Экспериментальный поиск редких низкоэнергетических процессов за пределами Стандартной модели с помощью сцинтилляционных и полупроводниковых детекторов Дербин Александр Владимирович

Рассеяние нейтрино на электроне в Стандартной теории

Рассеяние нейтрино на электроне есть результат чисто лептонного взаимодействия. В результате интерпретация экспериментальных результатов оказывается свободной от учета форм-факторов и сильного взаимодействия. В настоящее время установлено, что число поколений лептонов, с массой не превышающей массу Z-бозона равно трем, а из шести возможных процессов рассеяния нейтрино на электроне экспериментально на реакторах и ускорителях изучаются пока только четыре реакции: Основное преимущество, благодаря которому измерение сечения рассеяния нейтрино на электроне является лучшим тестом для фундаментальных принципов слабого взаимодействия, состоит в том, что нейтрино и электрон, на современном уровне достигнутых переданных импульсов, частицы точечные и участвуют лишь в слабом и электромагнитном взаимодействии. В основе современной физики элементарных частиц лежит принцип калибровочной инвариантности. Этот принцип, совместно с выбором представлений для фермионов, который задается экспериментом, определяет всю динамику взаимодействующих частиц. Стандартная теория электрослабого взаимодействия основана на локальной симметрии SU(2)xU(I), при этом левый электрон ?/, и левое нейтрино it образуют изотопический дублет L (ei/vi) , а правый электрон ец - синглет. Таким образом, левые фермионы, обладая ненулевым изоспином, могут испускать заряженные бозоны, что удовлетворяет экспериментальному требованию - в заряженный ток входят лишь левые компоненты фермионов. Заряд взаимодействия мультиплета с Z бозоном равен g(T3 - sinг Bw Q), где Тз - третья компонента изоспина, Q удвоенный средний заряд мультиплета. Для дублета взаимодействие имеет вид: а для синглета: ig sin OweltZeH . (12) Таким образом, Z бозон взаимодействует как с левым, так и с правым электроном, и константа взаимодействия пропорциональна величинам g [ = —н sin 9W и вершина испускания W бозона равна y= ge SW veI . Таким образом, в суммарное сечение рассеяния электронного нейтрино на электроне дают вклад три диаграммы:

Интерференция нейтрального и заряженного токов определяется диаграммами а) и Ь). Подтверждение, что знак интерференции отрицательный, было получено в эксперименте LSND [67]. Эффективный лагранжиан (Ус,е)-рассеяния за счет обмена Z-бозоном, определяемый диаграммами а) и с), при энергиях много меньших массы Z-бозона имеет вид: и в амплитуде процесса (уе,е)-рассеяния складывается с эффективным лагранжианом от обмена W-бозоном: Стандартная процедура вычисления [ "] приводит к следующему выражению для дифференциального сечения слабого рассеяния электронного нейтрино на электроне: где G /r - фермиевская константа, т«.-масса электрона, (GV»V2я-=4.28 10"45 см2МэВ"!), gLRgit зависят лишь от угла Вайнберга (gL=l/2+sin2Qw, ga sin2в&% EvnEe энергия налетающего нейтрино и энергия электрона отдачи. Для сечения рассеяния электронного антинейтрино gi и gR поменяются местами, а для рассеяния мюонных нейтрино, вклад в которое дает только Z-бозон, gt = g -1 и gR = gR. Результаты первых экспериментов по поиску рассеяния нейтрино на электроне, чувствительность которых была далека от области МУ4 см2, интерпретировались в терминах аномальных электромагнитных свойств нейтрино. Взаимодействие нейтрино, обладающего ненулевым магнитным моментом с электромагнитным полем Е"Р, описывается лагранжианом: где juv- магнитный момент нейтрино в единицах электронного магнетона Бора. Такое нейтрино будет взаимодействовать с любой заряженной частицей, включая электрон. Дифференциальное сечение рассеяния нейтрино на электроне, связанное с магнитным моментом, было вычислено в работах [П2,113]: где го =2.81810" см - классический радиус электрона. В случае смешивания нейтрино, взаимодействие нейтрино с электромагнитным полем будет определяться матрицей электромагнитных моментов щ [ }: Матрица цч может быть представлена как в базисе собственных массовых состояний нейтрино (J,k = 1,2,3), так в флейворном базисе (j,k = е,р.,т). В базисе массовых состояний диагональные элементы матрицы являются дипольными магнитными моментами массовых состояний, а недиагональные элементы являются переходными моментами, приводящими, в частности к радиационным распадам более массивных нейтрино. Рассеяние нейтрино на электроне будет по-прежнему описываться формулой (17), вместо Цд, будет эффективный магнитный момент: где AiiE,L) - амплитуда вероятности нахождения массового состояния т в точке рассеяния. В общем случае, эффективный момент щ, оказывается зависящим от энергии нейтрино Е и расстояния от источника нейтрино до детектора L. Рассеяние нейтрино, имеющего магнитный момент, определяется как слабым взаимодействием, так и однофотонным обменом (рис.1). Спиральность начального и конечного состояния нейтрино в первом случае одинаковая, а во втором различна. Поэтому амплитуды слабого и магнитного рассеяния не интерферируют (по крайней мере с точностью до -ЧПу/Еу, и полное сечение есть сумма сечений, при этом вклад от магнитного момента, ожидаемого в Стандартной модели, пренебрежимо мал (рис. 16).

