Корреляционный анализ в эксперименте по поиску ЭДМ нейтрона и новое экспериментальное ограничение на его величину тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

; ' ' РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ПЕТЕРБУРГСКИЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ им. Б.П. Константинова

На правах рукописи Соболев Юрий Владимирович

УДК 539.12.1

КОРРЕЛЯЦИОННЫЙ АНАЛИЗ Ъ ЭКСПЕРИМЕНТЕ ПО ПОИСКУ ЭДМ НЕЙТРОНА И НОВОЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ОГРАНИЧЕНИЕ НА ЕГО ВЕЛИЧИНУ

01.04.16 - физика ядра и элементарных частиц

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата фиоико-математичееких па}'к

Санкт-Петербург 1996

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

Научный руководитель:

член-корреспондент РАН В.М.Лобашев.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор П.А. Крупчицкий,

доктор физико-математических наук, профессор Г.Д. АлхазовГ

Ведущая организация - Объединенный институт ядерных исследований.

Защита диссертации состоится "/^4" 'V 1996 г. в {2. часов

на заседании диссертационного совета Д 002.71.01 в Петербургском институте ядерной физики РАН по адресу: 188350, г.Гатчина Ленинградской области, ПИЯФ РАН.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ПИЯФ РАН.

Автореферат разослан ¿Ь А. я. 1996 г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат фип.-мат. наук

И.А.Митропольский

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Основная цель работы состояла в намерении электрического диполь-ного момента (ЭДМ) нейтрона на уровне точности, превосходящем предыдущие эксперименты^ в получении статистически обоснованного результата. Чтобы решить задачи достаточного подавления помех от возмущений магнитного поля в условиях работы параллельно с другими экспериментальными установками, стабильности высокого напряжения с низкими токами утечки, контроля возможных систематических эффектов, необходимо было усовершенствовать имеющуюся установку для поиска ЭДМ нейтрона. Для обеспечения большей надежности результата требовалось выполнить обработку экспериментальных данных с использованием различных статистических методов, в частности^провести исследование с помощью корреляционного анализа.

Актуальность проблемы. Существование ненулевого ЭДМ нейтрона означает нарушение Р- и Т-ннвариантности в фундаментальных взаимодействиях. Из СРТ-теоремы следует, что нарушение Т-ннвариантности связано с СР-несохранением. Вперрые СР-несохранение было обнаружено в каонной системе. Тем не менее^до сих пор нет других экспериментальных свидетельств этого явления. Стандартная Модель (СМ) дает основу для описания этого явления, но одного факта недостаточно для установления механизма нарушения Т-пнвариантностн. В настоящее время успешно развиваются калибровочные теории со спонтанно нарушенной симметрией, которые включают расширения СМ и в которых разработан ряд механизмов СР-несохранения. Величина ЭДМ нейтрона в этих теориях может быть наблюдаема на современном экспериментальном уровне. Поэтому измерение ЭДМ нейтрона на новом уровне точности важно для поиска явлений за рамками Стандартной Модели.

Научная новизна. В результате усовершенствования улановкн для поиска ЭДМ нейтрона с помощью ультрахолодных нейтронов (УХН) уменьшено влияние помех от возмущений магнитного поля до уровня, приемлемого для длительных измерений с максимальной достигнутой чувствительностью. На универсальном канале холодных и ультрахолодных нейтронов реактора ВВР-М проведены намерения -XIМ иси-

трона, в которых получено новое ограничение на его величину на уровне в 2,4 раза ниже, чем в предыдущих измерениях. Исследованы возможные источники систематических эффектов в данной схеме эксперимента и выполнен корреляционный анализ полученных экспериментальных данных.

На защиту выносятся результаты:

1. Осуществлено усовершенствование экспериментальной установки для поиска ЭДМ нейтрона:

а) Создана вакуумная система для предварительного обезгажпвания камер хранения УХН с прогревом в потоке чистого гелия.

б) Вакуумная система спектрометра дополнена сорбционной системой откачки с возможностью пропускания чистого гелия через спектрометр.

в) Испытан трехканальный стабилизатор резонансных условий.

г) Отдельные узлы нейтроноводной системы усовершенствованы с помощью технологии металлических реплик со стеклянной поверхности высокого качества (узел анализатора детекторов входной ней-троновод).

д) Рассчитана система колец Гельмгольца внутри дополнительного магнитного экрана для получения максимально однородного по рабочему объему постоянного магнитного поля.

2. Проведены измерения ЭДМ нейтрона и выполнена обработка экспериментальных данных:

а) Получена новая верхняя экспериментальная граница на величину ЭДМ нейтрона йп < 1,1 х ,10~27е ■ м на уровне достоверности 95%, которая в 2.4 раза ниже, чем в предыдущих измерениях.

б) Выполнен корреляционный анализ экспериментальных данных.

в) Исследовано влияние токов утечки на измеренную величину ЭДМ нейтрона.

г) Получены оценки на возможные систематические эффекты, могущие имитировать ЭДМ нейтрона: эффект V х Е; изменение градиента магнитного поля, скоррелированное с переключением высокого напряжения.

Апробация работы. Материалы, представленные в диссертации, докладывались:

1) На 10-ом Международном симпозиуме по спиновой физике высоких

энергий.

2) На XXVII Зимней школе ЛИЯФ (Ленинград, 1992 г.).

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения, двух приложений и списка литературы но 109 наименований. Общий объем диссертации составляет 95 страниц^ключая 8 таблиц и 12 рисунков.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во введении кратко освещается история вопроса, сформулирована цель работы и излагается план диссертации.

В первой главе дается обзор теории и экспериментальной ситуации по поиску ЭДМ нейтрона.

В обзоре теории ЭДМ нейтрона рассматривается в рамках Стандартной Модели, в связи с проблемой #-члена и в теориях, которые являются расширениями СМ - лево-право-симметричиые модели, суперсимметрия.

