KRASZNAHORKAY ATTILA
Híd a látható világunk és a sötét anyag között
Egy új részecske, ami kapcsolatot teremthet

Felfedezni a fizikát azt jelenti, hogy lehozzuk az eget a földre. Az ég jelenségei és törvényszerűségei már az ősidők óta megragadták az emberek képzeletét, mert szabályosaknak, szépnek látszottak, míg a földiek kaotikusnak. Óriási előrelépést jelentett ezen a téren a Newton-törvények megfogalmazása, és az általános gravitáció törvényének felismerése, amikből következik, hogy a bolygók mozgását a Nap körül ugyanazok a törvények írják le, mint egy alma leesését a fáról. 

Az elmúlt évszázadokban fokozatosan erősödött bennünk a hit, hogy a bolygóknak, csillagoknak, galaxisoknak nemcsak a mozgását, hanem a születését, fejlődését és elmúlását leíró törvényeket is megismerhetjük. Az atomok, később az atommagok, majd az azt alkotó protonok és neutronok szerkezetének megismerése nagyban hozzájárult a csillagászok által megfigyelt jelenségek értelmezéséhez. Az elemek keletkezésének, megfigyelt gyakoriságának pontos értelmezésére egy új tudományág született: a nukleáris asztrofizika.

A technika fejlődése lehetővé tette a távoli csillagrendszerek megfigyelését is, és azok fényének vizsgálatával (a színképvonalak Doppler-eltolódásának mérésével) annak megállapítását, hogy a távoli csillagrendszerek a távolságukkal arányos sebességgel távolodnak tőlünk. A jelenség értelmezésére dolgozták ki az ősrobbanás elméletét. Eszerint az Univerzumunk 13,79 milliárd évvel ezelőtt szinte pontszerű állapotból indult.

A világ legnagyobb részecskegyorsítójának, a CERN-ben (Genf) épített Nagy hadronütköztetőnek (LHC) egyik fő feladata az ősrobbanás pillanatában fellépő jelenségek tanulmányozása földi körülmények között. De nemcsak az ősrobbanás pillanatának megértése ad munkát mostanában a fizikusoknak, hanem a jelenlegi Világegyetem felépítésének és mozgásának megértése is. Ha csak a megfigyelhető anyagot vesszük számításba, Newton törvényei és a gravitáció erőtörvénye csak akkor adja vissza a csillagok keringési sebességét a galaxisokban, ha azokban a megfigyelhető anyag mennyiségénél jóval több anyag van.

A sötét anyag és a sötét energia

A megfigyelhető anyag mennyiségét a fénykibocsátása alapján állapítjuk meg, a keringési sebességek értelmezéséhez szükséges anyag viszont nem bocsát ki fényt. Ezért a sötét anyag elnevezést kapta és csak a tömegeket vonzó hatását észleljük [1].

Az újabb mérések szerint a tőlünk igen nagy távolságra lévő csillagrendszerek sebessége meghaladja az ősrobbanás elmélete által várható értékeket és az eltérés annál nagyobb, minél távolabb van tőlünk a csillagrendszer. A jelenség értelmezésére vezették be az ún. sötét energiát, amely „gravitációs taszítása” révén növelheti a csillagok sebességét. Jelenlegi becsléseink alapján a sötét anyagnak és a sötét energiának tulajdonítható a Világegyetem tömegének 95%-a. Mibenlétükről jelenleg szinte semmit sem tudunk. A Földön végezhető kísérleteink csak a látható anyagra korlátozódnak, és ez a Világegyetem tömegének mindössze 5%-át teszi ki. 

