Исследование двойного бета-распада 100Mo тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

Государственный научный центр РФ Институт теоретической и экспериментальной физики

На правах

Саакян Рубен Ромикович

Исследование двойного бета-распада ,00Мо

Специальность: 01.04.16 - физика ядра и элементарных частиц

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва 2004 год

УДК 539.12

Работа выполнена в Государственном научном центре РФ Институт теоретической и экспериментальной физики, г Москва и Национальной лаборатории Гран Сассо, Италия

Научный руководитель:

доктор физ.-мат. наук А С Барабаш

Официальные оппонеты:

доктор физ.-мат наук, профессор Л.Б. Безруков (ИЯИ РАН)

кандидат физ.-мат.наук О.Я. Зельдович (ИТЭФ)

Ведущая организация: ЛЯП ОИЯИ, Дубна

Защита состоится 2 ноября 2004 года в И часов на заседании диссертационого совета Д.201.002.01 в ГНЦ РФ ИТЭФ по адресу: 117259, Москва, Б. Черемушкинская ул 25 в конференц-зале Института.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИТЭФ.

Автореферат разослан 1 октября 2004 г.

Ученый секретарь

диссертационного совета Д.201.002.01 кандидат физ.-мат. наук с ' - в.В Васильев

fis/jy

2005-4 13367

3

Общая характеристика работы Актуальность темы

Данная работа посвящена одной из наиболее интересных и бурно развивающихся областей физики элементарных частиц и атомного ядра - двойному бета распаду. После более чем полувековой истории исследований, интерес к ßß распаду не только не упал, но, наоборот, в последнее время значительно возрос. Это связано с недавним экспериментальным обнаружением нейтринных осцилляции, что однозначно свидетельствует о ненулевой массе покоя нейтрино Существуют, однако, по крайней мере, два фундаментальных вопроса нейтринной физики, на которые осцилляционные эксперименты не смогут ответить. Первый вопрос связан с природой массы нейтрино. Необходимо ответить на вопрос, является ли нейтрино майорановской (v = v) или дираковской (и ф v ) частицей, что в свою очередь тесно связано в вопросом о сохранении полного лептонного числа Большинство современных теорий великого объединения требуют небольшого нарушения закона сохранения лептонного числа и отдают предпочтение майорановскому нейтрино, гак как в этом случае становится возможным естественным образом объяснить малость mv по сравнению с массами других лептонов (например, в рамках механизма "see-saw"). С экспериментальной точки зрения единственным чувствительным способом проверки закона сохранения полного лептонного заряда и идентичности нейтрино и антинейтрино является исследование безнейтринного двойного бета распада (Ovßß).

Второй вопрос связан с абсолютной массой нейтрино Сами по себе нейтринные осцилляции несут информацию не об абсолютной массе, а о разности квадратов массовых состояний нейтрино. Для получения абсолютной привязки помимо безнейтринного двойного 6eia распада используются данные экспериментов, изучающих бета распад трития, а также космологические данные Среди лабораторных "земных" экспериментов наиболее жесткие ограничения на массу майорановского нейтрино были получены именно из экспериментов по Ovßß распаду. mv < 0,3 - 1,0 эВ1. Кроме того, Ovßß распад может прояснить вопросы CP-нарушения в лептонном секторе (измерение майорановской СР-нечетной фазы) и иерархии нейтринных масс. Стоит отметить, что даже в случае отсутствия сигнала, доведение чувствительности ßß эксперимента до 0,1 эВ позволит исключить квазивырожденную иерархию, а в случае предела < 0,01 эВ и обратную иерархию, таким образом оставляя нормальную иерархию единственной возможностью Осцилляционные эксперименты установили приблизительный масштаб абсолютной массы

нейтрино, соответствующий т1Са1е = т/Д/и^* я 0,05 эВ. Это означает, что по крайней мере одно из массовых состояний нейтрино не меньше этого значения.

Существует более 10 предложений ßß экспериментов нового поколения, призванных на порядок улучшить современный результат, достигнув чувствительности < mscüie Таким образом, существует хороший шанс зарегистрировать положительный эффект от Ovßß в не столь отдаленном будущем, что объясняет повышенный интерес к Ovßß распаду и большое количество публикаций по этой теме в научной литературе за последние несколько лет

Экспериментальная задача достижения уровня чувствительности в районе 0,01 - 0,05 эВ чрезвычайно сложна Она предполагает использование, по крайне мере, нескольких сотен

Разброс связан с неопределенностями в расчетах ядерных

килограмм изотопа и подавление фона в энергетическом интервале ОуРР распада до уровня < 1 события в год Кроме того, ситуация осложняется существующей неопределенностью в расчетах ядерных матричных элементов Все это означает, что для аккуратного и надежного измерения эффективной майорановской массы нейтрино, необходимо обнаружить ОуРР распад в нескольких изотопах, используя разные экспериментальные методики. Наряду с Оурр распадом представляется интересным и важным изучение рр распада, протекающего с испусканием двух нейтрино (2урр) Обнаружение 2урр распада и прецизионное измерение его вероятности позволит экспериментально определить ядерные матричные элементы соответствующих переходов, что может оказать большую помощь в разработке корректной методики подобных расчетов для Оурр распада.

В этой связи использование жидкостной методики, описанной в данной диссертации и способной детально изучать обе, Оу и 2у, моды распада представляется важным и актуальным Жидкостная ионизационная камера была впервые применена для поиска двойного бета распада Была продемонстрирована возможность использования подобной методики в ультранизкофоновых условиях и ее перспективность для будущих экспериментов по поиску двойного бета распада.

Цель диссертационной работы

Основными целями диссертационной работы были'

1. Разработка, запуск и эксплуатация жидкостной ионизационной камеры в подземной

лаборатории Гран Сассо. 2 Разработка низкофоновой методики при работе с жидкоаргоновой ионизационной камерой.

3. Поиск двухнейтринной и безнейтринной мод двойного бета распада 100Мо

4. Получение экспериментальной оценки содержания радиоактивных 42Аг и 222Яп в жидком аргоне.

5. Разработка методики анализа данных геохимического эксперимента с древним минералом - баритом для исследование 2р\ Кр+- и 2К- процессов в и0Ва и 1:)2Ва.

Научная новизна

Научная новизна работы определяется следующим.

Впервые была использована жидкостная ионизационная камера для проведения ультранизкофонового эксперимента по поиску двойного бета распада. С помощью новой методики было получено независимое измерение периода полураспада 2у-моды рр-распада 100Мо и извлечен ядерный матричный элемент соответствующего перехода. Используя результаты этой работы, а также результаты четырех других измерений было впервые получено "мировое" среднее значение периода полураспада ' Мо. Были получены наиболее жесткие на сегодняшний день ограничения на содержание радиоактивных 42Аг и 222йп в жидком аргоне.

Была разработана методика анализа геохимического эксперимента с баритом, в результате которого были подучены наиболее жесткие на момент анализа данных ограничения на существование^4'-, и 2К- процессов в 130Ва и 132Ва.

Практическая ценность работы

Результаты, полученные в настоящей работе, могут быть использованы при планировании и создании нового поколения низкофоновых детекторов (нейтринные эксперименты, рр-распад, магнитный момент нейтрино и т. п.). Представленные в работе физические результаты используются в нейтринной физике, а некоторые из них включены в таблицы данных по свойствам элементарных частиц "Review of Particle Physics". Полученное нами "мировое" среднее значение периода полураспада (2vPP) 100Мо стало рекомендованным табличным значением для распада этого изотопа и используется теоретиками при расчетах ядерных матричных элементов.

Важным практическим результатом данной работы являются наиболее жесткие на сегодня 01раничения на содержание радиоактивных 42Аг и 222Rn в жидком аргоне. Эти результаты используются уже в настоящее время при проектировании низкофоновых экспериментов, использующих большие количества жидкого аргона в качестве рабочей среды для измерений в области низких энергий, например, предложенный недавно РР-эксперимент с "открытыми" германиевыми детекторами в жидком аргоне, а также эксперимент ICARUS и др.

Результаты, выносимые на защиту

На защиту выносится

I. Разработка и создание жидкоаргоновой ионизационной камеры. П. Разработка и создание низкофоновой установки для поиска двойного бета распада. Ш. Исследование двойного бета распада |00Мо.

IV. Исследование источников фона, важных для низкофоновых экспериментов, использующих жидкий аргон.

V. Разработка методики анализа экспериментальных данных геохимического эксперимента с баритом для поиска 2Р+-, Кр+- и 2К- процессов в 130Ва и шВа

Апробация диссертации

Основные результаты диссертации были опубликованы в 9 работах:

- A S Barabash, .., R.R, Saakyan et al., Nucí Phys. В (Proc. Suppl.) 35 (1994)384

- A.C. Барабаш, P.P. Саакян, Ядерная физика, 59 (1996) 197.

- V D. Ashitkov, ., R.R. Saakyan, et al., Ядерная Физика, 61 (1998) 1002.

- V.D. Ashitkov,..., R.R. Saakyan, et al., Nucí. Phys. В (Proc Suppl.) 70 (1999)233.

- V.D. Ashitkov,. ., R.R. Saakyan, et al., Ядерная Физика, 62 (1999) 2217

- V D. Ashitkov,.. , R.R. Saakyan, et al., Письма в ЭЧАЯ, №3[106] (2001) 69.

- В.Д. Ашитков,. ., P Р. Саакян и др., Письма в ЖЭТФ, 74 (2001) 601.

- V D. Ashitkov,.. , R.R. Saakyan, et a!., Nucí. Phys. В (Proc Suppl.) 110 (2002) 378

- В.Д. Ашитков,..., P.P. Саакян и др., ПТЭ, №2 (2003) 16.

Методические и физические результаты экспермента были представлены на международных конференциях NANPino2000 (Дубна, Россия), TAUP2001 (Гран Сассо, Италия), рабочих совещаниях в лаборатории Гран Сассо (Италия), ОИЯИ (Дубна, Россия) и на семинарах в Гран Сассо, ИТЭФ, университетском колледже Лондона и университете г Шеффилд (Великобритания).

Структура диссертации

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы из 131 наименования Общий объем диссертации составляет 81 страницу, она включает 28 рисунков и 8 таблиц.

Содержание работы

Во введении кратко описано состояние дел в нейтринной физике, сложившееся после открытия нейтринных осцилляций. Показано, что всестороннее изучение свойств массивных нейтрино возможно только совместными усилиями разных экспериментов, направленных на изучение как нейтринных осцилляций, так и двойного бета распада, бета распада трития, а также космологических данных. Продемонстрировано, что единственным практическим способом проверить, является ли нейтрино майорановской или дираковской частицей, может быть только исследование OvPP распада. Кроме того, для майорановских нейтрино OvPP распад является наиболее чувствительным методом измерения абсолютной массы нейтрино. Обоснована важность изучения 2v(3p распада, разрешенного стандартной моделью, для совершенствования методик расчета ядерных матричных элементов (ЯМЭ). Обоснована необходимость использования различных экспериментальных методик для исследования рр распада. Жидкостная ионизационная камера, описанная в диссертации, является новой и перспективной технологией для изучения низкофоновых процессов при низких энергиях.

Глава 1 посвящена современным исследованиям в области двойного бета распада В разделе 1.1 приведены элементы теории рр распада. Дано определение различным модам распада, приведены основные теоретические выводы, полезные для экспериментального исследования процесса. Расчетные спектры суммарной энергии электронов двойного бета распада изотопа 100Мо для различных мод распада приведены на рис. 1.