Ограничения на магнитный дипальный момент реакторных антинейтрино

Эксперименты с реакторными антинейтрино имеют два существенных преимущества по сравнению с экспериментами с солнечными нейтрино. Во-первых, поток антинейтрино от реактора на расстоянии 15-20 метров составляет -40 V/(CM сек), что на 3 порядка больше потока Ве-нейтрино и на 6 порядков больше потока 8В-неЙтрияо. Во-вторых, в реакторном эксперименте проводится измерение собственного фона детектора, когда реактор выключен, и поток нейтрино отсутствует. К проблемам экспериментов по детектированию реакции (Ре,е)-рассеяния на реакторе следует отнести то, что антинейтрино вызывает реакцию обратного бета-распада, сечение которой на протоне на 2 порядка выше сечения ( ve ,е)-рассеяния (для порога регистрации электронов отдачи 1 МэВ). Таким образом, необходимо подавление фона, коррелированного с работой реактора. Помимо этого реакторы имеют, как правило, наземное расположение, что ужесточает требования к активной защите детектора от мюонов, к выбору детектора и конструкционных материалов. Далее представлено краткое описание экспериментов на реакторах, целью которых было обнаружение (Ре,е)-рассеяния или достижение максимальной чувствительности к магнитному моменту нейтрино. Эксперимент на реакторе Савана-Ривер Первые положительные результаты измерения сечения рассеяния нейтрино на электроне были представлены в 1976 году [,75], через 20 лет после прямого обнаружения нейтрино в реакции обратного р-распада, хотя попытки детектирования (ї ,е)-рассеяния предпринимались начиная с 1953 г.[ ]. Центральный детектор университета Калифорнии представлял собой пластический сцинтиллятор, непосредственно регистрирующий (ve,e)-pacceflHHe, и имел массу 15.9 кг (в начальном эксперименте - 7.8 кг [78 П9]). Детектор был окружен 300 кг Nal-детектором, пассивной защитой из свинца и 2200 литрами жидкого сцинтиллятора. Большой Nal-детектор использовался, в первую очередь, для подавления фона от реакции обратного -распада (ve+p-±n+e ), поскольку центральный детектор содержал водород. Скорость счета (ї «е+)-собьггай в 30 раз превышала скорость счета от (7е,е)-рассеяния в диапазоне регистрации электронов отдачи (1.5-4.5 МэВ). Отметим две характерные особенности, позволявшие снизить фон центрального детектора. Во-первых, в качестве центрального детектора использовался набор из 16 пластических сцинтилляторов, что было сделано с целью Подавления фона от у-актнвности за счет антисовпадений между секциями. Во-вторых, размещение центрального детектора внутри полости, образуемой Nal-детекторамн, позволило на 90% устранить утечку у-квантов с энергией 1 МэВ из объема центрального детектора.

