелого нейтрино. Для поиска монохроматического пика вблизи граничной энергии также применялся метод максимального правдоподобия. В качестве ответной функции детектора была выбрана экспериментально определенная функция конверсионных электронов с энергией 77 кэВ и с хвостом, найденным в результате оптимального фита для интервала 120-270 кэВ. Ограничение на интенсивность пнк~п с энергией, равной граничной энергии Р~ распада 45Са, составило 1.3-10-7 распад-1.

Третья_глава. Приведены результаты экспериментов по

поиску двойного р-распада ядер 76Ge, !54Sm, 160Gd, 170Ег и 17aYb на возбужденные уровни дочерних ядер. В первом

раздело главы кратко описаны возможные механизмы безнейтринного (2р0у) и двухнейтринного двойного

бета —распада. Интерес к 2[Юу —распаду на возбужденный уровень 2+ дочернего ядра сзязан с тем, что в отличии от перехода на уровень 0+ он может быть вызван лишь правыми токами. Несмотря на то, что энергия перехода на возбужденные уровни меньше, поиск таких 2р —переходов был специально проведен в целом ряде работ для ядер ^Ът, 9бгг, ,00Мо, 116Сс1, 128Те, 130Те и недавно был обнаружен 2р-распад 100Мо на уровень 0 + , ядра 10°Яи.

Открытие в прямых экспериментах 2{52у — распада с периодом полураспада в 1018 — 102' лет для целого ряда ядер стимулировало расширение поисков, в том числе двойного бета-распада на возбужденные уровни дочерних ядер. Полученные экспериментальные данные позволяют более точно оценить ядерные матричные элементы и вычислить верхний предел как для массы нейтрино, так и для других параметров 2Р0у —процесса.

т—г*—1~т—гТ 500 520 540 560 580 600 620 640 660

Energy, keV

Рис.¡O. Спектр НРСе —детектора (115 см?), измеренный за 1000 часов. Стрелками показана положение ожидаемых у —линий.

Во втором разделе главы приведен анализ результатов измерения фона НРве — детектора, помещенного внутри германиевой защиты с целыо поиска 2(3 —распадов 76Се на возбужденны« уровни ?бБе. Представлены результаты расчетов фона, связанного с радиоактивностью 68Се, и эффективности регистрации у—квантов с энергией, соответствующей возбужденным уровням ?6Се. Схема распада 76Се->76Зе показана на рис.10: здесь же приведен участок спектра в интервале 500 — 670 кэВ. Для установления предела на вероятность перехода на уровень 0 + ] использовались две 7—линии с энергиями 559.1 и 563.2 кэВ, а для перехода на уровень 2+2 —7—линии с энергиями 559.1 и 657.0 кэВ. Полученные ограничения на периоды полураспада в сравнении с. результатами других экспериментов показаны в таблице 2. Можно видеть, что полученные пределы на вероятность 2р(2у + 0у) —распада в 3—6 раз превысили пределы, достигнутые в предыдущих работах.

Таблица 2

Предел на период полураспада 76Се на возбужденные

Л Т1/32Р(2у+0у) 2Р(2у + 0У) 2Р(0у)

кэВ настоящая предыдущие работы

- работа

2 + Г 1480.5 2:1.1 £0.37 £430

917.3 £1.7 ¿0.37 ¿20

2+2 823.5 >1.4 £0.24 £1.2

В третьем разделе главы описан эксперимент по поиску двойного бета—распада ядер ш8т, ,(ЮС<3, 170Ег и 176УЬ, не изучавшихся ранее. Энергия первого возбужденного уровня 2+ у всех дочерних ядер лежит в пределах 80 —120 кэВ, поэтому подавление вероятности 2р — перехода на эти уровни, связанное с уменьшением фазового объема, минимально. Если считать, что вероятность 2р2у —распада пропорциональна одиннадцатой степени энергии перехода, то вероятность распада 160С<1 на уровень 2+ 160Оу всего в 2 раза меньше вероятности распада на основное состояние.

