Содержание к диссертации
Введение
Исследование угловых корреляций в /5-распаде (е-захвате) 12
2.1 Описание различных типов корреляций 12
2.2 Исследование угловой (/3-й) корреляции в /3-распаде 14
2.2.1 Обзор сложившейся экспериментальной ситуации
2.2.2 Общая идея проводимых экспериментов 17
2.2.3 Проведение методического off-line эксперимента с ядром 24Na . 19
2.2.4 Проведение методических on-line экспериментов с твердыми мишенями 21
2.2.5 Проведение on-line эксперимента с ядром 18Ne в твердой мишени В203 27
2.2.6 Проведение тестовых on-line экспериментов с ядром 140 в газовых мишенях 33
2.2.7 Проведение on-line эксперимента с ядром 140 в газовой мишени СО 41
2.2.8 Проведение on-line эксперимента с ядром 18Ne в газовой мишени Ог 54
2.2.9 Разработка будущих on-line экспериментов с /^-задержанными протонными излучателями 65
2.2.10 Проведение off-line эксперимента с ядром 24Na в монокристалле NaCl 72
2.3 Исследование (I-v) корреляции в б-захвате 76
2.3.1 Обзор предшествующих экспериментов 76
2.3.2 Проведение эксперимента с поляризованным ядром 56Со 78
2.3.3 Планируемые эксперименты с поляризованными ядрами 80
2.3.4 Планируемый эксперимент с комптоновским поляриметром . 81
Исследование угловых корреляций в ядерном //-захвате 84
3.1 Описание общего вида корреляций 84
3.2 Исследование корреляций в разрешенном /і-захвате 89
3.2.1 Чувствительность разрешенного /І-захвата к индуцированному псевдоскалярному взаимодействию 89
3.2.2 Проведение "сверхтонких" экспериментов с 10,11В 93
3.2.3 Разработка и проведение первого эксперимента с Si мишенью . 99
3.2.4 Проведение второго эксперимента с Si мишенью 101
3.2.5 Дополнительные экспериментальные и теоретические работы . 104
3.2.6 Обобщение результатов по //-захвату в 28Si 106
3.3 Исследование корреляций в //-захвате первого запрета 109
3.3.1 Чувствительность //-захвата первого запрета к Скалярному взаимодействию 109
3.3.2 Проведение тестового эксперимента с кислородной газовой мишенью
3.3.3 Проведение основных измерений с кислородной мишенью 118
3.4 Планируемые новые эксперименты по угловым корреляциям в /і-захвате 128
Заключение. 131
Результаты работы 131
Апробация работы (публикации, доклады) 134
Благодарности 136
- Исследование угловой (/3-й) корреляции в /3-распаде
- Проведение тестовых on-line экспериментов с ядром 140 в газовых мишенях
- Исследование корреляций в разрешенном /і-захвате
- Проведение тестового эксперимента с кислородной газовой мишенью
Введение к работе
1.1 Общая постановка задачи (проблемы Стандартной Модели слабых взаимодействий и возможность их решения в корреляционных экспериментах)
Согласно [1], слабое взаимодействие может, в принципе, состоять из пяти независимых взаимодействий, отличающихся друг от друга своими свойствами пространственной симметрии и называнных Скалярным (S), Векторным (V), Аксиальным (А), Тензорным (Т) и Псевдоскалярным (Р). Формально это соответствует тому, что релятивистски-инвариантный гамильтониан слабого взаимодействия
К = ^= (Фр 0,фп) (фв Oi (d + СЫ) ф*) + н.с. (1)
представляет собой линейную комбинацию пяти операторов 0{, описывающих перечисленные взаимодействия и связанных с помощью десяти (вообще говоря, комплексных) констант связи С,- и С-, причем штриховннные и нештрихованные константы отвечают нарушению и сохранению пространственной четности, соответственно.
Что можно сказать об относительном вкладе различных взаимодействий (иначе говоря - о величине констант связи Сі и С/)?
Сразу же после открытия Ц.Ву [2] в 1957 году несохранения четности в /?-распаде 60Со, начался буквально экспериментальный бум в исследовании слабых взаимодействий. Проведенные к этому времени многочисленные опыты по измерению формы разрешенных /?-спектров указывали на отсутствие (или, по крайней мере, на близость к нулю) так называемых фирцевских членов, обусловленных интерференцией между V и S (А и Т) взаимодействиями в фермиевских (гамов-теллеровских) распадах. Одновременно, измерения спиральности /?-частиц показали, что она отрицательна для электронов и положительна для позитронов. Из всего этого следует, что в природе реализуются (или, по крайней мере, существенно доминируют) только два взаимодействия: (S, Т) в том случае, если нейтрино правое, или (V, Л) - если оно левое. Опыты по угловым бета-нейтринным и спин-нейтринным корреляциям указывали на то, что справедливо второе из этих утверждений.
