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

САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ФИЗИЧЕСКИЙ ФАКУЛЬТЕТ

УДК 539.12/123 на правах рукописи

; г о од

Дербик Александр Владимирович • » ; ^ г - ,

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 2000 '

Работа выполнена в Отделении нейтронных исследований Петербургского института ядерной физики им. Б.П.Константинова РА

Официальные оппоненты:

доктор физико — математических наук, профессор ГРИДНЕВ Константин Александрович,

доктор физико — математических наук, старший научный сотрудник ЗАЙМИДОРОГА Олег Антонович,

доктор физико — математических наук, профессор ЛОЩАКОВ Игорь Иванович.

Ведущая организация —

Институт теоретической и экспериментальной физики РАН.

Защита состоится "¿3 " ж^аЛу^ъ. 2000 года в часов на

заседании диссертационного ^совета Д.063.57.14 по защите диссертаций на соискание ученой степени доктора физ. — мат. наук в Санкт-Петербургском государственном университете по адресу: 199034, Санкт-Петербург, Университетская наб., д.7/9.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Санкт-Петербургского государственного университета.

Автореферат разослан

' 2000 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

' О.В.Чубинский — Надеждин.

вЗМ, /?3>03

)

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, не обнаруженные 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, уд, ут 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 массы и дало бы значение Дт2.

Если нейтрино смешаны, то должны наблюдаться нейтринные осцилляции, активный поиск которых проводится как на реакторах и ускорителях, так и в экспериментах с атмосферными и солнечными нейтрино. Чувствительным 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 задачи работы. Диссертационная работа посвящена экспериментальному изучению таких реакций, как рассеяние реакторных нейтрино на электроне, бета-распад ядер 3Н, 63№ и 45Са, двойной бета-распад ядер 76Се, 1545т, 160Сс1, 170Ег и 176УЪ на возбужденные уровни дочерних ядер, ядерного магнитного перехода в ^^Те и рассеяние массивных частиц на ядрах, с целью поиска возможных отклонений от Стандартной модели.

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

В работе по измерению сечения рассеяния реакторных нейтрино на электроне, проводимой на Ровенской АЭС под руководством Попеко Л.А., впервые получено значение сечения для порога 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 ядер 7бСе, 1545т, 160Сс1, 170Ег и 176УЬ 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 Ml—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 обнаруживать гамма — активность ^Со на уровне 0.01 Бк. Предложенные и реализованные сборки кремниевых и германиевых детекторов, обладающее 4 л—геометрией позволяют регистрировать все продукты р —распада ядер на основное состояние. Разработанные пакеты программ для анализа формы р —спектра и поиска пиков с малой интенсивностью в у — спектрах уже нашли практическое применение в МАГАТЭ. Апробация работы. Основные результаты, вошедшие в диссертацию, опубликованы в 24 работах и 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 (ILL), (Гренобль, 1997 г.), национальной лаборатории Лос-Аламоса (LAMPF) (Аос —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 o(v,e) = (1.23±0.60)осм, где стсм

сечение рассеяния в Стандартной модели, вычисленное для спектра реакторных нейтрино и 31П201Л, = О.23.

2. Из результатов экспериментов по измерению сечения рассеяния нейтрино на электроне, выполненных на реакторах Савана — Ривер, Ровно и Красноярска получено новое ограничение на магнитный момент нейтрино Цу 2 1.5-10 ~10 цв (90% у .д.).

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

4. Получено новое ограничение на вероятность излучения тяжелого нейтрино ун с массой > 2те в р —распаде осколков деления. Из отсутствия распада данного нейтрино с испусканием электрон — позитронной пары (ун->у^ + е++е), установлено, что |иеН|2 не превышает значения (Ю-2 — 10 3) для нейтрино ун с массой в интервале 1.4 — 4.5 МэВ.

5. Измерен и проанализирован спектр электронов, возникающих в результате р —распада ядер 63№, помещенных между двумя 5Ц1л) — детекторами. Для нейтрино с массой 17 кэВ получено новое ограничение на параметр смешивания |иеН|2 < 0.0015 (90% у.д.), превышающее достигнутое на магнитных спектрометрах.

6. Измерен (5 —спектр 45Са с помощью БЦи) —детекторов. Получены новые ограничения на параметр смешивания для тяжелых нейтрино с массой в интервале 75—100 кэВ (¡иеНр<0.005 для 90% у.д.). Показано, что интенсивность монохроматического пика на конце р —спектра 45Са не превышает 1.3 Ю-7 распад-1 (90% у.д.)

7. Из результатов измерения уровня фона НРСе —детектора получено новое ограничение на вероятность 2р(0у + 2у) — распада ядра 7бСе на уровень 2+] ядра 76Бе: 1.11021 лет, что улучшает предыдущий предел в 3 раза.