Для измерения энергии гамма-квантов использовался коаксиальный германиевый детектор с чувствительным объемом 115 см3. Такой детектор имеет близкую к единице эффективность регистрации гамма—излучения с энергией «100 кэВ. Детектор был помещен в специальный вакуумный криостат, конструкция которого позволяла уменьшить поглощение гамма-квантов в конструкционных материалах и обеспечивала высокую геометрическую эффективность счета. Внутри криостата германиевый детектор был установлен на медный цилиндр, который защищал детектор от радиоактивного излучения цеолита и деталей электроники первого каскада предусилителя. Внешняя пассивная защита состояла из слоя меди, ртути и свинца. Медная защита примыкала непосредственно к изучаемому образцу — этим уменьшался фон от радона. Установка была расположена на уровне моря. Для подавления фона, связанного с космическим излучением, использовалась активная защита, состоявшая из 5 пластических сцинтилляторов толщиной 120 мм, которая, кроме того, служила дополнительной защитой от нейтронов.

Образцы оксидов редкоземельных элементов бш, С<3, Ег и УЬ, содержащих 99,999% основного элемента, помещались между двумя полиэтиленовыми пленками и равномерно располагались на боковой и торцевой поверхностях крышки криостата, которая закрывала кристалл германия. Общая площадь источника составляла 200 см2; маСсу исследуемого образца (¿100. г) ограничивало самопоглощение в слое оксида.

Для определения абсолютной эффективности регистрации у— квантов применялись стандартизованные калибровочные источники 57Со и |09Сс). Эти источники имеют у—линии с энергиями 88 и 122 кэВ, которые практически совпадают с интересующими нас излучениями дочерних ядер.

Существенным фактором, снижающим чувствительность к 2^ — переходам на возбужденный уровень, является довольно значительный коэффициент электронной конверсии для всех 7—переходов. Характеристическое рентгеновское излучение дочерних ядер, возникающее при электронной конверсии, также могло быть использовано для поиска распадов на возбужденный уровень, однако, для выбранных ядер, отношение коэффициента конверсии для К—оболочки к полному коэффициенту конверсии, (ек/у)/(е/у) лежит в

интерпале 0,5-0,2, а эффективность регистрации для рентгеновских К.-линий в 1,5-2,0 раза меньше, чем для гамма-линии, что связано с поглощением рентгеновского излз-чения в крышке криостата и нечувствительном внешнем слое германиевого детектора.

Полученные результаты представлены на рис.11 и в таблице 3. На рис.11 показаны участки энергетических N11 ксУ

30. « 94 126 158 190 £, 1сеУ

Рис.11. Спектры фана в интервале 30-200 кэВ для образцов £и, СУ, Ег в УЬ. Вертикальными линиями отмечены значения энергии }ровня 2* соответствующих дочерних ядер.

спектров с шириной канала 1 кэВ в диапазоне 30 — 200 к:?В для четырех изучаемых образцов. Уровень фона п районе 100 кэВ составлял ~ 25 отсчетов/кэВ в день. Основной вклад в фон в этой области определялся жесткой частью спектра естественной радиоактивности уранового и ториевого семейств, проникающей через пассивную защиту, радиоактивностью радона, а также космическим излучением. Увеличение фона в мягкой области для самария, видимо, связано с альфа —распадом !473ш (Т1/2 = 1.1)0" лет). При изучении иттербия следует использовать образец, хорошо очищенный от соседнего редкоземельного элемента лютеция, поскольку бета-распад 1У61л1 {Т,/2 — 3,61010 лет) сопровождается испусканием у—кванта с энергией 88 кэВ. Полнота удаления 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.

Таблица 3

Ограничение на полупериод 20(2гН)у)-распада на уровень 2+

Переход Энергия 2(5—перехода, кг) В Энергия уровня 2+, кэВ Предел на Т,/2. лет, (68 % у .д.)

154Бт -» шСс1 1250,0 123,07 > 2,3 1018

160С(3 -> шОу 1731,1 86,79 > 6,5 10"

170Ег 170УЪ 654,2 84,26 > 3,2 1017

пеуь тш 1076,9 88,35 а 1.6 1017

Сплошной линией на рис.11 отмечено положение пиков, соответствующих энергии уровня 2 + . Предел на период полураспада вычис \ялся по формуле:

Т,/2 (лет) ^ Ьп(2) Ы0 М е, с2 е3 Т / А Ф, (5)

где 1ЧП —число Авотадро, А— атомный номер ядра, Ф — верхний предел на число отсчетов в области ожидаемого пика, М — масса образца, £]— содержание изотопа, г.2—выход у — линии, £3— эффективность регистрации и Т—время измерения. Для определения значений Ф использовался метод максимального правдоподобия.. Функция правдоподобия находилась из предположения, что число отсчётов в каждом канале имеет нормальное распределение и является суммой

полинома первой степени, выбранного для описания непрерывного фона, и гауссовской функции с положением, равным энергии перехода, и дисперсией, определяемой разрешением детектора.