Miféle részecskék alkothatják a sötét anyagot? Van-e valamilyen kapcsolat a látható világunk és a „sötét világ” között? E kérdések megválaszolása jelenleg egyre több fizikust foglalkoztat. A sötét anyag fizikájának megértése napjainkra a fizika egyik legégetőbb problémájává vált. Az Elsevier kiadó folyóiratot is indított „A sötét Univerzum fizikája” címmel, amely mára már az egyik legtöbbet hivatkozott fizikai folyóirattá vált. A kutatások egyik iránya a könnyű részecskékből álló sötét anyag keresése, amivel kapcsolatban számos gyorsítónál folynak kísérletek, és az EU (FP7) (ENSAR No.: 262010) és OTKA (K106035) támogatással mi is ilyen kutatásba kapcsolódhattunk be. Egy új, kistömegű ún. mértékbozon hatásait kutatjuk nagyenergiás atommag-állapotok bomlásának vizsgálatával. Ez a bozon lenne hivatott megteremteni a kapcsolatot a látható világunk és a sötét anyag között úgy, hogy nagyon gyengén ugyan, de kölcsönhatásban állhat mind a látható, mind a sötét anyaggal. 

1. ábra. Az e-e+ pár spektrométer sematikus rajza. A protonnyaláb az ábrára merőlegesen érkezik, és hozza létre a magreakciókat az ábra közepén elhelyezkedő céltárgyban, amit kék folt jelöl. A céltárgyat vékony Al fóliára párologtattuk, amit plexi rudak között feszítettünk ki. A vákuumot lezáró szénszálas csövet fekete kör jelöli, ami köré helyeztük el az MWPC detektorokat. A detektorok gázterét egy vékony falú, zölddel jelölt műanyag cső zárja le. Az 1 mm vastag DE detektorokat pirossal, az E detektorokat sárgával, míg a hozzájuk tartozó fényvezetőket kékkel jelöltem 

Elméleti előrejelzések a részecske tömegére

Jelenleg már nagy mennyiségű elméleti előrejelzés áll rendelkezésünkre. A részecske tömegét azonban ezek csak gyengén korlátozzák, ezért a kísérleti vizsgálatokat nagyon széles energiatartományban, 10 MeV-től- 1 GeV-ig kezdték el. Tűt keresünk a szénakazalban? Igaz, hogy már az energiatartomány jelentős részét ki is zárták, de még mindig sok kísérletet terveznek a világ nagy laboratóriumaiban a keresett részecske kimutatására [2]. Lehetséges-e, hogy a fenti kapcsolatot megteremtő részecske tömege elegendően kicsi ahhoz, hogy atommag átmenetekben is előállíthassuk? Jelenleg ezt a lehetőséget sem kísérleti adatok, sem elméleti becslések nem zárják ki, sőt inkább támogatják. Ez volt az indítéka annak, hogy a debreceni Atomkiban kutatási programot indítottunk a fenti részecske keresésére. 

Egy kis laborban néhány elszánt kollégával szűkös anyagi körülmények között tudunk-e meggyőző kísérleti adatokat szerezni erre a részecskére? Igen nagy kihívást jelentett ez számunkra. A külföldön végzett kísérletekben emberek ezrei vesznek részt, és csúcstechnológiájú berendezéseket használnak, nem pedig általuk készített eszközöket. Csak szemléltetésképpen, a gyorsítónk és a detektorunk csak 1:100 méretarányos makettje lehetne a CERN-ben lévő eszközökének. Dávid és Góliát. És mégis, Fokke de Boer holland kollégánk biztatására, aki sajnos már nincs közöttünk, elkezdtük a kísérleteket, és joggal bizakodhatunk abban, hogy az erőfeszítéseinket siker koronázza.

Az új részecske keresése

Kísérletünk alapelve valójában egyszerű. Egy kis tömegű, semleges, rövid élettartamú részecske elektron-pozitron párra történő bomlását vizsgáljuk nagyenergiás atommagátmenetben [3]. Nyugvó részecske esetén, az energia és az impulzus megmaradása miatt, az elbomló részecskéből keletkező e-elektron és e+ pozitron pontosan egymással ellentétes irányban fog kirepülni. Viszont ha az elbomló részecske mozog, akkor a sebességek összeadásának megfelelően a kilépő részecskék közötti szög is megváltozik. Minél nagyobb sebességgel mozog a részecske, annál kisebb szögben fog az e-e+ pár egymáshoz képest mozogni. Így az elektron és pozitron mozgásirányai által bezárt szögben (a szögkorrelációjukban) egy adott szögnél éles maximum várható. Ez alapján, ha a részecske jól meghatározott energiájú magátmenetben keletkezett, a tömege egyértelműen meghatározható.

