Известия РАН. Серия физическая, 2019, T. 83, № 4, стр. 566-570

ВВЕДЕНИЕ

Двойной безнейтринный (0νββ) бета-распад – это процесс, идущий с нарушением закона сохранения лептонного числа, что противоречит Стандартной модели. Существование двойного безнейтринного бета-распада доказало бы, что нейтрино является собственной античастицей (майорановским фермионом) и имеет ненулевую массу. На данный момент определены только ограничения на период полураспада 0νββ-распада для различных ядер и, соответственно, пределы на эффективную массу майорановского нейтрино. Кроме того, ограничения на вероятность двойного безнейтринного бета-распада позволяют установить пределы и на другие параметры теории, такие как, например, константы связи правых лептонных и кварковых токов в слабом взаимодействии, константы связи нейтрино с майороном и некоторые параметры суперсимметричных моделей.

Экспериментальный поиск 0νββ-распада является, по-видимому, единственным способом доказать, что нейтрино является майорановской частицей. Эксперимент, претендующий на успех в этой области исследований должен быть низкофоновым (проводиться в подземной лаборатории, предполагать тщательный отбор конструкционных материалов, использовать различные методики пассивного и активного подавления естественного радиоактивного фона). Вследствие крайне малой вероятности данного процесса, необходимо проводить измерения со значительными количествами изотопа–кандидата на двойной бета-распад (для максимизации эффективности регистрации искомого процесса желательно, чтобы детектор был изготовлен из исследуемого изотопа). Наконец, принципиальным преимуществом будет являться высокое энергетическое разрешение применяемых детекторов. Одним из перспективных изотопов является германий (⁷⁶Ge), из которого можно изготовить полупроводниковый детектор, обладающий прекрасным энергетическим разрешением. Многообещающим является эксперимент LEGEND [1], в котором будут использоваться полупроводниковые детекторы, изготовленные из обогащенного ⁷⁶Ge. Однако существующие детекторы не в полной мере подходят для реализации нового проекта вследствие их сравнительно малой массы или недостаточной эффективности отбора полезных событий по форме импульса. Выяснение возможности эффективного использования новейших типов детекторов в криогенной жидкости будет значительным шагом вперед в процессе подготовки экспериментов нового поколения по поиску 0νββ-распада. Существует достаточно много типов германиевых детекторов, среди которых нужно выбрать оптимальный, наиболее подходящий для использования в эксперименте по поиску 0νββ-распада. Для этого необходимо изучить различные типы детекторов, исследовать их характеристики и возможность подавления фона посредством применения отбора по форме импульса.

ЭКСПЕРИМЕНТ GERDA

Одним из лучших экспериментов по поиску двойного безнейтринного бета-распада ⁷⁶Ge на данный момент является эксперимент GERDA [2]. Экспериментальная установка находится в подземной лаборатории Гран Сассо (Италия) на глубине 3500 метров водного эквивалента. Главной особенностью GERDA является то, что открытые германиевые детекторы непосредственно погружены в жидкий аргон, который является не только охлаждающей средой, но и активной защитой от внешнего излучения. В эксперименте используются два типа германиевых детекторов: коаксиальные детекторы [3, 4] и детекторы с точечным контактом типа BEGe (Broad-Energy Germanium detector) [5]. Коаксиальные детекторы имеют достаточно большую массу (около 2 кг), что является одним из критериев успеха в поиске 0νββ-распада, но при этом их энергетическое разрешение и эффективность дискриминации по форме импульса (Pulse Shape Discrimination – PSD) хуже, чем у BEGe-детекторов. Кроме того, их недостатком является значительная площадь имплантированного р⁺-контакта, что увеличивает их чувствительность к α-частицам. BEGe-детекторы имеют сравнительно низкую массу (около 0.7 кг), однако возможность применения эффективного метода PSD и великолепное энергетическое разрешение (за счет меньшей емкости) делает такой детектор наиболее подходящим для поиска 0νββ-распада.