Таким образом, для ядер 1545ш, 160Сс1, 170Ег и 17бУЬ получены новые ограничения на период 2р(0у + 2\') — распада на возбужденный уровень 2+ ядер 154Сс1, 160Ву, 170УЬ и 176Ш на уровне Ю'7 —1018 лет. Достигнутая чувствительность используемой методики может быть улучшена за счет снижения уровня фона, размещения установки под землей, увеличения массы исследуемого образца и времени измерений.

Четвертая глава. Представлены результаты двух экспериментов по поиску возможных кандидатов на роль частиц, образующих скрытую массу галактик и галактических скоплений. В первом разделе главы кратко описаны свидетельства существования темной материи во Вселенной. Второй раздел посвящен эксперименту по поиску излучения аксиоиа в ядерных магнитных переходах. Рассматривается история возникновения представлений о "стандартном" и "невидимом" аксионе. В третьем разделе изложены результаты поиска сильновзаимодействующих массивных частиц (БШРв) на поверхности Земли.

Введение в теорию аксиона, 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. В нашей работе для

обнаружения аксиома анализировался энергетический спектр фотонов и электронов, возникающий при распаде ядра !25,пТе (Т|/2 — 57 дней). Это изомерное ядро испытывает два последовательных у —перехода с энергиями 109.3 кзВ (М4 — переход) и 35.5 кэВ (М1 -переход, Е2/М1 -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 пленарных НРСе—детектора, плотно прилегавших друг к другу торцевыми плоскостями. В центре торца одного из детекторов была вышлифована маленькая лунка, глубиной -0.5 мм и диаметром 3 мм, в которой находился источник 125тТе. Рабочая область каждого детектора имела диаметр 40 мм и толщину 7 мм. Конфигурация рабочего объема двух детекторов обеспечивала поглощение у—кванта с энергией 35 кэВ до уровня Ю"14.

После нанесения теллура на один из детекторов он был установлен на бериллиевое окно спектрометра с 5Ц1л) — детектором, после чего был измерен спектр рентгеновского излучения при распаде 125тТе и определена вероятность испускания Ь —электронов Оже. Эта величина имеет принципиальное значение, поскольку, в соответствии со схемой распада, при излучении аксиона в М1 —переходе в суммарном спектре должны наблюдаться два пика с энергиями 104.5 и 108.3 кэВ, с отношением интенсивностей 2.9. В случае, если недостаток энергии будет связан с поглощением частиц в нечувствительном слое детектора, отношение интенсивностей указанных пиков уменьшится до 2.2. Такое различие может явиться критерием при наблюдении положительного результата.

На рис.12 показан спектр одного из детекторов, для одной серии измерений. В спектре присутствуют 28, пиков, соответствующих разным модам распада 125тТе и сателлитам, связанным с вылетом из детектора рентгеновского излучения германия. Цифрами 5 и 19 отмечены два основных пика, с интенсивностями около 1.5 105 кэВ-1, с энергиями 27.4 (К,0 „2) и 104.5 кзВ (е104, е77 + К«1). Монохроматической линии электронов с энергией 77 кэВ соответствует пик 14.

Энергия, кзВ

Рис.12. Спектр излучения при распаде г25п1Те, измеренный одним из детекторов. Максимум пиков 5 и 19равен 1.510я кэВ~>.

Рис. 13. Спектр полной зарегистрированной энергии при распаде ШтТе. Интенсивность основного пика уменьшена в 20 раз, Стрелками указаны положения ожидаемых "аксиоиных" линий.

Разрешение НРСе—детектора, измеренное но зтой лилии, составило- 1.8 кэВ. Смещение положения пика, определенное по рентгеновским линиям теллура и германия, составило 320 эВ. Это означает, что средние потери энергии при прохождении нечувствительного слоя детектора для электронов с энергией 30 кэВ составляли около 700 эВ. Линии 4,5,6 смещены на 4 кэВ влево от пика полного поглощения (144.8 кэВ) — это результат потери рентгеновского кванта, или конверсионного электрона, или Оже —электронов.