В Стандартной Модели величина ЭДМ нейтрона очень мала 10_35е-м), т.к. в низшем, однопетлевом приближении по слабому взаимодействию ЭДМ кварка обращается в нуль (механизм ГИМ). Данная схема называется жестким нарушением СР-инвариантностн, т.к. эффект нарушения симметрии не исчезает с ростом энергии. В этой же теории для введения масс фермнонов используется схема мягкого или спонтанного нарушения симметрии, известная как механизм Хиггса.

В секторе КХД Стандартной Модели имеется проблема 0-члена или сильного нарушения СР-инвариантности, которая непосредственно связана с возможной величиной ЭДМ кварка и, следовательно, нейтрона. Возникновение этого члена в эффективном лагранжиане КХД происходит из-за нетривиальной топологической структуры вакуума в неабелевых калибровочных теориях. На возможность решения этой проблемы с помощью механизма Печчеи и Квин в настоящее время установлены жесткие экспериментальные ограничения.

Эта проблема имеет продолжение, т.к. соответствующая СР-нечет-ная комбинация операторов не является единственной. В частное ги особый интерес с точки прения величины индуцируемого ЭДМ йен-

трона в различных моделях представляет чисто глюонный оператор:

„з

„___ У> fabc r¡а Г>Ь пс

v6 п' ' "та-

Подробное рассмотрение величины ЭДМ нейтрона, связанной с этим оператором в различных теоретических моделях,было проведено в работе Бигги и Уральцева (1991).

Для построения более общей,чем СМ,теории элементарных частиц - теории великого объединения (GUT)-используются группы симметрии более высокого ранга, которые включают группы симметрии СМ: SU(3) х SU{2) х U(l).

Очень важным следствием GUT является несохранение барионного числа. Это одно из грех условий Сахарова, которые были сформулированы. им для объяснения барионной асимметрии Вселенной в 1967 году. Другими двумя являются отклонение от термодинамического равновесия при расширении Вселенной и процессы с CP-нарушением. В работе Эллиса с соавторами (1981) было показано, что требуемая величина СР-нссохранения для возникновения наблюдаемой величины барионной асимметрии соответствует ЭДМ нейтрона |á„| > 3 х Ю~30е-м.

Большой разрыв между массами векторных и калибровочных бозонов создает проблему иерархии масс. Эта проблема решается с помощью использования группы симметрии SO(IO) более высокого ранга, чем группа минимальной GUT. Тогда спонтанное нарушение симметрии может идти в два этапа, например, первым этапом может быть лево-право-симметричная группа.

В лево-право-симметричных моделях симметрия между правыми и левыми фермионами нарушена спонтанно, что означает существование правых векторных бозонов Wr с массой, значительно большей массы И^-бозонов теории Вайнберга-Салама. В случае минимального хпггсовского сектора основной ак-зад в CP-нарушение дает И7/, - WR смешивание. В работе Фрере и др. (1992) дано следующее выражение для величины ЭДМ нейтрона: (dn)LR г» 9,4cqcd х 10_22(s¿n(7- 62) ем, где Cqcd а 0.2 - параметр, связанный с параметром обрезания КХД, (s¿n(7 - ¿2) ~ {MwJMWRy^mß ss 3,3 х 10~3 sin/3, параметр ß связан с комплексным вакуумным средним хпггсовского поля. В работе Бигги и Уральцева (1991) приведено аналогичное выражение, вычисленное для вклада оператора (In r: 1,5 х 10 23psitn] е-м, р— (Л/ц/1/Л/^я)2вггг2Ф,

где Ф - угол смешивания WL - Wr. Для массы Мимеются оценки на уровне 1,6 ТэВ (Сасвати и др. 1993). Отсюда для ЭДМ нейтрона получаются предсказания на уровне 10~28е • м, что находится близко от достигнутой экспериментальной границы.

И в СМ и в GUT для введения масс используется механизм Хиггса, который предполагает наличие скалярных частиц. Решение проблемы масс этих частиц возможно в теории с новым типом симметрии, которая называется суперспмметрией (SUSY).

В работе Эллиса с соавторами (1982) было показано, что поскольку в суперсимметричных теориях отсутствуют контр-члены для ферми-опных полей, 0-член имеет естественную малость в теории со спонтанно нарушенной суперсимметрией. Тогда величина ЭДМ нейтрона из-за подавления, аналогичного как и в СМ, очень мала (~ 10~33 -10-34е -м). Вместе с тем имеются теоретические трудности введения CP-нарушения в моделях с минимальной суперсимметрией ("no-go" теорема). В случае "мягкого" нарушения суперсимметрии ЭДМ нейтрона возникает в первом порядке по петлям s-кварк - глюино со смешиванием левых и правых s-кварков и в случае их масс и 100 ГэВ имеет величину ~ 10~26-10~27е-м. Это выше современной экспериментальной границы, а возможности увеличения масс суперчастиц в минимальной SUSY ограничены.

В заключение обзора теории отмечено, что в работе Бигги и Ураль-цева (1991) дано соотношение для величины ЭДМ нейтрона и параметра СР-нарушенпя в SUSY, которое получается при рассмотрении вклада глюонного оператора Об: d„ а 2 • 10"24А'гпФ е • м.- Отсюда получается наиболее жесткое ограничение из нашего эксперимента на CP-нечетную фазу SUSY: Ф < 5,5 х 10~4.

В обзоре экспериментальной ситуации по поиску ЭДМ нейтрона описаны эксперименты и проекты экспериментов, которые представляют или могут представить информацию о величине ЭДМ нейтрона на уропне точности, который может конкурировать с урошь i точности, достигнутом в нашем эксперименте.

В 197G году в институте Лауэ-Ланжоиена (ИЛЛ) п Гренобле к рлзра ботке магнпторезонансной установки для измерения ЭДМ жчпронн с помощью УХН накопительным методом приступила группа Н.Ф.Рпмзеи.