A magállapotok gerjesztésére az MTA Atommagkutató Intézetében, az Atomkiban, Debrecenben, gyorsítóval létrehozható magreakciókat használtunk. Az elméleti előrejelzések szerinti részecske nagyon rövid idő alatt elektron-pozitron párra (e-e+) bomlik. Kísérleteink célja a feltételezett, nagy sebességgel mozgó részecske elektron-pozitron bomlásának megfigyelése volt.

Kísérletünkben a 7Li céltárgyon történő protonbefogással a 8Be atommag magasan fekvő energiaszintjeit gerjesztettünk. Különben éppen ez volt az első, protonok gyorsítása során megfigyelt magreakció, még 1930-ban. Akkor a 8Be atommag két a-részecskére történő szétesését figyelték meg. Az Atomkiban a protonokat egy házi készítésű Van de Graaff-gyorsítóval állítottuk elő. Az e-e+ pár szögkorrelációjának mérésére pedig egy olyan új, nagy hatásfokú, jó szögfelbontású detektorrendszert építettünk, amilyet korábban még senki sem használt. Az általunk megfigyelt részecske keletkezésének valószínűsége kb. 10 milliárdszor (1010) kisebb, mint az a-részecskék keletkezésének valószínűsége. A 8Be 10 000 a-részecskékre való bomlására csupán egyetlen, elektromágneses átmenet (g-sugárzás) történik, és egymillió elektromágneses átmenetre csupán egyetlen új részecske elektron-pozitron bomlása jut. Az új részecske kimutatását tovább nehezíti, hogy nagyenergiás elektromágneses átmenetekben, a kvantum-elektrodinamika értelmében a teljesen üres térből (a vákuumból) is keletkezhetnek e-e+ párok. Ezek jelentős hátteret adnak a méréseinkhez, mivel a fenti belső párkeltésnek nevezett folyamat valószínűsége a g-átmenet valószínűségének kb. az 1 ezred része. Az így keletkező e-e+ párok szögkorrelációja azonban pontosan ismert, és a két részecske által bezárt szög függvényében jó közelítéssel exponenciálisan csökken. Így jól megkülönböztethető az új részecske bomlásakor várható éles csúcstól. 

Az e-e+ szögkorreláció mérése

Az említett nagyon ritka események detektálására az elektront és a pozitront egy időben észlelő, ún. e-e+ koincidencia-spektrométert építettünk az Atomkiban. A detektorok és spektrométerek építésének itt már nagy hagyományai vannak. Elektron-spektrométerek építésében az intézet különösen jelentős nemzetközi elismertségnek örvend. Az Atomki a kis intézetek közé tartozik, ezért ha a nemzetközi mezőnyben meg akarjuk állni a helyünket, akkor egyedi berendezéseket kellett és kell jelenleg is fejlesztenünk.

Amikor 1976-ban a Magspektroszkópiai Osztályra kerültem, éppen akkor fejeződött be egy szupravezető mágnesekkel működő elektron-spektrométer (SMS) építése. A diplomamunkámat már ezzel a spektrométerrel készítettem. Ezt a berendezést később belső párkeltési mérésekre is felhasználtuk. A jelen feladatra azonban az SMS már nem volt megfelelő. Olyan nagyenergiás, 18 MeV-es e-e+ párokat nagy hatásfokkal detektáló spektrométerre volt szükség, amellyel az e-e+ párok szöge is néhány fok pontossággal meghatározható. A spektrométer tervezésében és építésében jelentős segítséget kaptunk nemcsak az intézet tagjaitól, hanem holland és német kollégáinktól is. 