8. Проведен поиск двойного бега —распада для ядер 1545ш, 160Сс1, 170Ег и ,76УЬ 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 125тТе вероятность излучения аксиона S 1.3-10-5 (90% уд.).

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 р —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 (ve,e) — рассеяния, ожидаемого в Стандартной модели, связанного с обменом W и Z —бозонами, и сечения, обусловленного магнитным моментом нейтрино. Показано, что в случае, когда фон обусловлен лишь слабым рассеянием, можно увеличить 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 (ve,e) —рассеяния, выполненные на реакторах Савана—Ривер (Reines F., et al., 1976) и Красноярска (Мартемьянов В.П. и др., 1992).

Во втором разделе первой главы кратко описан проект нейтринных экспериментов с кремниевым мультидетектором,

предложенный в ПИЯФ (Попеко Л. А. и др., 1980). 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 — « 3.210" 19(шУ/1 эВ)цв. Для достигнутого ограничения на массу уе, полученного в Троицке (Лобашев В.М. и др., 1998), 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 (Волошин М.Б., Высоцкий М.И., Окунь Л.Б., 1986) механизмом, объясняющим дефицит солнечных нейтрино за счет переворота спина нейтрино в магнитном поле конвективной зоны Солнца.

Наиболее чувствительным к р^. 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 ^ 10.8 Ю-10 рв (Кгакапег О.А. е1 а1., 1990) и для мюонных нейтрино - (л, < (7.4-9.5) 10"10 цв (АЬе К. е1 а1„ 1987).

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 сравнить теоретические предсказания с результатами эксперимента и, таким образом, найти возможный вклад в экспериментально измеренное сечение от магнитного момента нейтрино, необходимо усреднить дифференциальные сечения ёа/сШ для слабого и магнитного рассеяния как по спектру

нейтрино, так и по интервалу энергий (Е^Ео), в котором происходит регистрация электрона отдачи:

1 00 J

7 с аа

а(Е{,Ег) = { J —N(E,)dErdEt . (1)

'■'2 dE

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 (Копейкин В.И., Микаэлян Л.А. и др., 1996), МИФИ (Алексанкин В.Г., Родичев C.B., Рубцов П.М., и др., 1989) и институте Лауэ — Ланжевена (Schreckenbach К., et al., 1989) .

Спектры электронов отдачи для слабого и магнитного рассеяния (дифференциальные сечения рассеяния, усредненные по спектру реакторных нейтрино), приведены на рис.1. Видно, что они сравниваются при энергии 320 кэВ для магнитного момента равного 10"10 цв и Sin29w=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^Ез). полученные на трех вышеупомянутых детекторах, представленные в единицах сечения слабого рассеяния, приведены в таблице 1.

Таблица I

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

интервал (Е,-Е2), MeV отношение ^exo^weak ограничение на в ед. ю-'VB реактор, детектор

1.5-3.0 1.36 ± 0.39 < 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 <2.4 Ровно, ПИЯФ

3.15-5.2 1.21 ± 0.57 <2.4 Красноярск, ИАЭ

0.6-2.0 1.23 ± 0.60 < 1.4 Ровно, ПИЯФ

3.15-5.2 0.92 ± 0.49 < 1.9 Красноярск, ИАЭ

со

с:

0.01 0.1

1.0

10.

Е, МеУ

Рис.1. Ожидаемый спектр электронов отдачи (дифференциальное сечение), возникающих при рассеянии реакторных нейтрино: /1 Стандартная модель ($1П29^=0.23), 2) рассеяние за счет магнитного момента (ц, = Ю~10(1В).

Е, МеУ

Рис.2 Интегральное сечение для интервала (Е , 9/ МэВ в случае слабого ^яЛи/=0.2.3/ и 2) магнитного рассеяния (ц,= Ю~ ,0цв)-

Хотя в пределах ошибки (1о) 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 (аехр — <т№еа1[) + Лаехр, то получим значения (1.4 — 3.4) • Ю~10 (68% у.д.).

Предполагая, что увеличение измеренных сечений связано с магнитным моментом, и вычислив величину у} для различных значений получим, что значение ру=0 возможно с 40% —ной вероятностью (Р(х2>Х2ц=о) = 0-4)- Таким образом, гипотеза о том, что магнитный момент нейтрино равен нулю, не может быть отвергнута на основе %} — критерия. Для получения значения предела на использовался метод максимального правдоподобия. Была найдена функция правдоподобия. Интегрируя эту функцию от нуля до значения для которого полученная площадь составляет 90%, получаем, что 5 1.5-10"10 |1В (90% у.д.).

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" пЦв- Это верно до тех пор, пока не удастся использовать различную энергетическую зависимость для слабого и магнитного рассеяние при низких энергиях, но это еще нерешенная экспериментальная задача.