Первый результат был получен в 1984 г. В установке нспольоовала'сь одна камера хранения УХН, окруженная пятислойным ферромагнитным экраном. Контроль за магнитным полем осуществлялся с помощью рубидиевых магнитометров. Нейтроны от источника УХН поляризовались пропусканием через намагниченную Ге-Со пленку, которая затем также использовалась для анализа их поляризации. Для измерения ЭДМ нейтрона использовался метод раздельных осциллирующих полей Рамоея. После цикла хранения сначала анализировались нейтронк с одним направлением спина, затем включался флиппер и анализировалась другая спиновая компонента. Время хранения составляло 70 с.

С введением нового высокоинтенсивного источника УХН (Штайер; и др. 1986) чувствительность установки была повышена и в 1990 г. но лучен результат: <1„ = (~3±5) х 10~28 е м, что соответствует верхнем} пределу |(7П| < 1,2 х Ю-28 г.- м. По нейтронным данным х2 на степеш свободы оказался равным 3,1. Большая величина х2 свидетельствует о наличии неизвестных факторов, которые влияют на измеряемую величину ЭДМ. Поэтому был проведен корреляционный анализ, который показал наличие корреляции нейтронного ЭДМ с данными магнитометров. Приведенный суммарный результат включает коррекцию с помощью линейной регрессии и фитирования дрейфа по данным магнитометров и его ошибка увеличена с учетом разброса этих данных. Сделан вывод, что дгльнейшее увеличение точности ограничено системой монпторирования.магнитного поля.

В ПИЯФ в лаборатории О.И.СуЛбаева в настоящее время разра-батычастся проект, в котором предлагается также прямое измерение ЭДМ нейтрона, но на пучке холодных нейтронов методом дифракции на нецентроспмметричном кристалле. Метод основан на зависимости от поляризации нейтронов маятниковой фазы для дифракции по Лауэ (на прохождение).

В нецснтроспмметрнчных кристаллах для , некоторых систем кристаллографических плоскостей положения максимумов электрического потенциала могут не совпадать с максимумами ядерного потенциала. Утверждается, что прямая и отраженная нейтронные волны окапываются в этом случае в сильных электрических полях разног о знака. Для сравнения с экспериментом, в котором используется хранение УХН. приводится величина, характеризующая чувствитсль-

ность метода, равная произведению напряженности электрического поля на время взаимодействия. Для УХН Е t = 1050 KB с/см и для дифракции под углом Брегга 9 = 1/30 и длине кристалла L=l() см Е ■ t = 830 KB ■ с/см.

Основным мешающим эффектом является фазовый сдвиг из-за швин-геровского взаимодействия магнитного момента нейтрона с электрическим полем в кристалле. Для подавления величины этого фазового сдвига предлагается использовать ведущее магнитное поле, направленное параллельно электрическому полю кристалла. Для выделения остающегося вклада от швпнгеровского взаимодействия предлагается произвести измерения при различных брэгговских углах.

В другом проекте ПИЯФ по поиску Р- и Т- нешшарпантности на молекулярном пучке возможно получение косвенных данных об ЭДМ нейтрона. Этотлроект осуществляется в лаборатории В.Ф.Ежова. 'Здесь предлагается использовать газодинамический источник, созданный в ПИЯФ для получения пучков с температурой по поперечным компонентам скорости всего в несколько градусов Кельвина. Это является важным обстоятельством, т.к. предполагается использовать сверхтонкую структуру уровней.

Вместо магнпторезонансного метода предлагается использовать схему с нулевым магнитным полем, в котором исследуемые состояния в электрическом попе расщепляются только под действием сил, нарушающих Р- и Т-пнвариантность. В молекуле T1F разные подуровни сверхтонкой структуры уровней могут иметь противоположный знак Р- и Т-нечетных эффектов при определенных величинах электрического поля, поэтому, если приготовить когерентную смесь таких состояний, в электрическом поле в случае существования ЭДМ мелау этими состояниями набирается сдвиг фазы. Это позволяет использовать дифференциальную схему эксперимента, в которой два разных пучка находятся в одних и тех же условиях.

В настоящий момент имеется одни завершенный эксперимент, цп которого могут быть получены конкурентоспособные с прямыми он-периментами по поиску ЭДМ нейтрона ограничения на котт.ппы Тгнсчетного взаимодействия - это попек нарушении Т-иннарплнi im стн на в работе Якобса и др. (1993).

Сравнивалась частота ллрм'орспгкой нренегешт |П \ m и ч'Л \ ;пм|

ках, которые находились в электрическом поле противоположной полярности и в одном постоянном магнитном поле. Атомы ртути поляризовались с помощью ртутной пампы. Свет, прошедший через ячейки, детектировался фазо-чувствительными детекторами.

Контролировались следующие параметры: интенсивность прошедшего через каждую ячейку света, токи утечки, величины коррекции постоянного магнитного поля и его градиента. Исследование корреляций этих величин с электрическим полем дало оценку систематической ошибки. Измерения проводились с двумя величинами электрического поля, кроме того, изменялся знак постоянного магнитного поля, менялась фаза модуляции поляризации света, изменялось направление тока в корректирующем градиент магнитного поля витке тока.

Результат этого эксперимента: ¿(1091^) = (-2,7±3,8±4,4) х Ю-30 е-м,

где вторая ошибка является систематической. Отсюда выведено ограничение |с((199Щ)| < 1,3 х Ю-29 е-м на 95% уровне достоверности.

В 1983 году Голуб предложил измерять ЭДМ нейтрона непосред-стенно в жидком гелии супертермального источника с использованием растворенного поляризованного 3Не как поляризатора и детектора.