2. ábra. A teljes spektrométer fényképe a gázrendszerrel, a detektorok jeleit feldolgozó elektronikával és az adatgyűjtő rendszerrel 

A spektrométer 5 db sokszálas proporcionális számlálóból (MWPC), valamint vékony (DE) és vastag (E), úgynevezett plasztik szcintillációs detektorokból áll. A gáztöltésű proporcionális számlálók a detektálandó eés e+ becsapódási helyének meghatározására, a vékony és vastag szcintillátorok pedig a részecskék azonosítására és energiájuk meghatározására szolgálnak. A spektrométer sematikus ábráját és fényképét az 1. és 2. ábrán láthatjuk. 

A spektrométer hasonló a mások által korábban épített berendezéshez, de mi jóval nagyobb méretű detektorokat használunk, olyan közel helyezve a céltárgyhoz azokat, amenynyire csak lehet, és a pontos szögmérést MWPC detektorokkal végezzük, nem pedig csak a szcintillátorokkal. Ilyen módon a spektrométer hatásfokát kb. ezerszeresére sikerült növelnünk. Ezeket a detektorokat a nyalábirányra merőlegesen, 0o, 60o, 120o, 180o és 270o-os szögekbe helyeztük el. A szögeket úgy választottuk ki, hogy a spektrométer hatásfoka az e-e+ párkorrelációs szög függvényében körülbelül egyenletes legyen.

3. ábra. A 8Be 17,6 MeV-es gerjesztett állapotának bomlásából mért e-e+ energiaösszeg-spektrum (a), illetve az átmenetekkel kapuzott szögkorreláció (b) és a különböző szimulációkkal kapott szögkorrelációk. Az elektromos és mágneses dipólus átmenet feltételezésével számított görbét folytonos vonallal, míg az M1+1,4% kevert átmenetre számított görbét szaggatott vonallal tüntettem fel

A 3. ábrán az e-e+ párok összenergiaspektrumát mutatom be (a), amit a 8Be 17,6 MeV-es gerjesztett állapotának bomlása után mértünk. Ez az állapot rezonanciaszerűen gerjeszthető a bombázó protonok energiájának függvényében. A rezonancia energiája Ep= 441 keV, a szélessége pedig 10,7 keV. A spektrumban látható 17,6 MeV-es átmenet a 8Be alapállapotára, míg a 14,6 MeV-es a nagyon rövid élettartamú, két a-részecskére bomló, és ezért igen széles első gerjesztett állapotára megy. A spektrum elején látható intenzív 16O vonal a 19F(p,a)16O magreakcióval gerjesztődik az ebben az esetben használt LiF céltárgyban. Az ábra alsó részében (b) a 17,6 MeV-es és a 14,6 MeV-es átmenetek szögkorrelációját tüntettem fel. Az M1-gyel és E1-gyel jelölt kihúzott görbék a mágneses, illetve elektromos dipólus átmeneteket feltételezve végzett szimulációk eredményei. 

A szimuláció a mérés során történtek Monte-Carlo módszerrel való számítógépes lejátszása. Ezt a CERN-ben kifejlesztett GEANT programmal végeztük. A spektrométer minden részét, a céltárgy környezetében az utolsó csavarig, gondosan beépítettük a szimulációba, hogy megkaphassuk a spektrométer válaszát mind az e-e+ párokra, mind az intenzív g-sugárzásokra. A belső párkeltési folyamat mellett a g-sugárzások okozta hátteret, a külső párkeltést és az e,illetve e+ sokszoros szóródásokat is figyelembe vettük, hogy minél pontosabban megértsük a detektorok és a spektrométer válaszfüggvényeit. 

Amint az a 3. ábrán látható, a korábbi mérési eredményekkel összhangban, 110o felett csak egy pici eltérést kaptunk a kísérleti értékek és az M1 átmenetre szimulált értékek között. Pedig ennek az átmenetnek ismereteink szerint tiszta M1 átmenetnek kellene lennie. Ha azonban figyelembe vesszük a direkt proton befogással keletkező gyenge, nemrezonáns E1 multipolaritású háttér hatását is azzal, hogy az M1 szögkorrelációhoz csupán 1,4%-ban keverünk E1 szögkorrelációt is, akkor a kísérleti eredményeinket már pontosan értelmezni tudjuk. Tehát ez esetben nem volt szükség a kísérleti adataink értelmezéséhez semmilyen új részecske bevezetésére. A folytonos háttér hozzákeveredésének mértéke a rezonanciabefogás járulékához természetesen függ mind a rezonancia szélességétől, mind a céltárgy vastagságától, ami a rezonancia további kiszélesedését okozza. 