В третьей части раздела обсуждается возможность обнаружения магнитного момента на уровне 10~пцв. 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

Energy, keV

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

10 -а

Т

2 3

Energy, MeV

Puc.4. Ожидаемый спектр у—квантор, появляющихся в радиационном распаде реакторных нейтрино, и эффективность регистрации единичного события в интервале 0.6 — 2.0 МэВ.

распады более массивного нейтрино. В качестве наиболее вероятных детектируемых мод распада рассматривается радиационный распад и распад с испусканием

электрон —позитронной нары vH->vL + e + 4-е". Поскольку детекторы для регистрации (v,e) — рассеяния чувствительны и к у —квантам и к заряженным частицам, результаты экспериментов по поиску (v,e) —рассеяния использовались для обнаружения возможных распадов нейтрино. В Стандартной модели вероятность радиационного распада нейтрино, как и величина магнитного момента нейтрино, очень мала: 1 /т -(mvH/30 эВ)5 10~29 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 vH, усредненный по спектру нейтрино, приведен на рис.4., там же показана эффективность регистрации у —квантов е(Е^) 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 TCM/mvxCM > 200 с эВ-1, что на порядок превышает результат достигнутый в Гесгене (Vogel Р., 1984).

Распад vH->-vL + е + + е ~ возможен, если масса нейтрино mvH больше, чем 2mQ. Вероятность наблюдения такого распада в потоке реакторных нейтрино зависит как от массы тяжелого нейтрино, так и от угла смешивания UeH. Выражение для ожидаемого спектра суммарной энергии электрона и позитрона было проинтегрировано в интервале 1.3 — 2.0 МэВ для различных значений mv и для получения ограничения на UeH 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 |UeH |2 S Ю-2 — 10~3. Кривая ограничения показана на рис.5 в сравнении с результатами экспериментов, выполненными на реакторе в Ровно (Копейкин В.И., Микаэлян A.A., Фаянс С.А., 1990) и Гесгене {Oberauer L., Von Feilitzzsch F., Mossbauer R.L., 1987).

см

ТтттттгГ

4.0 5.0

МУ, МеУ

Рис.Ограничение на возможную примесь массивною нейтрино в Р — распаде осколков деления ядерного топлива. 1 —из результата эксперимента на 3 блоке РАЭС, 2,3,4 — результаты, полученные на 2 блоке РАЭС (ИАЭ} и в Гесгене.

Вторая глава. Представлены результаты трех экспериментов по измерению р —спектров ядер 3Н, 63Ы1 и 45Са. Измерения с 3Н проводились 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 (Сумбаев О.И., 1995). 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 45Са к основному

источнику был добавлен источник конверсионных электронов, что позволило использовать при фитировании реальную форму линии для электронов, регистрируемых детектором.

В первом разделе второй главы приведено выражение для ожидаемого энергетического спектра электронов, возникающих при ß — распаде. Представлена ожидаемая форма ß —спектра в случае, когда имеет место смешивание нейтрино. Кратко описаны основные экспериментальные результаты по измерению массы нейтрино, возникающего в ß —распаде трития. Результаты экспериментов по измерению и анализу ß — спектров 3Н, e3Ni и 45Са представлены, соответственно, во втором, третьем и четвертом разделах главы.

В 1985 г. по результату измерения ß —спектра трития, имплантированного в Si (Li)— детектор, было объявлено о существовании нейтрино с массой »17 кэВ, излучаемого с вероятностью « 3% (Simpson J J., 1985). В 1989-1991 г.г., на существование нейтрино с массой 16.8±0.4 кэВ и углом смешивания Sin29 = 0.0085±0.001 было указано в целом ряде работ, анализирующих ß —спектры ядер 3Н (Hirne A. Simpson J.J., 1989), 35S (Simpson JJ„ Hirne А., 1989), 14C (Sur В., Norman E.B. et al„ 1991) и 63Ni (Hime A., Jelley N., 1991) и спектры тормозного излучения 55Fe (Zlimen I., et al., 1991) и 71Ge (Norman E.B., et al., 1992), измеренных с помощью твердотельных детекторов. Эти результаты находились в выраженном противоречии с данными экспериментов, выполненных на магнитных спектрометрах (Апаликов A.M. и др., 1985, Altztroglou T. et al., 1985, Markey J., Boehm F., 1985).

Достоверность интерпретации результатов

экспериментов по измерению формы ß —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 низкоэнергетичной части или введение поправок в выражение для спектра, с целью получения более приемлемого у}, всегда дает повод для сомнений.

Для проверки возможности существования нейтрино с массой 17 кэВ нами был измерен р —спектр 63Мк Граничная энергия электронов Е0= 67 кэВ, период полураспада Т1/2= 100 лет — эти значения являются, практически, оптимальными для поиска нейтрино с данной массой. Тонкий слой 63ЬП наносился прямо на золотое покрытие 31(1л) — детектора, 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 отличались от тех, которые использовались в работах, "наблюдавших" тяжелое нейтрино.