Сечение реакции (ve ,е)-рассеяния по результатам этого эксперимента для энергетических интервалов электрона отдачи 1.5-3.0 МэВ и 3.0-4.5 МэВ составило (0.87±0.25)OVA И (1.7±0.44)av-A, соответственно, где CTV-A - сечение для заряженного тока. Данная схема постановки эксперимента послужила аналогом для многих последующих низкофоновых экспериментов, например, экспериментов по поиску 2р-распада ядер 76Ge, в которых HPGe-детекторы были окружены активной защитой из Nal-детекторов. Эксперимент на Ровенской атомной электростанции В работах [ ] для регистрации рассеяния антинейтрино на электроне было предложено создать секционированный детектор объемом -1м3, построенный из элементарных ячеек на основе отдельных 8і(Іл)-детекторов объемом 100 см3. Основными преимуществами такого детектора являлась высокая исходная чистота полупроводниковых материалов и большой коэффициент подавления фона, связанного с у-квантами, обусловленный секционированием детектора. Проведенные расчеты по М-К показали, что коэффициент подавления внутреннего у-фона близок к отношению сечения комнтоновского рассеяния к сечению фотопоглощения и определяется порогом регистрации и нечувствительным объемом детектора. Первая модель предложенного детектора была создана в 1983 г. [ " ]. Мультидетектор массой 25 кг содержал 305 коаксиальных детекторов объемом 35 см3. Детектор был окружен пассивной защитой из свинца и меди и полиэтилена, для активной защиты использовались детекторы на основе жидкого сцинтиллятора. Детектор был установлен в нейтринной лаборатории ИАЭ им. И.В.Курчатова на 2 блоке Ровенской АЭС в потоке антинейтрино 610 V/(CM С). Измерения велись до (44 дня), во время (22 дня) и после (20 дней) остановки реактора. Полученное ограничение на сечение (vc, е рассеяния в интервале энергий (1,0-4,0) МэВ составило ст=(8,2± 12) 10"45 см2/деление. По точности этот результат уступал пионерской работе, выполненной на реакторе Савана-Рнвер, но более низкий порог регистрации электронов позволил установить довольно сильное ограничение на магнитный момент нейтрино цч , 2.410" 10 U.R. Подробно данный эксперимент описан в [ш]. 1989-91 г.г. на 3 блоке Ровенской АЭС была проведена новая серия измерений в потоке нейтрино 210 v/(cm с) [ j. Кремниевый мультидетектор массой 75 кг состоял из 605 отдельных 8і(ЬІ)-детекторов. Детектор вместе с первым слоем пассивной защиты массой 360 кг размещался внутри вакуумной камеры и охлаждался до температуры жидкого азота Пассивная защита для подавления внешней у-активности состояла из слоя ртути и меди. Для уменьшения возможного вклада от реакции обратного (З-распада в качестве замедлителя нейтронов использовался слой графита с последующим поглотителем из кадмия. Активная защита состояла из 120 пластических сцинтилляторов и была выполнена в виде куба. Измерения проводились при неработающем реакторе в течение 16,7 суток и при работающем - 29,6 суток. Для детектора массой 37,5 кг средняя скорость счета в интервале (0,6-2,0) МэВ составила 4921 ± 16 событий в день для выключенного реактора и 4963 ± 12 событий для работающего реактора. Окончательный результат для сечения в интервале (0,6-2,0) МэВ выглядит следующим образом: ст. = (1,26+0,62) 10"44 см2 /деление, что соответствует а = (1,28±0,63) crw-s, гДе CTw-s -сечение, ожидаемое в Стандартной модели при вычислениях со спектром нейтрино из j-io9,iiOj и 5ш =0.22. Чувствительность к магнитному моменту составила Цу 1.9" 10" цв(95%у.д). Эксперимент на реакторе в Красноярске. Детектор был создан в Курчатовском институте и эксперимент проводился на реакторе в Красноярске f78,187]. Детектор имел массу 103 кг и представлял сборку 7 идентичных сцинтилляционных детекторов на основе гексафторбензола - CeFs [188], просматриваемых с обоих концов фотоумножителями. Измерения проводились в течение 254 дней при работающем реакторе в потоке 2.7 Ї0 v/см и в течение 78 дней, когда реактор был выключен. Примесь водорода в сцинтиллирующих добавках, приводила к коррелированному с работой реактора фону, который составлял 14% от ожидаемого эффекта [ ]. Полученное значение для сечения (і ,е)-рассеяния для интервала энергий электрона отдачи (3150-5175) кэВ составило (4.5+2.4) W46 см2. Рекордно низкое измеренное сечение позволило установить сильный предел на возможный магнитный момент: ц„ 2.4 10"10 цв (90% у.д.) [78]. Высокий порог регистрации электронов отдачи был, помимо естественной радиоактивности, обусловлен высоким уровнем фона радиоактивности, связанной с работой реактора. Важное преимущество детектора состоит в подземном расположении («600 м.в.э.), что позволяет снизить фон связанный с мюонной компонентой космического излучения. Поскольку существенная часть фона различных детекторов связана с активацией детектора и первого слоя пассивной защиты при их нахождении на поверхности Земли, использование подземного реактора может стать уникальным для решения экспериментальных проблем, связанных с физикой реакторных нейтрино и