Az új részecske kimutatása 

E kísérlet után megvizsgáltuk egy magasabb, 18,15 MeV-nél megfigyelt, szintén jól ismert gerjesztett állapotból származó e-e+ párok szögkorrelációját is. Ez az állapot szintén rezonanciaszerűen gerjeszthető 1,040 MeV-es protonokkal, de a rezonancia sokkal szélesebb (138 keV), mint az előző rezonancia volt. Ezért a nemrezonáns E1 háttérből jóval nagyobb keveredés várható. Ezt a korábbi, 75o–130o tartományban végzett, az irodalomban publikált kísérleti eredmények meg is erősítették. 

4. ábra. A 8Be 18.15 MeV-es gerjesztett állapotának bomlásából, illetve a céltárgyban keletkező egyéb szennyező sugárzásokra mért elektron-pozitron szögkorrelációk. A megfelelő szimulációk eredményeit folytonos vonalakkal tüntettem fel

A jelen kísérletben a szögtartományunkat kiterjesztettük egészen 170o-ig, és az ezerszeres hatásfok eredményeként a mérés statisztikus hibáját is jelentősen csökkentettük. Az E*= 18,15 MeV-es rezonancián mért kísérleti szögkorrelációinkat a 4. ábrán láthatjuk. Fontos megjegyezni, hogy az eloszlásokat közel szimmetrikus energiaeloszlású e+epárra gyűjtöttük ki:

ahol Ee-az elektron, míg az Ee+ a pozitron energiáját jelöli. 

A 6,05 MeV-es E0 (elektromos monopólus) átmenet itt is az 16O-ból származik. Amint a 3. ábrán látható, e sugárzás szögkorrelációját a szimulációinkkal megfelelően értelmezni tudtuk. A 8Be 18,15 MeV-es átmenetének szögkorrelációja azonban a szimulációinkkal nem volt értelmezhető. 

Mi okozhatja az eltérést? Az e-e+ párokkal szimultán mért nagyenergiás g-spektrum nem mutatott semmilyen 11 MeV fölötti, a céltárgyból esetleg származó szennyező csúcsot, amit a szimulációnkban nem vettünk figyelembe, és ami esetleg az eltérést okozhatná. Megvizsgáltuk, a g-spektrumban nem látható, esetleges E0 átmenet hatását is. Hogy a kísérleti adatainkat jobban értelmezni tudjuk, megpróbáltunk az illesztések során az M1+E1 keverékhez még E0-at is adni, de az illeszkedés jósága nem változott. Mivel a különböző multipolaritásokhoz tartozó szögkorrelációk mindegyike lassan változik a korrelációs szög függvényében, a kevert átmenetben sem várhattunk olyan csúcsszerű viselkedést a szög függvényében, mint amilyet a kísérleti eredményünk mutat.

Megvizsgáltuk még az esetleges interferenciajelenségek hatását is. A 18,15 MeV-es g-átmenet szögeloszlására az irodalomban [4] igen nagy előrehátra aszimmetriát kaptak (8:1), és azt a 18,15 MeVes M1 multipolaritású rezonanciabefogás és a direkt befogás E1 komponensének interferenciá-jával magyarázták. Ismeretes, hogy a g-sugárzások anizotróp szögeloszlása befolyásolhatja az e-e+ pár szögkorrelációját is. Ha azonban a detektorainkat a nyalábra merőlegesen helyezzük el, mint ahogy azt a jelen kísérletben tettük, akkor a fenti hatás minimalizálható. Az előre-hátra aszimmetriát a magreakciót létrehozó proton energiájának függvényében vizsgálva, abban a rezonanciánál jóval szélesebb csúcsot kaptak Ep= 1,1 MeV-nél, 70 keV-vel a rezonancia fölött, és az aszimmetria alig csökkent egészen Ep=1,2 MeV-ig. Ilyen módon az előrehátra aszimmetria energiafüggése különbözik a 18,15 MeV-es rezonancia alakjától, ami 1,14 MeV-nél már kb. a maximumának a negyedére csökken. 