Для получения источника 1 мг 62№0 в течение двух недель 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 Се — детектором. Рабочий " источник 63№ диаметром 5 мм и активностью 3.6 103 Бк наносился на золоченную поверхность БЦЫ) —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 «100 эВ/канал. Разрешение, измеренное по 59

Рис.6. Суммарный энергетический 0—спектр 63М, принятый к обработке (кривая //. Дъг одной из серий — кривая 2— спектр несовпадающих событий и кривая 3 — спектр событий, зарегистрированных двумя детекторами, умноженный на 3.

кэВ —ной 7 — линии 241 Ат составляло 1.1 кэВ. Максимальное отклонение от линейной энергетической градуировки, проведенной по у—линиям 241 Аш и 169УЬ, а также рентгеновским линиям, возбуждаемым источником 24'Аш, не превышало 25 эВ. Порог дискриминатора для отбора совпадающих событий был установлен на уровне 3 кэВ. В памяти компьютера накапливались два амплитудных спектра по 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 для одной из серий, спектр

электронов, зарегистрированных двумя детекторами в той же серии, увеличенный для сравнения, в три раза, и суммарный энергетический спектр 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 на поверхности детекторов. Определенная вероятность обратного рассеяния для электронов равнялась 23%.

Статистическая обеспеченность в районе ожидаемого конца р—спектра от тяжелого нейтрино составила 1.1107 событий/кэВ. Полученный экспериментальный спектр р — частиц сравнивался с выражением:

ГМ^ )=А Е 5(Ек,Е0)Я(о,Е1 ,Ек)(1+а(Е0-Ек)), (2)

где А — нормировочная константа, И — гауссовская функция с дисперсией ст,

3(Ек,Е0) = (1 — |исН |2 )3(Ек,Е0,0) + |иеН I2 5(Ек,Е0,17кэВ) (3) — сумма двух р —спектров с граничной энергией Ео и массой нейтрино ту=0 и ту=17 кэВ, параметр а был введен для компенсации низкоэнергетического хвоста функции разрешения.

При поиске минимума функционала у} варьировались 4 параметра — А, Е0, ст 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 с параметрами из оптимального фита и при фиксированном значении иеН=0 показано в верхней части рис.7. Для фиксированного значения пк,= 17 кэВ минимальное значение х2 получается при |иен12 =0,0002. Таким образом, выбранная модель теоретической функции согласуется с экспериментальными результатами в предположении, что исН = 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 |исНр =0,01 и шу=17 кэВ показаны в нижней части рис.7. Полученное значение у}п —12.3 противоречит результатам работ, свидетельствующим о существовании тяжелого нейтрино. Для

Ее,кеУ

Рис.7. Результаты оптимального фига (¡-спектра бз№ для М, = О и I иен\2=0 (вверху) и М, = 17 кэВ и | иеН\2=0.01. Сплошная кривая показывает дополнительный в клал в спектр для М, = 17 кзВ и

1 иеН\2=0.001.

90% уровня достоверности было получено, что |иоН|2 < 0.0015, что превышает результаты, достигнутые на магнитных спектрометрах при измерениях с ядрами 63№ (¡исН|2 < 0.003) и 35Б (|иеН|2 < 0.0017).

В третьем разделе второй главы описан эксперимент по измерению (5—спектра 45Са. В эксперименте по поиску массы нейтрино в Троицке (Лобашев В.М. и др., 1998) наблюдается

узкий пик вблизи конца ß —спектра трития с шириной не превышающей разрешения спектрометра, и с относительной интенсивностью порядка Ю-10 . В то же время, полученные в экспериментах Токио (Kawakami Н., et al„ 1991), Лос-Аламоса (Robertson R.G.H., et al., 1991) Цюриха (Frittschi M„ et al., 1991), Майнца (Backe H., et al., 1993) и Ливемора (Stoeffl W., Decman D., 1995) отрицательные значения mv2 могли бы быть объяснены наличием монохроматического пика слева от граничной энергии и с интенсивностью порядка Ю-9. Возможные нестандартные варианты объяснения возникновения этого пика, такие, как связанное состояния нейтрино или существование нейтринного моря, возбуждают экспериментальный интерес к поиску аналогичного эффекта для других ß — распадчиков.

В выполненной нами работе, для обнаружения вышеуказанных эффектов анализировался спектр 45Са (Т,\2 = 164 дня и Е0 =256 кэВ). Для регистрации электронов использовался Si(Li)— 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 241Ат, составило 0.4 кэВ. Таким образом, различие в потерях энергии электронов 120 и 270 кэВ не превышало 200 эВ.