Полная вероятность 2vpp распада оказывается в первом приближении пропорциональна 11-й степени энергии рр перехода, а в случае OvPP распада, обусловленного ненулевой майорановской массой нейтрино, - 5-й степени Таким образом, наиболее перспективными для РР экспериментов являются изотопы со сравнительно большой энергией перехода. Кроме того, чем больше энергия перехода, тем меньше вклад фона от естественной радиоактивности в полезный эффект. В этом смысле 100Мо, распад которого исследовался в данной работе, является одним из самых интересных изотопов.

Несмотря на то, что теоретические достижения последних лет позволили значительно уменьшить разброс в расчетах ядерных матричных элементов, неопределенность в этих

вычислениях все еще оценивается теоретиками в среднем фактором ~ 2 Существует два основных подхода к расчетам: оболочечная модель (NSM - Nuclear Shell Model) и модель QRPA (Qasiparticle Random Phase Approximation).

Рис. 1. Теоретический спектр суммарной энергии электронов двойного бета распада 100Мо

Регистрация 2урр-распада позволяет определить ЯМЭ для 2у перехода экспериментально и проверить и усовершенствовать соответствующие схемы их расчета.

В параграфе 1.1.2 подробно рассмотрен наиболее популярный механизм Оурр распада, идущий за счет обмена нейтрино с отличной от нуля майорановской массой. Фейнмановская диаграмма этого процесса показана на рис 2

(Z,A)->(Z+2,A) + q + ei )

п

iW

v ■ v

n 5W-

Рис. 2 Фейнмановская диаграмма Оурр процесса, идущего за счет обмена легким майорановским нейтрино.

Проанализирована связь между майорановской массой нейтрино и наличием смешивания между нейтрино. Вероятность ОурЗ распада оказывается пропорциональной не абсолютной, а эфективной майорановской массе:

где а, - две майорановские фазы, отвечающие за сохранение (или несохранение) СР-четности. Элементы матрицы £//, (углы смешивания 0 и СР-фаза 6), а также Дт2,, мы узнаем из осцилляционных экспериментов.

Осцилляционные эксперименты установили приблизительный масштаб абсолютной массы

одно из массовых состояний нейтрино не меньше этого значения. В то же время <т,> зависит от СР-фаз и типа иерархии массовых состояний нейтрино. Среди трех возможных вариантов иерархии нормальной, обратной и квазивырожденной, предпочтительными с экспериментальной точки зрения являются последние две, так как предсказывают большие значения эффективной массы. В случае квазивырожденной иерархии <т> может быть довольно большой, порядка 0,1 эВ, то есть на уровне близком к современному лучшему пределу < 0,3 эВ В случае обратной иерархии <тУ> может быть порядка 0,01-0,05 эВ, что совпадает с чувствительностью планируемых экспериментов следующего поколения В случае же нормальной иерархии можно ожидать <т,> на уровне 0,005-0,01 эВ2. Для достижения такой чувствительности понадобится больше времени и следующее (по отношению к ныне планируемым) поколение экспериментов.

Кроме того в разделе 1.1 кратко рассмотрены и другие механизмы Оурр распада, такие как правые токи, распад с излучением безмассового голдстоуновского бозона - майорона и др

В разделе 1.2 освещены основные подходы к экспериментальному исследованию РР распада. Существуют две приниципиально различные группы опытов по изучению двойного бета-распада: прямые (счетчиковые) и косвенные. Среди косвенных экспериментов наибольшие успехи были достигнуты в так называемых геохимических экспериментах. Показано, что геохимические эксперименты продолжают привлекать I

интерес, в частности, в связи с их использованием для проверки гипотезы о возможной зависимости константы слабого взаимодействия от времени. Однако геохимические эксперименты не в состоянии различить Оу- и 2у-процессы РР-раслада, а определяют их суммарную вероятность. Для всестороннего изучения различных мод и механизмов |3р-распада необходимо проведение прямых экспериментов.

Центральным вопросом в прямых экспериментах являются фоновые условия. Одной из важных составляющих фока являются мюоны космических лучей Поэтому установку чаще всего приходится размещать под землей, в глубокой шахте или тоннеле Следующим важным источником фона является распад радиоизотопов, содержащихся в детектирующей системе и ее защите. Помимо изотопов от естественных цепочек радиоактивного распада (258и, И2ТЬ), имеются также радиоизотопы, образуемые нейтронами

нейтрино, соответствующий

Это означает, что по крайней мере

2 В этом случае <т„> может быть вырождена при "неудачной" комбинации а,

космических лучей и нейтронами спонтанного деления или реакции (а,п) от распада имеющегося всюду ""U В связи с этим в экспериментах по поиску рр распада используются высокочистые материалы с низким содержанием урана, юрия и других радиоактивных изотопов С точки зрения фоновых условий, наиболее перспективными являются изотопы с энергией перехода Qw>2,6 МэВ, то есть с энергией большей граничной энергии естественной радиоактивности (изотоп гмТ1 из ториевой серии). Кроме того, как было показано выше, вероятность всех мод pp-распада сильно зависит от величины фазового объема, то есть от Q№.

С известной долей условности прямые эксперименты по поиску pp-распада можно разделить на две основные группы' использующие детекторы мишени и трековые калориметры В параграфе 1 2 2 подробно проанализированы преимущества и недостатки каждого из этих подходов.

В настоящее время 2ур|}-распад зарегистрирован для 10-ти ядер, включая результаты прямых, геохимических и радиохимических экспериментов В параграфе 1 2 2 приведены значения наиболее аккуратно измеренных периодов полураспада для этих изотопов.

Проанализированы основные характеристики, предъявляемые к детекторам для эффективной регистрации Ovpp распада, такие как энергетическое разрешение детектора, эффективность регистрации, возможность наблюдения одиночных электронов и их угловых распределений и т д. Показано, что из-за существующих неопределенностей в расчетах ЯМЭ и сложности постановки экспериментов с чувствительностью более 1025 лет, необходимо исследовать рр распад, используя разные изотопы и экспериментальные методики.

Дана сводка лучших современных результатов по поиску Ovpp распада. Лучшим на сегодняшний день результатом является предеп, полученный экспериментами с обогащенным германием >1,9 10м , что в случае механизма майорановской ней финной массы соответствует пределу <т^> < 0,35 - 1,0 эВ

Кроме того, даны лучшие на сегодняшний день пределы на OvPPy0 с излучением майорона Вкратце обсуждены эксперименты по поиску 2vpp распада на возбужденные состояния дочернего ядра Обоснована важность подобных экспериментов для проверки и корректировки расчетов ЯМЭ. Интересным представляется и изучение Ov-перехода на возбужденное состояние, так как такой распад имеет ярко выраженную сигнатуру, когда в дополнении к двум электронам с фиксированной суммарной энергией появляются у-кванты определенной энергии При хорошем энергетическом разрешении такие эксперименты могут иметь практически нулевой фон, что, возможно, будет использовано в рр экспериментах будущего поколения.

В настоящее время существует более десятка предложений по проведению новых экспериментов, ставящих целью увеличить чувствительность к <т^> до 0,01 - 0, 05 эВ. Предлагаемые эксперименты, такие как Majorana, EXO, CUORE и др., предполагают использование сотен, и даже тысяч, киллограмм изотопа.

В конце главы приведены основные характеристики 9-ти предложенных проектов, а также оценка их чувствительности.

Глава 2 посвящена описанию установки и методики эксперимента DBA, который стартовал в подземной лаборатории Гран Сассо, расположенной на глубине 3500 м в.э., в Италии в 1996 году Этому предшествовала интенсивная работа по разработке детектора и

технологии эксперимента В качестве детектора выбор был остановлен на ионизационной камере на основе сжиженного аргона. Стоит отметить, что впервые подобного рода детектор был использован для поиска рр-распада В разделе 2 1 перечислены основные преимущества этой технологии, в частности такие как возможность изготовить детектор из высокочистых материалов, достаточно хорошее энергетическое разрешение, возможность использования пространственной информации и анализа формы импульса для подавления фона. Обусловлен выбор изотопа - ядра |00Мо, одним из главных преимуществ которого является высокая энергия перехода, 0» = 3033 кэВ.

В разделе 2.2 приведена общая схема эксперимента. Детектор был окружен пассивной защитой Электроника, за исключением предусилителей, размещенных непосредственно на детекторе, система сбора данных и система газообеспечения были вынесены за пассивную защиту.

В разделе 2 3 описана сама жидкостная ионизационная камера и принцип работы детектора, схематически показанный на рис. 3 Основным конструкционным материалом детектора был титан и его сплавы. Детектор охлаждался жидким азотом, поступающим в термостат камеры из 4000 литрового сосуда дыоара. Жидкий азот подавался в термостат очень медленным потоком, что достигалось с помощью специального вентиля тонкой регулировки Положение вентиля корректировалось в среднем раз в сутки в зависимости от уровня жидкого азота и давления паров аргона, контролируемых электроникой. Термостат был соединён с рабочим объёмом (с жидким аргоном и системой электродов, содержащей изотоп 1С0Мо) с помощью специальной трубки для выравнивания давления паров азота в этих объёмах. Температура жидкого аргона регулировалась с помощью нагревателей, размещенных на внешней поверхности рабочего объёма .

I

Рис 3 Схема и принцип работы жндкоаргоновой камеры

В параграфах 2.3.1 и 2.3.2 описаны система электродов и содержащиеся в ней изотопы 100Мо. Регистрирующая часть детектора была собрана из одинаковых измерительных секций (см. рис. 3). Каждая такая секция состояла из двух объединённых плоских

ионизационных камер с экранирующими сетками и общим катодом. Аноды у соседних секций также были общими. В кольцевые рамочные катоды вставлялась фольга из исследуемого изотопа (молибдена), толщиной около 50 мг/см* Катоды из обогащенного молибдена (обогащение — 98.4% |00Мо) чередовались с катодами из натурального Мо (содержащего 9.6% ,00Мо). Такое расположение гарантирует, что секции с натуральными и обогащенными фольгами находятся в одинаковых внешних фоновых условиях, так что рр-эффект может быть получен простым вычитанием спектров обогащенных и натуральных секций. Первые измерения были проведены с 4 обогащенными катодами с общей массой |00Мо 138 7 г Позже, количество Мо в детекторе было увеличено до 306 г (8 катодов из изотопа |0°Мо), что на момент измерений явилось самым большим количеством изотопа |00Мо, использовавшимся в эксперименте по двойному бета распаду Всего детектор включал 14 катодов, 15 анодов и 28 экранирующих сеток. Расстояние между сеткой и анодом было 5 5 мм, а расстояние между сеткой и катодом -14 5 мм

Высокое напряжение, подаваемое на катоды и сетки, было равно' - 4 8 кВ и - 2 кВ, соответственно. Сигналы с анодов считывались с помощью зарядо-чувствительных предусилителей и подавались на дальнейшую обработку в систему on-line. Полезными событиями являлись сигналы от двух одновременно вылетевших из катода электронов, индуцирующие сигналы с двух соседних анодов.