Ограничения на распады солнечных нейтрино

Если нейтрино имеют массы и смешаны, могли бы наблюдаться распады массивного нейтрино \н на более легкое VL. В качестве наиболее вероятных детектируемых мод распада рассматривается радиационный распад v#— Vf+y, и, если масса VH больше 2те, распад с испусканием электрон-позитронной пары v//-»V+e++e\ Данные процессы, возможные в Стандартной модели, впервые рассматривались в работах г232-233-234235-236], д0 открытия осцилляции, нейтрино с массой больше 2те могло быть связано с третьим массовым состоянием тз, так как верхний предел на массу vt составляет 18 МэВ. Поэтому ограничения на вероятность излучения такого нейтрино представлялись как ограничения на параметр )Цз]. Поскольку детекторы для регистрации (у,е)-рассеяния чувствительны, как к у-квантам так и к заряженным частицам, результаты экспериментов по поиску (v,e рассеяния можно использовать для поиска возможных распадов нейтрино. Для нейтрино, имеющих массу меньшую, чем 2те, радиационный распад является единственным распадом нейтрино на легчайшие известные частицы. Фотоны, появляющиеся в результате распада, легко могут быть зарегистрированы. В астрофизике также рассматриваются распады нейтрино на пока еще не наблюдавшиеся частицы, например, майороны. В Стандартной модели вероятность радиационного распада нейтрино, вычисленная из диаграмм, приведенных на рис.1,а и аналогичных диаграммам описывающим возникновение у нейтрино магнитного момента, оказывается очень мала[237] что для самого тяжелого из известных лептонов в случае максимального смешивания соответствует времени жизни электронного нейтрино, намного превышающем возраст Вселенной. Причины, по которым вероятность радиационного распада может существенно увеличиться, такие же, как и те, которые могут приводить к большому значению магнитного момента нейтрино - это новое тяжелое поколение лептонов или правые токи в слабом взаимодействии. Радиационный распад антинейтрино изучался в экспериментах на реакторах Савана Ривер [238], Буже f239-240], Гезгена t241] и Ровно [79]. В эксперименте на реакторе Ровенской АЭС было получено наиболее сильное ограничение на время жизни нейтрино ij: Тещ/ту 200 с эВ". Поиски распадов мкюнных нейтрино, возникающих в результате распадов я+ - мезонов и мюонов ц , проведенные на ускорителях, дали нижний предел tc.m/niv 15.4 с эВ" [ ]. Чувствительность лабораторных экспериментов ограничена длиной, на которой можно наблюдать распад нейтрино. Гораздо более сильные ограничения были получены из данных по потоку у-квантов от Солнца, xQ,m./mv 7109 с эВ 1 [243]. Астрофизические ограничения, включая данные по SN1987A, оказываются еще более сильными и лежат в области 109 - 1020 сэВ"1 г95-96-244]. Эксперимент, выполненный на детекторе CTF по поиску распада солнечных нейтрино, методически похож на лабораторные эксперименты, за исключением того, что отсутствовала возможность измерения собственного фона детектора.