Рис.8, Результаты оптимального фита (3 —спектра 45Са в интервале 140 — 270 кэВ аля 1 иец\2=0. Цена канала 1 кэВ. Сплошная кривая показывает дополнительный вклад, при фиксированных параметрах подгонки, для М, = 50 кэВ и | иеН|2-0.01.

Всего было зарегистрировано 8108 распадов 45Са. Экспериментальный спектр сравнивался с теоретическим путем поиска минимума функционала у}. 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:

М(Е1)=АЕ5(Ек,Е0)Н(Е!.Ек), (4)

где А — константа нормировки, ЩЕ^Ек) — экспериментально определенная функция разрешения в интервале Ei ± 3 кэВ. К

функции !Ч(Е,) был добавлен постоянный "хвост", пропорциональный аЕЫ(Е4)/Е^ 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. Такая процедура подгонки обеспечивает приемлемое значение у} в интервале 140 - 270 кэВ. Зависимость ц АЛЯ оптимального фита (М„=0) показана на рис.8. 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 125ш-ре 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 Ю-2 распад-1.

0.010

X а)

э

0.001

1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1

' ' 2 - 35Б

- '; \ з-35э .. 4-мСи -

1 1 1 1 1 I 1 1 / 1 - 45Са . I . 1 • 1

20 40

60 80 М,„ ке\/

100 120 140

Рис.9. Ограничение на параметр смешивания | исН\2 (90% у.д.), полученное в эксперименте с 45Са. Кривые 2, 3 и 4 соответствуют ограничениям из работ, выполненных в ИТЭФ, СГГ и ПЛ..

Для различных масс нейтрино Му определялась вероятность излучения путем построения профиля х2- На рис.9

показана полученная кривая ограничения на вероятность смешивания тяжелого нейтрино с массой в интервале 20—160 кэВ (90% у.д.) в сравнении с другими экспериментами.

Обнаружение монохроматического пика на непрерывном спектре является более модельно независимой задачей, чем поиск вклада от плавно возрастающей функции в случая 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 пика, с энергией, равной граничной энергии ß —распада 45Са, составило 1.3 10~7 распад-1.

Третья глава. Приведены результаты экспериментов по поиску двойного ß —распада ядер 76Ge, 154Sm, 160Gd, 170Ег и l76Yb на возбужденные уровни дочерних ядер. В первом разделе главы кратко описаны возможные механизмы безнейтринного (2ß0v) и двухнейтринного (2ß2v) — двойного бета—распада. Интерес к 2ß0v—распаду на возбужденный уровень 2+ дочернего ядра связан с тем, что, в отличие от перехода на уровень 0 + , он может быть вызван лишь правыми токами. Несмотря на то, что энергия перехода на возбужденные уровни меньше, поиск таких 2ß — переходов был специально проведен в целом ряде работ для ядер 94Zr, 96Zr, 100Мо, 1,6Cd (Norman Е.В., Meekhof D.M., 1987), 128Te, 130Te (Belotti E. et al„ 1987) и недавно был обнаружен 2ß — распад 100Мо на уровень О4", ядра 100Ru (Барабаш A.C. и др., 1995).

Открытие в прямых экспериментах 2ß2v —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 2ß0v — процесса.

16

sz 12 o o o

5 8

с

Э

o

O 4 0

500 520 540 560 580 600 620 640 660

Energy, keV

Puc.iO. Спектр НРСе—детектора (115 см3), измеренный за 1000 часов. Стрелками показано положение ожидаемых у —линий.

Во втором разделе главы приведен анализ результатов измерения фона HPGe — детектора, помещенного внутри германиевой защиты (Попеко A.A. и др, 1989), с целью поиска 2ß —распадов 76Ge на возбужденные уровни 76Se. Представлены результаты расчетов фона, связанного с радиоактивностью ^Ge, и эффективности регистрации у — квантов с энергией, соответствующей возбужденным уровням 76Ge. Схема распада 76Ge->76Se 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 у—линии с энергиями 559.1 и 563.2 кэВ, а для перехода на уровень 2+2 —у —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 2ß(2v + 0v) —распада в 3 — 6 раз превысили пределы, достигнутые в предыдущих работах коллаборации

Москва —Гайдельберг (Балыш А., Бек, М., Беляев С. и др., 1992).

Таблица 2

Предел на период полураспада 76Се на возбужденные

уровни 765е в единицах 1021 лет 90% У.Д.).