Авторами ожидается, что в этом эксперименте может быть достигнута чувствительность в 500 раз выше той, что может быть получена в магниторезонансном спектрометре с хранением УХН. Однако осуществление этого проекта связано с целым рядом трудностей. В частности,очень сложной проблемой является измерение магнитного поля на требуемом уровне, требуется очень высокая степень поляризации 3Не и дополнительной проблемой является наличие больших амплитуд когерентного и некогерентного рассеяния нейтронов на 3Не. Имеется также ряд чисто технических проблем. Например, необходимо удалять деполяризованный 3Н\ что реально выполнимо только при температуре не менее 1 К, тогд« как для получения времени хранения УХН 500 с необходима температура <0,5 К.

Во второй главе представлено подробное описание экспериментальной установки для поиска ЭДМ нейтрона.

Экспериментальная установка представляет собой магнитный резонансный спектрометр с реверсируемым электрическим полем.

Основная идея не изменилась со времени первого опыта Рамэея,

Смита и Парселла п основана на измерении с высокой точностью изменения частоты прецессии спина нейтрона в магнитном и электрическом поле при переключении направления электрического поля. Считается, что т.к. направление еппна нейтрона является единственным выделенным направлением в системе координат, связанной с нейтроном, то вектор ЭДМ, если он существует, коллннеарен магнитному моменту нейтрона. Поэтому, если постоянное электрическое поле Е приложено вдоль магнитного поля, и величина ЭДМ нейтрона <!п отлична от нуля, реверс направления электрического поля приводит к сдвигу частоты прецессии, равному: Д/ = -2й„[Е{+) + Е(-)]/к где с1п - ЭДМ нейтрона, Е(+) и Е(-) - напряженность электрического поля, когда Е направлено параллельно и антипараллельно относительно В, к - постоянная Планка.

Для накопительного варианта два фаоо-когерентных импульса осциллирующего магнитного поля прикладываются в начале и в конце периода хранения нейтронов. Интенсивность нейтронов на выходе спектрометра после анализатора зависит резонансным образом от частоты этого поля. Если фазовый сдвиг между раздельными осциллирующими полями равен 90° или 270°, то кривая зависимости интенсивности нейтронов от частоты будет иметь в области резонанса наибольший наклон. Сдвиг ларморовской частоты прецессии из-за ЭДМ в точке резонанса будет приводить к наибольшему изменению интенсивности нейтронов.

Чувствительность эксперимента определяется счетом нейтронов, временем взаимодействия в установке п величиной напряженности электрического поля.

Схема спектрометра приведена на рис. Важными отличиями установки являются двухкамерная дифференциальная схема спектрометра и система одновременного детектирования обоих компонент поляризации нейтронов. Камеры установлены одна над другой и помещены в вакуумный объем. Боковое стенки камор хранения образованы кольцами из плавленного кварца, на которые? напылена окись бериллии.

Между кварцевыми кольцами размещается центральный элекци.д. к.которому прикладывается высокое напряжение. Поверхности электродов покрыты бериллием. Высоковольтный электрод окружен пнлем-леннымн электродами, что дает возможность помета 11, м,и нн п>.ме ( ры

близко к камерам хранения нейтронов и позволяет уменьшить влияние наводок от высоковольтной системы на их работу.

Для уменьшения времени кондиционирования высоким напряжением и улучшения условий хранения УХН перед сборкой установки кольца и электроды прогревались при температуре 200°С в течение нескольких часов в потоке чистого гелия под давлением Ю-2 Тор.

В качестве источника УХН использовался жидководородный замедлитель, помещенный в центре активной зоны реактора ВВР-М ПИЯФ РАН. УХН по универсального канала холодных и ультрахолодных нейтронов попадают в спектрометр через прямоугольный нейтроновод -общий для обеих камер, тогда как на выходе имеются два раздельных нейтроновода, один - для верхней, другой - для нижней камер хранения.

Два шторочных механизма для впуска и выпуска нейтронов из камер хранения смонтированы на верхнем и нижнем электродах,.

На настоящем этапе эксперимента уделено особое внимание контролю магнитного поля и помехоустойчивости магнитометрической системы. Для защиты от внешних магнитных возмущений использовался четырехсложный пермалло.евый магнитный экран.

Постоянное магнитное поле создается кольцами Гельмгольца, расположенными внутри магнитного экрана таким образом, чтобы получалась максимальная однородность поля в объеме хранения УХН. Т.к. внутренние размеры экрана изменились по сравнению с предыдущими измерениями, были выполнены расчеты формы магнитного поля в области камер хранения нейтронов в зависимости от положения пары колец Гельмгольца. В результате оказалось, что, во-первых, однородность улучшается при увеличении радиуса колец вплоть до внутреннего размера экрана и, во-вторых, что при небольших изменениях расстояния между кольцами по вертикали относительно оптимального форма поля заметно изменяется п возможно значительно улучшить однородность, размещая несколько пар колец на небольшом расстоянии друг от друга. Расстояние колец от экрана определялось таким образом, чтобы при требуемом токе индукция в экране не находилась бы еше в области насыщения. Окончательно токи в кольцах подбирались экспериментальным путем, чтобы получить максимальную однородность магнитного поля с учетом неоднородности, связанной

Рис. Схема экспериментальной установки.

I - четырехслоймый магнитный экран; 2 - входной и выходной нейтроповоды; 3 - вакуумная камера; Р - полярнчагор; А -Анализатор; /•' - флиппер; й1\ О1' - детекторы верхней и нижней камер хранения; Сх, ,\'и, М'\ Л/5 - незиепые магниюметры; Л,„ Л, -катушки постоянного и осциллирующего магншпыч полей; Ь -источник постоянного тока дополнительной капшки боковою ма! питометра.

1:1

с: отличном формы экрана от идеальной. Если в трехслойном экране средняя неоднородность магнитного поля составляла 5-10 нТл, главным образом из-за остаточного поля магнитного экрана, то после модернизации удалось достичь практически расчетных величин на уровне около 1 нТЬ.