В разделе 2 4 описана пассивная защита, которая состояла из слоя свинца толщиной 15 см и "нейтронной" защиты Последняя включала в себя 25-ти сантиметровый слой воды для термализации быстрых нейтронов и слоя порошкообразной борной кислоты (Н3ВО3) толщиной около 1 см для захвата термализованных нейтронов С помощью "нейтронной" защиты удалось уменьшить фон от нейтронов в жесткой части спектра ( > 4 МэВ) приблизительно на порядок Пары азота из термостата детектора нагревались до комнатной температуры и направлялись внутрь пассивной защиты для вытеснения радона. Внутри свинцовой защиты были установлены полые блоки из оргстекла для уменьшения продуваемого нагретым азотом объема. Всё это позволило снизить активность радона внутри пассивной защиты с 200 Бк/м3 (концентрация радона в зале, где была расположена установка) до величины меньшей 1 Бк/м3.

В разделе 2.5 описана система газообеспечения установки, которая включала в себя 22 сорокалитровых баллона из нержавеющей стали с газообразным аргоном под давлением около 150 атм, систему очистки и систему контроля чистоты рабочего газа (аргона). Система очистки газа от электроотрицательных примесей на основе титановой "губки" была выбрана из-за низкого радиоактивного фона этого гетера. Например, системы очистки на основе "Oxisorb" или молекулярного "сита" выделяют в 100 - 1000 раз большее количество 222Rn, так как содержание 238U в материалах, из которых они изготовлены, в среднем во столько же раз выше по сравнению с титаном и составляет около 10_6н-10"7 г/г Однократное пропускание газообразного аргона через титанобую "Губку" в реакторе при температуре 850°С обеспечивало содержание электроотрицательных примесей на уровне меньшем 1.9*10""' экв. Ог, достаточном для нормального функционирования детектора. Содержание примесей в аргоне контролировалось с помощью двухфазного детектора электроотрицательных примесей, схема и принцип действия которого подробно описаны в разделе 2.5.

Раздел 2 6 посвящен электронике и системе набора данных on-line, схема которой приведена на рис. 4

С каждого предусилителя сигиал разветвлялся на "формированный" и "сформированный" каналы "Формированная" часть сигнала поступала в усилитель с тремя интегрирующими и дифференцирующими RC-цепочками, которые фильтровали сигнал, обеспечивая

приблизительно одинаковое время нарастания импульса для всех сигналов величиной около 3 мкс

Anplifiar Flash ADC

Рис. 4 Схема считывающей электроники, использовавшейся в эксперименте DBA.

Эти сигналы использовались для формирования триггера и измерения энергии события. "Неформированный" сигнал проходил лишь через одну дифференцирующую цепочку с постоянной дифференцирования 18 мкс для фильтрации микрофонного эффекта и использовался для получения временных характеристик события. Каждый сигнал оцифровывался независимо в восьмибитовом АЦП (Flash-ADC) с частотой преобразования 20 МГц Быстрая оцифровка каждые 50 не позволяла записывать форму импульса (типичные значения фронтов сигналов, снимаемых с ионизационной камеры, составляют 1,5 - 6 мкс) и использовать анализ формы "неформированного" импульса для подавления фона Таким образом, оцифрованные сигналы поступали с 30 каналов, по два канала на каждый анодный выход: с формировкой и без формировки. Аппаратный триггер вырабатывался при превышении сигналом порога в 700 кэВ хотя бы в одном из каналов. В этом случае оцифрованные сигналы со всех каналов (с формировкой и без неё) записывались на магнитную ленту. Универсальность этой тригерной конфигурации позволила с одной стороны произвести подробный анализ фонов, а с другой стороны получить интересные физические результаты, требующие регистрации одиночных событий: ограничения на концентрацию радиоактивного ,2Аг в атмосфере и на активность 222Rn в жидком аргоне.

Оцифровка и считывание информации производились со помощью модулей стандарта VME и компьютера MACINTOSH с программным обеспечением MACUA1 Для оптимального использования компьютерных ресурсов и уменьшения мертвого времени чтение и запись событий на магнитную ленту производились с буферизацией блоками из 16-ти событий. Загрузки детектора в режиме измерений составляли 5-7 Гц.

Для поддержания постоянного уровня жидкого аргона в рабочем объеме необходимо контролировать два параметра' давление насыщенных паров Аг и уровень жидкого азота в термостате. Была разработана компьютерная система контроля за этими параметрами,

описанная в разделе 2 7 Кроме того, было отлажено взаимодействие между программами контроля и сбора данных детектора on-line и разработана система пересылки данных о давлении и уровне азота в компьютерную сеть лаборатории.

В главе 3 описано моделирование функции отклика детектора методом Монте Карло Моделирование производилось с помощью программного пакета GEANT 3 21, широко используемого в физике элементарных частиц и ядерной физике.

В разделе 3.1 дано описание общей структуры разработанной автором программы, названной SIMDBA, освещены задание геометрических параметров установки и описание материалов, использованных в детекторе.

Схема расчета 2vpp распада 100Мо приведена в разделе 3.2. Описание начальной кинематики заключается в создании генератора событий, который представляет собой розыгрыш различных физических величин (таких, например, как кинетическая энергия частицы и угол вылета частицы по отношении к выбранной в пространстве оси) в соответствии с функцей распределения вероятностей этих величин в изучаемом процессе. Функции распределения вероятностей для каждого из электронов распада брались из [1]. В этих формулах использовалась поправка для учета влияния кулоновского поля ядра на форму спектров испускаемых электронов. По окончанию трекинга каждого из электронов в событии поглощенная в детекторе энергия "размывалась" гауссовой функцией со стандартным отклонением, равным экспериментально измеренному разрешению детектора После этого производится отбор полезных событий по следующим критериям:

a) Учитывается энергия, выделенная только в чувствительном объеме, т е. в жидком аргоне между первым и последним анодами в цилиндре с радиусом основания <15.1 см

b) Срабатывает только два соседних анода, принадлежащих одной секции

c) Событие отбирается, если в одной из половин секций был превышен аппаратный, а во второй - программный пороги, которые могут быть неодинаковыми и вводятся интерактивно при запуске SIMDBA.

На рисунке 5 показан смоделированный таким образом спектр суммарной энергии двух электронов 2vj}p распада |00Мо с порогами 800 кэВ + 500 кэВ.

мет»

Nenr-2*81

О

№an - 1J37 rms -«як

U M 1« U 2 2-2 2J 2» г»

m.v'

Рис 5. Спектр суммарной энергии двух электронов 2уРР распада |00Мо с порогами 800кэВ + 500кэВ, смоделированный программой ЙТМОВА

Расчитанная эффективность регистрации 2урр распада 100Мо составила 2,5%. Безнейтринный рр распад розыгрывается аналогично (раздел 3.3), однако, в розыгрыше использутся другие функции, описывающие спектры одиночных электронов Эффективность регистрации в случае Оурр распада оказывается существенно выше При порогах одиночных электронов 500кэВ + 500 кэВ эффективность регистрации полезных событий в энергетическом окне 2,8 - 3,2 МэВ составила 12,5%.

В разделе 3.4 приведена подробная схема моделирования отклика детектора иа содержание в нем радиоактивного изотопа аргона 42Аг. Как показано в [2], этот изотоп с периодом полураспада 33 года мог возникнуть в атмосфере в результате испытаний ядерного оружия в верхних слоях атмосферы в 60-е годы, либо, как указывают авторы [3], может нарабатываться в результате реакции 40Аг(а,2р)42Аг первичной компоненты космических лучей в верхних слоях атмосферы Потенциальным источником фона является не сам долгоживущий 42Аг, а Р- распад его дочернего изотопа 42К с высокой максимальной энергией электронов <3р= 3.52 МэВ. В связи с этим для низкофоновых экспериментов, использующих большие количества жидкого аргона, важно получить экспериментальную оценку концентрации 42Аг. Известно, что положительные ионы могут существовать в сжиженных благородных газах долгое время ( ~1сек), сохраняя свой электрический заряд. Таким образом возможно, что положительные ионы 42К, образовавшиеся в результате р-распада Аг, беспрепятственно дрейфуют к отрицательно заряженному электроду (катоду) и распад происходит уже с катодов В связи с этим при расчете эффективности регистрации Р-распада 42К в детекторе были рассмотрены обе возможности: равномерное распределение 42К в рабочем объеме детектора и распад 42К с катодов камеры. При розыгрыше событий по энергии использовался экспериментально измеренный спектр 42К из [4]. В обоих случаях эффективность регистрации одиночных событий в интервале 3 - 3,5 МэВ оказалась приблизительно одинаковой, около 1,1% Кроме того, была промоделирована вероятность имитации событиями от калия Оурр событий |00Мо в интересующем нас энергетическом интервале 2.8 - 3.1 МэВ. Она оказалась 0,26% и 0,46% в случаях равномерного распределения 42К и распада калия с катодов соответственно. Тщательное изучение разыгранных событий выявило, что большая в случае вылета электронов из фолы катодов вероятность имитации Оурр событий связана с обратным рассеянием электронов в жидком аргоне

В разделе 3.5 описано моделирование основных фоновых процессов. Для этого программой ЭПуШВА моделировался отклик детектора на распад наиболее опасных изотопов уранового и ториевого радиоактивных рядов- 2|4В[, 208Т1 и 234тРа. Распады генерировались в фольгах катодов электродной системы и в титановых материалах камеры, оправки электродов, фланцы, опалубка и т.п. Кроме того разыгрывался распад 2|4В1 от 222Яп, растворенного равномерно в жидком аргоне, для получения оценки на верхний предел содержания радона в жидком аргоне Этот результат представляет интерес не только для данного эксперимента, но и для всех низкофоновых детекторов, использующих жидкий аргон в качестве рабочей среды. Имеющаяся на сегодняшний день подробная экспериментальная информация о брэнчингах, энергетических уровнях возбужденных состояний ядер и т. п. бралась из [5] , табулировалась программой ЭПуГОВА и использовалась для генерации кинематики событий. Розыграш этих радиоактивных изотопов позволил вычислить соответствующие эффективности в разных энергетических интервалах. Так как обогащенные и натуральные катоды находятся в одинаковых внешних фоновых условиях, наиболее важной является оценка разницы в загрязненностях обогащенных и натуральных фольг. В частности, для

2l4Bi в фольгах эффективность регистрации двойных событий в соседних анодах в энергетическом интервале в 2,6 - 3,3 МэВ (граничная энергия бета-спектра 2l4Bi Qp = 3,27 МэВ) оказалась равной 0,074%, что было использовано для получения предела на разницу в активности 2l4Bi между обогащенными и натуральными секциями: < 0,01 Бк/кг (90% CL) Аналогичным образом, используя одиночные события, был получен предел для 2,4тРа (эффективность в интервале 1,4 - 2,3 МэВ - 0,3%). < 0,017 Бк/кг (90% CL). Эти пределы были использованы для оценки систематической ошибки при расчете периода полураспада 2v моды двойного бета распада.

Расчет эффективности регистрации одиночных событий 2l4Bi от M2Rn, растворенного в жидком аргоне камеры, в энергетическом интервале 3,0 - 3.3 МэВ дал 0, 025%. Был также рассчитан суммарный вклад висмута, таллия и протактиния в энергетический интервал Ovpp распада 2,8 - 3,1 МэВ. За 848,2 кгхчас (полное время экспозиции) ожидается 5,7 событий в этом интервале Этот результат использовался для получения предела на период полураспада 0v моды.

В конце главы 3 (раздел 3 6) описано моделирование отклика детектора на облучение внешними источниками гамма-квантов (22Na и Y), использовавшимися для калибровки установки. Продемонстрировано хорошее согласие расчетных и экспериментальных спектров, что явилось хорошей проверкой работы программы Монте-Карло.