В эксперименте GERDA основными методами подавления фона являются, во-первых, сцинтилляционные свойства жидкого аргона, используемого в качестве активной защиты, во-вторых, регистрация антисовпадений между детекторами, в-третьих, дискриминация по форме импульса в BEGe-детекторах. На данный момент в эксперименте достигнут рекордный индекс фона (Background Index – BI): BI = 0.6 ⋅ 10^–4 событий ⋅ кэВ^–1 ⋅ кг^–1 ⋅ год^–1. Получен предел на период полураспада 0νββ-распада: $T_{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 2}} \right. \kern-0em} 2}}}^{{0{\nu }}}({}^{{76}}{\text{Ge}}) > 8.0 \cdot {{10}^{{25}}}$ лет (на 90% уровне достоверности) при чувствительности 5.8 $ \cdot $ 10²⁵ лет [6]. Для дальнейшего улучшения чувствительности эксперимента необходимо дополнительное уменьшение фона, которое может быть достигнуто путем улучшения радиоактивной чистоты материалов, окружающих детекторы (например, подводящих кабелей и держателей). Чем больше детектор, тем меньшее их количество необходимо для набора требуемой экспозиции, и, соответственно, тем меньше радиоактивных материалов используется в эксперименте.

ДИСКРИМИНАЦИЯ ПО ФОРМЕ ИМПУЛЬСА

Конфигурация электрического поля в детекторах BEGe-типа дает возможность применения эффективного метода отбора по форме импульса. Основным параметром в данном методе является отношение амплитуды токового сигнала (А) к полной энергии (Е) – А/Е. Гамма-квант, попадая в детектор, испытывает многократное комптоновское рассеяние, а затем покидает детектор, при этом энергопотери такого кванта суммируются. В итоге для таких событий (Multi-Site Event – MSE) мы имеем меньшую по величине амплитуду токового сигнала, чем для одиночных событий (Single-Site Event – SSE), таких как двойной безнейтринный бета-распад (рис. 1). Аппаратурная форма спектра двойного безнейтринного бета-распада ⁷⁶Ge – это узкий пик с энергией ${{Q}_{{{\beta \beta }}}} = $ 2039 кэВ равной, сумме энергий двух электронов. В энергетическом спектре, полученном при помощи калибровочного источника гамма-излучения ²²⁸Th, существует пик 1592.5 кэВ – пик двойного вылета обоих аннигиляционных гамма-квантов, образованных в процессе рождения пар от взаимодействия гамма-излучения с веществом детектора [7]. Данный пик имитирует сигнатуру двойного безнейтринного бета-распада (SSE) (рис. 2). На наглядном калибровочном спектре ²²⁸Th для BEGe детектора: 1620 кэВ (²¹²Bi) и 2614.5 кэВ (²⁰⁸Tl) – это пики полного поглощения гамма-квантов, 2103.5 кэВ – пик одиночного вылета аннигиляционного гамма-кванта. Все эти события относятся к MSE-типу, и их нужно подавить с помощью PSD. Таким образом, с помощью калибровочного источника есть возможность протестировать эффективность процедуры отбора полезных событий в реальном эксперименте (рис. 3). Более подробную информацию по PSD можно найти в [8]. Данный метод отбора по форме импульса разрабатывался для BEGe-детекторов в рамках эксперимента GERDA [9], в том числе и автором данной статьи.

Рис. 1.

Определение параметра отбора А/Е, полученного с учетом различия между сигналами SSE и MSE. Зарядовые сигналы SSE (а) и MSE (б), Е – полная энергия зарегистрированного события; токовые сигналы SSE (в) и MSE (г), полученные путем дифференцирования зарядового сигнала, А – амплитуда токового сигнала.

Рис. 2.

Двумерная калибровочная гистограмма с характеристическими гамма-линиями ²²⁸Th для BEGe-детектора, полученная с использованием параметра А/Е. Характеристическими линиями ²²⁸Th на данном спектре являются пики с энергиями: 1592.5 кэВ (пик двойного вылета аннигиляционных гамма-квантов) (1), 1620 кэВ (²¹²Bi) (2), 2103.5 кэВ (пик одиночного вылета аннигиляционного гамма-кванта) (3), 2614.5 кэВ (²⁰⁸Tl) (4).

Рис. 3.

Калибровочный спектр ²²⁸Th полученный с помощью BEGe-детектора до (1) и после (2) отбора фоновых событий при минимальном подавлении пика 1592.5 кэВ.