А Е2[1. кэВ Т1/2 2{3(2У+ОУ) настоящая работа 2Р(2у + 0У) 2Р(0У)

предыдущие работы

2+, 1480.5 >1.1 >0.37 >430

о+, 917.3 >1.7 >0.37 >20

2+, 823.5 >1.4 >0.24 >1.2

В третьем разделе главы описан эксперимент по поиску двойного бета-распада ядер 1543т, 160Сс1, 170Ег и 176УЪ, не изучавшихся ранее. Энергия первого возбужденного уровня 2+ у всех дочерних ядер лежит в пределах 80 —120 кэВ, поэтому подавление вероятности 2(3 —перехода на эти уровни, связанное с уменьшением фазового объема, минимально. Если считать, что вероятность 2(52\' — распада пропорциональна одиннадцатой степени энергии перехода, то вероятность распада 160Сс1 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, Сс1, Ег и УЪ, содержащих 99,999% основного элемента, помещались между двумя полиэтиленовыми пленками и равномерно располагались на боковой и торцевой поверхностях крышки

ЫП кеУ

121.1 кеУ

1024 -

2048

1024

1024

512

84.3 кеУ 170 Ег

- 88.4 ксУ ^ ^ 1

тУЬ

30 62 94 126 158 190 ЕЛеЧ

Puc.lt. Спектры фона в интервале 30 - 200 кэВ для образцов 5т, су, Ег и УЪ. Вертикальными линиями отмечены значения энергии уровня 2+ соответствующих дочерних ядер.

криостата, которая закрывала кристалл германия. Общая площадь источника составляла 200 см2; массу исследуемого образца (<100 г) ограничивало само поглощение в слое оксида.

Для определения абсолютной эффективности регистрации у —квантов применялись стандартизованные калибровочные источники 57Со и 109Cd. 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 2р — переходам на возбужденный уровень, является довольно значительный коэффициент электронной конверсии для всех у—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 интервале 0,5—0,2, а эффективность регистрации для рентгеновских К«—линий в 1,5—2,0 раза меньше, чем для гамма—линий, что связано с поглощением рентгеновского излучения 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 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. 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 147Sm (Ti/2 = 1.110й лет). При изучении иттербия следует использовать образец, хорошо очищенный от соседнего редкоземельного элемента лютеция, поскольку бета —распад 176Lu (Т1/2 = 3,6 Ю10 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.

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

Т1/2 (лет) > Ьп(2) Ы0Ме,£2е3Т/АФ , (5)

где —число Авогадро, А— атомный номер ядра, Ф — верхний предел на число отсчетов в области ожидаемого пика, М —масса образца, е^ содержание изотопа, е2—выход у— линии, е3— эффективность регистрации и Т — время измерения. Для определения значений Ф 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 гауссовской функции со средним значением, равным энергии перехода, и дисперсией, определяемой разрешением детектора.

Таблица 3

Ограничение на полупериод 2/8 2уН)г)-распада на уровень 2+

Переход Энергия 20 — перехода, кэВ Энергия уровня 2+, кэВ Предел на Т,/2. лет, (68 % у-д.)

1545т !54Сс1 1250,0 123,07 ^ 2,3 1018

160Сс1 -*■ 160Ву 1731,1 86,79 2> 6,5 1017

170Ег 170УЬ 654.2 84,26 > 3,2 1017

176уъ _> п6ш 1076,9 88,35 й 1,6 10'7

Таким образом, для ядер 1545ш, 160Сс1, ,70Ег и 176УЬ получены новые ограничения на период 2{3(Оу + 2V)—распада на возбужденный уровень 2+ ядер 154Сс1, 160Оу, 170УЬ и 176Ш на уровне 1017 —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 кандидат00 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 аксиона в ядерных магнитных переходах. Рассматривается история возникновения представлений о "стандартном" и "невидимом" аксионе. В третьем разделе изложены результаты поиска сильновзаимодействующих массивных частиц (81МРб) на поверхности Земли.

Введение в теорию аксиона (Рессе1 Я.О, Ошпп Н.И., 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. В нашей работе для обнаружения аксиона анализировался энергетический спектр фотонов и электронов, возникающий при распаде ядра 1 -5тТе (Т]/2 — 57 дней). Это изомерное ядро испытывает два последовательных у —перехода с энергиями 109.3 кэВ (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 планарных НРСе —детектора, плотно прилегавших друг к другу торцевыми плоскостями. В центре

Аетекторов. Максимум пиков 5 и 19 равен 1.51(Р кэВ~'.

Энергия, кэВ

Рас. 13. Спектр полной зарегистрированной энергии при распаде ,25/пТе. Интенсивность основного пика уменьшена в 20 раз. Стрелками указаны положения ожидаемых "аксионных"линий.

торца одного из детекторов была вышлифована маленькая лунка, глубиной «0.5 мм и диаметром 3 мм, в которой находился источник 125г"Те. 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 Si(Li) — детектором, после чего был измерен спектр рентгеновского излучения при распаде 125тТе и определена вероятность испускания L —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 125tnTe 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 (Kai,02) и 104.5 кэВ (е104, e77 + Kai). Монохроматической линии электронов с энергией 77 кэВ соответствует пик 14. Разрешение HPGe — детектора, измеренное по этой линии, 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 1.4105 кэВ"1 и определялся хвостами электронных линий, связанными с многократными отражениями электронов от поверхности детекторов.

