Диссертация (Измерение малых энергий бета-распада нуклидов с использованием ионных ловушек Пеннинга), страница 5

Детальное исследование влиянияприсутствия стерильного нейтрино на спектр β-распада можно найти, например, в работах2[28; 29]. Известный на сегодняшний день верхний предел на 4в зависимости от 4 изразличных экспериментов по исследованию β− -спектра ряда нуклидов (3 H, 20 F, 35 S, 63 Ni,64Cu, 187 Re) представлен на Рис. 1.4.Такой же подход для поиска сигнала от СН можно реализовать и в секторе ε-захвата.Ввиду того, что каждая из линий ε-спектра имеет Брейт-Вигнеровскую форму с ширинойΓ (см. формулу 1.7), спектр атомной разрядки имеет непрерывную форму (которую мож­но наблюдать только в случае достаточной статистики в полном спектре).

Таким образом,наличие излома в сплошном спектре может быть сигналом от СН. На Рис. 1.5 представлен182Ue4 = 02интенсивностьUe4 = 0.25Q m4QРисунок 1.3 — Спектр β− -распада. Штрихованной линией показан спектр с учетом вкладастерильного нейтрино.1187Re0.13H64Cu3H35S|Ue4|2-2103H3H20F63Ni-31063Ni-41010-310-210-1100101102103104m4 (кэВ)2, полученный из анализа β− -спектров методом поискаРисунок 1.4 — Верхний предел на 4излома. Рисунок взят из работы [30]пример такого излома между пиками MII и NI.

В этом примере излом расположен в наиболеегладкой, а значит и наиболее чувствительной к СН области спектра. Если же масса СН близ­ка к энергии связи электрона , то положение излома будет находиться в области большогоградиента, что существенно снижает вероятность обнаружения СН по излому в спектре.Для поиска СН в спектре ε-захвата нами был предложен альтернативный подход. Сутьзаключается в сравнении амплитуд пиков в калориметрическом спектре с расчетными зна­чениями этих амплитуд. Очевидно, что СН способно изменить форму ε-спектра, а значитбыть в принципе обнаруженным, если 4 < . Предполагается, что масса стерильного ней­трино, способного (хотя бы и частично) описать Темную Материю лежит в диапазоне отнескольких до десятков кэВ [31].

Таким образом, исследуя микрокалориметрический спектр,возникающий от ε-захвата нуклидов с < 100 кэВ можно попытаться обнаружить сигнал19присутствия СН. Более подробно, этот вопрос будет разобран в разделе 5.6. Отметим здесь,что успешное наблюдение этого очень слабого эффекта становится возможным при измерени­ях с большой чувствительностью и надёжностью, в первую очередь, -значений нуклидов,на что способны только ионные ловушки.OININIINIMIMIIкэВинтенсивностьинтенсивностьNIIкэВE (кэВ)E (кэВ)Рисунок 1.5 — Болометрический спектр ε-распада 163 Ho. Штрихованной линией показанспектр без учета вклада стерильного нейтрино.1.2Задача по определению путей протекания и свойств процессовнуклеосинтезаВозникновение материи во вселенной является одним из фундаментальных вопросовза всю историю человечества.

Вселенная зародилась в момент грандиозного события 13.7млн лет назад – Большого Взрыва (БВ). Изначально Вселенная была точечным объектомс невероятно большой плотностью энергии. Примерно через 10−47 с после БВ Вселеннаябыла размером 10−43 м и имела температуру более 1032 K. По мере того как Вселеннаярасширялась и остывала, образовались подходящие условия для возникновения кирпичиковмироздания – кварков и электронов, из которых и состоит видимая человеческому глазуматерия во Вселенной. Частицы и античастицы возникали из энергии, и так же легко транс­формировались обратно (аннигилировали), объединяясь между собой. Спустя 10−5 с послеБВ при температуре около 1013 K, кварки начали конденсироваться и образовывать про­тоны и нейтроны.

Еще более низкие температуры уже позволяли кварки и анти-кваркикомбинироваться в мезоны.Примерно с 1 секунды по 3 минуты после БВ температура спадает с 1010 до 109 K.Наконец, при такой температуре протоны и нейтроны начинают сливаться, и образуетсяатомное ядро дейтерия (D). В свою очередь, сформированные ядра дейтерия сталкиваются,образовывая ядра трития (T) и гелия (He). Очень редко, при столкновении D и He обра­зуется литий (Li) и бериллий (Be). Процесс первичного нуклеосинтеза прекращается из-за20нестабильности 8 Be, который распадается на две альфа-частицы.

Таким образом, в процес­се первичного нуклеосинтеза образуются только элементы от 1 H до 7 Li, и никакие другиеэлементы тяжелее лития не могут быть получены до формирования звезд.Вселенная продолжает расширяться и охлаждаться. Электроны связываются с ядрами,образуя атомы. Атомы группируются в облака газа — преимущественно водорода. Спустяпримерно 108 лет после БВ эти массивные облака газа начинают сжиматься под действиемсобственных сил притяжения, что, в свою очередь, приводит к увеличению температуры идавления в них. В центре этих гигантских газовых облаков температура и давление вновьнарастают настолько, что атомы полностью ионизуются, и электроны и ядра опять начинаютдвигаться хаотично с огромными скоростями.

