Диссертация (1145374), страница 12
Текст из файла (страница 12)
В случае же безнейтринного двойного бета распада,двух-нейтринная мода создаёт сильный фон, приводящий к ослаблениючувствительности эксперимента.Если в будущем будет поставлена цель исследовать различные механизмы,вызывающие двойные бета процессы, то будет необходимо перейти крассмотрению0ν2EC-переходовнаядерныевозбуждённыеуровнисизменением спина и чётности.
Для данной цели безнейтринный двойной бетараспад не подходит из-за исчезающе малых вероятностей заселения ядерныхвозбуждённых состояний в данном процессе [126]. В безнейтринном двойномэлектронном захватеядерныевозбуждённыеуровни, напротив, могутзаселяться гораздо сильнее, чем основной уровень из-за наличия эффектарезонансного усиления. Как видно из таблиц 2-4, приведённых в работе [118],существует большое количество нуклидов, в каждом из которых резонансноусиленные 0ν2EC-переходы могут заселять одновременно несколько ядерныхвозбуждённых состояний с различными энергиями, спинами и чётностями.Этот так называемый феномен мультирезонансного усиления являетсяуникальнымявлением,присущимтолькобезнейтринномудвойномуэлектронному захвату.Подытожимпреимуществаинедостаткибезнейтринногодвойногоэлектронного захвата для исследования двойных бета процессов.Преимущества:(1) разнообразие ядерных возбуждённых состояний с различными спинами ичётностями, которые могут одновременно быть заселены в процессерезонансно-усиленного безнейтринного двойного электронного захвата,79(2) возможностьпроверитьсуществованиеправовинтовыхлептонов,исследуя 0ν2EC-переходы с изменением чётности [116],(3) отсутствие фона от двух-нейтринного двойного электронного захвата.Недостатки:(1) необходимость сильного резонансного усиления для возможностинаблюдения двойного электронного захвата,(2) малоесодержаниевприродномэлементеизотопа,способногоиспытывать безнейтринный двойной электронный захват,(3) наличие в тяжёлых нуклидах сильной ветви на α - распад, способнойсоздать сильных фон.Таким образом, поиск резонансно-усиленных 0ν2EC-переходов являетсяважной задачей в обширной программе по поиску безнейтринных двойных бетапроцессов.4.3 Поиск резонансно усиленных 0ν2EC-переходов с помощью высокопрецизионной масс-спектрометрии на основе ловушки ПеннингаОпределённый 0ν2EC-переход является полностью резонансно усиленным,если его фактор вырождения Δ ≡ �2 − 2ℎ − � не превышает 100 эВ.
Таккак 2ℎ может быть расчитан, а известно из эксперимента с точностью,превышающей 1 эВ, то поиск резонансно усиленных 0ν2EC-переходовсводится к измерению 2 – значений с точностью порядка 100 эВ. 2 –значение перехода определяется как разница масс материнского M i и дочернегоM f нуклидов 0ν2EC-перехода:802 = − = ∙ �− 1� = ∙ ( − 1),(4.6)где массы материнского и дочернего нуклидов выражаются в эВ. R –отношение масс материнского и дочернего нуклидов.
Измеряя массу дочернегонуклида и отношение R с точностью соответственно δM fи δR, можноопределить 2 с относительной точностью:2222= �� � + � � ≅.−1−1(4.7)Первый член под корнем можно опустить, так как массы обычно известныгораздо точнее, чем это необходимо для определения 2 с точностью 100 эВ.Таким образом, определение 2 – значения с точностью 100 эВ заключается визмерении отношения R с точностью порядка 10-9.На сегодняшний день существует только одна экспериментальная методика,позволяющая достичь такой точности в измерении отношения двух масс – этовысоко-прецизионная масс спектрометрия на основе ловушки Пеннинга.
Какбыло продемонстрировано в главе 1 (выражение 1.2), измерение отношениямассы начального нуклида к массе конечного нуклида с помощью ловушкиПеннинга сводится к измерению отношения свободной циклотронной частотыс конечного нуклида в однозарядном состоянии к свободной циклотроннойчастоте с начального нуклида в однозарядном состоянии:2 = − ≈ + − + = + ∙ �+++ − 1� = ∙ �++− 1�.Четыре исследовательские группы внесли вклад в поиск(4.8)резонансно-усиленных переходов: SHIPTRAP, JYFLTRAP [127], TRIGATRAP [128] и FSUTrap [129].
Основная программа измерений была выполнена на установке81SHIPTRAP автором данной диссертации. Детальное описание установкиSHIPTRAP приведено в главе 2. Для поиска резонансно-усиленных 0ν2ECпереходов установка SHIPTRAP использовалась в “off-line“ режиме (рисунок4.4).Рис. 4.4: Схема “off-line“ установки SHIPTRAP, которая использовалась дляпоиска резонансно-усиленных 0ν2EC-переходов.
Однозарядные ионыисследуемых нуклидов, произведённые с помощью лазерного абляционного(laser ablation) источника и ионного источника на базе электронного удара,подаются в масс-спектрометр. После масс-селективного охлаждения ицентрирования в ловушке очистки, ионы поступают в измерительную ловушку,где происходит измерение их свободной циклотронной частоты с помощьюметодики ToF-ICR.Все нуклиды, чьи отношения масс были измерены в рамках программы попоиску резонансно усиленных 0ν2EC-переходов, являются стабильными. Ихможно свободно приобрести на рынке в достаточном для экспериментаколичестве.
Поэтому для получения однозарядных ионов данных нуклидовбыли использованы относительно простые источники ионов: (1) ионныйисточник на основе электронного удара SPECS IQE 12/38 для ионизации газови (2) ионный источник на основе процесса лазерной обдирки (laser ablation)[130] для твёрдых веществ. Принцип работы лазерного источника следующий.82Исследуемые нуклиды в виде твердого вещества или прессованного порошка(образцы) в количестве нескольких миллиграмм помещаются на вращающуюсяподставку.Образцыоблучаютсякороткимилазернымиимпульсамипродолжительностью 3 – 5 нс и мощностью 4 – 12 миллиджоуль.
Для этой целииспользуется Nd:YAG лазер с длиной волны 532 нм. Лазерный лучфокусируется на образцах до размера примерно 1 мм2 с помощью системыоптических линз и зеркал. Ионизация атомов происходит за счёт сильногонагрева облучаемой поверхности. Далее ионы подаются в ловушку очистки длямасс-селективного охлаждения и центрирования (см. главу 2). Даннаяпроцедура позволяет избавиться от всех примесных нуклидов. Из ловушкиочистки ионы только исследуемого нуклида подаются в измерительнуюловушку для измерения их свободной циклотронной частоты с помощьюметодики ToF-ICR (см.
главу 2).Как уже было отмечено, для определения 2 – значения исследуемого0ν2EC-перехода необходимо измерить отношение свободных циклотронныхчастот однозарядных ионов материнского и дочернего нуклидов. Так какмагнитное поле ловушки, а значит и свободная циклотронная частота нестабильны во времени, то необходимо проводить измерение свободныхциклотронных частот одновременно. Хотя это в принципе возможно [131, 132],общепринятая методика подразумевает попеременное измерение свободныхциклотронных частот, как схематично показано на рисунке 4.5а.83Рис.
4.5: Иллюстрация принципа попеременного измерения свободныхциклотронных частот ионов материнского и дочернего нуклидов (а), которыйприводит к определению их отношения (б). В качестве примера приведенычастотные отношения однозарядных ионов 156Gd и 156Dy, измеренные наустановке SHIPTRAP в рамках программы поиска резонансно-усиленных0ν2EC-переходов.В данной схеме отношение частот, соответствующее времени измерения t k ,содержит свободную циклотронную частоту ионов материнского нуклида,измеренную в момент времени t k , и свободную циклотронную частоту ионовдочернего нуклида, полученную линейной интерполяцией частот ионовматеринского нуклида, измеренных в моменты времени t k-1 и t k+1 . Времяизмерения одного значения отношения частот обычно не превышает одногочаса и позволяет измерить отношение частот с относительной точностьюпревышающей значение 10-8.
Таким образом, за неделю измерения можнодостичь точности измерения отношениячастот на уровне10-9, чтосоответствует точности определения 2 – значения двойного электронногозахвата, например, в 156Dy на уровне 150 эВ [133].Нуклиды, которые могут испытывать двойной электронный захват [108],можно разделить на две группы: (1) переходы на ядерные основные состоянияи (2) переходы на ядерные возбуждённые состояния.
Каждая группа имеет какпреимущества, так и недостатки применительно к их использованию дляпоиска безнейтринных бета процессов.84Переходы на ядерные основные состоянияИзначально считалось, что наиболее подходящими кандидатами для поискабезнейтринных бета процессов являются переходы на ядерные основныесостояния [110].
Для этого существует несколько причин. Во-первых, все0ν2EC-переходынаядерныеосновныесостоянияявляютсясверхразрешёнными 0+ → 0+ переходами. Ядерные матричные элементы такихпереходов должны быть самыми большими среди всех 0ν2EC-переходов. Болеетого, они могут быть довольно надёжно расчитаны (в отличии от матричныхэлементов переходов на ядерные возбуждённые состояния).
Во-вторых, в такихпереходах может происходить захват двух электронов с атомной К-оболочки.Как известно, вероятность нахождения этих электронов в ядре, а значит ифактор |Ψℎ1 |2 |Ψℎ2 |2 в выражении (4.4) для вероятности безнейтринногодвойногоэлектронногозахватамаксималенсредивсехорбитальныхэлектронов. Всё это приводит к тому, что переходы на ядерные основныесостояния даже в случае частичного резонансного усиления могут иметьдостаточно короткие, а значит измеряемые времена жизни. Всё же до недавнеговремени считалось, что у данных переходов имеется один существенныйнедостаток – невозможность надёжно зарегистрировать сам факт процесса. Новпоследнеевремяблагодарябурномуразвитиюкриогенноймикрокалориметрии [134, 135] стало возможным измерять полную энергиюразрядки возбуждённой атомной оболочки дочернего нуклида.
Полная энергияразрядки в случае безнейтринного двойного электронного захвата равна 2 –значению процесса, а значит её измерение может являться критериемпротекания данного процесса.Для того, чтобы определить наиболее подходящий 0ν2EC-переход дляначала поиска резонансно-усиленных 0ν2EC-переходов, была проведена оценкафакторов вырождения (рисунок 4.6а) и периодов полураспада (рисунок 4.6б)всех известных 0ν2EC-переходов на ядерное основное состояние. Данные85оценки были проведены в предположении, что ядерные матричные элементыданных переходов равны 2.5 и эффективная майорановская нейтринная массаравна 1 эВ. Значения масс материнских и дочерних нуклидов, а также энергиисвязи захваченных электронов были взяты соответственно из [12] и [136].Рис. 4.6: Оценённые факторы вырождения (а) и периоды полураспадов (б) всехизвестных 0ν2EC-переходов на ядерные основные состояния.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
