1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Известия РАН. Серия физическая
  4. T. 83, № 8, 2019

Известия РАН. Серия физическая, 2019, T. 83, № 8, стр. 1019-1022

Поиск нейтринных вспышек на Баксанском подземном сцинтилляционном телескопе: 37 лет экспозиции

М. М. Кочкаров 1, *, М. М. Болиев 1, И. М. Дзапарова 1, 2, А. Н. Куреня 1, Ю. Ф. Новосельцев 1, Р. В. Новосельцева 1, В. Б. Петков 1, 2, П. С. Стриганов 1, А. Ф. Янин 1

1 Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук
Москва, Россия

2 Федеральное государственное бюджетное учреждение наук Институт астрономии Российской академии наук
Москва, Россия

* E-mail: makhti.kochkarov@yandex.ru

Поступила в редакцию 10.10.2018
После доработки 20.02.2019
Принята к публикации 26.04.2019

Полный текст (PDF)

Аннотация

Баксанский подземный сцинтилляционный телескоп работает по программе поиска нейтринных вспышек с середины 1980 г. В качестве мишени мы используем две части установки с суммарной массой 240 т. За период с 30.06.1980 по 31.12.2017 чистое время наблюдения составило 32.1 лет. За это время не было зарегистрировано ни одного события – кандидата на нейтринную вспышку. Это приводит к значению верхней границы средней частоты гравитационных коллапсов звезд в Галактике 0.072 год–1 на 90% уровне достоверности.

ВВЕДЕНИЕ

Детектирование нейтрино от Сверхновой SN1987A явилось экспериментальным подтверждением идей о крайне важной роли нейтрино в процессе взрыва массивных звезд (рождения Сверхновых (СН)), выдвинутых более 50 лет назад [1–3].

Благодаря большой проникающей способности нейтрино доставляют информацию о физических условиях в ядре звезды в момент гравитационного коллапса. SN1987A стала ближайшей сверхновой за последние несколько сотен лет, что позволило наблюдать процесс рождения СН с беспрецедентной детальностью, начиная с самых ранних моментов излучения. Впервые представилась возможность сравнить основные параметры существующей теории – полную излученную энергию, температуру нейтрино и длительность нейтринной вспышки – с экспериментально измеренными значениями [4, 5].

Так как нейтрино уносят почти всю (>99%) гравитационную энергию связи коллапсирующего ядра звезды, детектирование нейтринной вспышки несет важнейшую экспериментальную информацию о феномене СН, которая должна быть тестом для проверки наших представлений о механизме взрыва СН.

Поскольку свет (и вообще электромагнитное излучение) может быть частично или полностью поглощен пылью в галактической плоскости, наиболее подходящим инструментом для обнаружения сверхновых с коллапсом ядра являются большие нейтринные детекторы. В последние десятилетия поиск нейтринных всплесков вели несколько таких детекторов: Баксанский сцинтилляционный телескоп [6, 7], супер-Камиоканда [8], MACRO [9], LVD [10], AMANDA [11], SNO [12]. В последние годы к ним добавились детекторы нового поколения: IceCube [13], Borexino [14], KamLAND [15] и некоторые другие.

Баксанский подземный сцинтилляционный телескоп (БПСТ) [16] является многоцелевым детектором, предназначенным для широкого диапазона исследований в области физики космических лучей и элементарных частиц. Одной из текущих задач является поиск нейтринных вспышек. По программе поиска нейтринных вспышек установка работает почти непрерывно с середины 1980 г. Полное время наблюдения за Галактикой составляет 90% календарного времени.

1. МЕТОД ДЕТЕКТИРОВАНИЯ НЕЙТРИННОЙ ВСПЫШКИ

БПСТ состоит из 3184 стандартных сцинтилляционных счетчиков, которые расположены на 4-х горизонтальных и 4-х вертикальных плоскостях установки. Счетчик представляет собой алюминиевый контейнер размером 0.7 × 0.7 × 0.3 м3, заполненный жидким органическим сцинтиллятором на основе уайт-спирита CnH2n + 2 (n ≅ 9) [16]. Полная масса сцинтиллятора составляет 330 т, масса, заключенная в трех нижних горизонтальных слоях (1200 счетчиков), – 130 т. Большинство событий, которые БПСТ будет регистрировать от взрыва СН, представляют собой реакции обратного бета распада:

(1)
${{{\bar {\nu }}}_{e}} + p \to n + {{e}^{ + }}.$

Если средняя энергия антинейтрино Eνe = 12–15 МэВ [18, 19], то пробег e+, рожденного в реакции (1), будет заключен, как правило, в объеме одного счетчика. В таком случае сигнал от СН будет проявляться как серия событий, когда на установке срабатывает только один счетчик (один и только один счетчик из 3184; ниже мы будем называть такие события “одиночное событие”). Таким образом, поиск нейтринной вспышки заключается в регистрации кластера (группы) “одиночных событий” в течение временного интервала τ = 20 с (согласно современным моделям длительность нейтринной вспышки от СН не превышает 20 с).

Ожидаемое среднее число событий от реакций (1) в течение времени Δt от начала коллапса ядра можно представить так:

(2)
${N_{{e{\nu }}}^{{\text{H}}}} = {{N}_{{\text{H}}}}\int\limits_0^{\Delta t} {dt} \int\limits_0^\infty {dE \cdot F(E,t) \cdot {\sigma }(E) \cdot {\eta }(E)} ,$

здесь NH – число свободных протонов в мишени, F – поток электронных антинейтрино, σ(E) – сечение реакции (1), η(E) – эффективность детектирования, а символ “H” в левой части указывает, что мишенью является водород сцинтиллятора.

Для СН на расстоянии 10 кпс и полной энергии, излученной в нейтрино 3 × 1053 эрг (которая делится примерно поровну между всеми типами нейтрино), и массы мишени 130 т (три нижние горизонтальные плоскости) получим (мы предположили, что температура антинейтрино kBT = 3.5 МэВ) так:

(3)
$N_{{e{\nu }}}^{{\text{H}}} \cong 35,$

Осцилляции нейтрино конечно повлияют на этот результат. В последние годы, однако, стало понятно, что ожидаемый нейтринный сигнал сильно зависит от сценария осцилляций (см., например, [20–22, 17 ]). В отсутствие надежных количественных предсказаний трудно оценить влияние осцилляций на потоки νe и νe, достигающие Земли. Поэтому мы не обсуждаем эффекты нейтринных осцилляций в этой работе.

Фоновыми событиями для задачи поиска нейтринных вспышек являются:

1) радиоактивность,

2) мюоны космических лучей, если траектория мюона такова, что срабатывает только один счетчик из 3184.

Полная скорость счета фоновых событий (усредненная за период 2001–2017 гг.) равна f1 = = 0.0207 с–1 для трех нижних горизонтальных слоев БПСТ (1200 счетчиков) и ≈1.5 с–1 для внешних слоев. Поэтому в качестве триггерной мишени используются три нижних горизонтальных слоя счетчиков. Ниже этот массив счетчиков будем называть детектор D1.

Фоновые события могут имитировать ожидаемый сигнал (k одиночных событий внутри скользящего временного интервала τ) со скоростью:

(4)
${p{\text{(}}k{\text{)}} = {{f}_{1}} \times {\text{exp(}}{\kern 1pt} - {\kern 1pt} {{f}_{1}}{\tau )}\frac{{{{{{\text{(}}{{f}_{1}}{\tau )}}}^{{k - {\text{1}}}}}}}{{{\text{(}}k - {\text{1)!}}}}}.$

На рис. 1. представлена обработка экспериментальных данных (одиночные события за период 2001–2017 гг, Tactual = 14.5 лет) в сравнении с ожидаемым распределением (4), вычисленным при f1 = 0.0207 с–1. Отметим, что на рис. 1. нет никакой нормировки.

Рис. 1.

Число кластеров, содержащих k одиночных событий в интервале τ = 20 с. Квадраты – экспериментальные данные, кривая – ожидаемое распределение согласно выражению (4$\overline {k2} $ = 6 × 0.843 × 0.8 = = 4.05)

Из выражения (4) следует, что фоновые события создают кластер из 8 одиночных событий со скоростью 0.178 г.–1. За Tactual = 14.5 лет ожидается 2.58 событий, что мы и наблюдаем в эксперименте (2 события). Скорость “образования” кластеров из 9-ти фоновых событий равна 9.2 × 10–3 в год, поэтому кластеры с k ≥ kth = 9 следует рассматривать как события, которые не могут быть созданы фоном и, следовательно, являются кандидатами на регистрацию нейтринной вспышки. Отметим, что за все время наблюдения на БПСТ кластеров с k ≥ 9 обнаружено не было.