Детектор CTF имеет объем 4.2 м3, в котором появление у-кванта от распада нейтрино может быть зарегистрировано. Большой объем, совместно с рекордно низким уровнем фона одиночных событий при низких энергиях, позволили улучшить предел на время жизни нейтрино относительно радиационного распада, по сравнению с другими прямыми экспериментами. Анализ был проведен в предположении, что распадающиеся нейтрино VH сильно связано с электронным нейтрино (Ueff l), а масса легкого нейтрино много меньше тяжелого тУ1« mvH f31]. При распаде V/r- v/+y энергия у-кванта равна: где в угол между импульсом фотона и направлением пучка нейтрино. Ожидаемый энергетический спектр у-квантов в лабораторной системе определяется угловым распределением квантов в системе центра масс. Распределение по углу в с.ц.м. в общем виде можно записать как: где параметр а определяется видом взаимодействия в распадной вершине [ 45, 46]. Для майорановского нейтрино сН), но or может иметь любое значение -1 а , 1 для нейтрино Дирака- Для случая полного нарушения четности, а равняется -1(+1) при появлении в распаде левого (правого) дираковского нейтрино. С учетом лоренц-фактора, дифференциальный спектр фотонов будет выглядеть следующим образом: где tc.m. - время жизни нейтрино в системе центра масс. Чтобы получить спектр у-квантов в детекторе, остается проинтегрировать по спектру нейтрино ф(Е [ ]: В данной формуле V это объем детектора, Т - время измерений и С - скорость света. Метод М-К использовался для нахождения ответной функции CTF к у-квантам. События разыгрывались в соответствии со спектром (39) внутри сцинтиллятора и в 50-ти сантиметровом слое воды, непосредственно прилегающем к детектору. Для определения энергии, выделившейся в детекторе, использовался пакет EGS-4 [ ]. Для каждого комлтоновского рассеяния и конечного фотопоглощения, происходящего в сцинтилляторе, в котором электрон отдачи получал энергию Ее, определялся заряд, который зарегистрируется ФЭУ с учетом коэффициента гашения f(ke,EJ: AQ = Е Дкв,Ее)А. Регистрируемый заряд разыгрывался в соответствии с распределением Гаусса со средним Q = IAQ и дисперсией ад, определенной в соответствии с формулой (26). Суммарная ответная функция для распадов в воде и в сцинтилляторе была нормирована на один распад в сцинтилляторе.