Hogy a 18,15 MeV-es -e+ pár szögkorrelációjában megfigyelt anomália eredetét kiderítsük (az kapcsolatos-e a fenti interferenciával), a szögkorrelációs méréseinket még további három bombázó energiánál is elvégeztük. Eredményeinket az 5. ábrán mutatom be.

5. ábra. A 8Be 18 MeV-es átmenetéhez tartozó e-e+ párok szögkorrelációja különböző proton bombázó energiákkal történt gerjesztések esetén. Az ábrára felírt energiákat korrigáltunk a céltárgyban történt energiaveszteséggel. A folytonos görbe a szimuláció eredményét jelöli

A különböző bombázó energiáknál mért szögkorrelációkat, a jobb áttekinthetőség kedvéért, különböző faktorokkal szoroztam meg, amiket az ábrán feltüntettem. A kihúzott görbe a belső párkeltés által okozott hátteret jelöli M1 + 23 % E1 multipolaritásra számítva. 

Mivel a maximális anomáliát 1,04 MeV-es bombázó energia esetén a 18,15 MeV-es rezonancián kaptuk, és 1,15 MeV-nél már nem láttunk semmilyen anomáliát, kísérletileg bebizonyítottuk, hogy a szögkorrelációban megfigyelt anomália nem kapcsolatos az M1/E1 interferenciával. Nem magyarázható egyéb g-sugárzással kiváltott háttérrel sem, hiszen a rezonancia mellett mérve, ahol a g-háttér csaknem ugyanakkora, mint a rezonancia esetén, az anomália eltűnik. Ilyen módon, a jelenlegi tudásunk szerint az anomália nem lehet magfizikai eredetű. A szögkorrelációban d=140o-nál megfigyelt anomália szignifikanciája igen nagy, annak valószínűsége, hogy az anomáliát csak a háttér fluktuációja okozza, mindössze 5,6 x 10-12

Egy új részecske (bozon, mivel egy 1+ –> 0+ átmenetben keletkezett) keletkezését és elbomlását feltételezve szintén végeztünk szimulációkat, és az eredményeket súlyozottan hozzáadtam a normál belső párkeltésre kapott szögkorrelációhoz. A szögkorrelációra kapott mérési eredményeink érzékenységét a feltételezett bozon tömegére a 6. ábrán mutatom be. 

6. ábra. A 8Be 18.15 MeV-es átmenetéhez tartozó, a rezonancián mért e-e+ párok szimmetrikus (sötét pontok hibákkal), illetve aszimmetrikus (üres körök hibákkal) energiaeloszlással kapuzott szögkorrelációja, összehasonlítva a különböző energiájú részecskét feltételező szimulációk eredményeivel 

Figyelembe véve, hogy egy 18,15 MeVes M1 átmenet belső párkeltési együtthatója 3,9x10-3, a bozon/g elágazási arányra a kísérleti adatok illesztéséből 5,8x10-6 értéket kaptunk. Ugyanezt az elágazási arány használtam az 5. ábrán más tömegekre (± 1 MeV) bemutatott elméleti görbék kiszámítására is. 

Szimulációink értelmében, a feltételezett bozon hatása aszimmetrikus energiaeloszlású párok esetén: 

elhanyagolható kell, hogy legyen. A 6. ábrán az üres körökkel ilyen aszimmetrikus párokra az általunk kísérletileg meghatározott szögkorrelációt mutatom be. Ezek az adatok nem mutatnak anomális viselkedést. Ez a tény szintén támogatja az új részecske keletkezésére és bomlására tett feltételezésünket.