В главе 4 дано описание программному обеспечению, разработанному автором для обработки данных эксперимента DBA и отбору полезных событий. Кроме того подробно описана процедура калибровки детектора. Для обработки была разработана программа RUN5DBAS, написанная на языке FORTRAN-77. Изначально программа была написана для операционной системы VAX-VMS, позже была разработана ее Unix-версия Раздел 4.1 посвещен технической стороне обработки данных: чтению событий с магнитной ленты и их последующему декодированию Подробно описаны структура записи и процедура чтения событий. Для визуализации данных (просмотр событий) была написана отдельная программа VIEW(pa3flen 4.2). Эта программа оказалась очень полезной как при запуске детектора, так и позднее для сканирования событий с большим энерговыделением для отладки процедуры анализа формы импульса сигнала и подавления фона. На рис 6 дано визуальное представление двух событий, полученное с помощью VIEW Рисунок дает наглядное представление понятиям одиночных (а) и двойных (б) событий. Первый канал не был подсоединен к аноду и использовался для мониторинга давления паров Аг в рабочем объеме детектора и уровня жидкого азота в термостате В остальных 15 рабочих окнах изображены сигналы с 15-ти анодов, пронумерованных с 2 до 16. Импульсы полученные с каналов без формировки, изображены синим цветом, а с каналов с формировкой — красным В разделе 4.3 описана подготовка данных к обработке высокого уровня и создание так называемого дерева данных, или ntuple, для чего использовались стандартные библиотечные функции пакета CERNLIB. Конечной целью было создание DST (Data Summary Tapes) файлов с ntuple DST-файлы, сохраняя гибкость, присущую работе с начальными данными, позволяют существенно сократить объем информации, с которым приходится иметь дело. Для примера, файлу с 20 000 событий, занимающему на ленте 320 Мбайт, соответствует DST-файл размером всего 5 Мбайт.

Ntuple по сути является массивом из 68 элементов, которые содержат всю необходимую информацию о событии для каждого из каналов: энерговыделение (в отсчетах АЦП), время прихода (в отсчетах ВЦП) и т. п. Вся эта информация подробно описана в разделе 4 3 Напомним, что записываются не суммарная информация, а индивидуальные анодные импульсы, оцифрованные с шагом 50 не, что дает возможность изучать форму импульса сигнала и использовать ее для подавления фона.

* " Ч ~< 'с

• >

а)

Еуси! Р1>р1а>

»1 -

Гг-гг; !

* /«V • «К

II 5

А.

6)

Рис. 6 Пример а) одиночного н б) двойного события в детекторе.

Одним из важнейших критериев отбора рр-событий является одновременность вылета двух электронов из фольги Для получения временной информации, используемой для отбора событий-кандидатов на рр распад по общей г-вершине, необходимо использовать сигналы без формировки Так как к сигналам без формировки применятся только "антимикрофонная" фильтрация, уровень шумов у этих сигналов довольно высок (см рис 6). Поэтому для определения времени вершины импульса необходимо апроксимировать (фи гировать) этот импульс подходящей функцией. Параметризация и фитрование импульса без формировки также производились в программе ШМ5ВВА8 и подробно описаны в разделе 4 4 Оптирующая функция была представлена аналитически с помощью комбинации теоретической формы импульса, снимаемой с импульсной ионизационной камеры, и известных временных констант ЯС в усилительном тракте считывающей электроники.

В разделе 4.4 детально описана процедура параметризации. Ниже приводится лишь окончательный результат. Была использована следующая трехступенчатая функция, описывающая соответственно пьедестал, нарастание и спад импульса:

Типичный импульс без формировки и результат описанной выше процедуры фитирования функцией/(0 показан на рис. 7.

f(t) = p0+p4t,

f(t) = Po + P2(.'-P,) + P*t<

1<Р, Р\ <( < Рг

рг(р,-Px)(e«**> -ЪЬЛе 15М' +126.7 е 92

ЯО = Ро+Р4' +

t>p}

1 signal 1

anode 3

h»lg

; p4 (peduUI walk)

Q* I I I i I I 0 100

I I I I I I I ;

200 300

• I ■ ■ . ■ < I 400 500 Time counts

Рис 7 Импульс без формировки и результат фитирования сигнала функцией /(I) (см текст)

Физнчекий смысл параметров следующий.

о ро~ пьедестал сигнала о pi - время начала нарастания импульса о р2~ наклон нарастания импульса о р; - время конца нарастания импульса (пик импульса)

о р4 - отклонение пьедестала от первоначального значения внутри 25,6 мкс окна сигнала (например, из-за микрофонного эффекта)

Таким образом, возвращаемое фитом значение параметра рз определяет время пика импульса, по которому определяется совпадают ли сигналы с разных анодов по времени. Временное разрешение метода фитирования (разрешение по z-координате) определялось экспериментально (раздел 4 5) Сигнал с генератора импульсов напряжений подавался через активный разветвитель-согласователь на входы электронного тракта двух соседних анодов С помощью процедуры фитирования, описанной выше, для каждого анодного сигнала определялось время пика импульса (параметр рз). Строились распределения разности этих времен (At) для всех пар анодов. Эти распределения хорошей точностью описывались гауссовым приближением с сг = 400 - 420 не (в зависимости от анодной пары), что и определяет разрешение детектора по z-координате

Раздел 4.6 посвещен предварительному отбору событий-кандидатов на pp-распад в программе RUN5DBAS. Предварительный отбор включает в себя следующие основные этапы:

• Выставление флага множественности события, то есть количество анодов с сигналом, большим чем пьедесталхЗОпид ■

• Выставление флага двойного события с энерговыделением в каждом из соседних анадов > 400 кэВ и временным интервалом между сигналами, измеренным по пикам "формированных" импульсов меньше 3 мкс.

• Выставление флага двойного события-кандидата, которое поимо прохождения критерия двойного события должно удовлетворять следующим требованиям' один из сигналов в паре больше 800 кэВ, другой - больше 400 кэВ; временной интервал между сигналами, измеренный по пикам "неформированных" импульсов, меньше I мкс.

• Импульсы (временные развертки) событий, удовлетворяющих условию NE2 = 1, с порогами Ei > 500 кэВ и Ег > 500 кэВ и суммарной энергией, выделевшейся в обоих половинах секции Е]+Е2 > 2500 кэВ, записывались на диск для последующего сканирования.

Указанные выше пороги выбирались на основании а) аппаратного порога в 700 - 750 кэВ и б) эффективности процедуры фитирования импульса без формировки. Окончательный отбор событий кандидатов на pp-распад проводился с помощью программного пакета PAW, а позднее ROOT (раздел 4.7). АЦП-отсчеты каждого канала после вычитания пьедестала конвертируются в энергетические единицы (МэВ) с помощью калибровочных констант, полученных при облучении камеры гамма источником. Критерии окончательного отбора зависят от запрошенной моды распада, однако существует два универсальных критерия для всех трех мод РР распада'

• Событие должно удовлетворять критериям отбора события-кандидата (см выше)

• Временной интервал между сигналами, измеренный по пикам "неформированных" импульсов меньше 0,6 мкс. Данное ограничение позволило оптимизировать соотношение сигнал/фон Количество фоновых двойных событий, измеренного по секциям с натуральным молибденом, упало в 2 раза, в то время как число истинно совпадающих событий, попадающих в 0,6 мкс интервал уменьшилось всего на 8-12% (в зависимости от анодной пары).

В последнем разделе главы 4 (раздел 4.8) описана процедура калибровки детектора, в которую помимо энергетической калибровки входил контроль за стабильностью и линейностью считывающей электроники Нелинейность электроники и стабильность коэффициента усиления регулярно контролировалась с помощью генератора импульсов напряжения Интегральная нелинейность электроники оказалась меньше 1%. Дрейф коэффициента усиления составил около 3% в течение самого длинного (около 200 дней) экспериментального сеанса и был скорректирован в последующем off-line анализе данных Энергетическая калибровка детектора, заполненного жидким аргоном, выполнялась с помощью стандартных радиоактивных источников 22Na (Tj/2 = 2.6 года, Е, = 1275 кэВ) и 88Y (lia = 106.6 дней, Е, = 1836 кэВ). Из-за низкой вероятности фотоэффекта в жидком аргоне для калибровки использовались спектры комптоновских электронов Жесткий край комптоновского спектра фитировался полиномом 5-й степени с последующим его дифференцированием.

Рис. 8 Слева Калибровочный спектр ггУ для 12-го анодного канала

и "фитирующая" функция Справа: Первая производная "фитирующей" функции, по которой рассчитывалась энергетическое разрешение детектора.

На рис 8 (слева) показан типичный калибровочный спектр 88У для одного из каналов и его "фитирующая" функция Перегиб жесткого края комптоновского спектра соответствует максимальной энергии комптоновских электронов отдачи, рассчитываемой по формуле-

О)

1+2к0 У '

Где ко - изначальная энергия гамма-кванта в единицах масс электрона Для 22Na и SSY максимальная энергия комптоновских электронов составляет 1063 кэВ и 1610 кэВ, соответственно Первая производная "фита" дает полином 4-й степени, пик которого как раз приходится на максимальную энергию комптоновских электронов t (рис 8 справа) а ширина (ПШПВ) определяет энергетическое разрешение детектора, которое составило в среднем (в зависимости от анода) 17% при 1063 кэВ (HNa) и 11% при 1610 кэВ (88Y). Следует отметить, что энергетическое разрешение детектора падает с энергией как 1/Е, а не 1/т/Е. Это связано с тем, что основной вклад в разрешение детектора вносит ёмкостной шум электродов и микрофонный эффект, о котором упоминалось выше. Таким образом, энергетическое разрешение детектора при энергии РР перехода 10°Мо (3033 кэВ) может быть получено простой линейной апроксимацией и составило 6% (ПШПВ).

В главе 5 приведены физические результаты, полученные в эксперименте DBA,

В разделе 5 1 содержатся результаты анализа двойного бета распада |00Мо

Для этого анализа были использованы данные четырех экспериментальных сеансов- один

сеанс с четырьмя обогащенными фольгами (М = 137,8 грамм |00Мо, Т = 313 часов) и три

сеанса с восемью обогащенными фольгами (М = 306 грамм looMo, Т - 2706 часов) Это

соответствует 848,2 кгхч для обогащенных и 592,9 кгхч для натуральных секций

0 у распад

Исследовались события, прошедшие все правила отбора, описанные в разделах 4.6 и 4.7, в энергетическом интервале 2,8 - 3,1 МэВ с порогами для одиночных электронов 800 + 500 кэВ. Было обнаружено 28 и 23 таких события в обогащенных и натуральных секциях соответственно К отобранным событиям были применены пороги для каждого электрона в паре равные 1 МэВ.

К оставшимся после этого событиям для дальнейшего уменьшения фона применялся анализ формы импульса сигнала Основным элементом этого анализа являлася режекция событий по длительности времени нарастания импульса, измеряемой с помощью процедуры фитирования, описанной в разделе 4 4. Нижняя граница длины фронта импульса определялась зазором сетка-анод и равнялась 800нс. Верхняя граница определялась максимальной длиной пробега электрона в жидком аргоне, которая зависит от энергии электрона.

На рис. 9 показано событие, которое было класифицировано как "чистый" кандидат на OvPP распад.