Ограничения на нарушение принципа Паули в ядрах Си О

Принцип Паули (ПП) является определяющим в описании структуры и свойств атомов и атомных ядер, состоящих из фермионов. Принцип был сформулирован Паули в 1925 г. и постулировал, что конкретную борновскую орбиту может занимать только один электрон с определенным направлением спина Таким образом, ПП объяснял построение Периодической системы и спектры излучения атомов. В современной квантовой теории ноля ПП появляется автоматически вследствие антикоммутативности операторов рождения и уничтожения фермионов. Несмотря на фундаментальную важность ПП, экспериментальные попытки его проверки начались на 15 лет позже, чем эксперименты по поиску нестабильности электрона. Поиски нарушения ПП в атомах и поиски исчезновения или распада электрона в невидимый канал е - 3v с экспериментальной точки зрения неразличимы. Переход электрона на заполненную оболочку с более высокой оболочки, равно как и распад электрона на заполненной оболочке, должен приводить к каскаду характеристического рентгеновского излучения и Оже-электронов. Впервые, это обстоятельство отметил Гольдхабер [3,]. Райнес и Собель, в пионерской работе по проверке ПП, выполненной в 1974 г. [30], использовали результаты эксперимента по поиску распада электрона с помощью Nal-детектора массой 1.3 кг, проведенного в 1965 г. [зи]. Полученный предел на время жизни атома йода, относительно непаулевских переходов, составил т 6.3Т0 лет. Нарушения ПП в ядрах должно приводить к излучению у-квантов с энергией соответствующей разнице энергий связи нуклонов на S- и Р- оболочках. Впервые поиск квантов с энергией 20 МэВ от куска графита массой 200 г. был проведен в работе Логана и Любикича [312]. Разница энергий связи нуклонов на 18[д - и IP3/2 -оболочках в ядре углерода примерно равняется 20 МэВ. у-кванты с такой энергией пытались обнаружить с помощью Nal-детектора. Нижнее ограничение на время жизни нуклона на Р-оболочке составило т 2 10 лет. В 1980 г. Амадо и Примакоф показали, что в рамках квантовой теории поля запрещенные ПП переходы нуклонов в ядрах не могут происходить, даже если ПП нарушается. Позднее попытки введения нарушения ПП были сделаны в работах 111 ЇІЧИС 11J. { "]» однако в работе [ ] было показано, что введение даже «небольшого» нарушения ПП приводит к появлению отрицательной вероятности для некоторых процессов. Нарушение ПП, также как нарушение электрического заряда, не может быть введено в современной квантовой теории поля непротиворечивым образом. Обзоры экспериментальной и теоретической ситуации по проверке ПП представлены враоотах [ J. Работы по проверке ПП можно разделить на 2 части - поиск аномальных непаулевских атомов или ядер [ ], и поиск излучения, сопровождающего непаулевские переходы.