Катушка, состоящая из четырех витков вокруг камер хранения УХН и расположенная внутри вакуумного объема, предназначена для создания осциллирующего магнитного поля. Таким образом постоянное и осциллирующее магнитные поля являются общими для обеих камер, тогда как электрические поля имеют противоположные направления в верхней и нижней камерах, что обеспечивает дифференциальность схемы спектрометра.

Для поляризации и анализа поляризации УХН использовался метод пропускания через намагниченные в поле постоянного магнита до насыщения Ре-Со пленки.

Чтобы регистрировать обе спиновые компоненты нейтронов, часть одной из боковых стенок выходного нейтроновода заменена намагниченной ГеСо пленкой. Перед вторым детектором также поставлена еще одна намагниченная пленка. Чтобы направления намагничивания пленок в обоих анализаторах совпадали, перед вторым анализатором расположен адиабатический резонансный спин-флиппер.

Сдвиг по резонансу дает увеличение счета нейтронов на одном детекторе и уменьшение на другом. Это позволяет отличать изменение в резонансных условиях от изменений интенсивности пучка нейтронов по другим причинам. С учетом дифференциальности схемы спектрометра это позволяет компенсировать и контролировать многие систематические эффекты с помощью корреляционного анализа.

Возмущения магнитного поля являются причиной дополнительного разброса результатов. Для подавления влияния магнитных помех на резонанс использовались пассивные и активные методы защиты.

Пассивная магнитная защита осуществлялась с помощью пермал-лоевого магнитного экрана. В первых экспериментах использовался трехслойный магнитный экран. С увеличением чувствительности этой зашиты стало недостаточно п, кроме того, возросли требования на однородность и воспроизводимость пространственного распределения магнитного поля. С учетом этих обстоятельств был сконструирован и

изготовлен дополнительный внутренний слой.

Чтобы исключить токи по металлическому кожуху вакуумной камеры и внутреннему спою пермаллоевого экрана, вакуумная камера, магнитный экран, вакуумный корпус нейтроноводов, детекторы и электронное оборудование изолированы друг от друга и заземлены только в одной общей точке.

Другим существенным источником помех является магнитное поле от разрядов и токов перезарядки при переключении электрического поля в контуре высоковольтной системы. Для максимальной компенсации влияния таких токов стержень, соедпняюнцш коаксиальный кабель от высоковольтного источника с центром высоковольтного электрода, помещен в одной вертикальной плоскости со стержнями заземления, которые присоединены к центрам верхнего и нижнего электродов. В этом случае токи перезарядки и токи утечки по электродам создают магнитное поле, вертикальная компонента которого усредняется до нуля по камерам хранения УХН, а влияние горизонтальной компоненты мало по сравнению с магнитными помехами от наклонных токов по поверхности кварца.

В качестве активного метода подавления помех использовалась стабилизация резонанса с использованием цезиевых магнитометров с оптической накачкой, которые также использовались для контроля магнитного поля в спектрометре.

С целью улучшения стабильности магнптного резонанса Борисовым и Ивановым (1980) был разработан метод, основанный на автоматическом быстродействующем управлении частотой осциллирующего поля в соответствии с флуктуациямп магнитного поля.

Было предложено получать резонансную частоту осциллирующего поля спектрометра путем деления частоты прецессии атомов l:i3Cs в рабочем поле на коэффициент lc¡hn (jes п 7n - гиромагнитные отношения для Cs и нейтронов), который равен 119,9... Выходной сигнал цезпевого магнитометра через делитель частоты на 120 подавался на катушку, создающую осциллирующее поле в спектрометре, в начале и в конце времени хранения нейтронов для получения резонанса по методу Рамзея. При изменении рабочего поля синхронно меняется частота генерации магнитометра и, соответственно, меняется частота осциллирующего поля, оставаясь резонансной.

Стабильность резонансных условий, получаемая при применении такого метода, наряду с быстродействием определяется чувствительностью и стабильностью магнетометра, а также степенью однородности магнитных возмущений в камерах хранения УХН. Чтобы скомпенсировать влияние неоднородности магнитных возмущений, Борисовым н Ивановым (1980) была разработана электронная схема формирования частоты осциллирующего поля из сигналов магнитометров, размещенных в нескольких точках вокруг камер хранения нейтронов.

Управление частотой генерации магнитометра позволяет изменять выходную частоту стабилизатора резонансных условии для измерения наклона резонансных кривых, точной настройки и эпизодической корректировки положения рабочей точки относительно резонанса для нейтронов.

В данной работе было использовано три таких магнитометра в составе трехканалыюго стабилизатора резонансных условий. Из-за неоднородности флуктуации магнитного поля внутри магнитного экрана сигналы магнитометров не вполне адекватны магнитному полю, в котором находятся нейтроны,и для разных магнитометров степень соответствия различна. С учетом экспериментальных данных был увеличен вклад в выходной сигнал стабилизатора от магнитометра, который расположен сбоку. Частоты магнитометров смешивались как Л: = (Ь + (/1 + Ь)/2)/2, где /1 и /2 - частоты верхнего и нижнего магнитометров, /3 - частота бокового магнитометра. Такая модифи-. нация стабилизатора позволила повысить стабильность резонансных условий в наших измерениях.

Грубая настройка на резонанс в спектрометре осуществлялась по методу Раби (полный переворот спина нейтрона) при малых временах удержания нейтронов. Точная настройка на резонанс производилась с помощью управляемого фазовращателя одного из магнитометров.

Трехканальный стабилизатор позволял сохранять резонансные условия в спектрометре даже при наличии сильнонеоднородных быстрых скачков магнитного поля в экспериментальном зале реактора, и в точение продолжительных непрерывных измерений производилась лишь эпизодическая автоматическая компенсация ухода выходной частоты стабилизатора от резонансной.

Любое воздействие на нейтронный резонанс, которое скоррелнро-

вано с переключением полярности высокого напряжения, может быть источником систематического эффекта. С учетом требования уменьшения уровня помех от высоковольной системы Борисовым и др. был разработан биполярный высоковольтный источник с управлением полярностью в низковольтной цепи.

Высоковольтный источник соединен со спектрометром с помощью кабеля с полиэтиленовой изоляцией, у которого центральная медная жила заменена дистиллированной водой. Сопротивление столба воды составляет 200 МОм, что в сочетании с большим внутренним сопротивлением источника позволило существенно уменьшить токи и резонансные перенапряжения при пробоях. Вакуумный ввод выполнен из кварца. Испытания показали отсутствие пробоев и заметных токов утечки в кабеле и вводе вплоть до напряжения 190 кВ. Для уменьшения токов перезарядки электрической емкости камер хранения УХН при переключении полярности используется плавный спад и нарастание питающего напряжения генератора переменного напряжения.

В третьей главе даны процедура и результаты обработки данных, подробно обсуждаются результаты корреляционного анализа и оценки возможных систематических эффектов.

По данным каждого детектора в каждом измерении вычислялись величины ЭДМ в единицах е • м и их веса по формулам:

а1~Лд№/дПЕк{+) + £*(-)]■' ВД + АК-)

(1)

здесь к - номер измерения; - счет детекторов УХН прп

положительной и отрицательной полярностях высокого напряжения; дМ'/д/ - средний по серии наклон резонансной кривой; [^(-Ь) + - сумма напряженностей электрического поля;

А - размерный коэффициент.

Величины ЭДМ (I). и веса ти^ соответствуют по индексу г = 1.2 В^В^', и по индексу г = 3,4 - В^В^- - детекторам УХН (рпс.1), где I." обозначает верхнюю камеру, Ь - нижнюю камеру, | - соответствует направлению магнитного момента нейтрона вверх и | - магнитный момент вниз.

Из 4-х величин <1\ вычислялись следующие комбинации -

ЭДМ для верхней камеры хранения УХН:

¿^(4 + 40/2; (2)

ЭДМ для нижней камеры хранения УХН:

= (4 + 4)/2; (3)

ЭДМ для нейтронов с направлением магнитного момента вверх:

= {¿1+4)12- (4)

ЭДМ для нейтронов с направлением магнитного момента вниз:

о\ = {4 + 4)/2-, (5)

суммарный ЭДМ по 4-м детекторам:

А = (4 + 4 + 4 + 4)/4 = {В" + С£)/2; (6)

синхронное смещение резонанса в двух камерах за время одного измерения:

Л* = 1(4 + 4) - (4 + ¿2)1/4 = № - 2>£)/2; (7)

величина, пропорциональная изменению счета, скоррелированному с переключением полярности высокого напряжения (при сдвиге фазы 270° бралась с отрицательным знаком):

Рк = (4-4-4 + 4)/4; (8)

степень компенсации систематических эффектов, Ск является разностью между ЭДМ измеренными для противоположных направлений спинов нейтронов:

с, = (4 - 4 + 4 - 4)/А = (П1 - о1)/2. (9)

Изменение условий проведения эксперимента -• интенсивности источника УХН, высокого напряжения и других-меняло чувствительность установки. Чтобы учесть эти изменения, для суммирования разнотонных величин С/с и использовались следующие веса: = 1()/(1/»'| + 1 /и>1 + 1 /"'2 + Очевидно, что для компенсации

систематических эффектов в определении (6) для величины суммарного ЭДМ необходимо использовать величины ё'к без весов. Следствия такого определения обсуждаются при рассмотрении результатов корреляционного анализа.

Данные магнитометров и стабилизатора резонансных условий использовались для вычисления следующих величин: Мк = /*(+) - /*(-)> где /¿(+) и /*(-) - частоты за время хранения УХН при положительной и отрицательной полярностях высокого напряжения. Также вычислялась разность таких величин для верхнего и нижнего магнитометров: ОМ* = МЦ - Эта разность важна для оценки возможного систематического эффекта из-за неоднородных по вертикали магнитных возмущений, которые могут имитировать ЭДМ нейтрона, если такие возмущения скоррелированы с переключением высокого напряжения.

Для проверки результатов на устойчивость выполнялась обработка с группировкой по результатам серий: вычислялись оценки средних значений и ошибки по средним значениям за серии, и для весов использовались величины 1/0-2 (здесь ах - оценки ошибок из разброса измерений внутри серий).

Настоящий этап набора статистики включает 344 серии, которые объединяются в 15 групп, соответствующих кампаниям реактора.

Все время измерений делится на три периода; когда стабилизация резонанса осуществлялась от сигнала верхнего магнитометра (однока-нальная стабилизация), от сигнала, синтезированного схемой стабилизации магнитного резонанса из сигналов верхнего и нижнего магнитометров, и период с трехканальной стабилизацией.

Данные, в которых любая из величин Я, Р, М5 и Мь отклонялась более чем на 5 ошибок от своего среднего значения, исключались из дальнейшего анализа. Т.к. вероятность такого случайного отклонения очень мала, то считалось, что оно произошло или из-за сбоя аппаратуры, или из-за слишком сильного изменения условий. Такая обработка необходима, чтобы уменьшить ошибку, и оправдана, так как число таких случаев невелико 3% от всех измерений) и результат для ЭДМ после "чистки" сдвигается только на 0,2 ошибки.

Суммарные результаты и результаты для периодов измерений с

различными типами стабилизации резонанса приведены в таблице 1. Величины £>,Я,С,Р дани в единицах 10~27е-м, М'п и ОМ в единицах Ю-3 Гц. В скобках приведены ошибки.

Таблица 1.

Л С Р Мт вм число

М (стР) (<7Д/т) {о ом) измерений

одноканальная стабилизация

0,08 -0,31 0,15 -3,04 -1,32 0.72 6611

(0,63) (1,53) (0,64) (0,76) (0,55) (0.50)

двухканальная стабилизация

0,15 -4,30 -0,21 -0,75 0,27 -1.15 6099

(0,57) (1,29) (0,55) (0,57) (0,41) (0.35)

трехканальная стабилизация

-0,07 -2,19 -0,62 1,86 -0,30 0.49 1194

(1,38) (2,08) (1,37) (1,37) (1,19) (0.85)

суммарный результат

0,07 -2,28 -0,08 -1,45 -0,51 -0.05 13863

(0,40) (0,92) (0,40) (0,44) (0,33) (0.28)

Незначительное отличие полученной оценки статистической ошибки от ошибки из разброса измерений свидетельствует об отсутствии дополнительного разброса величин ЭДМ относительно разброса, определяемого статистикой счета нейтронов. Обработка с группировкой по сериям для оценки среднего и ошибки величины ЭДМ дала результат, совпадающий с вычисленным по измерениям.

При проверке на нормальность распределения с помощью гистограмм необходимо было выбрать оптимальное число интервалов для гистограммы, соответствующее числу измерений. Т.к. рекомендации разных авторов по числу интервалов при большом числе измерений расходятся, были построены гистограммы с различным числом интерпалов. В результате по набору этих гистограмм для измерений ЭДМ получается средний нормированный на число степеней свободы \2 — (1,83 с величиной разброса 0,18, что хорошо согласуется с гипотезой нормальности распределения. Для гистограммы по результатам серий с 10 интервалами \'2/(п - 3) = 1,23 .

Критерцй согласия х2/(п_1) по 15 группам для ЭДМ равен 0,4, что также достаточно хорошо согласуется с гипотезой о нормальности распределения (уровень достоверности 90%).

Соотношение оценок ошибок и значения х2 показывают эффективность работы системы стабилизации резонансных условии и дифференциальной схемы спектрометра.

Суммарный результат для ЭДМ по всем отобранным измерениям

Равен: Б = (+0,7 ± 4,0) х 10~28 е ■ м . (10)

Обращают на себя внимание ненулевые средние значения смещения резонанса Л за период измерений с двухканальнои стабилизацией и величина Р за период с одноканалыюй стабилизацией.

Для исследования влияния различных факторов на измеренный ЭДМ нейтрона в программе обработки вычислялись коэффициенты корреляции между всеми определяемыми величинами.

Результаты корреляционного анализа для ЭДМ приведены в таблице 2. Из нее впдно, что ни суммарный ЭДМ, ни ЭДМ за периоды измерений с различной стабилизацией резонанса не имеют значимых корреляций с величиной Р. Это свидетельствует о том, что, несмотря на возможное влияние переключений высокого напряжения на счет нейтронов в период измерений с одноканальной стабилизацией, когда измерена величина Р, отличающаяся от нуля более чем на три ошибки (см. таблицу 1), нет влияния на величину ЭДМ.

Таблица 2.

Корреляция Все ■ ( данные Тип стабилизации

однокан. двухкан. трехкан.

Р (Р/&Р) Р (Р/ЬР) Р (р/Ьр) р (р/ V)

Б-И Б -С Б-Р Б - Мт Б-БМ Б-I -0,14 (17,2) -0,16 (19,1) -0,001 (0,2) -0,02 (2,1) -0,022 (2,6) -0,005 (0,5) -0,087 (7,1) -0,13 (10,4) 0,008 (0,6) -0,029 (2,3) -0,06 (5,0) -0,008 (0,7) -0,20 (15,6) -0,17 (13,7) -0,009 (0,7) 0,012 (1,0) 0,036 (2,8) -0,005 (0,4) -0,28 (9,8) -0,28 (9,8) 0,005 (0,2) 0,017 (0,6) -0,04 (1,4) 0,024 (0,8)

Для интерпретации ненулевых коэффициентов корреляций р(ДС) н р(Б,Щ необходимо учесть, что в определениях (6,7,9) величина

представляется через разность - 0[\ величина через Б\ - а величину Ок можно представить как через сумму + £)£, так и, перегруппировав члены, через А] + Аь- Отсюда, после простых выкладок, коэффициенты корреляции р(А,Л) и р(Б,С) можно переписать в следующей форме:

р(х,У) = ~тг=,. * , (И)

е = (т1-а1)/(а1 + а1) (12)

где для р(£>, Я): х = А, у = Я, и = Би, V = А£; для р(Б,С): х = И, у = С, и=Т)Т, ы = АЬ

Из проверки экспериментальных данных с помощью этой формулы следует, что "видимая" корреляция величин А и С определяется разной интенсивностью счета нейтронов с направлениями спина вверх и вниз, т.к. величины А и С образованы как линейпые комбинации от А' и £)' без учета разницы весов.

В отличие от случая корреляции А - С, ошибки величин Би и А£, которые входят в выражение для р(Б,К), примерно вдвое больше статистических из-за остаточного влияния флуктуаций магнитного поля на нейтронный резонанс. Из анализа влияния флуктуаций магнитного поля как на разброс величин ЭДМ, так и на правильность определения наклона резонансной кривой (метод определения наклона изложен в приложении А) получилось, что источником наблюдаемой корреляции, величин Б и /?, как и в случае корреляции £> и С, является различие числа нейтронных отсчетов для верхней и нижней камер хранения УХН (также из комбинации величин В1! и А' без весов). Попутно выяснено, что влияние флуктуации магнитного поля в верхней и нижней камерах хранения УХИ было практически одинаково, и они влияют на />( А, Щ только через нормировку в знаменателе величины (.

Для исследования возможной зависимости величины ЭДМ от токов угечки была выполнена обработка с группированием измерений. Отбор измерений в группы осуществлялся по попаданию величины тока утечки среднего за измерение в заданный интервал. Оценка возможной зависимости вида (/„ — Ад + А( х I по результатам для 1рупп по методу наименьших квадратов дала:

А) — (+", 5 ± 4. 4) х 10"28 с ■ м:

£>! = (+0,22 ± 2,39) X Ю~30е • м • нА"1.

Поскольку полный средний ток утечки по обеим камерам за все время измерений составил ~ 80 нА, то для величины ЭДМ, имитируемой таким током, можно сделать оценку:

£>1 х / = (+0,2 ± 2,0) х 10~28е м.

Этот результат и наблюдаемое отсутствие корреляции между Д и / показывают, что нет влияния токов утечки на данном уровне точности на измеренную величину ЭДМ. Кроме того, выполнен расчет (метод расчета изложен в приложении В) для тока утечки величиной 80 нА, идущего под углом 30° по внутренней вертикальной стенке верхней камеры хранения УХН (случай максимальной асимметрии), который дал величину изменения среднего магнитного поля по этой камере АВ = 8,46 фТ1л. При этом в нижней камере хранения УХН -АВ = 3,26 фТл, что соответствует, при средней величине высокого напряжения 130 кВ, ЭДМ йп — 1,7 х 10-28е • м и величине смещения резонанса Я = 2,96 х 10-28е -м. Таким образом, поскольку взят максимальный угол наклона и средний ток утечки ~ 80 нА, принята величина 1,7 х Ю-28 е • м как верхняя граница для возможного систематического эффекта от магнитного поля токов утечки, и сделан вывод, что на данном уровне точности измерения ЭДМ вкладом этого эффекта можно пренебречь.

В присутствии электрического поля для движущегося нейтрона возникает магнитное поле: В' = -^[¿Т х Е\. При изменении направления электрического поля это магнитное поле меняет знак, что приводит к систематическому эффекту, пропорциональному скорости нейтронов V. Средняя скорость переноса нейтронов от входа к выходу в камерах хранения УХН может быть оценена через отношение расстояния между входными и выходными окнами к длительности периода хранения и для 100 с составила 2,5 мм/с. В отдельном эксперименте было покапано, что в нашей установке угол между полями Б и Во не превышает 0,3°. Имитируемая эффектом V х Е величина ¿„ в этом случае не превышает значения 0,9 х 10"29е • м.

Величина ЭДМ определяется разностью смещений резонанса верхней п нижней камер хранения УХН при реверсе полярности электрического поля. Поэтому изменения магнитного поля с градиентом по

вертикали, «¡коррелированные с переключением электрического поля, в данной схеме эксперимента могут непосредственно имитировать ЭДМ нейтрона. Наличие магнитометров сверху и снизу от камер хранения УХН позволяет контролировать такой эффект.

Выше была определена соответствующая разностная величина ИМ, которую можно использовать для оценки возникающего псевдо-ЭДМ. Также было учтено, что возможны искажения показании магнитометров из-за их собственных шумов и наводок. В данном случае имеется аналогия с величиной £> (6) и был применен анализ ее корреляции с величиной смещения резонанса В., так как ИМ вычислялась в виде простой разности величин М без весов. Для коррекции вместо средней величины (Ми +М1)/2 использовались показания нейтронного магнитометра - Я. Поэтому для периода намерений с одноканальной стабилизацией вычислялась линейная регрессия вида: БМ — а+Ь-Я'+с-М1.

В случае измерений с двухканальной и трехканальной стабилизаци-ями вычислялась линейная регрессия вида: ВМ ~ а+ Ь ■ В.'. Средняя величина ЮМ вычислялась по результатам групп.

Для оценки возможного систематического эффекта,имитирующего ЭДМ,учитывалось, что расстояние между серединами камер хранения УХН примерно в .4 раза меньше расстояния между магнитометрами. В приближении постоянного по вертикали градиента магнитного поля с учетом среднего высокого напряжения 130 кВ получается следующая величина: Д = (-1,9 ±1,6) х10~28е м.

Эта величина рассматривается как оценка поправки к основному результату по ЭДМ нейтрона. Такая поправка может быть связана с неоднородными магнитными возмущениями от различных источников, включая перемагничивание магнитного экрана из-за разрядов и токов перезарядки при переключешш высокого напряжения, и рассеянные магнитные поля от соседних физических установок в экспериментальном зале, если они подвержены наводке от нашего высоковольтного источника.

Вычитанием оценки поправки Д из суммарной величины ЭДМ нейтрона получен окончательный результат:

<*„ = (+2,6 ±4,0 ±1,6) х 10-28е • м, где первая ошибка получена из разброса измерений, а вторая ошибка

характеризует систематическую погрешность. Отсюда для величины ЭДМ нейтрона получается ограничение \dn\ < 1,1 х 10~27е-м на 95% уровне достоверности.

В заключении сформулированы основные результаты работы, которые выносятся автором на защиту.

Материалы, представ ленные в диссертации, опубликованы в работах:

1. I.S.Altarev, Yu.V.Borisov, N.V.Borovikova, S.N.Ivanov, E.A.Kolomensky, M.S.Lasakov, V.M.Lobashev, V.A.Nasarenko, A.N.Pirozhkov, A.P.Serebrov, Yu.V.Sobolev, E.V.Shulgina and

A.I.Yegorov. New measurement of the electric dipole moment of the neutron. Phys.Lett. B276, 1992, 242-246.

2. Yu.V.Borisov, S.N.Ivanov, V.M.Lobashev, Yu.V.Sobolev. Fast multichannel stabilization of the magnetic resonance in a magneto-resonance spectrometer. Nucl. Instr. and Meth. A357, 1995, 115-119.

3. И.С.Алтарев, Ю.В.Борисов, Н.В.Боровикова, А.И.Егоров, С.Н.Иванов, Э.А.Коломенский, М.С.Ласаков, В.М.Лобашев,

B.А.Назаренко, А.Н.Пирожков, А.П.Серебров, Ю.В.Соболев, Е.В.Шульгина. Поиск электрического дипольного момента нейтрона. Препринт ПИЯФ-2055, С-Петербург, 1995, 51 стр.

Отпечатано в типографии ПИЯФ

Зак. 59. тир. ЮО.уч.-ичд.л. I; 31/1-1996 г. Бесплатно