В результате за 848,2 кг^ч осталось 6 событий-кандидатов в обогащенных секциях и 5,7 собьггий-кандидатов (пересчитанных на 848,2 кг*ч) в натуральных секциях. Это позволяет говорить об отсутствии эффекта и получить нижний предел на период полураспада по формуле:

T°[{mMo)>r1

m

MNlm

-Nj In 2

(1)

где Г] - эффективность регистрации Оурр распада в интервале 2,8 - 3,1 МэВ, т - масса |00Мо, М - молярная масса |00Мо, ///„„ - верхний предел числа фоновых событий, -число Авогадро, / - время измерений.

□¡«¡нО «ПОЛ 15

Ыа

вмм »12

IW \г\л

х'/мя IM»/964

tt.*rte.3W

MWiiMe

рз M.U>J»

р* 4Д*«ИТ*04*1М4

Рис 9. Сигналы без формировки с анодов 15 и 16 и результат фитирования функцией/(!)(раздел 4.4) для события-кандидата на 0уР(3 распад, прошедшего все правила отбора.

Конечная эффективность Г) с учетом эффективности регистрации совпадающих импульсов по сигналам без формировки составила 6,9%. Num было рассчитано на основании числа наблюдаемых (6) и ожидаемых (5,7) фоновых событий и составило 3,3 события для 68% и 5,7 для 90% уровня доверительной вероятности. Подставляя численные значения, получаем:

ТЩ (тМо) > 8,4(4,9) X1021 лет 68%(90%) С.1.

Используя ограничение на период полураспада, значение фазового объема из [6] и ядерного матричного элемента перехода |00Мо—>10011и из [7] можно получить верхний предел на майорановскую массу нейтрино:

(meve)<4^9,3> эВ 90%C.L.

Разброс в ограничении обусловлен неопределенностями в расчетах ядерных матричных элементов.

Ov^ распад

В этом случае исследовались события-кандидаты с порогами одиночных электронов 800+500 кэВ в энергетическом интервале 2,3-3,0 МэВ. 1613 событий было зарегистрировано в секциях с обогащенными фольгами и 1577 событий в секциях с натуральными (пересчитанные на 848,2 кгхч измерений). С учеггом эффективности регистрации этого процесса в указанном энергетическом интервале, рассчитанной с помощью GEANT, равной 5,7%, получаем:

T°f (100Mo) > 4,1(3,2) х 1020 лет 68%(90%) C.L.

откуда было получено следующее ограничение на константу связи майорона с нейтрино:

<g«><(l,6^4)8)xl0"4 90% C.L.

Разброс в ограничении обусловлен неопределенностями в расчетах ядерных матричных элементов.

2 vßß распад.

В этом случае отбирались события с порогами одиночных электронов 800+500 кэВ в энергетическом интервале 1,4-2,4 МэВ. Эффективность регистрации таких событий, рассчитанная методом Монте Карло, составила 2,2%. В результате вычитания из спектра обогащенных катодов спектра натуральных катодов, остается эффект от 2v распада, равный 1140± 146 событиям (указана только статистическая ошибка)

Спектр этих событий показан на рис. 10. Учитывая, что в натуральном молибдене содержится 9,1% 100Мо, было получено значение периода полураспада 2у-моды, Тш = 7,2x1018.

Систематическая ошибка при расчете периода полураспада определяется неопределенностью в степени радиоактивной загрязненности натуральных и обогащенных фольг, в основном изотопами 2l4Bi и 234п>Ра. Оценка разницы в активностях между натуральными и обогащенными секциями описана в главе 3 и составила < 0,01 Бк/кг (90% C.L.) для 2l4Bi и < 0,017 Бк/кг (90% C.L.) для 2Э4тРа. Отсюда величина систематической ошибки была найдена равной 25%. Окончательно, период полураспада оказался равным.

Тш(2у) = [7,2 ±0,9(стат) ± l,8(cucm)] х 101S лет

Этот результат вместе с результатами четырех других измерений 2vßß распада изотопа |00Мо [8-11] использовался для расчета "мирового" среднего значения периода полураспада' T|/22v(i00Mo) = (8,0 ± 0,7) хЮ18 лет, которое стало табличным рекомендованным значением.

Используя полученное нами "мировое" среднее значение периода полураспада и значение фазового объема в = 8,9 х 10'18 лет"1 (для gЛ = 1,25) [6], получено точное значение ядерного матричного элемента 2у-перехода их>Мо(0+81)

В разделе 5.2 приведены результаты анализа одиночных событий для получения оценки содержания 42Аг и 222Кп в жидком аргоне. Эта информация важна для будущих экспериментов, использующих большие массы жидкого аргона в качестве рабочей среды. За 2706 часов измерений в энергетическом интервале 3-3,5 МэВ было зарегистировано 201 событие Расчетное значение эффективности регистрации таких событий составило 1,08% для обоих случаев: равномерном распределении 42К в объеме детектора и распаде 42К с катодов камеры. Тогда верхний предел на концентрацию 42Аг в земной атмосфере может быть рассчитан в предположении, что все одиночные события в интервале 3-3,5 МэВ вызваны распадом 42Аг по формуле.

Мст ~ (0.23 ± 0,01) МэВ

/

<4 г и г»

3 М 4

Рис. 10. Энергетический спектр 2урр событий 100Мо. Сплошная кривая - расчетный спектр для 0,72* 10" лет.

С{пАг)<

NAtт1MAr\n 2

где N<-00 - верхний предел на число одиночных событий в этом интервале - для 90% уровня доверительной вероятности Мсо^=2\9; А - массовое число изотопа 42Аг, Т//2 - 32,9 лет -период полураспада 42Аг (предполагается равновесие 42Аг-42К), Ил - число Авогадро, I -

2706 ч - время измерений, МАг - 55 кг - масса жидкого аргона в рабочем объеме камеры, Т] = 1,08% - эффективность регистрации. Подставляя численные данные в формулу, получаем'

С(42Лг)<4,ЗХ1(Г21 ат УГ 90%C.L. ат Аг

что в более, чем 200 раз превосходит предыдущее экспериментальное ограничение [12] Активность 222Rn в жидком аргоне была рассчитана по изотопу 2l4Bi в радиоактивном ряду радона. Исследовались одиночные события в интервале 3-3,3 МэВ. За 2706 часов измерений в этом интервале было зарегистировано145 событий, а расчитанное с помощью GEANT значение эффективности регистрации одиночных событий от 214Bi составило 0,025% Отсюда был получен верхний предел на активность 222Rn в жидком аргоне:

С(222 Rn) <1,2 мБк/кг 90% CL.

Отметим, что это первое экспериментальное ограничение на активность 222Rn в жидком аргоне, использовавшимся в качестве рабочей среды детектора.

В разделе 5.3 описана процедура анализа данных, полученных в геохимическом эксперименте с двумя древними (возраст - 3 х109 лет) образцами барита. Для исследования 2|3-процессов перехода |30Ва ,30Хе анализировалась относительная концентрация 130Хе в минералах Были проанализированы возможные фоновые реакции, которые могут привести к наработке 130Хе. Кроме того, подробно рассмотрен вопрос учета удержания газа в руде за время существования минерала В результате для образца SB 17 было получено ограничение

7;/2>4х1021 лет

а для образца АВ4 было получено указание на положительный эффект: 7;/2 =(2,1^)хЮ2' лет

Указано, что из-за больших неопределенностей в систематике эксперимента с АВ4 этот результат не представляется очень надежным. Отметим, однако, что результат находится в хорошем согласии с полученным в недавнем независимом эксперименте с баритом Туг = (2 ± 0,5) xlO21 лет.

Аналогичная методика была применена для получения соответствующих ограничений перехода |32Ва -> |32Хе. В результате был получен предел

Тиг >ЗхЮ20 лет

Отметим, что это ограничение относится ко всем возможным типам перехода 132Ва ->■ |32Хе и что для 132Ва ограничение было получено впервые.

Основные результаты и выводы диссертации приведены в заключении

1. Разработана и создана жидкоаргоновая ионизационная камера, объемом 100 литров

2 Разработана и создана низкофоновая установка на основе жидкоаргоновой ионизационной камеры Продемонстрирована перспективность подобного подхода для будущих низкофоновых экспериментов, в частности для ßß распада

3 Получено ограничение на период полураспада Ov-моды двойного бета распада 100Мо

Tt%(,00Mo) > 8,4(4,9)xlО21 лет 68%(90%)C.L.

что дает ограничение на эффективную майорановскую массу нейтрино

«><4-9,3 эВ 90%СХ.

4 Получено ограничение на период полураспада Ov-моды двойного бета распад а с испусканием безмассового голдстоуновского бозона - майорона

T°fC°°Mo)> 4,1(3,2)хЮ20 лет 68%(90%)C.L. откуда было получено ограничение на константу связи майорона с нейтрино'

(See) < (1,6 -г- 4,8) х 10-4 90%C.L.

5. Был зарегистрирован и измерен период полураспада 2у-моды двойного бета распада |00Мо

Tl/2(2v) = [7,2 ±0,9(стат) ± 1,8(сист)] хЮ'8лет

На основе этого и четырех других измерений 2vßß распада lü0Mo было впервые получено "мировое" среднее значение периода полураспада:

Тш(2 v) = (8,0 ±0,7) у 1018 лет

Используя полученное значение для периода полураспада, было вычислено точное значение ядерного матричного элемента 2у-перехода 100Mo(0+gs) -» lcoRu(0+gs):

Мат — 0,119 ±0,005 (в единицах массы электрона)

6. Были получены лучшие на сегодняшний день ограничения на содержание радиоактивных 42Ar и 222Rn в жидком аргоне

С(пАг) < 4,3x10"21 90%С.L.

am Ar

С(222Rn) < 1,2 мБк / кг

90% C.L.

7. Была разработана методика анализа данных геохимического эксперимента с баритом, приведшая к наиболее жестким пределам на существование 2р\ Кр+- и 2К-процессов в |30Ва и |иВа.

В заключении также отмечен личный вклад автора в эксперимент DBA:

• Разработка и конструирование системы электродов - чувствительной части детектора, участие в разработке и отладке предусилителей и считывающей электроники

• Разработка и конструирование пассивной защиты детектора.

• Сборка и отладка жидкостной ионизационной камеры в подземной лаборатории Гран Сассо. Отладка криогенной техники и электроники.

• Разработка электроники для контроля насыщенных паров аргона и уровня азота в термостате камеры.

• Разработка и отладка компьютерной программы по контролю за параметрами детектора и пересылке этих параметров в компьютерную сеть лаборатории; отладка взаимодействия между программами контроля и сбора данных детектора on-line.

• Моделирование отклика детектора методом Монте-Карло. Разработка программного обеспечения для моделирования на основе пакета GEANT 3.21. Были промоделированы различные моды pp-распада 100Мо, а также основные фоновые процессы.

• Участие и координация программы набора экспериментальных данных.

• Обработка экспериментальных данных. Разработка пакета программного обеспечения для автоматической обработки данных.

• Анализ и интерпретация экспериментальных данных для получения результатов, приведенных выше.

• Подготовка статей для публикаций полученных результатов в научной литературе

Список литературы

1. V.I Tretyak and Yu.G. Zdesenko, At Data and Nucl. Data Tables 61 (1995) 43 2 AS Barabash, VN Kornoukhov, VE. Jants,Nucl. Instr AndMeth A385 (1997) 530. 3. A.J. Peurrung, T.W. Bowyer, R.A. Craig, P.L. Reeder, Nucl. Instr. And Meth. A396 (1997) 425.

4 В Г Алексанкин и др., "Бета- и антинейтринное излучение радиоактивных ядер" (справочник), Москва, Энергоаюмиздат, 1989 г

5 С.М Baglin, R.B. Firestone, Tables of Isotopes, Wiley & Sons Inc , 1999

6. J. Suhonen, O. Civitarese, Phys Rep 300(1998)123.

7. S Stoica, H V Klapdor-KIeingrothaus, Nucl. Phys. A694 (2001) 269 8 H Ejiri et al, Phys Lett. В 258, 17 (1991).

9. D. Dassie et all., Phys. Rev. D51 (1995) 2090.

10. M. Alston-Garnjost et al., Phys. Rev С 55, (1997) 474

11 A De Silva, M Мое, M. Nelson, M Vient, Phys Rev С 56, (1997) 2451 12. С. Arpesella et al., Preprint LNGS 92/27, 1992.

Подписано к печати 24.09.04 формат 60 x 90 1/16

Усл. печ. л. 2 Уч.-изд. л. 1,4 Тираж 100 экз. Заказ 504

Отпечатано в ИТЭФ, 117218, Москва, Б. Черемушкинская, 25

Р18483

PH Б Русский фонд

2005-4 13367

Введение.

Глава 1. Современные исследования двойного бета распада.

1.1 Элементы теории двойного бета распада.

1.1.1. 2урр-распад.

1.1.2. OvPP-распад.

1.2 Экспериментальные исследования двойного бета распада.

1.2.1 Геохимические эксперименты.

1.2.2 Прямые эксперименты.

Глава 2. Описание эксперимента.

2.1 Выбор детектора и изотопа.

2.2 Общая схема эксперимента.

2.3 Жидкоаргоновый ионизационный детектор.

2.3.1 Система электродов.

2.3.2 Изотопы.

2.4 Пассивная защита.

2.5 Система газообеспечения.

2.6 Электроника и набор данных.

2.7 Контроль за рабочими параметрами детектора.

Глава 3. Моделирование отклика детектора методом Монте Карло.

3.1 Общее описание программы.

3.2 Расчет 2v моды рр распада 100Мо.

3.3 Расчет 0v моды рр распада 100Мо.

3.4 Моделирование распада 42Аг в детекторе.

3.5 Моделирование фоновых процессов.

3.6 Моделирование отклика детектора на облучение калибровочным у-источником.

Глава 4. Обработка данных и калибровка детектора.

4.1 Чтение с магнитной ленты и декодирование событий.

4.2 Визуализация данных. Одиночные и двойные события.

4.3 Подготовка данных к обработке высокого уровня.

Создание ntuple.

4.4 Параметризация и фитирование сигналов без формировки.

4.5 Определение разрешения детектора по z-координате.

4.6 Предварительный отбор событий-кандидатов на РР-распад.

4.7 Окончательный отбор событий-кандидатов на pp-распад.

4.8 Калибровка детектора.

Глава 5. Физические результаты

5.1 Результаты анализа двойного бета распада 100Мо.

5.1.1 0v распад.

5.1.2 Ov%° распад.

5.1.3 2vp|3 распад.

5.2 Измерение концентрации 42Аг и активности 222Rn в жидком аргоне.

5.3 Анализ данных геохимического эксперимента с баритом.

5.3.1 Экспериментальные данные.

5.3.2 Ограничение на периоды полураспадов 130Ва и шВа и обсуждение результатов.

Двойной бета распад - исключительно редкий переход между двумя ядрами с одинаковыми атомными массами, приводящий к изменению электрического заряда ядра на две единицы. Известно, что та мода двойного бета распада (рр), в которой испускается два электрона (позитрона) и не испускается антинейтрино (нейтрино) дает нам в руки мощнейший инструмент для исследования закона сохранения лептонного числа и свойств нейтрино. РР распад представляет собой сложное переплетение физики элементарных частиц и атомного ядра. Среди проблем ядерной физики наиболее важны вопросы, связанные с идентификацией и определением ядерных матричных элементов, определяющих вероятность распада. С точки зрения же физики элементарных частиц существование безнейтринного двойного бета распада (Ovpp) тесно связано со следующими фундаментальными вопросами, выходящими за рамки Стандартной Модели электрослабых взаимодействий:

• Несохранением лептонного числа;

• Наличием у нейтрино массы, природой массы нейтрино;

• Существованием правых токов в электрослабых взаимодействиях;

• Существованием майорона;

• Структурой хиггсовского сектора;

• Суперсимметрией;

• Существованием лептокварков;

• Существованием тяжелого стерильного нейтрино;

• Существованием составного нейтрино;

Традиционно наиболее "популярным" механизмом Ovpp распада является наличие у нейтрино массы майорановского типа (под майорановской частицей мы понимаем частицу тождественную своей античастице). Однако даже если основной механизм безнейтринного распада окажется иным, его обнаружение станет убедительным доказательством ненулевой майорановской массы нейтрино [1]. Кроме того, регистрация Ovpp распада будет означать нарушение закона сохранения полного лептонного числа. Учитывая, что OvPP распад является чувствительнейшей проверкой фундаментальных параметров физики элементарных частиц, неудивительно, что исследование этого процесса вот уже несколько десятков лет привлекает как экспериментаторов, так и теоретиков.

В последнее время интерес к рр распаду сильно возрос. Это связано с обнаружением нейтринных осцилляций1, что однозначно свидетельствует о наличии у нейтрино ненулевой массы, а, значит, открывает новую эру в физике элементарных частиц, выходящую за рамки стандартной модели. Анализ результатов экспериментов с атмосферными [2] и солнечными [3] нейтрино не оставляет места для отличного от осцилляций решения. Дополнительным подтверждением этого вывода явились опубликованные в 2002 году данные эксперимента KamLAND [4], изучающего антинейтрино от реактора Анализ всех имеющихся данных позволяет сделать вывод, что решением "солнечной проблемы" являются нейтринные осцилляции в веществе (эффект Михеева-Смирнова-Вольфенштейна [5]) с большим углом смешивания (английская

1 Впервые гипотеза нейтринных осцилляций была выдвинута Б. Понтекорво в 1957 году [7]. аббревиатура - LMA MSW). В ближайшие 5-10 лет эксперименты MINOS, CNGS [6], а позднее еще более крупномасштабные эксперименты, использующие мегатонные детектора и, возможно, нейтринные фабрики [8], произведут прецизионные измерения элементов матрицы смешивания. Существуют, однако, по крайней мере, два фундаментальных вопроса нейтринной физики, на которые осцилляционные эксперименты не смогут ответить. Первый вопрос связан с природой массы нейтрино. С экспериментальной точки зрения единственным способом проверить, является ли нейтрино майорановской или дираковской частицей, может быть только исследование Ovpp распада. Второй вопрос связан с абсолютной массой нейтрино. Сами по себе нейтринные осцилляции несут информацию не об абсолютной массе, а о разности квадратов массовых состояний нейтрино. Для получения абсолютной привязки помимо безнейтринного двойного бета распада используются данные экспериментов, изучающих бета распад трития, а также космологические данные. В частности, опубликованные в 2003 году результаты анализа данных с космического спутника WMAP и др. позволили установить верхний предел на сумму масс покоя трех нейтрино: < 0,9 эВ [9]. В перспективе от космологических экспериментов можно ожидать значительно более жесткого предела. Однако результаты обработки данных этих экспериментов зависят от используемой модели, поэтому при любой чувствительности они не могут заменить лабораторные "земные" эксперименты. Среди последних наиболее жесткое ограничение на массу электронного нейтрино было получено из экспериментов по поиску Ovpp распада Ge: < 0,3 - 1,0 эВ (90% CL)2 [10,48]. В конце 2001 года несколько сотрудников коллаборации Heidelberg-Moscow заявили о наблюдении положительного эффекта на уровне 2 — 3 а [74]. Это заявление подверглось острой критике со стороны многих экспериментаторов, работающих в области двойного бета распада. В работах [47,128] авторы высказали серьезные сомнения в корректности процедуры идентификации пика от Ovpp распада. Однако недавно некоторые из авторов

74] опубликовали еще несколько работ (см., в частности, [129]), в которых заявляется, что с помощью нового анализа данных им удалось не только подтвердить наличие эффекта, но и увеличить его статистическую значимость до 4,2а. В любом случае говорить об открытии нового явления явно преждевременно. Необходимы новые более чувствительные

7 А эксперименты, как с Ge, так и с другими ядрами.

Отметим, однако, что в случае Ovpp распада речь идет об эффективной майорановской массе нейтрино <т^> (иногда обозначается как <тее>), в то время как при исследовании кинематики бета распада трития напрямую измеряется абсолютная масса электронного нейтрино. Наиболее жесткое ограничение на тw было получено группами из Троицка и Майнца [61,63] и составило < 2,2 эВ при 90% у. д. в. В настоящее время идет подготовка эксперимента KATRIN, в котором планируется увеличить чувствительность к ntve до ~ 0,2 эВ [130].

Таким образом, изучение массивных нейтрино является уникальным инструментом, открывающим путь в "новую физику", а всестороннее исследование свойств нейтрино возможно только совместными усилиями разных экспериментов, описанных выше. Кроме того, уникальность двойного

2 Разброс связан с неопределенностями в расчетах ЯМЭ (см. ниже). бета распада заключается в возможности проверить идентичность нейтрино своей античастице. В настоящее время большинство теоретиков предпочитают майорановское решение дираковскому. Дело в том, что, если нейтрино -дираковская частица, становится трудно объяснить, почему mv настолько меньше других масс. При расширении минимальной модели и введении дираковской массы на электрослабом уровне не обойтись без тонкой настройки, чтобы обеспечить малость mv. С другой стороны, масса нейтрино в теориях великого объединения (ТВО) может генерироваться механизмом "see-saw" [11]. Этот механизм основан на майорановской массе и, следовательно, есть механизм генерации исключительно нейтринных масс, что позволяет естественным образом объяснить тот факт, что нейтрино имеет массу, сильно отличающуюся от масс заряженных лептонов.

Наряду с Ovpp распадом представляется интересным и важным изучение рр распада, протекающего с испусканием двух нейтрино. Этот распад является процессом второго порядка по слабому взаимодействию, чем и обусловлена его исключительная редкость. Отметим, что 2уРР-распад является разрешенным процессом в рамках стандартной модели электрослабых взаимодействий. Обнаружение 2vPP распада и прецизионное измерение его вероятности позволит экспериментально определить ядерные матричные элементы (ЯМЭ) соответствующих переходов. Вычисление ЯМЭ - чрезвычайно сложная задача физики ядра. По сей день, теоретики оценивают неопределенности в вычислениях ЯМЭ РР распада усредненным фактором 2. Это накладывает соответствующие ограничения на точность измерения эффективной майорановской массы нейтрино даже в случае надежного обнаружения OvPP сигнала. Наличие экспериментально определенных ЯМЭ для 2vpp переходов может оказать неоценимую помощь в разработке корректной методики подобных расчетов [19].

Помимо этого исследования 2vPP распада могут быть чувствительной проверкой гипотезы о возможной зависимости фермиевской константы слабого взаимодействия Gf от времени [12,62].

Измерение массы нейтрино на уровне < 0,3 -1,0 эВ - чрезвычайно сложная экспериментальная задача. Учитывая также, упомянутые выше неопределенности в расчетах ЯМЭ, становится очевидной необходимость изучения как можно большего количества изотопов с применением различных методик регистрации двойного бета распада.

Настоящая работа посвящена исследованию двойного бета распада изотопа молибдена 100Мо с помощью многосекционной жидкостной ионизационной камеры. В качестве рабочего вещества в детекторе используется сжиженный аргон. Использование жидкостных ионизационных камер для регистрации излучения в области низких энергий (в диапазоне от нескольких сот кэВ до нескольких МэВ) является сравнительно новой технологией и потому представляет самостоятельный интерес.

Работа состоит из введения, пяти глав и заключения. Глава 1 посвящена современным исследованиям в области двойного бета распада, его роли в определении массы нейтрино и связи с другими нейтринными экспериментами. Дан краткий теоретический обзор вопроса, освещены основные экспериментальные подходы к поиску (3(3 распада, приведены лучшие на сегодняшний день результаты этих поисков, обсуждены перспективы области и ожидаемая чувствительность планируемых экспериментов в ближайшие 5-10 лет. Во второй главе дано описание экспериментальной установки, принципа работы детектора и регистрации рр распада, организации триггера и системы съема экспериментальных данных on-line. Третья глава посвящена моделированию отклика детектора методом Монте-Карло. В четвертой главе описывается техническая сторона обработки данных и калибровка детектора, а в пятой - приведены физические результаты и их интерпретация. В заключении подведены основные итоги работы.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Ниже перечислены основные результаты, полученные в диссертации.

I. Разработка и создание жидкоаргоновой ионизационной камеры, объемом 100 литров.

В главе 2 подробно описаны конструкция и процедура отладки различных систем детектора: системы электродов, криогенной системы сжижения аргона, системы очистки и контроля чистоты аргона от электроотрицательных примесей и пр. Оригинальная конструкция системы электродов позволила поместить в детектор рекордное количество изотопа (306 г) для экспериментов типа детектор^мишень на момент измерений. Разработанная система очистки обеспечила чистоту жидкого аргона на уровне ~ 10"9 экв. О2 и стабильность этой чистоты течение нескольких лет работы эксперимента. Кроме того, была спроектирована и запущена система быстрого и эффективного контроля за уровнем электроотрицательных примесей в рабочем аргоне. Эти разработки оказывали и оказывают большую помощь будущим экспериментам на основе сжиженных благородных газов, в которых существенным требованием является долгие времена дрейфа электронов ионизации, таким, например, как эксперимент ICARUS [110]. Были разработаны система энергетической калибровки детектора внешними гамма-источниками и система удаленного контроля за рабочими параметрами детектора Была продемонстрирована высокая стабильность работы детектора в течение нескольких лет эксплуатации в условиях подземной лаборатории.

II. Разработка и создание низкофоновой установки в подземной лаборатории ГранСассо.

Установка была изготовлена из низкофоновых материалов. Основными конструкционными материалами были титан, медь и фторопласт. В детекторе полностью отсутствуют фотоумножители, являющиеся одним из основных источников фона в экспериментах по двойному бета распаду. DBA был первым и пока единственным экспериментом, в котором в системе очистки от электроотрицательных примесей был использован титановый геттер вместо традиционных "Oxisorb" или молекулярного "сита". Это позволило снизить содержание 222Rn, проникающего в рабочий объем детектора из системы очистки, на три порядка. Была спроектирована и построена свинцовая пассивная защита позволившая снизить гамма-фон от стенок лаборатории на более чем три порядка. Кроме того, разработанная антинейтронная пассивная защита (вода + борная кислота) позволила снизить нейтронный фон подземной лаборатории приблизительно на порядок. Специально сконструированная система вытеснения радона из внутреннего объема пассивной защиты, использующая пары азота из термостата самой камеры, снизила содержание радона в непосредственной близости от детектора на более чем два порядка.

Все перечисленные выше наработки, безусловно, помогут будущим экспериментам по поиску рр распада, использующим похожую методику. В частности, один из наиболее перспективных проектов - ЕХО [117] предполагает использование одной тонны обогащенного ,36Хе в жидкой фазе. Помимо время-проекционной методики, предусматривается использование оптической регистрации одиночных ионов 136Ва (продуктов распада 136Хе) с

I л/ помощью лазера. Однако прототип ЕХО с 200 кг обогащенного жидкого Хе, к реализации которого приступили авторы [117], не предполагает использования лазерной методики. Представляется, что опыт работы с детекторами на основе сжиженных благородных газов, полученный в эксперименте DBA, и изученная специфика эксплуатации жидкостных детекторов в области низких энергий в низкофоновых условиях подземной лаборатории, окажет определенную помощь будущим экспериментам типа ЕХО.

III. Помимо демонстрации жизнеспособности методики жидкостных детекторов для поисков Р(3 распада в представленной работе получены следующие основные физические результаты:

1. Ограничение на период полураспада Ov-моды двойного бета распада ,00Мо

ТхУ2(шМо) > 8,4(4,9)xlО21 лет 68%(90%)СХ. что дает ограничение на эффективную майорановскую массу нейтрино

4-9,3 эЯ 90%C.L.

Это ограничение не явилось наиболее сильным на момент завершения эксперимента, однако, было получено независимым методом с использованием новой технологии жидкостной ионизационной камеры.

2. Ограничение на период полураспада Ov-моды двойного бета распада 100Мо с испусканием безмассового голдстоуновского бозона — майорона.

T*f{mMo) > 4,1(3,2) xl О20 лет 68%(90 %)СХ. откуда было получено ограничение на константу связи майорона с нейтрино:

1,6-4,8)х10"4 90% C.L.

3. Был зарегистрирован и измерен период полураспада 2V-моды двойного бета распада |00Мо

Tm(2v) = [7,2 ±0,9(стат) ±1,8(сист)] х1018лет

На основе этого и четырех других измерений 2vp|3 распада 100Мо было впервые получено "мировое" среднее значение периода полураспада:

Tm(2v) = (8,0 ±0,7) х1018лет

Отметим, что это одно из наиболее точных значений периода полураспада 2у-моды среди всех 2Р-распадных ядер.

Используя полученное значение для периода полураспада, было вычислено точное значение ядерного матричного элемента 2у-перехода 100Mo(0+gs) 100Ru(O+gs):

Мот — 0,119 ± 0,005 (в единицах массы электрона)

4. Были получены ограничения на содержание радиоактивных 42Аг и 222Rn в жидком аргоне

С(42Лг) < 4,3x10-21 ат УГ 90% C.L. am Аг

С(222Rn) <1,2 мБк / кг 90% C.L.

Ограничение на 42Аг улучшило предыдущий экспериментальный результат [113] более чем в 200 раз, а ограничение на содержание 222Rn в жидком аргоне было получено впервые. Оба результата важны для будущих экспериментов, использующих большие количества жидкого аргона в качестве рабочей среды для измерений в области сравнительно низких энергий, например ICARUS [110].

5. Была разработана методика анализа геохимических экспериментов с баритом, в результате применения которой были получены наиболее жесткие ограничения (на момент публикации [115]) на существование 2р+-, Кр+- и 2К-процессов в 130Ва.

TV2 >4х1021 лет а также впервые получено ограничение на все возможные типы перехода 132Ва —» 132Хе:

71,, >ЗхЮ20 лет

Автор диссертации начал работать в коллаборации DBA в 1993 году, за 3 года до начала экспериментальных сеансов. Это позволило автору принять участие и внести решающий вклад во все основные этапы эксперимента Этими основными этапами были: а) Отладка экспериментальной методики в ИТЭФ и лаборатории Леньяро (Италия) б) Установка и запуск эксперимента в подземной лаборатории Гран Сассо. в) Набор экспериментальных данных. г) Обработка, интерпретация и публикация полученных результатов.

Личный вклад автора в эксперимент DBA приводится ниже:

• Разработка и конструирование системы электродов - чувствительной части детектора; участие в разработке и отладке предусилителей и считывающей электроники.

• Разработка и конструирование пассивной защиты детектора.

• Сборка и отладка жидкостной ионизационной камеры в подземной лаборатории Гран Сассо. Отладка криогенной техники и электроники.

• Разработка электроники для контроля насыщенных паров аргона и уровня азота в термостате камеры.

• Разработка и отладка компьютерной программы по контролю за параметрами детектора и пересылке этих параметров в компьютерную сеть лаборатории; отладка взаимодействия между программами контроля и сбора данных детектора on-line.

• Моделирование отклика детектора методом Монте-Карло. Разработка программного обеспечения для моделирования на основе пакета GEANT 3.21. Были промоделированы различные моды РР-распада 100Мо, а также основные фоновые процессы.

• Обработка экспериментальных данных. Разработка пакета программного обеспечения для автоматической обработки данных.

• Анализ и интерпретация экспериментальных данных для получения результатов, приведенных выше.

• Подготовка статей для публикаций полученных результатов в научной литературе.

В заключение хочу поблагодарить сотрудников ГНЦ РФ ИТЭФ, без которых данная работа была бы невозможна. Особую благодарность хотелось бы выразить научному руководителю темы А.С. Барабашу за постоянную поддержку и стимулирующие дискуссии. Автор чрезвычайно признателен сотрудникам лаборатории слабых взаимодействий ГНЦ РФ ИТЭФ, непосредственно участвовавших в проекте: В.Д. Ашиткову, С.Г. Белогурову, И.А. Ванюшину, С.И. Коновалову, В.Н. Стеханову и В.И. Юматову. Выражаю свою искреннюю признательность всем зарубежным коллегам за плодотворное сотрудничество и помощь в работе. Особо хочу поблагодарить сотрудников Национального Института Ядерной Физики Италии (INFN) К. Арпеселлу, А. Беттини, Дж. Каруньо и Г. Пульерина.

Автор глубоко признателен сотрудникам лаборатории Гран Сассо за предоставленную возможность проведения эксперимента в этой одной из лучших подземных лабораторий мира и постоянную под держку.

1. J. Schechter, J.W.F. Valle, Phys. Rev. D25 (1982) 2951.

2. SuperKamiokande Coll., S. Fukuda et al., Phys. Rev. Lett., 85,3999-40032000); MACRO Coll., M. Ambrosio et al., Phys. Lett., B517 (2001) 59; Soudan-2 Coll., W.W.M. Allison et al., Phys. Lett., B449 (1999) 137.

3. SNO Coll., S.N. Ahmed et al., arXiv:nucl-ex/0309004.

4. KamLAND Coll., K. Eguchi et al., Phys. Rev. Lett., 90,021802 (2003).

5. С.П. Михеев, А.Ю. Смирнов, ЯФ, 1985, т. 42, с. 1441; L. Wolfenstein, Phys.1. Rev., D17 (1978) 2369.

6. К. Lang for MINOS collaboration, Int. J. Mod. Phys., A18 (2003) 3857; CNGS,

7. M. Nakamura, Nucl. Phys. В (Proc. Suppl.) Ill (2002) 175-177.

8. Б. Понтекорво, ЖЭТФ 33 (1957) 549.

9. В. Kayser, arXiv: hep-ph/0306073.

10. K. Abazajian, Proc. 11th Lomonosov Conf. on Elem. Part. Phys., Moscow, Aug21.27,2003 (to be published in World Scientific).

11. Klapdor-Kleingrothaus H.V. et al., Eur. Phys. J. A12 147 (2001).

12. M. Gell-Mann et al., In : Supergravity, Amsterdam : North-Holland, 1979; T.

13. Yanagida, Workshop on Unified Theory and Baryon Number of Universe, 1979.

14. A.C. Барабаш, Письма в ЖЭТФ, 68, 3 (1998).

15. М. Goepert-Mayer, Phys. Rev. 48 (1935) 512.

16. W.H. Farry, Phys. Rev. 56 (1939) 1184.

17. Л.А. Слив, ЖЭТФ 20 (1950) 1035.

18. Я.Б. Зельдович, С.Ю. Лукьянов, Я.А. Смородинский, 54 вып.З (1954) 361

19. E.J. Konopinski, Los Alamos Report, LAMS (1949).

20. H. Primakoff, Phys. Rev. 85 (1952) 888.

21. F. Simcovic et al., Phys. Rev. С 60, 055502 (1999).

22. J. Suhonen, Phys. Lett. В 477, 99 (2000).

23. J. Suhonen, Phys. Rev. С 62 042501 (2000).

24. S. Stoica and H.V. Klapdor-Kleingrothaus, Nucl. Phys. A 694,269 (2001).

25. E. Caurier et al„ Nucl. Phys. A 654,973 (1999).

26. J.H. Hirsch, O. Castanos and P.O. Hess, Nucl. Phys. A 582, 124 (1995).

27. J Suhonen and O. Civitarese, Phys. Rep. 300, 123 (1998).

28. H. Primakoff, S.P. Rosen, Rep. Prog. Phys., 22,121 (1969).

29. Ф. Боум, П. Фогель, "Физика массивных нейтрино", Изд. "МИР" (1990).

30. Е. Majorana, Nuovo Cimento 14 (1937) 171.

31. G. Racah, Nuovo Cimento 14 (1937) 322.

32. S.R. Elliott, P. Vogel, Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 52 (2002) 115, hepph/0202264.

33. F. Vissani, JHEP 06:022 (1999).

34. M. Doi, T. Kotani, E.Takasugi, Prog. Theor. Phys. Suppl. 83 (1985) 1.

35. Gelmini, Roncadelli, Phys. Lett. 99B (1981) 411.

36. Georgi, Glashow, Nussinov, Nucl. Phys. B193 (1981) 297.

37. Mohapatra, Phys. Rev. D (1986) pp. 3457-3461.

38. M.G. Inghram, J.H. Reynolds, Phys. Rev. 78 (1950) 822.

39. T. Kirsten, W. Gentner, O.A. Schaeffer, Z. Phys. 202 (1967) 273.

40. T. Kirsten, O.A. Schaeffer, E. Norton, R.W. Stoenner, Phys. Rev. Lett. 201968) 1300.

41. Т. Kirsten, AIP Conf. Proc. 96 (1983) 396.

42. T. Kirsten, H. Richter, E. Jessberger, Phys. Rev. Lett. 50 (1983) 474.

43. T. Kirsten, E. Hensser, D. Kaether et all, Proc. Int. Symp. "Nuclear Beta.Decayand Neutrino", Ed. Kotani et all, Osaka: World. Sci. (1986) 81.

44. J.F. Richardson, O.K. Manuel, B. Sinha, Nucl. Phys. A453 (1986) 26.

45. W.J. Lin, O.K. Manuel, G.L. Cumming et all, Nucl. Phys. A481 (1988) 477.

46. J.T. Lee, O.K. Manuel, Nucl. Phys. A529 (1991) 29.

47. T. Bernatowicz et all, Phys. Rev. C47 (1993) 806.

48. J. Suhonen, O.J. Civitarese, J. Phys. G20 (1994) 347.

49. Yu.G. Zdesenko, F.A. Danevich, V.I. Tretyak, Phys. Lett. B546 (2002) 206-215

50. IGEX Coll., C.E. Aalseth et al., Phys. Rev. D, 65 (2002) 092007.

51. C. Arnaboldi et al., Phys. Lett. В 557 (2003) 167.

52. CRESST Coll., F. Probst et al., Nucl. Phys. В (Proc. Suppl.) 110 (2002) 67-69.

53. A.Arnold et all., Nucl. Instr. Meth. A354 (1995) 338.

54. NEMO-3 Proposal, LAL preprint 94-29 (1994).

55. A.S.Barabash, Proc. Int. Conf. "Neutrino'96" (Helsinki, Finland, June 13-19,1996), World Scientific, 1997, p.374.

56. A.S.Barabash, Czech. J. Phys. 48 (1998) 155.

57. V.A. Artemiev et al., Yader. Phys., 63 (2000) 1312.

58. Klimenko, Pomansky, Smolnikov, Nucl. Instr. Meth. 17B (1986) N 5-6.

59. Е.А.Ковальчук, Канд. Диссер., ИЯИ АН СССР, М. 1982.

60. А.С. Барабаш, А.И. Болоздыня, В.Н. Стеханов, М., Препринт ИТЭФ, 1986154.

61. S.R. Elliott, А.А. Hahn, М.К. Мое, Phys. Rev. Lett. 59 (1987) 2020.

62. A.S. Barabash, Czech. J. Phys. 52 (2002) 567-573; nucl-ex/020300l.

63. V.M. Lobashev et al., Nucl. Phys. В (Proc. Suppl.) 91 (2001) 280-286.

64. A.S. Barabash, Astrophys. Space Sci., 283, (2003) 607-612

65. Ch. Weinheimer et al., Phys. Lett., B460 (1999) 219.

66. T. Kirsten et all., Proc. Int. Symp. "Nuclear Beta Decay and Neutrino

67. Osaka'86)", World Scientific, Singapore, 1986, p.81.

68. R. Arnold et all., Nucl. Phys. A636, 209 (1998).

69. A. Kawashima, K. Takahashi, A. Masuda, Phys. Rev. C47 (1993) 2452.

70. D. Dassie et all., Phys. Rev. D51 (1995) 2090.

71. A.S. Barabash etall, Phys. Lett. B345 (1995) 408.

72. R. Arnold, C. Augier, A.S. Barabash etall, Z. Phys. C72 (1996) 239.

73. O.K. Manuel, J. Phys. G17 (1991) 221.

74. A.C. Барабаш и др., Письма в ЖЭТФ, 79 (2004) 12.

75. V. Artemiev etall, Phys. Lett. B345 (1995) 564.

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

77. H.V. Klapdor-Kleingrothaus et al, Mod. Phys. Lett. 16 2409 (2001).

78. K. You etall, Phys. Lett. B265 (1991) 53.

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

80. A.C. Барабаш, Доклад на конференции секции ЯФ ОФН РАН "Физикафундаментальных взаимодействий", ИТЭФ, март 2004.

81. F.A. Danevich et al., Phys. Rev. C68 (2003) 035501.

82. R. Luescher et all, Phys. Lett. B434 (1998) 407.

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

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

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

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

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

88. S.K. Dhiman, P.K. Raina, Phys. Rev. C50 (1994) 2660.

89. O.Civitarese, J. Suhonen, Nucl. Phys. A575 (1994) 251.

90. J. Toivanen, J. Suhonen, Phys. Rev. C55 (1997) 2314.

91. H.V. Klapdor-Kleingrothaus, Prog. Part Nucl. Phys. 40 (1998) 265.

92. G. Bellini, Nucl. Phys. В (Proc. Suppl.) 48 (1996) 363.

93. Barabash A.S., Stekhanov V.N., Nucl. Inst. Meth. A316 (1992) 51.

94. Barabash A.S., Stekhanov V.N., Nucl. Inst. Meth. A327 (1993)168.

95. Барабаш A.C. и Болоздыня А.И., "Жидкостные ионизационные детекторы",

96. Москва Энергоатомиздат 1993.

97. MACUA1 Data Acquisition Software, CERN-DD-87-21.

98. CERN Program Library, http://cernlib.web.cern.ch/cernlib

99. CERN Program Library, PAW, http://paw.web.cera.ch/paw

100. CERN Program Library, GEANT 3.21,http://wwwasd.web.cern.ch/wwwasd/geant

101. V.I Tretyak and Yu.G. Zdesenko, At Data and Nucl. Data Tables 61 (1995) 43.

102. A.C. Барабаш, A.A. Голубев и др., Ядерная Физика, т.30, вып. 4(10), 1979,стр. 1074.

103. В.Г. Алексанкин и др., "Бета- и антинейтринное излучение радиоактивныхядер" (справочник), Москва, Энергоатомиздат, 1989 г.

104. С.М. Baglin, R.B. Firestone, Tables of Isotopes, Wiley & Sons Inc., 1999.

105. O.A. Ponkratenko, V.I. Tretyak, Yu.G. Zdesenko, Phys. Atom. Nucl., 63 (2000) 1282-1287.

106. Калашникова В.И., Козодаев M.C. Детекторы элементарных частиц, М. Наука, 1966.

107. CERN Program Library, НВООК, http://wwwasdoc.web.cern.ch/wwwasdoc/hbook

108. Физические величины, Справочник, М. Энергоатомиздат, 1991.

109. D.E. Groom et al., Particle Data Group, Eur. Phys. J. C15 (2000) 1.

110. J. Suhonen, O. Civitarese, Phys. Rep. 300 (1998) 123.

111. S. Stoica, H.V. Klapdor-Kleingrothaus, Nucl. Phys. A694 (2001) 269; F. Simkovic, G. Pantis, J.D. Vergados, A. Faessler, Phys. Rev. C60 (1999) 055502.

112. A.C. Барабаш, Препринт ИТЭФ №130 M., 1990.

113. В. Srinivasan, Earth Planet Sci. Lett. 1976, V.,31, p. 129.

114. J.N. Bahcall et al., (ICARUS collaboration) Phys. Lett. B178,324 (1986).

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

116. A.J. Peurrung, T.W. Bowyer, R.A. Craig, P.L. Reeder, Nucl. Instr. And Meth. A396 (1997) 425.

117. C. Arpesella et al., Preprint LNGS 92/27,1992.

118. P. Cennini et al., Nucl. Instr. And Meth. A356 (1995) 526.

119. A.C. Барабаш, P.P. Саакян, Ядерная Физика, 59,197 (1996).

120. В. Srinivasan, Proc. Fifth Lunar Sci. Conf., Geochim., Cosmochim. Acta Suppl., 1974, V. 5, p. 2033.

121. Danilov M, et al., Phys. Lett. B480,12 (2000).

122. H. Ejiri et al., Phys. Lett. В 258,17 (1991).

123. M. Alston-Garnjost et al., Phys. Rev. С 55,474 (1997).

124. Bellini G., et al., Eur. Phys. J. CI9:43 (2001)

125. Kishimoto Т., et al., Osaka University Laboratory for Nuclear Studies Annual Report

126. Avignone FT. et al., hep-ex/0201038

127. Klapdor-Kleingtorhaus H.V., hep-ph/0103074

128. Aalseth C.E. et al., hep-ex/0201021

129. Ejiri H., et al., Phys. Rev. Lett., 85 2917 (2000).

130. A.S. Barabash, SuperNEMO project, Talk at NANP'03, Dubna, Russia, 2003, to be published in Yad. Phys.

131. Moriyama S., et al., Presented at XENONOl workhop, Dec. 2001, Tokyo, Japan.

132. Aalseth C.E. et al., hep-ex/0202018.

133. Klapdor-Kleingtorhaus H.V. et al., Phys. Lett. B586 (2004) 198-212.

134. KATRIN, talk given by M. Steidl at DARK-2002, Cape town, Feb. 2002.

135. A. P. Meshik et al., Phys. Rev. C64 (2001) 035205.