Суммарный спектр с двух детекторов показан на рис.13. Пик полной зарегистрированной энергии имеет максимум при энергии 132 кэВ. Недостача энергии связана с потерей одного или двух Ь—электронов Оже, или конверсионного электрона с энергией 4 кэВ. Поскольку разрешение для суммарного спектра в полтора раза хуже, правый край пика имеет профилированную форму, соответствующую неразрешенным пикам с энергией 136, 140 и 144 кэВ. Уровень фона в районе 104 кэВ, где должен проявиться наиболее интенсивный пик в случае излучения аксиона, составлял 1.4-105 кэВ~> и определялся хвостами электронных линий, связанными с многократными отражениями электронов от поверхности детекторов.

Для нахождения интенсйвностей линий с энергиями 104.5 кэВ и 108.3 кэВ, функция правдоподобия находилась из предположения, что число отсчетов в каждом канале имеет нормальное распределение и является суммой экспоненциальной функции, выбранной для описания фона, и ответной функции для электронов, определенной из суммарного спектра. Полученное значение для отношения интенсивности излучения аксиона к полной интенсивности составило 1п/1у— (6 ± 4) Ю-6, что соответствует ограничению 1а/Ц < 1.3-10-5 для 90% уровня достоверности.

Отношение вероятностей аксионного и магнитного переходов равно:

^ п __( $ а ё а )_

и т ~ (1 +<5 2 )е2 ¡г /(«)

гАе я], — изоскалярный и изовекторный параметры взаимодействия аксиона с згуклоном, ¡¿л{п) = —3.827 — спиновое гиромагнитное отношение нейтрона, 8— Е2/М1 —

Е

(6)

примесь Е2 — перекода и F.\ -Е* -т]. Зависимость от т,

имеет холоколообразный вид, достигая максимального значения, равного 2.8-10~6 при w, = 22 кэВ. Таким образом, полученная теоретическая оценка в 4.6 раза меньше полученной нами экспериментальной оценки, что не позволяет пока 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. Для этого следует уменьшить толщину нечувствительного слоя детектора, а также толщину и атомный номер проводящего покрытия. Вклад в фон естественной радиоактивности почти на порядок меньше, но он тоже может быть снижен при создании пассивной защиты. Дополнительные возможности открывает увеличение времени измерений {они провожались лишь 62 часа) и улучшение разрешения, за счет использования охлаждаемых головных каскадов предусилителей. Требование высокой эффективности регистрации фотона ограничивает выбор подходящих 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 отвечает следующий ряд ядер — 73As, S7Co, 125I, ll9rnSn и 123тТе.

Во третьем, разделе IV главы представлены результаты поиска сильновэаимодействующих массивных частиц (SIMPs), являющихся одним из возможных классов частиц, -образующих скрытую массу галактик и галактических -скоплений. Возможность регистрации SIMPs ранее изучалась в высотных и подземных экспериментах, тем не менее, для SIMPs существовала область масс Мн (105 — 108 ГэВ) и сечений взаимодействия (на нуклон) ар (Ю-22 — Ю-30 см2), свободная от экспериментальных оценок.

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 Мн- Сборка Si(Li)—детекторов состояла из 4 детекторов, включенных на антисовпадения. Основной детектор имел чувствительный объем 25 см3; его энергетическое разрешение, определенное по у—линии 24,Лш 59 кэВ, составило 2.8 кэВ. Три вспомогательных Si(Li) — детектора объемом 2.5 см3 служили для подавления ложных сигналов от микрофонных шумов. HPGe—детектор имел чувствительный объем 115 см3. Его разрешение, определенное по у —линиям естественной радиоактивности, проявившимся во время измерений, составило 4.5 кэВ.

Детекторы размещались в вакуумном криостате, окруженном пассивной и активной защитой. Детекторы имели стандартные спектрометрические каналы — предусилитель с резистивной обратной связью и неохлаждаемым полевым транзистором, расположенным за пассивной защитой, усилитель с временем формирования 2—8 мке и 12 —разрядный АЦП.

Измерения с Si(Li)—детекторами продолжались 70.7 дня и с HPGe—детектором 56.6 дня. На рис.14 показаны энергетические спектры полученных сигналов в диапазоне 30 — 200 кэВ. Урбвень фона при энергии 30 кэВ составил 40 отсчетов/кэВ кг сутки как для кремниевого, так и для германиевого детектора.