Энергия, реализуемая в результате нарушающего ПП перехода в ядре, может превышать энергию отделения нуклонов. Помимо излучения у-квантов, возможно излучение нейтронов и протонов. Поиск у-излучения проводился с детекторами Камиоканде, NEMO-2 и ELEGANT-5 [ ]. Испускание протонов с энергией более 18 и 10 МэВ исследовалось в экспериментах с Nal-деректорами (ELEGANT и DАМА)[32 "т]. Нейтронное излучение от куска свинца измерялось в [323]. Ограничения на вероятность непаулевских 0+- и Р" - переходов, в результате которых образующийся нуклон оказывается на заполненной оболочке, получены в эксперименте NEMO [319] и из данных детектора LSD [324]. Образование непаулевского ядра в реакциях (р,р), (р,а) на С, исследовалось в работе [ ].. На детекторе CTF был проведен поиск излучения, возникающего при нарушающих ПП переходах в ядрах Си О, Углерод входит в состав жидкого сцинтиллятора (РХЕ - СібНів), защита детектора состоит из воды. Как упоминалось выше, характерная энергия возбуждения ядра ,2С при переходе нуклона с Р на S-оболочку составляет 20 МэВ. Энергия отделения нейтрона составляет S„ = 18.7 МэВ, протона Sp = 16 МэВ и а-частицы Sa = 7.5 МэВ, поэтому, помимо у-квантов, непаулевский переход может сопровождаться излучением нейтрона, протона и а-частицы. Схема уровней для ядра ,2С приведена на рис.27. Показаны также р+- и р"-процессы, идущие с нарушением ПП. 12 „ Для определения энергии частиц, образующихся в конечном состоянии, необходимо знать значения энергий связи начального и конечного ядра Eb(A,Z) [3 6], энергий связи нуклонов на S- и Р-оболочках Е„,р(18ш), Еп,р(1Рз/2) и энергий отделения нуклонов Sn, Sp. Эти данные приведены в таблице 12. Для легких ядер значения энергий связи нуклонов на lSi/г - и ІРія, за -оболочках были определены в работах, изучавших реакции (р,2р) и (р,пр) при энергии протонов 1 ГэВ [327, 328]. Экспериментальная ошибка энергии связи нуклонов на lS\n -оболочке составляет »1 МэВ и ширина IS ід -оболочки 13 МэВ. Для оболочек \?т и IP3/2 ошибка в энергии связи нуклонов составила »0.3 МэВ, а ширина не превышала экспериментальное разрешение установки, которое составляло и 4.5 МэВ. Следует отметить, что значение Ep(lS/2, ,2С) = 33.9±0.9 (табл.12) , существенно отличается от значения из Ep(lSi/2, 12С) = 39±1, полученного из реакции (е,е/ )-рассеяния [ ], Вычисление относительных вероятностей излучения у-, «-, р- или а-частицы в результате непаулевского перехода является сложной задачей, в частности из-за неопределенности в энергии связи нуклонов на lSf/2 оболочке. Поэтому, ограничения на вероятности непаулевских переходов были получены отдельно для каждой возможной моды распада. Согласно табл.12, разность энергий связи нуклонов на оболочках Рз/2 и $\а составляет « 17.5 МэВ для ядра С и «21 МэВ для ядра О. Ответные функция CTF к квантам с такой энергией, равномерно разыгранным в объеме сцинтиллятора и в слое воды толщиной 1 метр, окружающем сцинтилятор, показаны на рис.28. Для определения предела на вероятность переходов ,2C-»12CNP + у, l60-»-,60NP + у, нарушающих принцип Паули, использовался тот факт, что детектор не зарегистрировал ни одного события с энергией более 4.5 МэВ, которое не сопровождалось бы сигналом мюонного вето. N N . ядер нуклонов тп (60) где гж - эффективность регистрации события в энергетическом интервале АЕ, Ыядер-число ядер, подвергаемых испытаниям, NHyKaowie - число нуклонов в ядре для которых

Похожие диссертации на Экспериментальный поиск редких низкоэнергетических процессов за пределами Стандартной модели с помощью сцинтилляционных и полупроводниковых детекторов

Поиск частиц холодной темной материи с помощью германиевых детекторовОсетров, Сергей Борисович

Поиск нейтринного излучения от коллапсирующих звезд с помощью детектора LVDБояркин Вадим Владимирович

Исследование рождения мюонных пар и поиск узких резонансов в двухфотонных процессах на детекторе МД-1Жилич, Виктор Николаевич

Поиск процессов прямого рождения С-четных резонансов В е + е- аннигиляции на ВЭПП-2М с детектором СНДВасильев Алексей Владимирович

Адронные процессы и эффекты электрослабых взаимодействий в Стандартной модели и за ее пределамиКозлов Геннадий Алексеевич

Экспериментальное исследование адронных взаимодействий фотона с помощью детектора Н1 на ускорителе ГЕРАРостовцев, Андрей Африканович

Адрон-электронная сепарация с помощью кремниевых детекторов в калориметре установки ЦойсСавин, Александр Анатольевич

Калибровка оценок энергии гигантских атмосферных ливней для наземных детекторов с помощью черенковского и флуоресцентного светаШозиеев Гулмурод Парвонашоевич

Фоновые явления в ночной атмосфере Земли при измерении космических лучей предельно высоких энергий с помощью орбитального детектораМорозенко Виолетта Сергеевна

Изучение кластерного распада 236Pu и реакции слияния - деления 16О + 208Pb в глубоко подбарьерной области энергий с помощью диэлектрических детекторовГюзель, Тулин