Когда температура достигает ∼ 107 K, ядраводорода приобретают достаточную кинетическую энергию, чтобы преодолеть кулоновскийбарьер и, сливаясь, образовывать гелий с выделение большой энергии. Высвобождающаясяэнергия начинает противодействовать процессу гравитационного сжатия. Если внутреннеедавление от «горения» водорода уравновешивается с гравитационным сжатием, то звездасчитается сформированной.Энергия в звезде выделяется в ходе реакции ядерного синтеза, когда легкие ядра сли­ваются, образуя более тяжелые. Большую часть своей жизни звезда тратит на сжиганиеводорода (H) с образованием гелия (He).

Если звезда достаточно массива, а запасы водо­рода подходят к концу, то она сжимается и, вследствие чего, нагревается, позволяя гелиюпреобразовываться в углерод (C). Сходным образом, когда гелий исчерпан, звезда можетобразовать еще более тяжелые элементы. Однако, количество энергии, выделяемой при син­тезе, резко снижается после H→He реакции. В итоге, ядерный синтез заканчивается на ядрахжелеза (Fe) и никеля (Ni), поскольку образование последующих элементов происходит ужес поглощением энергии.Далее процесс нуклеосинтеза осуществляется посредством захвата нейтронов (- и-процесс) или протонов (-процесс). Впервые эти процессы были описаны в 1957 году взнаменитой работе американских ученых E.Burbidge, G.Burbidge, Fowler и Hoyle (сокращен­но B2 FH) [32].

Существуют два разных типа n-захвата в ходе звездного нуклеосинтеза: такназываемые медленный ( - slow) и быстрый ( - rapid) захват нейтронов. Процесс называет­ся медленным или быстрым в сравнении скорости захвата нейтронов и скорости β-распада.После того, как ядро захватило нейтрон, время его жизни до захвата следующего нейтронаτn и время жизни до β-распада τβ являются конкурирующими процессами. Время жизни доβ-распада τβ определяется свойствами конкретного ядра, а вот τn сильно зависит от потоканейтронов в звездном пространстве [32].В -процессе τn много больше τβ , то есть за каждым n-захватом обычно следуетβ-распад.

Это означает, что путь -процесса пролегает вдоль полосы β-стабильности, какпоказано на рисунке 1.6. Из рисунка видно, что при фиксированном количестве протоновпериод полураспада стремительно уменьшается при увеличении количества нейтронов в яд­ре. В -процессе τn наоборот много меньше τβ , то есть τn ≪ τβ . Такое условие достигается всреде с экстремальным потоком нейтронов, так как τn обратно пропорционально плотностинейтронов в среде [32]. Источником столь большого потока нейтронов служит, например,21протонысесоцр-п-пrpсесpцроs-псессоцесr-прцронейтроныРисунок 1.6 — Карта нуклидов.

На диаграмме показано распределение времен жизнинуклидов в зависимости от их количества протонов и нейтронов . Стабильныенуклиды, обозначенные черным цветом, образуют полосу β-стабильности и проходят вдольсередины карты. Желтым, красным и голубым цветами обозначены нуклиды,распадающиеся посредством α-, β+ - и β− -распада, соответственно.

Стрелками для - и - изакрашенными областями для - и -процессов обозначены пути протекания процессовнуклеосинтеза в звездах.взрыв Сверхновой. Ядро претерпевает серию n-захватов, становясь при этом сильно удален­ным от полосы β-стабильности. Со временем поток нейтронов начинает быстро ослабевать,и ядро начинает испытывать серию β-распадов, пока оно окажется стабильным.Для некоторых массовых чисел могут существовать два или даже три стабильных нук­лида. Материнское ядро, претерпевающее β-распад в -процессе, в итоге остановится наядре с большим количеством нейтронов для данного массового числа. Таким образом, яд­ро в изобарной цепочке с меньшим не может быть образовано в -процессе, но тольков -процессе.

И наоборот, ядро с большим является продуктом только -процесса. Такиеядра играют ключевую роль, например, в вопросах нуклеогенезиса и датирования астрофи­зических объектов [33].На сегодняшний день условия протекания и свойства ядер в -процессе считаются хо­рошо изученными, что нельзя сказать о -процессе [34]. В добавление можно сказать, чтодетальный анализ протонно-избыточных ядер показывает, что они не могут быть полученыв процессах n-захвата. Стабильные изотопы в протонно-избыточной области ядер от 74 Seдо 196 Hg имеют на два-три порядка меньшую распространенность, чем n-захватные ядра в22той же области, поэтому считается, что эти ядра были произведены в ходе -процесса — вреакции (p,γ) или фотодезинтеграции (γ,n) [35].1.2.1s-процессОсновные свойства -процесса были освящены еще в 1957 году [32], и подытожены в1997 [36].

Наиболее интересными с астрофизической точки зрения -процесса являются слоигорения водорода в ассимптотической ветви гигантских звезд малой массы (коротко АВГ;в англоязычной литературе: low-mass asymptotic giant branch stars — AGB), которые произ­водят, так называемую большую -компоненту, а также He- и C-фазы горения в массивныхзвездах, производящие малую -компоненту [37]. В -процессе тяжелые ядра образуются входе последовательности n-захватов с сопровождающимися β-распадами. Процесс пролегаетпримерно от пика железа и идет вдоль полосы β-стабильности (удовлетворяя соотношениюτβ ≪ τn ) вплоть до Pb и Bi [35]. Поскольку все -процессные ядра являются относительно дол­гоживущими, и их ядерные свойства известны, в целом, не плохо, это позволяет изучить этотпроцесс более детально, что в свою очередь делает его наиболее исследованным из всех аст­рофизических процессов нуклеосинтеза.