Az új részecske tömegének meghatározását a kísérleti adataink és a szimulált eloszlások c2 módszerrel történő összevetésével végeztük. Az analízis eredményeként a részecske tömegére m0c2 = 16,70 ± 0,35 MeV-et kaptunk. A nyaláb helyének és a detektorok hitelesítésének bizonytalansága miatt a szisztematikus hibát pedig 0,5 MeV-re becsültük.

A vizsgált két gerjesztett állapotok (Ex=17,6 MeV és 18,15 MeV) esetén csak az úgynevezett izospin (T) különbözik egymástól. Az izospin kvantumszámot az erős kölcsönhatás töltésfüggetlenségének jellemzésére vezették be. Ilyen módon a proton és a neutron ugyanazon részecskének, két különböző izospinű (T=1/2, és T=-1/2) állapota. A 17,6 MeV-es nívó esetén T=1, míg a 18,15 MeV-es nívó esetén T=0. Az alapállapot izospinje szintén T=0. Az anomáliát csak a T=0 –› T=0 átmenet esetén figyeltük meg. Így a keletkezett részecske izospinje is T=0, azaz izoskalár részecske kell, hogy legyen. Ez azt jelenti, hogy egyformán csatolódik a protonokhoz és a neutronokhoz is.

Összefoglalás

Kísérletileg megvizsgáltuk a 8Be atommag 18,15 MeV-es állapotának legerjesztődésekor keletkező e-e+ párok szögkorrelációját, és abban 140o környékén a belső párkeltési elméleti értékektől csúcsszerű eltérést találtunk. Legjobb tudásunk szerint ez jelenleg semmilyen magfizikai effektussal nem magyarázható. A kísérleti és az elméleti értékek eltérése jelentős, és az csak egy új részecske bevezetésével magyarázható, aminek tömege 16,7 ± 0,35(statisztikus hiba) ± 0,5(szisztematikus hiba) MeV. A részecske bomlásakor keletkező e-e+ párok keletkezési valószínűsége a .-átmenet valószínűségéhez képest (elágazási arány) 5,8x10-6-nak adódott.

Becsléseink szerint, a fenti elágazási arány alapján a részecske csatolási állandója a látható anyaghoz, az elektromágneses csatolási állandóhoz képest a 10-7-es tartományba esik, ami jó egyezésben van a legújabb elméleti előrejelzésekkel. 

Eredményeinkről több nemzetközi konferencián is nagy érdeklődést kiváltó előadást tartottam, és az idevonatkozó publikációnkat a Physical Review Letters-hez, a legrangosabb fizikai folyóirathoz küldtük be publikálásra [5]. Ha az eredményeinket más laborokban végzett kísérletek eredményei is megerősítik [amiket már terveznek mind az USA-ban (Jefferson Labor), mind Oroszországban (Budker Intézet, Novoszibirszk) és az eredményük 1–2 éven belül várható], akkor egy új részecske, egy új mértékbozon felfedezéséről beszélhetünk, ami megnyithatja az utat egy új világ felé, a sötét anyag megismerése felé.

A bemutatott kutatást az OTKA K106035 számú pályázata támogatta. 

Irodalom

[1] Trócsányi Zoltán, A Természet Világa 2013/I különszáma, 21.
[2] Dark Forces at Accelerators. DARK 2012. Frascati (Rome), Italy, 
Laboratory Nazionali di Frascati, INFN, 16-19 Oct., 2012. Frascati Physics 
 56 (2013); http://inspirehep.net/record/1234292.
[3] A. Krasznahorkay et al., az [1]-es irodalom 86-97. oldal.
[4] D. Zahnow et al., Z. Phys. A351, 29 (1995).
[5] A. Krasznahorkay, M. Csatlós, L. Csige, Z. Gácsi, J. Gulyás, M. Hunyadi, A. Krasznahorkay Jr., 
I. Kuti, B.M. Nyakó, L. Stuhl, J. Tímár, T.J. Ketel, T. Tornyi, Zs. Vajta, arXiv:1504.01527


Természet Világa, 146. évfolyam, 11. szám, 2015. november
http//www.termeszetvilaga.hu/