На основании этих, а также многих других экспериментальных фактов и теоретических посылок, был выдвинут ряд гипотез, налагающих существенные ограничения на величину констант связи и составляющих основу общепринятой в настоящее время Стандартной Модели электрослабых взаилмдействий (СМ):
Гипотеза о временной (или Т-) инвариантности, что по СРГ-теореме Людер-
са и Паули равносильно сохранению комбинированной СР-четности, соот
ветствует тому, что все константы связи являются действительными:
Іт(Сі) = Іт(С'і) = 0. (2)
Гипотеза о двухкомпонентности нейтрино означает равенство (с точностью
до знака) штрихованных и нештриховапных констант:
С[ = ±d . (3)
При этом происходит максимальное нарушение пространственной (Р-) четности, нейтрино должно быть безмассовым и может находиться лишь в одном спиновом состоянии со спиральностью п„ = ±1. Корреляционные эксперименты однозначно указывают на то, что это должно быть состояние с h = — 1 для нейтрино и, соответственно, h = +1 для антинейтрино.
Согласно гипотезе об универсальном V—А взаимодействии, варианты S, Т и
Р полагаются полностью отсутствующими:
Cs = Ст = Ср = 0, (4)
а оставшиеся V и А приблизительно равны друг другу и находятся в противофазе:
СА ~ -CV; (5)
при этом, эффективные константы G для /?-распада, /^-распада и /і-захвата совпадают1 и представляют собой одну глобальную константу Ферми
GF = 1.16639а КГ5ГэВ-2 (he)3 ~ 1.4 1(Г49эрг см3. (6)
Таким образом, если перечисленные гипотезы, составляющие основу Стандартной Модели, справедливы, то из двадцати реальных параметров, входящих в гамильтониан (1) в виде констант связи С, ненулевыми являются лишь четыре:
Су = C'v и СА = С'А , (7)
что соответствует наличию всего двух независимых параметров теории - абсолютной величины константы Gf и отношения Л = Ca/Cv- Оба эти параметра с хорошей точностью определяются из распада свободного нейтрона.
Существующие экспериментальные данные, в основном, подтверждают СМ. Но в то же время, некоторые факты (неразрешенная проблема с дефицитом солнечных нейтрино, признаки присутствия во Вселенной темной материи, не вполне гладкое объяснение нарушения СР-четности в распаде К-мезона, искусственное постулирование сохранения барионного и лептонного зарядов, проблема иерархии, наличие различных масс у лептонов, ненормально большое количество свободных параметров, и т. п.) настоятельно напоминают о том, что СМ - хоть и стандартная, но всё же модель, и потому должна иметь некие границы применимости. Чтобы определить эти границы, надо ответить на вопрос, какие из основных гипотез действительно выполняются и в какой степени. Этот вопрос можно разбить на несколько более конкретных:
Масса покоя нейтрино тождественно равна нулю или она просто очень мала?
Действительно ли безмассовое нейтрино на 100% левое! (Существует ли хотя бы малая примесь правых нейтрино?)
Является ли нейтрино абсолютно дираковской частицей или возможно существование майораиовских нейтрино?
'Наиболее полное согласие с экспериментом (объяснение небольшого расхождения между G/з и G^, превышения |Сд| над |CV|, а также 20-кратного подавления вероятности полулептонных распадов гиперонов) достигается в схеме Кабиббо[3].
Если существуют несколько видов нейтрино, то возможно ли их взаимное превращение (осцилляции)!
Существует ли малая примесь S и/или Т взаимодействия?
С какой точностью сохраняется СР-четность в /3-распаде и /^-захвате?
Существует ряд и других проблем - возможно, не столь фундаментальных, но не становящихся от этого менее важными. К ним относятся, в частности, многие вопросы, касающиеся индуцированных взаимодействий (см., например, обзоры [4, о]).
Если, находясь в рамках СМ, учесть члены, пропорциональные передаваемому импульсу q (что становится весьма существенным в случае ^-захвата, когда q составляет около 100 МэВ/с), то на нуклонном уровне матричные элементы от векторной и аксиальной частей слабого адронного тока в самом общем виде будут выглядеть следующим образом [6] :
(8)
2МР .
(п |К,(0)| р) = f (йJ {gv(q2) 7« + gstf) ^ + 9*ttf)
(9)
(n |іа(0)|р) = і (йв| |ы2) 7«75 + дР(Я2) Щ^ + 9т(ч2) Ц~) г- |щ) ,
где вторые и третьи слагаемые в фигурных скобках индуцированы структурой нуклона и называются индуцированным скалярным, индуцированным псевдоскалярным, индуцированным тензорным взаимодействием и слабым магнетизмом. Так как амплитуды соответствующих членов зависят от переданного импульса q, то называются они уже не константами связи, а форм-факторами gi(q2).
Как и константы связи С,-, формфакторы #, должны быть действительными в случае Т-инвариантности. Другие, более конкретные ограничения на величину фор-мфакторов могут быть получены на основе дополнительных гипотез, справедливость которых в рамках СМ, вообще говоря, необязательна. К таким вспомогательным гипотезам относятся в первую очередь
гипотеза о сохранении векторного тока (CVC), из которой следует, что
flv(o) = і ;
9s(q2) = 0 ; (10)
дм(0) = цр — /лп — 1 = 3.706 ,
гипотеза о частичном сохранении аксиального адронного тока (РСАС),
приводящая к соотношению Гольдбергера-Треймана [7] для дл
9а(0) = -J*"** f,NN,{-ml) = -(1.33... 1.35) (И)
мр + мп
и (при некоторых дополнительных предположениях) - для др :
gp(q2) = д*ы(-т2ж) Л "7^7 ^ 9л(ч2) Ц±^ * '<'9л(ч2) ^ -8.7 , (12)
2 , % - 9лЮ- 2^q* + т ql + т
гипотеза о G-инвариантности токов, запрещающая существование токов вто
рого рода, к которым относится дт :
дт = 0. (13)
Имеется ряд экспериментальных и теоретических работ, как подтверждающих, так и ставящих под сомнение перечисленные гипотезы. Так, существует предположение о возможности сильного подавления дл и особенно др в ядрах по сравнению со свободными нуклонами (это может быть следствием сильного взаимодействия с окружающей адронной средой), есть некие экспериментальные указания на возможное присутствие дт, и т.д. Эти нарушения CVC, РСАС и G-инвариантности (если они действительно существуют) должны сильно зависеть от эффективной массы виртуального пиона, от таких коллективных характеристик ядерной материи, как ее плотность и температу-ра [8].
Поэтому весьма актуальными не только для физики частиц, но и, например, для астрофизики, явились бы ответы на вопросы, касающиеся справедливости перечисленных вспомогательных гипотез:
Изменяются ли величины форм-факторов в ^-захвате по сравнению с /9-распадом и с процессом рассеяния электронов?
Действительно ли токи второго рода полностью отсутствуют?
Происходит ли изменение индуцированных форм-факторов в ядрах по сравнению со свободными нуклонами? Зависят ли они от размеров (массы) ядра?
Как видим, существует ряд проблем, для решения которых необходимо наряду с поиском экзотических явлений [9] (типа безнейтринного 2/3-распада, "тяжелого" нейтрино, ненулевой массы или магнитного момента обычного нейтрино, и т. п.) измерять отношения фундаментальных констант связи Cs/Cy, Ст/Са в случае ^-распада и/или с-захвата, и индуцированных форм-факторов (др,дт)/д\, (<7m><7s)/<7v и g\/gv в случае /х-захвата. Заметим, что для этого вовсе необязательно строить гигантские ускорители или возводить циклопические нейтринные детекторы — достаточно с помощью современной прецизионной ядерно-спектрометрической техники измерить некоторые угловые корреляции в указанных полулептонных процессах.
Действительно, так как каждое из перечисленных (как фундаментальных, так и индуцированных) взаимодействий характеризуется присущими только ему пространственными свойствами (как это следует из названий), то его присутствие сказывается в первую очередь на пространственном распределении векторных и/или аксиально-векторных характеристик лептонов, участвующих в слабом процессе (то есть, в различных угловых корреляциях между импульсами и угловыми моментами испускаемых и поглощаемых частиц[10, И]). Так, например, для фермиевских /^-переходов, когда спин нуклона, непосредственно участвующего в распаде, не изменяется в пространстве (т.е., отсутствует так называемый spin flip), У-взаимодействие приводит к преимущественному испусканию /?-частицы и нейтрино в одном и том же направлении, тогда как в случае б'-взаимодействия эти частицы испускались бы в противоположные стороны. Аналогично, в гамов-теллеровских распадах (т.е., при наличии spin flip'a.)
Л-взаимодействие вызывает некоторое обогащение вероятности разлета частиц в про-
тивоположные стороны, а Т-взаимодействие - в одну и ту же сторону.
Таким образом, угловые корреляции являются наблюдаемыми величинами, наиболее чувствительными к отношениям форм-факторов. Именно их измерение привело в свое время к открытию нарушения Р-четности и может привести в дальнейшем к изменению Стандартной Модели.
К сожалению, зарегистрировать направление вылета нейтрино2 можно только
косвенно, восстановив кинематическую картину всех частиц, участвующих в процес
се. Эта задача очень непростая, и потому количество корреляционных экспериментов
с участием нейтрино, проведенных в мире на сегодняшний день3, очень невелико (см.
ниже разделы 2.2.1, 2.3.1, 3.2.1 и 3.3.1). Большинство из них, такие как знаменитый
опыт By, опыты Аллена или опыт Голъдгабера, Гродзинса и Сунъяра, вошедшие во все
учебники по ядерной физике, делались 30-40 лет назад и ставили своею целью лишь
грубо определить, какой вид взаимодействия является превалирующим - S, V, А или
Т, каких нейтрино больше - правых или левых, и т. д.