НОВЫЕ ТИПЫ ДЕТЕКТОРОВ ДЛЯ ПОИСКА 0νββ-РАСПАДА

Одним из потенциальных кандидатов на роль детектора для поиска 0νββ-распада является инвертированный коаксиальный детектор [10]. Он имеет точечный контакт, схожий с BEGe-детектором, следовательно, малую емкость, что обусловливает хорошее энергетическое разрешение, а конфигурация электрического поля дает возможность использовать эффективный метод отбора по форме импульса. Кроме того, детектор имеет достаточно большую массу (около 2.5 кг). Для определения возможности применения метода отбора по форме импульса были проведены тестовые измерения с использованием инвертированного коаксиального детектора в вакуумном криостате, окруженном свинцовой защитой с внутренней медной оболочкой для экранирования от внешнего излучения. Высокий отрицательный потенциал (–4000 В) был приложен к контакту p⁺, в то время как остальная внешняя поверхность (Li-дрейфовый n⁺-контакт) заземлена. Сигнал считывался с p⁺-электрода с помощью зарядочувствительного предусилителя. Затем сигнал оцифровывался посредством АЦП с частотой 100 МГц. Для калибровки был использован источник гамма-излучения ²²⁸Th. Применяя параметр отбора А/Е, получаем двумерную гистограмму зависимости параметра А/Е от энергии Е, на которой можно наблюдать характеристические пики ²²⁸Th (рис. 4). Линии 1 и 2 на данной гистограмме – полученная полоса отобранных событий [9], в которой сосредоточено 92% событий полного поглощения (пик с энергией 1592.5 кэВ). В табл. 1 представлены результаты отбора для каждого из пиков. Энергетическое разрешение для пика с энергией 2614.5 кэВ: FWHM = 4.24 кэВ (рис. 5). Следующим шагом будет исследование поведения инвертированных коаксиальных детекторов в криогенной жидкости.

Рис. 4.

Двумерная калибровочная гистограмма с характеристическими гамма-линиями ²²⁸Th для инвертированного коаксиального детектора, полученная с использованием параметра А/Е. Светлый овал показывает то, что максимальное количество событий с энергией 1592.5 кэВ заключены в полосе отбора (1 – верхняя граница, 2 – нижняя граница полосы отбора).

Рис. 5.

Фитированная гамма-линия с энергией 2614.5 кэВ.

В эксперименте MAJORANA [11] используются детекторы с точечным контактом другого типа, так называемые, PPC [12]. Диаметр p⁺-контакта таких детекторов меньше, чем у BEGe- или инвертированного коаксиального детектора, вследствие чего они имеют еще меньшую емкость, что позволяет использовать их в задачах, требующих максимального снижения энергетического порога регистрации ионизирующего излучения, таких как поиск Темной материи. Детекторы PPC-типа никогда ранее не исследовались в криогенной жидкости. В данной работе представлены результаты первого измерения открытого PPC-детектора, погруженного в криостат с жидким аргоном. Помимо возможности применения PSD (рис. 6), проверка работоспособности открытого детектора в криогенной жидкости является принципиальным критерием выбора детектора в качестве потенциального кандидата в экспериментах нового поколения по поиску двойного безнейтринного бета-распада. Энергетическое разрешение для гамма-линии 2614.5 кэВ: FWHM = 5.03 кэВ. 90% событий в пике 1592.5 кэВ остаются в области отбора, в то время как остальные, фоновые, события поглощаются в несколько раз (табл. 2). Однако для детектора данного типа (PPC) имеется некоторая нелинейность в калибровке.

Рис. 6.

Калибровочный гамма-спектр ²²⁸Th для PPC-детектора до (1) и после (2) применения отбора по форме импульса.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В данной работе были изучены два типа германиевых детекторов: инвертированный коаксиальный детектор и детектор типа PPC. Оба типа детекторов являются перспективными для использования их в экспериментах нового поколения по поиску двойного безнейтринного бета-распада. Продемонстрирована стабильная работа PPC-детектора, непосредственно погруженного в криогенную жидкость, и возможность применения эффективного метода отбора по форме импульса (PSD) для двух новых типов детекторов, разработанного ранее для BEGe. Однако отсутствие нелинейности калибровки и большая масса инвертированных коаксиальных детекторов в сравнении с PPC-детекторами делают их наиболее подходящими для использования в экспериментах по поиску 0νββ-распада нового поколения.

Автор выражает благодарность к. ф.-м. н. К.Н. Гусеву за помощь, поддержку и организацию некоторых работ по данному исследованию.

Работа поддержана Российским фондом фундаментальных исследований (грант № 18-32-00213-Мол_а).