Для нахождения интенсивностей 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 1а/1т= (6 ± 4) Ю-6, что соответствует ограничению 1а/17 2 1.3 10-5 для 90% уровня достоверности.

Отношение вероятностей аксионного и магнитного переходов равно:

<о —-----2

со , (1+5 2)е2

(б)

гАе gl ~ изоскалярный и изовекторный параметры взаимодействия аксиона с нуклоном, /*,(п) = —3.827 — спиновое гиромагнитное отношение нейтрона, 5= Е2/М1 — примесь Е2—перехода и -т\. Зависимость а,/ит от та

имеет колоколообразный вид, достигая максимального значения, равного 2.8 10_б при та = 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 проводились 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 — ?3As, 57Со, 125I, 119mSn и 123mje

Во третьем разделе IV главы 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 (Rich J., et al., 1987) и подземных экспериментах (Coldwell D.O., et al., 1994, Bacci С., et al., 1994), тем не менее, для SIMPs существовала область масс Мн (10s — 108 ГэВ) и сечений взаимодействия (на нуклон) ор (10~22 — Ю-30 см2), свободная от экспериментальных оценок (Starkman G.D., 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 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 241Аш 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 мкс 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. Уровень 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/MHexp(-2MtE;R2/3h2)I(do/dEk)f(uk) ъкДик/ (7) где N — число ядер в детекторе, Т— время измерений, р — плотность частиц с массой Мц в гало Галактики. Экспоненциальный множитель учитывает потерю когерентности при больших переданных импульсах, Mv и R — масса и радиус ядер детектора. За распределение SIMPs по скоростям f(o) принималось распределение Максвелла— Больцмана со средней квадратичной скоростью urms = 270 км/с, обрезанное для скоростей больше uesc=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 С2 = а2Ср2, где а — определяемый параметр д\я БМРб. При сравнении экспериментальных спектров с ожидаемым выражение для N(Е() было поправлено на ионизационную эффективность для ядер.

80 —-1 I-[-1-1-1

50 100 150 200

Епегду, кеУ

Рис.14 Спектры сигналов НРСе— и 5/(Ц) —детекторов. Непрерывная кривая — ожидаемый спектр ядер отдачи при рассеянии в детекторе частиц с массой Мц = 1(Р ГэВ и с константой взаимодействия, в 10 раз превышающей фермневскую.

На рис.14 приведен ожидаемый спектр ядер отдачи германия для когерентного спин —независимого рассеяния 31МРз, с плотностью р = 0.4 ГэВ/см3, массой Мн= 103 ГэВ и эффективной константой взаимодействия 10 СР. Для определения возможного вклада от рассеяния 51МРб измеренные спектры описывались полиномом второй степени и выражением для Ы(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 са для всего интервала энергий.

Для повышения чувствительности прибора к БШРв с большим сечением рассеяния верхняя часть пассивной защиты была удалена — НРСе—детектор находился в открытом колодце из пассивной защиты, с телесным углом 0.15 ср, и в направлении, перпендикулярном поверхности Земли, его защищали атмосфера, бетонное перекрытие здания и пластик активной защиты. Был измерен спектр сигналов от всех частиц, провзаимодействовавших 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 энерговыделением в детекторе от 30 кэВ до 1.5 ГэВ.

Результаты измерений представлены на рис.15; здесь же приведен спектр сигналов от мюонов, зарегистрированных в

Energy, MeV

Рис.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 — спектр мюонов, зарегистрированных в совпадении с активной защитой, закрывающей угол 0.15 ср.

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 ИРве —детектором с энергией более 1.5 ГэВ составило 1.2 ±0.3 сутки-1, скорость счета частиц, не давших сигнала в активной защите, составляла <0.25 сутки-1 для энергий > 0.5 ГэВ.

При рассеянии в веществе Б1МР8 теряют свою первоначальную энергию Е0:

Е = Е0ехр(-2/М„1аА1с1Лшге(12(Л1)/МА^) , (8) где <1; —плотность среды, М/и — масса рассеивающих ядер, xí — длина пробега в веществе, тге(1(А) — приведенная масса для ядра А; и Мн. Для сравнения с результатами других работ сечение стА пересчитывалось в сечение на нуклон — ор.

При Стр>10-30 см2 число рассеяний 31МРз в кристалле превышает единицу, а энергия, выделившаяся в детекторе, становится пропорциональной ЫдОдДЕ, где Ид—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 51МРв и мюонов.