Полупроводниковый детектор совершает сложное движение в разреженном газе SIMPs, участвуя во вращении Земли, в движении вокруг Солнца и центра Галактики. 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(Ej) = NTp/MH exp(-2MtEiR2/3h2.)I{da/dEk)lK) ukAuk, (7) 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, Mt и R — масса и радиус ядер детектора. За распределение SIMPs по

скоростям [(о) принималось распределение Максвелла — Больцмана со средней , квадратичной скоростью о1ГО5 = 270 км/с, обрезанное для скоростей больше о№С=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 £1о/дЕк использовалось сечение рассеяния на ядрах стандартного дираковского нейтрино, пропорциональное эффективной константе, взаимодействия, С^аЯСр2, где а — определяемый параметр для БХМРб. Т1рй сравнении экспериментальных спектров с ожидаемым выражение для М(Е4) было поправлено на ионизационную эффективность для ядер.

На рис.14 приведен ожидаемый спектр ядер отдачи германия для когерентного спин—независимого рассеяния

50 100 150 200

Епегду, (кеУ)

Рис. 14. Спектры сигналов НРСе— и БЦи/ —детекторов. Непрерывней* кривая — ожидаемый спектр ядер отдачи при рассеянии в детекторе частиц с массой Мн"1(Й ГэВ и с константой взаимодействия, в 10 раз превышающей фермиевскую.

51МР5, с плотностью р-0.4 ГэВ/см3, массой Мн = 103 ГэВ и эффективной константой взаимодействия 10СГ. Длл определения возможного вклада от рассеяния БМРв измеренные спектры описывались полиномом второй степени и выражением для 1Ч(Е) с варьируемым коэффициентом а. После определения верхних пределов для значений а, при различных величинах Мн, были вычислены верхние пределы для полных сечений рассеяния на ядре аа для всего интервала энергий.

Для повышения чувствительности прибора к Б1МРя с большим сечением рассеяния верхняя часть пассивной защиты была удалена — ИРве—детектор находился в открытом колодце из пассивной защиты, с телесным углом 0.!5 ср, и в направлении, перпендикулярном поверхности Земли, его защищали атмосфера, бетонное перекрытие здания и пластик активной защиты. Был измерен спектр сигналов от всех частиц, про взаимодействовавших с НРСе —детектором, и спектр сигналов от частиц, свободно прошедших через активную защиту, но зарегистрированных ППД. Измерения проводились при разных коэффициентах усиления, что позволяло измерять амплитуду сигнала с энерговыделецйем в детекторе от 30 кэВ до 1.5 ГэВ.

Результаты измерений представлены на рис.15; здесь же приведен спектр сигналов от мюонов, зарегистрированных в совпадении с активной защитой, перекрывающей верхний телесный угол 0.15 ср. Мюонный спектр имеет характерный максимум при энергии ~ 28 МэВ, что определяется геометрическими размерами детектора. Полное число регистрируемых событий НРСе —детектором с энергией более 1.5 ГэВ составило 1.2 ±0.3 сугки-1, скорость счета частиц, не давших сигнала в активной защите, составляла <0.25 сутки-1 для энергий г 0.5 ГэВ.

При рассеянии в веществе 51МРв теряют свою первоначальную энергию Е0:

Е-Е0ехр(-2/Ми 1<тААх1тгеа2(А0/МА12) , (8) где с)5 — плотность среды, МЛ1 — масса рассеивающих ядер, х1 — длина пробега в веществе, ш^^А) — приведенная масса для ядра А; и Мн. Для сравнения с результатами других работ сечение ол пересчитыволось в сечение на нуклон — ор.

Energy, (MeV)

Рас. 15. Спектр сигналов, зарегистрированных НРСе—детектором до энергий 1.5 ГэВ (1—полный спектр, 2—спектр сигналов несовпадающих с активной защитой). Масштаб энергии в логарифмических интервалах линеен. Нижняя кривая — спехтр мюонов, зарегистрированных в совпадении с активной защитой, закрывающей угол 0.15 ср.

При Стр>10-30 см2 число рассеяний SIMPs в кристалле превышает единицу, а энергия, выделившаяся в детекторе, становится пропорциональной ЫАоАДЕ, где1 Na~ число ядер/см2 на пути частицы, ДЕ—средняя энергия, передаваемая ядру при одном столкновении. Аналогом ожидаемого энергетического спектра может служить спектр мюонов, зарегистрированных детектором в совпадении с активной защитой, с поправкой на различие в угловых распределениях SIMPs и мюонов.