2. ДВА НЕЗАВИСИМЫХ ДЕТЕКТОРА

Из выражения (3) следует, что для поиска нейтринной вспышки от СН “радиус чувствительности” БПСТ составляет Rs ≅ 20 кпс. Чтобы увеличить радиус чувствительности, мы используем те части внешних сцинтилляционных слоев, которые имеют относительно низкий темп счета одиночных событий. Полное число счетчиков в этих частях внешних слоев 1012 (масса сцинтиллятора 110 т). Ниже этот массив счетчиков будем называть детектор D2, темп счета одиночных событий в D2 равен f2 = 0.12 c–1. Стабильность работы и скорости счета одиночных событий в детекторах D1 и D2 показаны на рис. 2. Совместная работа детекторов D1 и D2 позволяет уменьшить порог по числу событий в кластерах в D1 (kth = 9) и, следовательно, увеличить Rs.

Рис. 2.

Скорости счета одиночных событий в детекторах D1 и D2 за период 2011–2017 гг.

Мы используем следующий алгоритм: в случае детектирования в детекторе D1 кластера с множественностью k1 ≥ 6, мы проверяем число одиночных событий k2 в 10-секундном временном окне в детекторе D2. Начало этого окна совпадает с началом кластера в D1. Отношение масс детекторов D2 и D1 1012/1200 = 0.843 означает, что в случае реальной нейтринной вспышки для среднего числа нейтринных событий k1 = 6, зарегистрированных в D1, среднее число нейтринных событий в D2 будет $\overline {k2} $ = 6 × 0.843 × 0.8 = 4.05 (мы предполагаем, что в 10-секундное окно в D2 попадает 80% нейтринных событий от того числа, которое попадает в 20-секундное окно). Так как фон добавляет f2 × 10 c = 1.2 события, окончательно получаем $\overline {k2} $($\overline {k1} $ = 6) = 4.05 + 1.2 = 5.25.

Детекторы D1 и D2 независимы, поэтому вероятность имитации фоном события, когда в D1 наблюдается кластер с множественностью k1 и одновременно в D2 – кластер с множественностью k2, равна произведению соответствующих вероятностей:

(5)
$P(k1,k2) = P1(k1)P2(k2),~$
где P1 определяется согласно (4), а P2 есть распределение Пуассона для f2 = 0.12 с–1 и длительности временного окна τ2 = 10 с. В частности, мы получаем P(6.5) = 0.23 год–1, P(6.6) = 0.045 год–1. Поэтому события с k1 ≥ 6, k2 ≥ 6 следует рассматривать в качестве кандидатов на детектирование нейтринной вспышки, т. к. средние значения k1 и k2 существенно превышены в двух независимых детекторах одновременно, и вероятность имитации такого события фоном очень мала.

Таким образом, совместная работа детекторов D1 и D2 позволяет уменьшить порог по множественности в кластерах в D1 с kth = 9 до 6 и увеличить “радиус чувствительности” БПСТ до ≈23 кпс.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Баксанский подземный сцинтилляционный телескоп работает по программе поиска нейтринных вспышек с 30 июня 1980 г. В качестве мишени используются два независимых массива счетчиков – детекторы D1 и D2 – с массами сцинтиллятора 130 и 110 т соответственно.

Фоновые события связаны 1) с распадами космогенных изотопов, которые образуются при неупругом взаимодействии мюонов с углеродом сцинтиллятора и ядрами атомов окружающего вещества, и 2) с атмосферными мюонами, которые проходят внешние плоскости установки без регистрации.

Метод детектирования нейтринной вспышки основан на одновременной регистрации 20-секундного кластера одиночных событий с множественностью k1 ≥ 6 в детекторе D1 и 10-секундного кластера с множественностью k2 ≥ 6 в детекторе D2.

“Радиус чувствительности” БПСТ для поиска нейтринной вспышки от СН составляет ≈23 кпс. Эта область включает ≈98% звезд нашей Галактики.