щ Сегодня социальный заказ таких экспериментов другой. Теперь от них требуется
не качественный, а количественный ответ, причем речь идет о величине примеси запрещенных эффектов на уровне единиц процентов. Ясно, что для этого нужна совершенно иная постановка экспериментов, использующая последние достижения техники прецизионной ядерной спектроскопии в совокупности с уникальными пучками, доступными на некоторых базовых установках Европы. Сочетать эти два фактора может далеко не каждая научная группа; сегодня, кроме нас, их только две: одна занимается исследованием ядерного /^-захвата на ускорителе TRIUMF (Ванкувер, Канада), а другая исследует /?-распад 32Аг на комплексе ISOLDE (ЦЕРН, Женева), причем их работы по угловым корреляциям носят лишь эпизодический характер.
*
2Испускание именно этого лептона объединяет все рассматриваемые здесь процессы и является определяющим в угловых корреляциях.
3В данной работе по методическим соображениям не рассматриваются эксперименты, исследующие распад свободного нейтрона.
1.2 Цель данной работы (экспериментальная программа АпСог)
Цель настоящей работы заключалась в разработке и осуществлении ряда новых экспериментов, использующих технику и методы прецизионной полупроводниковой ядерной спектроскопии и направленных на исследование угловых корреляций с участием нейтрино в процессах ядерного /3-распада и /*-захвата.
Являясь продолжением отдельных работ, начатых нами еще в 1989-1991 годах, эти новые эксперименты должны были сочетать в себе высокую культуру прецизионных измерений, наработанную за многие годы в Отделе ядерной спектроскопии и радиохимии Лаборатории ядерных проблем ОИЯИ, с широкими возможностями, предоставляемыми пользователям различными базовыми установками европейских исследовательских центров.
Для достижения поставленной цели нами было решено разработать специальную программу исследований, придав ей статус отдельного проекта. Эта программа[Г2, 13] получила рабочее название АпСог, что представляет собой сокращение от слов Angular Correlations (Угловые Корреляции) и является сейчас одной из основных частей темы первого приоритета 1039 - "Исследование фундаментальных взаимодействий в ядрах методами ядерной спектроскопии''.
При реализации отдельных экспериментов программы мы стремились не замыкаться на существующих в ОИЯИ базовых установках, но по возможности использовать самые лучшие в мире пучки, наиболее отвечающие нашим потребностям, и в то же время привлекать к нашим работам заинтересованных физиков из других научных центров. Так возникла коллаборация, кроме ОИЯИ включающая в себя Центр ядерной спектроскопии и масс-спектрометрии (CSNSM, Орсэ, Франция), два Католических университета в Бельгии (UCL, Лювен-ла-Нбв, и KUL, Лёвен), а также, в зависимости от конкретного эксперимента, - Карлов университет в Праге, Институт Пауля Шеррера (PSI, Виллиген, Швейцария), Институт Лауэ-Ланжевена (ILL, Гренобль), две лаборатории в Кане (GANIL и LPC), а также Физико-технический институт имени Иоффе в Санкт-Петербурге.
1.3 Краткое содержание работы
Преследуя одни и те же глобальные цели (определение относительных вкладов различных типов слабого взаимодействия) и пользуясь одними и теми же методами (прецизионное измерение энергии излучения, сопровождающего изучаемый процесс, и получение на этой основе информации об угловых корреляциях), эксперименты представляемой здесь программы подразделяются на два класса в зависимости от предмета исследований (/?-распад или //-захват), которые отличаются своей энергетической шкалой и, соответственно, проявляющимися эффектами. Поэтому содержание диссертации разделено на две главы.
Исследование угловой (/3-й) корреляции в /3-распаде
Как уже говорилось выше, согласно СМ, разрешенный /3-распад ядра вызывается лишь двумя типами слабого взаимодействия, а именно - Векторным V и Аксиальным Л, остальные же два типа {Скалярное S и Тензорное Т), которые в принципе могли бы участвовать в таком распаде5, считаются полностью отсутствующими. С другой стороны, существующие экспериментальные ограничения на примесь этих взаимодействий не так уж строги и составляют 9% [22] для Т-взаимодействия и 17% [23] для S-взаимодействия (на 95% уровне достоверности). Таким образом, измерив с точностью «1% величину а для чистого фермиевского /?-перехода (0+ — 0+), можно по ее отличию от +1 судить о возможной примеси S-взаимодействия. То же можно сказать и о примеси Т-взаимодействия в случае чистого гамов-теллеровского перехода (0+ - 1+). Большинство выполненных на сегодняшний день экспериментов по измерению а в разрешенных переходах приведено в Таблице 1. Там же указан метод, которым измерялась корреляция - способ регистрации /3-частиц и/или ядер отдачи, измерения их энергии, а также тип набюдаемой функции (энергетическое или угловое распределение). Широкий спектр использовавшихся методов обусловлен тем, что таких наблюдаемых функций может быть несколько: энергетический спектр ядер отдачи - N(ER): тот же спектр N(ER), НО при фиксированном направлении импульса -частицы (р); N(ER) при фиксированном направлении и величине р; энергетический спектр /3-частиц - N(Ep) при фиксированном направлении импульса ядер отдачи (Я);
Теоретически, присутствие S- и/или Т-членов не исключается и даже является обязательным в большинстве сценариев, предусматривающих существование лептокварков или нарушающих R-четностъ суперсимметрий. Таблица 1: Результаты экспериментов по (/З-г -корреляции в разрешенном /?-распаде.
Один из экспериментальных подходов, использующий современные возможности полупроводниковой 7-спектРоскопии и впервые примененный в работе [45] при исследовании запрещенного /? -распада 1ХВе, заключается в прецизионном измерении до-плеровского сдвига энергии 7-квантов, вызванного отдачей R дочернего ядра после испускания лептонов (Рис. 1). Практически, импульс р легко может быть зарегистрирован сцинтилляционным или Si(Li) планарным детектором, а величина q может быть получена из анализа доплеровского сдвига 7-квантов, измеренного HPGe детектором в совпадении с /9-частицами (Рис. 2). В таком эксперименте не требуется создавать какие-то огромные магниты, получать сверхнизкие температуры или сверхчистый вакуум; вся измерительная аппаратура легко помещается на площади 1-2 м2 и обслуживается одним человеком. Единственную серьёзную проблему представляет собой получение исследуемых ядер, зачастую короткоживущих и потому требующих для своего производства оп-п пе-систем.
Основным мешающим физическим эффектом в таком эксперименте является торможение дочернего ядра отдачи в окружающем веществе источника. Если время жизни г промежуточного возбужденного состояния в таком ядре (то есть, время, прошедшее между исследуемым /3-распадом и испусканием 7-кванта, несущего информацию о величине отдачи) превышает 10 14 с, то ион отдачи успевает пролететь расстояние в несколько Ангстрем, что сравнимо с расстоянием между атомами в твердом теле. Взаимодействие с окружающим веществом приводит к торможению ядра, причем ослабление доплеровского сдвига, вызванное таким торможением, становится весьма существенным. Учитывая этот аргумент, а также очевидный факт, что величина измеряемого сдвига растет с энергией как /?-, так и 7-перехода, и падает с увеличением массы ядра, из всего многообразия / -активных ядер можно выделить группу наиболее реальных кандидатов как для методических, так и для физических исследований. Некоторые из них приведены в Таблице 2.
Во время методического эксперимента [46], ядра 24Na получались в реакции (р, Зрп) при облучении алюминиевых фольг толщиной 60 мкм протонным пучком Фазотрона Лаборатории ядерных проблем ОИЯИ. Для регистрациии /3-частиц использовались два планарных Si(Li) детектора, а для измерения доплеровского сдвига 7-линии 2754 кэВ - один полу-коаксиальный HP Ge детектор объёмом 120 см3. Измерения проводились в off-line режиме в течение одной недели; всего было измерено 12 фольг.
Анализ результатов (Рис. 36) показал, что данный метод исследования угловых корреляций вполне работоспособен, а предложенная в работе комбинированная модель описывает процесс торможения иона отдачи достаточно хорошо и может использоваться в тех случаях, когда энергия отдачи превышает энергию образования дефекта в кристаллической решетке. При этом, в качестве "побочного продукта" с приемлемой точностью может быть определено время жизни промежуточного возбужденного состояния в дочернем ядре. Кроме того, было решено по возможности в будущем продолжить эксперименты с ядрами 24Na, находящимися в монокристалле, с целью более детального исследования процесса торможения, представляющего интерес для физики твердого тела.
Проведение тестовых on-line экспериментов с ядром 140 в газовых мишенях
Как уже отмечалось, неудовлетворительная точность, полученная в эксперименте с 18Ne, была обусловлена малой полезной статистикой и плохими фоновыми условиями (в основном, чрезмерно большим потоком анниги-ляционного излучения). Наряду с принятием различных технических мер, призванных увеличить нагрузочную способность электроники, решено было кардинально изменить ситуацию, перейдя к исследованию другого ядра, а именно - 140.
Действительно, как показано на Рис. 4, в распаде 18Ne интенсивность интересующего нас 7-перехода составляет менее 8% на распад, тогда как количество испускаемых в распадной цепочке позитронов и, следовательно, ашшгиляционных фотонов, которых еще в 2 раза больше, равно 200%! Если же учесть, что эффективность регистрации падает с энергией, и что дочернее ядро 18F нарабатывается не только (и не столько) в /?-распаде, но и в фоновой реакции 160(3#е,р), идущей с большим сечением, то становится понятным, почему на Рис. 11 пик 1042 кэВ в 200 раз слабее пика 511 кэВ. В случае же 140 ситуация намного благоприятнее: во-первых, 7-переход 2313 кэВ происходит не в 8, а в 100% распадов; во-вторых, дочернее ядро 14N (в отличие от 18F) стабильно; и, наконец, в-третьих, для подавления аннигиляционного излучения можно использовать пассивные фильтры (в данном распаде это становится возможным из-за сравнительно большой разницы в энергиях 2313 и 511 кэВ).
Конструкция газовой мишени. Как уже говорилось в разделе 2.2.4, для исследования 140 необходимо использовать газовую мишень. К ее конструкции предъявляются следующие требования: Мишень должна представлять собой углерод-содержащий газ для обеспечения реакции 12С(3Яе,п)140. Желательно, чтобы этот газ находился при атмосферном давлении и не был химически активен. Мишень должна быть проточной, чтобы полученные в реакции ядра 140 могли транспортироваться по капилляру к месту измерения, удаленному от места облучения не менее чем на 0.5 т. Время доставки должно быть сравнимо с временем жизни ядра 140 (Ti/2=70.6 с). По соображениям радиационной безопасности, циркуляция газа должна происходить по замкнутому циклу. Во время измерения позитроны должны беспрепятственно попадать из газовой среды к холодным Si(Li) детекторам, находящимся в вакууме 10 5 мбар. Следовательно, измерительная ячейка должна быть выполнена в виде тонкостенного "пузырька", выдерживающего перепад давления в 1 бар. Стенки пузырька и транспортных капилляров не должны сорбировать 140. Если считать движение газа турбулентным (пессимистический вариант), то в каждом объемном элементе газовой системы происходит полное перемешивание поступающего газа с ранее находившимся. Поэтому для уменьшения потерь активности при ее транспортировке от облучения к измерению необходимо минимизировать все промежуточные объемы (включая облучаемый объем) по сравнению с объемом пузырька.
Газ из балластного резервуара с помощью газового компрессора13 К1 через конический трубчатый дебитметр D поступает на облучение в собственно мишень. Корпус мишени представляет собой полый цилиндр из нержавеющей стали внутренним диаметром 1 см. Ионный пучок от ускорителя проходит через тонкое входное окно (никелевая фольга толщиной 13 микрон, герметично приваренная к корпусу мишени) и облучает газ, заполняющий объем мишени при атмосферном давлении. Эффективная толщина мишени может регулироваться без нарушения герметичности в пределах от 3 до 11 см с помощью плунжера-заглушки.
Облученный газ по капилляру диаметром 2 мм и длиной 70..80 см пропускается через лабораторный тонкий фильтр F, минует пассивную защиту от нейтронов и в качестве компрессора в данной системе нельзя использовать перстальтические или иные насосы со стабильной скоростью потока, так как в случае аварийного перекрытия выходного капилляра они могут недопустимо увеличить давление в пузырьке, что приведет к его разрушению. Насосы же мембранного типа, хотя и не стабилизируют газовый поток, но зато в случае закупорки капилляра просто работают вхолостую и потому более безопасны. В этом и последующих экспериментах мы использовали (после небольшой доработки) мембранные воздушные насосы нескольких типов, предназначенные для подачи воздуха в бытовые аквариумы. 7-излучения и попадает в измерительную ячейку В, представляющую собой две полимерных пленки, прижатых к центральному металлическому кольцу (025 мм) с входным и выходным отверстиями (00.5 мм), расположенными диаметрально. Поскольку между пленками находится газ при атмосферном давлении, а снаружи - вакуум детекторной камеры, то пленки раздуваются, образуя чечевицеобразный пузырек объемом б мл. Чтобы обеспечить постоянство формы пузырька, он предварительно, еще до помещения в детекторную камеру, формируется подачей избыточного давления 2.5-2.8 бар для получения устойчивой остаточной деформации.
После измерения газ, все еще имеющий значительную активность (как от исследуемых ядер, так и долгоживущую фоновую), возвращается в балластный резервуар, где вся эта остаточная активность распадается. Давление газа в системе контролируется манометром, подключенным к буферному резервуару.
Оптимизация скорости прокачки газа. Поскольку в данной газовой системе используется непрерывный поток с постоянной скоростью прокачки, то среднее время нахождения порции газа в каждом элементе системы пропорционально объему этого элемента. Таким образом, при скорости, например, б мл/мин и при толщине мишени 8 см каждая молекула газа проводит 1 минуту на облучении, 30 секунд в фильтре и капилляре, 1 минуту на измерении и 14 часов в балластном резервуаре. При этом количество ядер 140 после прохождения мишени, фильтра и пузырька уменьшается, соответственно, в 2 раза, в \/2 раз и опять в 2 раза, а доля распадов в перечисленных элементах составляет, соответственно, 50%, 15% и 18%. Увеличение скорости прокачки в 2 раза меняет эти числа на 29%, 11% и 17%, тогда как двукратное замедление дает 75%, 13% и 9%. Как видим, скорость прокачки нельзя снижать, так как в этом случае активность 140 просто не доходит до пузырька; увеличение же скорости, с одной стороны, уменьшает потери при доставке, но с другой стороны, уменьшает время измерения, и в итоге влияет на измеренную активность слабо. Так же неоднозначно и влияние толщины мишени: с ее увеличением растет количество облучаемого газа (и, следовательно, количество нарабатываемой активности), но одновременно растут и потери из-за большого ее объема. Исходя из этого, во всех последующих экспериментах с газовой мишенью каждый раз, когда изменялся какой-либо ее параметр, одновременно производилась оптимизация скорости прокачки.
Исследование корреляций в разрешенном /і-захвате
Как уже говорилось в предыдущем разделе, разрешенными в процессе /і-захвата называются такие переходы, в которых изменение спина не превосходит 1, а четность не меняется. В силу того, что реально в качестве мишеней используются только стабильные изотопы39, а фермиевский переход между аналоговыми состояниями с уменьшением Z мог бы идти только на более нижележащее состояние, то вероятность обнаружить интенсивный -захват фермиевского типа очень мала. Таким образом, из "чистых" разрешенных переходов реально подлежат исследованию только гамов-теллеровские переходы типа (О -» 1 ).
Следует отметить, однако, что в 2001 году нами экспериментально изучался //-захват на нестабильном изотопе 48Са, а в ЦЕРНе в настоящее время готовится проект по использованию короткоживущих изотопов, получаемых на установке ISOLDE, в качестве мишеней для облучения сверхинтенсивным мюонным пучком.
Как уже говорилось, наиболее чувствительными к отношениям форм-факторов являются корреляционные эксперименты. К сожалению, среди перечисленных выше таких работ всего три, и все они были посвящены измерению продольной поляризации ядер отдачи при захвате поляризованных мюонов (См., например, обзор [4]). Ранее была сделана всего одна попытка [138] реализовать идею [100] об измерении корреляционного коэффициента а\ по доплеровской форме 7-линии, но малая статистика и плохие фоновые условия не позволили получить достоверный результат. Лишь в 1994-95 году, одновременно с нашими работами, описываемыми ниже в разделе 3.2.4, коллегами из Канады на пучке "мезонной фабрики" TRIUMF был проведен успешный эксперимент такого же типа, но в иной постановке [139]; его сравнение с нашими результатами дается в разделе 3.2.6. Несколько проще проводятся эксперименты по измерению Л+/Л_, поскольку не требуют прецизионного измерения формы 7-линий. Впервые этот сверхтонкий эффект наблюдался на ядре 19F [140] в 1963 году, а использование его для измерения др было осуществлено [111] в 1968.
Следует отметить, онако, что все данные, полученные в экспериментах по RMC, являются в очень большой мере модельно-зависимыми, а потому не могут считаться достаточно надежными; существуют подходы [137], согласно которым эти же данные указывают на постоянство др. 3.2.2 Проведение "сверхтонких" экспериментов с 10,ПВ
Рассмотрим более подробно //-захват в ядре с ненулевым спином на примере ИВ (Рис.49). Образовав мезоатом в Is-состоянии, мюон взаимодействует с магнитным моментом ядра, в результате чего появляются два подуровня сверхтонкой структуры (F+=+=2 и F =-=l), расщепленные между собой на величину около 18 эВ. Изначально они заселены как 5/8 и 3/8, соответственно, но затем это заселение меняется с характерной скоростью конверсии R. Кроме распада на электрон и два нейтрино (и и Ve) со скоростью A f, мюон претерпевает захват на уровень ядра пВе с последующим испусканием 7-кванта 320 кэВ, а также захват с образованием других состояний этого ядра (включая основное), не приводящих к появлению указанного 7-излУчения.
Мюоны с импульсом около 50 МэВ/с проходили (Рис. 50) через тонкие пластические счетчики 1 и 2 и останавливались в мишени, представлявшей собою ПВХ-контейнер с порошкообразным обогащенным изотопом 10В толщиной 500-700 мг/см2. Признаком остановки мюона в мишени (так называемый сигнал u-Stop) служило одновременное срабатывание проходных счетчиков 1 и 2 (с разрешающим временем 5 не) при несрабо-тавшем счетчике 3 (запрещающее время - около 15 не).
Этот сигнал служил общим стартом для многоканального TDC 44; в качестве индивидуальных стопов для него служили сигналы временной привязки HPGe-детектора imeo-Digital Converter - преобразователь Время-Код. 7-квантов, сопровождающих /z-захват, телескопа (4-5), регистрировавшего высокоэнер-гетичные электроны от распада мюонов в мишени, а также сигналы с каждого из счетчиков 1.. .5. Для предотвращения наложения импульсов от 7-квантов и от мезо-рентгеновских фотонов {Е11х(в) = 52... 68 кэВ) перед детектором был помещен оловянный фильтр, имеющий максимум поглощения в указанном энергетическом интервале.
Логика работы системы накопления данных была типичной для такого рода экспериментов. При каждой остановке мюона в мишени запускался генератор, вырабатывавший "окно" длительностью 10 мкс. Это окно служило стробом для входного регистра, выполнявшего роль "Главного Триггера". Процедура обработки прерывания, вызванного этим Триггером, заключалась в чтении битов входного регистра, несущих информацию о характере данного события, а также кодов с выходов ADC и TDC.