На рис.16 в осях 1дор — 1дМн проведена замкнутая кривая ABEF, внутри которой исключается возможность существования SIMPs. Прямая АВ ограничивает сверху область существования SIMPs с сечениями взаимодействия OpSflO"39- 10-31)см2. Кривая AF ограничивает сверху область малых масс SIMPs - частицы с Мн й 30 ГэВ не создают в

детекторе сигналов с эквивалентной энергией £ 30 кэВ. Прямая ЕР ограничивает область значений масс и сечений, при которых частицы теряют энергию в атмосфере и не могут быть зарегистрированы детектором. Для определения точек этой границы распределение {(и) модифицировалось в соответствии с (8) и по формуле (7) вычислялся спектр ядер отдачи. Нижний предел для ор находился из требования, чтобы средняя энергия ядра отдачи была не меньше энергии кинематического порога, когда еще возможно появление электронов с энергией больше ширины запрещенной зоны ППД. Ломаная ВСОЕ ограничивает слева область сверхвысоких масс. Число сигналов с энергией >1.5 ГэВ не превышает 1.5 событий/сут, что численно соответствует потоку БШРб с Мн = 4 1012 ГэВ при ора10-30 см2. Нижний предел для ст„ при этой массе составил величину 210—19 (рис.16, точка Е).

Ьод10Мн, (СеУ)

Рис. 16. Ограничения на параметры оР и Мц. ¡-настоящая работа, 2,3 - результаты экспериментов иС5ВЛВииСВ. Заштрихованными показаны существовавшие области, свободные от оценок. Вертикальная штриховка при наличии асимметрии в!МРз—апгн51МРз, горизонтальная для симметрии.

При Стр<10-22 см2 SIMPs проникают сквозь пассивную защиту, и с этим связано увеличение чувствительности к Мн (точка D). При о„ ¿10~2С см2 максимум энерговыделения в детекторе становится <1.5 ГэВ, а в детекторах активной защиты меньше установленного порога регистрации (~1 МэВ). Для определения возможного вклада от SIMPs в измеренный спектр сигналов, несовпадающих с активной защитой, в данной области масс—сечений, он сравнивался со спектром, аналогичным спектру мюонов, положение максимума которого определялось значением ар. Эти , результаты; соответствуют кривой ВС.

Чувствительность к SIMPs, лежащим за пределами пятна ABEF, может быть увеличена, и границы ABEF, полученные для 68% уд., могут быть расширены: вниз — при уменьшении уровня фона в кэВ—ной области энергий^ влево — при уменьшении порога регистрации, вправо — при увеличении пороха регистрации и вверх — при уменьшении количества вещества над детектором.

В заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1.Дербин A.B., Петров Ю.В., Попеко Л.А., Проект нейтринных экспериментов на реакторе ПИК., Атомная Энергия, 1981. Т.50, С.400—402.

2.Дербин A.B., Петров Ю.В., Попеко A.A., Нейтринные эксперименты на реакторе ПИК, Вопросы атомной науки и техники., 1981, Т.40, С.31-33.

3.Попеко ЛА, Дербин A.B., Экспериментальные возможности изучения ve и ve взаимодействий на высокопоточном реакторе ПИК., препринт ЛИЯФ-585, 1980, С. 1-52.

4.Дербин AB., Попеко A.A., Измерение бета —спектра трития, внедренного в Si(Li) детектор., препринт ЛИЯФ —863, 1983, С.1-10.

5.Дербин A.B., Попеко A.A., Измерение бета спектра трития, внедренного в Si (Li) детектор., Ядерная Физика, 1983, Т.38, С.1105—1107.

6.Бахланов C.B., Дербин A.B., Муратова В.Н., Попеко A.A., Пацекина Г.В., Смирнова A.C., Черный A.B., Шишкина Г.А.,

Двадцатиплтикилограммовый кремниевый детектор — модель детектора для экспериментов по упругому рассеянию нейтрино на электроне., препринт ЛИЯФ —864, 1983, С.1 — 12. 7.Дербйн A.B., Попеко Л.А., Черный A.B., Шишкина Г.А., Новый эксперимент по упругому рассеянию реакторных нейтрино на электроне., Письма ЖЭТФ, 1986, Т.43, С.206-209.

S.Popeko L.A., Derbin A.V., Kondurov I.A., Màrtynov V.V., Klapdor H„ Metzinger J., New possibilities in double beta —decay experiment using enriched Ge —76 inside of an active Si(Li) shielding., in proc. Int. Symp. WEIN-86, Heidelberg, 1986, P.457 — 459.

Э.Бахланог; C.B., Дербин A.B., Муратова В.Н., Попеко A.A., Черный A.B. Шишкина Г.А., Нейтринные эксперименты при низких энергиях., препринт ЛИЯФ—1398, 1988, С.1 —14. Ю.Попеко Л.А., Дербин A.B., Черный A.B., Бахланов C.B., Муратова В.! ■!., Шишкина Г.А., Клапдор Н., Сверхнизкофоиоя.п установка с германиевой защитой., Письма ЖЭТФ, П89, Г.50, С.222-224.

П.Бахланов C.B., Дербин A.B., Муратова В.Н., Попеко Л.А., Черный A.B. Шишкина Г.А., Нейтринные эксперименты при низких энергиях., Известия АН СССР, сер.физ., 1989, Т.50, С.222-224.

12.Barabash A.S., I>rbin A.V., Popeko L.A., Yumatov V.M., "Search for double beta—decay ôf 76Ge to the exited states in 76Se", preprint LNP1- 17G3, 1992, P.l-8.

13.Дербин A.B., Черный A.B., Попеко Л.А., Муратова В.Н., Шишкина Г.А., Бахланов C.B., Эксперимент по рассеянию антинейтрино на электроне на реакторе Ровенской АЭС., препринт ЛИЯФ - 1764, 1992, С.1 - 10.

14. Дербин A.B., Ограничение на магнитный момент реакторных нейтрино., препринт ЛИЯФ—1765, 1992, С.1 —16.

15.Дербин A.B., Черный A.B., Попеко A.A., Муратова В.Н., Шишкина Г.А., Бахланов C.B., Эксперимент по рассеянию антинейтрино на электроне на реакторе Ровенской АЭС., Письма ЖЭТФ, 1993, Т.57, С.755-758.

16.Дербин A.B., Егоров А.И., Муратова В.Н.,Попеко Л.А., Бахланов C.B., Черный A.B., Поиск нейтрино с массой 17 кэВ в бета-распаде 63Ni., Письма ЖЭТФ, 1993, Т.58, С.3-6.

17.Дербин A.B., Ограничение на магнитный момент реакторных нейтрино., Ядерная Физика, 1994, Т.57, С.235—240.

18.Barabash A.S., Derbin A.V., Popeko L.A., Yumatov V.M., "Search for ßß —decay of 76Ge to the exited states in 76Se", Z.Phys., 1995, A352, P.231-233.

19. Дербин A.B., Егоров А.И., Муратова B.H., Бахланов C.B. "Новое ограничение на период двойного бета распада ядер 154Sm, 160Gd, ™Ег и lî6Yb на возбужденный уровень 2 + дочерних ядер", Ядерная Физика, 1996, т.59, N12, С.1 —4.

20.Дербин A.B., Егоров А.И., Митропольский И.А., Муратова В.Н., Бахланов C.B., Тухконен Л.М., Поиск "невидимого" аксиона, излучаемого при Ml—переходе |25тТе., Письма ЖЭТФ, 1997, Т.65, С.576—580.

21.Дербин A.B., Егоров А.И., Бахланов C.B., Муратова В.Н., Измерение ß —спектра 45Са с целью поиска отклонений от теоретической формы., Письма ЖЭТФ, 1997, Т.66, С.81-84.

22.Дербин A.B. Поиски магнитного момента нейтрино., Материалы XXXII Зимней Школы ПИЯФ., 1998, С.1 -23.

23.Дербин A.B., Егоров А.И., - Бахланов C.B., Муратова В.Н., Поиск SIMPs с помощью полупроводниковых детекторов на поверхности Земли., препринт ПИЯФ-2254, 1998, С.1-11.

24.Дербин A.B., Егоров А.И., Бахланов C.B., Муратова В.Н., Поиск сильновзаимо действующих массивных частиц с помощью полупроводниковых детекторов, расположенных на поверхности Земли., Ядерная Физика, 1999, Т.62, N.10.

Отпечатано в тюхирафии ПИЯФ РАН

188350, Гатчина Ленинградской обл., Орлова роща Зак525, тар, 100, уч.-inj. я. 2; 16.XU.1998 г.