На рис.16 в осях 1дстр — 1дМн проведена замкнутая кривая АВЕБ, внутри которой исключается возможность существования 31МРз. Прямая АВ ограничивает сверху область существования БШРб с сечениями взаимодействия Ор<(10-39—10-3|)см2. Кривая АБ ограничивает сверху область малых масс 81МРб — частицы с Мн < 30 ГэВ не создают в детекторе сигналов с эквивалентной энергией > 30 кэВ. Прямая ЕЯ 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 Г(и) модифицировалось в соответствии с (8) и по формуле (7) вычислялся спектр ядер отдачи. Нижний предел для ар находился из требования, чтобы средняя энергия ядра отдачи была не меньше энергии кинематического порога, когда еще возможно появление

1_од10Мн, (ве\0

Рис. 16 Ограничения на параметры <гр и Ми. I — настоящая работа, 2,3 — результаты экспериментов иСБВ/ЬВЬУиСВ. Заштрихованными показаны существовавшие области, своболные от оценок. Вертикальная штриховка при наличии асимметрии Б1МРз—антиБМРя, горизонтальная -Аля симметрии.

электронов с энергией больше ширины запрещенной зоны ППД. Ломаная ВСЭЕ ограничивает слева область сверхвысоких масс. Число сигналов с энергией >1.5 ГэВ не превышает 1.5 событий/сут, что численно соответствует потоку БИИРэ с Мн = 41012 ГэВ при стр210~30 см2. Нижний предел для стр при этой массе составил величину 2 10~19 (рис.16, точка Е).

При Ор^Ю-22 см2 БЫРв проникают сквозь пассивную защиту и с этим связано увеличение чувствительности к Мн (точка О). При ор <10~26 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 БШРэ в измеренный спектр сигналов, не совпадающих с активной защитой, в данной области масс —сечений он сравнивался со спектром, аналогичным спектру мюонов, положение максимума

которого определялось значением стр. Эти результаты соответствуют кривой ВС.

Чувствительность к SIMPs, лежащим за пределами пятна ABEF, может быть увеличена, и границы ABEF, полученные для 68% у.д., могут быть расширены: вниз — при уменьшении уровня фона в кэВ —ной области 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 A.B., Петров Ю.В., Попеко A.A., 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 A.A., Дербин A.B., Экспериментальные возможности изучения ve и ve взаимодействий на высокопоточном реакторе ПИК., препринт ЛИЯФ, 1980, № 585, С. 1-52.

4.Дербин A.B., Попеко A.A., Измерение бета —спектра трития, внедренного в Si(Li)—детектор., препринт ЛИЯФ, 1983, №863 , С.1-14.

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 С.В., Дербин A.B., Муратова В.Н., Попеко A.A., Пацекина Г.В., Смирнова A.C., Черный A.B., Шишкина Г.А., Двадцатипятикилограммовый кремниевый детектор — модель детектора для экспериментов по упругому рассеянию нейтрино на электроне., препринт ЛИЯФ, 1983, №864, С.1 — 12.

7.Дербин A.B., Попеко A.A., Черный A.B., Шишкина Г.А., Новый эксперимент по упругому рассеянию реакторных нейтрино на электроне., Письма ЖЭТФ.1986, Т.43, С.206-209.

8.Popeko L.A., Derbin A.V., Kondurov I.A., Martynov 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. Syrap. WEIN—86, Heidelberg, 1986, P.457 —459.

9. Бакланов C.B., Дербин A.B., Муратова B.H., Попеко A.A., Черный A.B., Нейтринные эксперименты при низких энергиях., препринт ЛИЯФ, 1988, No.1398, С.1-14. Ю.Попеко A.A., Дербин A.B., Черный A.B., Бахланов C.B., Муратова В.Н., Шишкина Г.А., Клапдор Н., Сверхнизкофоновая установка с германиевой защитой., Письма ЖЭТФ, 1989, Т.50, С.222-224.

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

12.Barabash A.S., Derbin A.V., Popeko L.A., Yumatov V.M., "Search for double beta—decay of 76Ge to the exited states in 76Se", preprint LNPI, 1992, No.1763, C.l-8.

13.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., препринт ЛИЯФ, 1992, No.1764, С.1- 10.

14.Дербин A.B., Ограничение на магнитный момент реакторных нейтрино., препринт ЛИЯФ, 1992, No. 1765, С.1 — 16.

15.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., 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., A352, p.231-233, 1995.

19. Дербин A.B., Егоров А.И., Муратова B.H., Бахланов C.B. "Новое ограничение на период двойного бета распада ядер 154Sm, 160Gd, 170Er и ,76Yb на возбужденный уровень 2+ дочерних ядер", Ядерная Физика, т.59, N12, с.1 —4, 1996.

20.Дербин A.B., Егоров А.И., Митропольский И.А., Муратова В.Н., Бахланов C.B., Тухконен A.M., Поиск "невидимого"