Если событие оказывалось не "пустым", то есть, в пределах окна срабатывал HPGe-детектор и/или телескоп (4-5), то оно записывалось на магнитный носитель 45 с одновременным формированием нескольких спектров, соответствующих разным типам событий. В противном же случае по окончании окна на все блоки подавалась команда "быстрый сброс". Не являясь оптимальной с точки зрения эффективности, такая схема позволяет при измерении временных зависимостей свести к минимуму поправки, связанные с непостоянством мертвого времени.
Проведение тестового эксперимента с кислородной газовой мишенью
Поскольку, как это уже было отмечено в разделе 3.3.1, угловые корреляции при ц-захвате в кислороде экспериментально можно изучать только с газовой мишенью, то данный эксперимент решено было проводить не в ОИЯИ, а на "мезонной фабрике" PSI (Швейцария), дающей интенсивные мюонные пучки с чрезвычайно малым разбросом по импульсу и потому способные останавливаться в мишенях малой плотности. Соответствующее предложение было одобрено Программным комитетом PSI, эксперименту был присвоен номер R-97-03 и выделено три недели пучкового времени для теста.
Целью теста [178,179,180,181], проведенного в 1997 году на пучке цЕ4 ускорителя PSI, было ответить на следующие вопросы: При каком рабочем давлении газа следует проводить измерения, чтобы, с одной стороны, получить достаточное число остановок мюонов в мишени и, с другой стороны, иметь не слишком большую поправку на торможение ионов отдачи в газе? Какова зависимость формы линии от давления (насколько мы можем доверять поправкам, вычисляемым по методу LSS)! Какие материалы можно использовать в конструкции газовой мишени, чтобы они, выполняя свою функциональную роль, не давали в то же время фоновых у- или мезо-рентгеновских линий в интересующей нас области спектра? Каковы вообще фоновые условия? Какие детекторы (планарные или коаксиальные, какого объема, с какими пред-усилителями) и какую регистрирующую электронику следует использовать для получения максимального эффекта за разумное время измерения?
Для наиболее полного использования уникальных характеристик [89] пучка (.iE4 необходимо было сделать так, чтобы масса газа-мишени составляла не менее 10% от массы вещества, пройденного мюонами до этого. Сюда входят: выходное окно мюоно-провода (лавсан толщиной 100 мкм), проходные сцинтилляционные счетчики (Сі, С2) и входное окно газовой мишени (металлическая или полимерная фольга, минимальная толщина которой определяется прочностью материала, его пределом пластичности и связанной с этим максимально-допустимой кривизной поверхности, а также диаметром мишени и, конечно, необходимым давлением газа).
Для минимизации толщины счетчиков С1 и С2 нами была разработана их специальная конструкция (см. ниже Рис. 62), основанная на сборе света не через боковую грань сцинтиллятора (в таком, традиционном, варианте слишком велик разброс коэффициента светосбора от дальнего и от ближнего к световоду концов сцинтиллятора, особенно при его малой толщине), а через его лицевую и тыловую поверхности. Для реализации этой идеи мы просто взяли стандартный световод типа "ласточкин хвост", вырезали в нем сквозное отверстие диаметром 70 мм, вклеили в его центр пластину сцинтиллятора NE102 такого же диаметра и толщиной 0.5 мм, обернули световод алюминизированным 5-микронным майларом, а снаружи заизолировали специальной черной ПВХ-пленкой толщиной 5.7 мг/см2 производства фирмы BICRON. Свет, свободно выходящий через поверхность сцинтиллятора, отражался 1-2 раза от майлара, расположенного под углом около 10 к этой поверхности, а затем попадал в вещество световода. Такая конструкция обеспечила нам очень хороший и однородный светосбор, в результате чего амплитуда импульсов, вызванных мюонами и электронами, отличалась более чем в 2-3 раза.
Особое внимание было уделено конструкции газовой мишени. В прочный корпус из нержавеющей стали был плотно вставлен "стакан" СЗ из пластического сцин-тиллятора толщиной 5 мм, длиной 130 и внутренним диаметром 70 мм, приклееный днищем к коническому световоду. Между стаканом и стальным корпусом находился отражающий слой алюминизированного майлара, изнутри же пластический сцинтил-лятор контактировал непосредственно с наполняющим мишень газом. Для удержания этого газа при заданном давлении использовалась ситсема, состоящая из стандартного 50-литрового баллона (200 атм.), двухступенчатого прецизионного редуктора, а также пьезоэлектрического датчика давления с выводом информации на управляющий экспериментом компьютер. Эта система соединялась с мишенью двумя полиимидными трубками диаметром 5 мм и длиной 25 м (на рисунке они не показаны). Для повышения безопасности работы газовая система была снабжена предохранительными клапанами сброса давления фирмы Svagelock. Кроме основного рабочего газа (кислород с чистотой 99.5%) была возможность заполнить мишень азотом.
В качестве входных сменных окон нами были подготовлены различные металлические фольги из титана, циркония, бериллиевой бронзы и нержавеющей стали нескольких типов. Эти фольги были предварительно испытаны на разрыв51 на гидравлическом стенде, а затем давлением в 2 раза меньше предельного им была придана сферическая форма.