За период с 30-го июня 1980 г. по 31 декабря 2017 г. чистое время наблюдения составило 32.1 год. [6, 23]. Это наибольшее время наблюдения за Галактикой на одной и той же установке. За это время ни одного события кандидата на коллапс звездного ядра зарегистрировано не было. Это приводит к значению верхней границы средней частоты гравитационных коллапсов в Галактике

(6)
${{f}_{{col}}} < 0.072{\text{ го}}{{{\text{д}}}^{{--1}}}$

на 90% доверительном уровне. Недавние оценки скорости галактических сверхновых с коллапсом ядра дают величину ≈2–5 событий в столетие (см., напр., [24]).

Работа выполнена на уникальной научной установке Баксанский подземный сцинтилляционный телескоп (Центр коллективного пользования Баксанская нейтринная обсерватория ИЯИ РАН) при поддержке Программы фундаментальных научных исследований Президиума РАН “Физика фундаментальных взаимодействий и ядерные технологии”.

Список литературы

  1. Gamow G., Shoenberg M. // Phys. Rev. 1940. V. 58. P. 1117.

  2. Зельдович Я.Б., Гусейнов О.Х. // ДАН СССР. 1965. Т. 162. С. 791.

  3. Colgate S.A., White R.H. // Astrophys. J. 1966. V. 143. P. 626.

  4. Loredo T.J., Lamb D.Q. // Phys. Rev. D. 2002. V. 65. Art. № 063002.

  5. Pagliaroli G., Vissani F., Costantini M.L., Ianni A. // Astropart. Phys. 2009. V. 31. P.163.

  6. Алексеев Е.Н., Алексеева Л.Н., Волченко В.И. и др. // ЖЭТФ. 1993. Т. 104. С. 2897.

  7. Novoseltseva R.V., Boliev M.M., Dzaparova I.M. et al. // Phys. Part. Nucl. 2016. V. 47. P. 968.

  8. Ikeda M., Takeda A., Fukuda Y. et al. // Astrophys. J. 2007. V. 669. P. 519.

  9. Ambrosio M. et al. (MACRO Collaboration) // Eur. Phys. J. C. 2004. V. 37. P. 265.

  10. Aglietta M. et al. (LVD Collaboration) // Nuovo Cimento A. 1992. V. 105. P. 1793.

  11. Ahrens J. et al. (AMANDA Collaboration) // Astropart. Phys. 2002. V. 16. P. 345.

  12. Aharmim B., Ahmed S.N., Anthony A.E. et al. // Astrophys. J. 2011. V. 728. P. 83.

  13. Lund T., Marek A., Lunardini C. et al. // Phys. Rev. D. 2010. V. 82. Art. № 063007.

  14. Bellini G. et al. (Borexino Collaboration) // Phys. Lett. B. 2007. V. 658. P. 101.

  15. Eguchi K. et al. (KamLAND Collaboration) // Phys. Rev. Lett. 2003. V. 90. Art. № 021802.

  16. Alexeyev E.N., Alexeyenko V.V., Andreyev Yu.M. et al. // Proc. 16th ICRC. (Tokyo, 1979). V. 10. P. 276.

  17. Tamborra I., Raffelt G., Hanke F. et al. // Phys. Rev. D. 2014. V. 90. Art. № 045032.

  18. Имшенник В.С., Надежин Д.К. // Итоги науки и техники. Cер. Астрон. 1982. Т. 21. С. 63.

  19. Hillebrandt W., Hoflish P. // Rep. Prog. Phys. 1989. V. 52. P. 1421.

  20. Pantaleone J. // Phys. Lett. B. 1992. V. 287. P. 128.

  21. Sawyer R.F. // Phys. Rev. D. 2005. V. 72. Art. № 045003.

  22. Duan H., Fuller G.M., Carlson J., Qian Y.-Z. // Phys. Rev. D. 2006. V. 74. Art. № 105014.

  23. Новосельцева Р.В., Болиев М.М., Верешков Г.М. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2011. Т. 75. С. 419.

  24. Adams S.M., Kochanek C.S., Beacom J.F. et al. // Astrophys. J. 2013. V. 778. P. 164.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Известия РАН. Серия физическая

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал