Doktori értekezés Nagy impulzusú részecskék keletkezése

Átírás

1 Doktori értekezés Nagy impulzusú részecskék keletkezése és kísérleti vizsgálata nehézion-ütközésekben Hamar Gergő Budapest, február 9. Témavezetők: Dr. Lévai Péter Wigner Fizikai Kutatóközpont MTA, Budapest Dr. Varga Dezső Eötvös Loránd Tudományegyetem, Budapest i

2 Tartalomjegyzék 1. Bevezető 1 2. Kvark-gluon-plazma 3 I Koaleszcencia 4 3. Koaleszcencia Hadronizáció A MICOR modell Rezonanciák Rezonancia koaleszcencia modell Relativisztikus leírás Rezonanciák kiválsztása Barionok Hadron végállapotok Bájos szektor Rezonanciák és kvarkállapotok szélessége Impulzusspektrum Kvarkszám skálázás II Kísérleti eszközeink Az ALICE kísérlet Az LHC kísérletei Az ALICE detektorrendszere A VHMPID detektor A VHMPID fizikai céljai VHMPID felépítése Fotonok detektálása és produkciója ii

3 7. HPTD detektor HPTD felépítése L1 trigger L0 trigger MIP detektálás Gáztöltésű detektorok Sokszálas proporcionális kamrák Időprojekciós és drift kamrák Mikrostruktúrás gázdetektorok Foton detektálás III HPTD kandidátok vizsgálata TGEM alapú kamrák vizsgálata Adatgyűjtő rendszer A tesztkamrák felépítése Eredmények Analóg jelek, korrelációk Hatásfok vizsgálat Szögfüggés Szikrázás Közeli Katódos Kamrák vizsgálata A CCC technológia Adatgyűjtő rendszer A mérésvezérlő programom Használt elektronikai egységek Az analízis program Mérési összeállítások Általános kamravizsgálat Analóg jelek CCC üzemmód vizsgálata Hatásfok L1 kamrák Klaszterek Nem merőlegesen beérkező részecskék Relatív pozícionálás Helyfelbontás Uniformitás iii

4 Minázatok L0 kamrák Kamraépítés Hatásfok Nagy felület, a CCC elrendezés előnyei Időzítés MIP kamrák IV VHMPID mérések VHMPID tesztmérések és analízisük Nyalábtesztek között Nagy mértű prototípus tesztje A nagy méretú prototípus Kísérleti összeállítás Adatgyűjtő rendszer MIP detektálás Fókuszálás Foton detektálás Első részecskeazonosítás a VHMPID prototípussal Tobábbi tesztmérések TCPD detektor A detektor felépítése Labor összeállítás Erősítés mérése Katódtér hatása Cserenkov detektor Precíziós TGEM-felület vizsgálat Mérési összeállítás Optikai rendszer Adatgyűjtő rendszer Adatanalízis Fókusz beállítása Stabilitás Fotonhozam- és erősítés térkép Feszültségparaméterek hatása Kitekintés iv

5 14.Összegzés 153 A. Rövidítések 166 v

6 1. Bevezető A modern részecskefizika fejlődésével az elemi részecskékről igen átfogó képet alkothattunk. Az elektromos, gyenge és erős kölcsönhatást is kezelő Standard Model a részecskék világának egy igen jó leírását adja. Az erős kölcsönhatás építőkövei, a kvarkok és gluonok a természetben csak hadronokba zártan léteznek. Ám az Ősrobbanás utáni pár mikromásodpercben, illetve napjainkban a nagy sűrűségű neutron csillagok belsejében, az anyag egy ősi/új halmazállapotában, a kvark-gluon plazmában léteztek/léteznek. Az anyag ezen számunkra új- mégis ősi- formájának vizsálata önmagában is érdekes, ám ezen felül közlebb viheti a tudományt a kozmológia, a neutroncsillagok és az erős kölcsönhatás mélyebb megismeréséhez. Laboratóriumi körülmények között a kvark-gluon plazmát nehéz atommagok nagy energiás ütköztetésével állíthatjuk elő, mely során a protonokból és neutronokból kiszabadulnak az alkotó részecskék, létrehozva az erősen kölcsönható színes ősanyagot. A forró plazma gyorsan tágul és hűl s újra hadronokba rendeződik; a kísérletek során csak ezen végállapoti részecskéket figyelhetjük meg, s ez alapján kell meghatározni a plazma tuladonságait. Az újrahadronizációs folyamat, kollektív jelenségek, korrelációk, nagy energiás részütközések és a szignatúrák vizsgálata, leírása és megértése megkerülhetetlen. Ám mindezekhez a eredményekhez csakik precíz és lehetőségeink szerinti legátfogóbb mérésekre van szükségünk. A fizika, mint a természet megismerésére törekvő tudomány alapvető eszköze, a mérés, mely a felállítható modellek sokaságából ki kell válassza a legmegfelelőbbet. Doktori munkám középpontjában a nehézion ütközésekkor keletkező nagy és mérsékelten nagy impulzusú részecskék állnak. Ennek is elsősorban az ALICE kísérlet VHMPID detektorával kapcsolatos kutatási projektjei. Az újrahadronizáció koaleszcencia alapú családjának egy új változatának alapjait dolgoztam ki, mely már a nagyenergiás rezonanciákat is képes kezelni, valamint megvizsgáltam a modell kiterjeszthetőségének lehetőségeit. Munkám jelentős részét a magyar ALICE csoport és a gázdetektorok kutatásával és fejlesztésével foglalkozó REGARD csoportban végeztem. Az ALICE kísérlet, mint a legnagyobb létező gyorsító nehézionfizikára specializálódott kísérlete, az érintett impulzustartományt legjobban a tervezett VHMPID detektorral kiegészítve tudná vizsgálni. Doktori munkám részeként részt vettem a kapcsolódó HPTD detektor kutatási és fejlesztési munkálataiban, a mikrostruktúrás és új típusú sokszálas verziók vizsgálatában; különös tekintettel a HPTD-ben való alkalmazhatóságukra. 1

7 A VHMPID detektor tesztméréseinek analízisén túl részt vettem egy új típusú, mikrostruktúrás alapú fotondetektor tervezésében, méréseiben és analízisében. Valamint a mikrostruktúrás rendszer részletekbe menő tanulányozásához kialakított finom felbontású pásztázás analízisével megnyitottuk az utat a hasonló típusú eszközök optimalizációjához. A dolgozatban a kvark-gluon plazma és annak hadronizációja után a 4. fejezetben mutatom be az RCM koaleszcencia modellem. Ezt követően az ALICE kísérleti felépítését és a tervezett VHMPID és HPTD detektorokat ismertetem, valamint a megvalósításhoz hasznáni kívánt gáztöltésű detektorokról szólok. A 9. fejezetben a TGEM alapú HPTD méréseket ismertetem, míg a 10. fejezetben a HPTD CCC alapú megvalósíthatóságát bizonyítom. A VHMPID teszmétésein végzett munkámat a fejezetben taglalom. Az új típusú hibrid fotondetektort s eredményeinket a 12. fejezetben, a finomfelbontású mikrostruktúrás méréseket pedig a 13. fejezetben részletezem. 2

8 2. Kvark-gluon-plazma IDE JON JOPAR OLDAL A QGP-ROL. MEG PAR SZEP KEP: FAZISDIAGRAM, V2SKALAZAS,... 3

9 rész I Koaleszcencia 3. Koaleszcencia A koaleszcencia modellek egy részecskeprodukcós folyamatcsaládot jelölnek, melyben az elemi építőkövek közötti kölcsönhatás miatt alakul ki egy végállapoti összetett objektum. Koleszcencia modelleket magfizikában a nukleongázból keletkező deuteronon, tritonok és atommagok jóslására használták [1]. Hadron koaleszcencia kis energiás nukleonok összeragadását (klaszter képződését) kezeli jól, ahol az erős kölcsönhatás vonzó ereje miatt keletkező mag kötési energiája jóval kisebb, mint a nyugalmi tömege. Így a folyamat leírásához használható a nem relativisztikus kvantummechanika, aholis a hullámfüggvények sűrűségmátrixával kifejezhető a magkeltés valószínűsége. A koaleszcencia modell a kis energás magfizikán túl megjelent a nagyenergiás nehézion-fizikában is [3] [12]. Bár a kvark-gluon plazma hadronizációja esetén a fenti energiaarányok nem teljesülnek, a koaleszcencia modellek úgy tűnik mégis képesek kvantitatívan leírni a részecskék keletkezését Hadronizáció A kvark-gluon plazma vizsgálatához elengedhetetlen, hogy ismerjük a plazma hadronizációs mechanizmusát, hiszen a végállapotban csakis az újra hadronokba záródott anyagot tudjuk mérni. A nagy energiás elktron-pozitron ütközések illetve a proton-proton ütközésekkor létrejövő kvark-kvark és kvark-gluon ütközések esetén két elemi részecske a leírás kiindulópontja. Az elektrogyenge illetve erős kölcsönhatás ismeretében pedig számíthatóak a keletkező elemi részecskék. Természetesen kvarkok (vagy gluonok) keletése esetén itt is kell a későbbiekben hadronizációról beszélni, ám ezen nagy energiás részecskék esetén a perturbatív kvantumszíndinamika adta keretek és a mérési eredmények (fragmentációs függvények) megfelelő leírást adnak a folyamatra. Nehézion ütközések esetén a keletkező plazma nem tekinthető már elemi ütközések sokaságának, s hadronizációja is jelentősen eltérő. Természetesen az energetikus elemi ütközések itt is megjelenhetnek a magok ütközése során, és az elemi ütközések jet jelenségeit is megfigyelhetük, kissé módosult formában. A keletkező részecskék többsége azonban a kialakuló erősen 4

10 kölcsönható plazma gyors újrahadronizációjából származik. A QGP legegyszerűbb hadronizációs modellcsaládja a termikus részecskekeltés, melyben a kölünböző részecskék a statisztikus fizika adta fázistérnek megfelelő számban keletkeznek. (Az ilyenkor keletkező rezonanciák nagy része természetesen még a detektálás előtt elbomlik, ám ez ismert folyamat, könnyen számolható.) A termikus modellekben a legfontosabb paraméter a plazma hőmérséklete, mely meghatározza a keletkező részecskék arányát. A kémiai potenciálok és gamma faktorok bevezetésével igen jó kvantitatív leírást kaphatunk a sokféle keletkező részecskék számáról. A termikus modelleknek azonban több problémájuk is van. A modern kísérletekben már jól mérhetőek a keletkező rezonanciák is, melyek hozama a termikus jóslattól jelentősen eltérnek [2]. Valamint probléma, hogy a termikus modellek által nyújtott hadronizációs idő jelentősen hosszabb, mint a plazma számított élettartama. Leginkább viszont az elmélet alapvető korlátai okoznak manapság problémát, mivel az újabb illetve összetettebb részecsprodukciós mennyiségket nem lehet a modellen belül egyszerűen értelmezni. Ezek közül legjelentősebbek a részecskekorrelációs mérések, valamint a kvarkszám skálázás. A kvark koaleszcencia modellcsalád egy a korábbi hadronizás mechanizmusoktól jelentősen eltérő megközelítésmóddal rendelkezik. A nukelongázbeli klaszterképződéshez hasonlóan [1], a kvakok (és antikvarkok) között ható színes erő hatására összeragadhatnak hadronokká. A modellben a felöltözött kvarkok, mint kvázirészecskék ütköznek egymással a plazmában, s létrehozhatnak dikvark-, mezon- illetve barionjellegű állapotokat. Ilyen típusú kvázirészecske képre épülő modell (például [3]) a (jóval a modell keletkezése után megfigyelt) kvarkszám skálázást alapvetően hordozza, valamint részecskekorrelációs jelenségekre is lehet képes jóslatot adni. A modellcsalád első tagja az ALCOR [3] [4], mely a könnyű és ritka kvarkokból álló hadornok produkciójárt megfelelően volt képes leírni az aktuális SPS adatokon[8]. Az alapvető részecskearányokra stabil jóslatot adó modellben a bájos szektort is lehet implementálni [7]. Valamint produkció spektrumokkal is fel lehet ruházni [6]. Az ALCOR sikerein felbuzdulva több koaleszcencia alapú modell is megjelent. Nem csak SPS, de RHIC energiákon is megfelelő jóslatokat és leírást kínáltal [12] [13]. A MICOR modell [10] [11] a kelekező hadronok impulzuseloszlását struktúrájában is jósolni tudta. A koaleszcencia modellek alapjait egy konkrét példán (MICOR) keresztül mutatom be, majd ezt követően térek rá az általam kifejlesztett rezonanica koaleszcencia modellre. 5

11 3.2. A MICOR modell A kvark-gluon plazából keletkező részecskék számát és eloszlását is leíró MICOR modell [10] [11] (MIcroscopic COalescence Rehadronization model, Újrahadronizálódás mikorszkópikus koaleszcencia modellje) egy kvantummechanika alapú koaleszcencia modell. A plazmában kialakuló gluonfelhőben mozgó kvarkok a fázisátalakulás közelében nagy tömegű kvázirészecskékként viselkednek. Effektív tömegük a konstituenskvark-tömegek nagyságrendjébe esik (m q 300MeV, m s 500MeV). A kvázirészecskék ütközésekor lehetőség van új objektumot kelteni (dikvark, diantikvark, premezon), majd ezen új részecskék újabb ütközsek lévén bonyolultabb struktúrákká is válhatnak (prebarion, preantibarion). A továbbiakat a premezonok keltésén mutatom be, a módszer a többi struktúrára teljesen hasonlóan megy végbe. A MICOR a folyamatot 2 2 reakcióként kezeli, a q 1 kvark a plazmából (Q) felvesz egy q 2 kvakot, melynek eredményeként a két végállapoti egység a h premezon és a maradék plazma (Q ). A keletkező premezon elhagyva a plazmát (ha színtelen) hadronná válik, a színes objektumok (pl.: dikvark) megmaradnak a plazmában. Feltéve, hogy a felvett kvark hullámfüggvénye szeparálható a plazma többi részétől, a Q normáltsága miatt eltűnik az egyenletekből. Az új részecske keltésének a kvantummechanikai átmeneti valószínűséget ki kell kiszámítanunk; a klasszikus kvantummechanika alapján az átmeneti amplitúdó [14]: g gh = V g M h 2π d 3 x 1 d 3 x 2 Ψ ( x 1, x 2 )V( x 1 x 2 )φ 1 ( x 1 )φ 2 ( x 2 ), (1) ahol φ i ( x i ) a q i kvark hullámfüggvénye és Ψ( x 1, x 2 ) a premezon (vagy dikvark) hullámfüggvény M h = m q1 +m q2 tömeggel. A V függvény pedig a Yukawa kölcsönhatást írja le. A MICOR modellben a beérkező részecske síkhullámnak, a keletkező pedig gaussosan lokalizáltnak van feltételezve. A kvantummechanikában a hullámfüggvények változtatása igen jelentősen módosíthatja a kapott eredményeket, ám számítások szerint a fenti modell ilyen tekintetben igen robusztus. Különböző hullámfüggvények esetén (bár eltérő belső paraméterekkel) közel azonos jóslatot adnak [94] [95]. A h premezon részecskeprodukciója arányos a konstituens kvarkok sűrűségével és a keletkezési rátával: Y prim (h) n 1 n 2 σ h 12 v 12 (2) 6

12 A folyamat hatáskeresztmetszete függ a kvarkok impulzusától, a keletkezési rátát a fázistérre való átlagolással kapjuk meg. σ h 12 v 12 = d 3 p 1 d 3 p 2 d 3 x 1 d 3 x 2 ρ 12 ( x 1, x 2 )f 1 ( x 1, p 1 )f 2 ( x 2, p 2 )σ(k)v 12 d3 p 1 d 3 p 2 d 3 x 1 d 3 x 2 ρ 12 ( x 1, x 2 )f 1 ( x 1, p 1 )f 2 ( x 2, p 2 ) (3) Feltéve, hogy a térbeli eloszlásuk (ρ 12 ) azonos, a ráta csak a kvarkok energiaspektrumától függ. Így a kezdeti kvarksűrűségek és a fenti ráta ismeretében kiszámítható a keletkező hadronok száma. Koaleszcenciamodellekben a keletkező hadronokban megjelenő konstrituens kvarkok száma és a hadronizáció előtt jelen levő kvarkok száma azonos, ez megszorításokat tesz a kezdeti számokra Rezonanciák A jelen mérések és kísérleti technikák segítségével már rekonstruálhatóak a hadronizáció során keletkező különböző rezonancák is. Míg a termális modell egész jó közelítéssel képes leírni a keletkező részecskék hozamát, a rezonanciákra adott számítások és illesztések erősen eltérnek a mért értékektől (pl: [2]). A MICOR modell a hadronok közül csupán bizonyos csoportokat tud kelteni: az első gerjesztett mezon oktettet és barion dekuplettet [11]. Az alapállapotú hadronok ezek bomlásából erednek, míg az ennél magasabb energiájú állapotok nem kelthetőek a modellben. Természetesen megpróbálhatjuk kiegészíteni a modellt, mely nem várt problémákhoz vezet. A MICOR-ban a keletkező prehadron tömege a kvantummechanikai leírás miatt az őt alkotó kvázirészecskék tömegének összege, tehát adott kvark összetétel esetén fix. Íly módon csakis egyetlen rezonancia (mégpedig normál esetben az első gerjesztett állapot) kelthető. Ha a fenti szabályt megszegve kézzel tennénk be az új rezonanciák tömegét a rendszerbe, akkor a (1) egyenlet értelmében a nagy tömegű rezonanciák keletkezését preferálná a folyamat. A nagyobb tömegű rezonanciákból több keletkezne, amely egyértelműen ellentmond a kísérleti megfigyeléseknek. Utóbbi eljárásnak rejtett problémja, hogy a (még) nem ismert óriási tömegű rezonanciák erősen befolyásolnák a modell jóslatait. 7

13 4. Rezonancia koaleszcencia modell A Rezonancia Koaleszcencia modellel (RCM, Resonance Coalescence Model) [96] egy olyan hadroznizációt leíró modellt alapjait kívántunk létrehozni, mely a koaleszcencia modellek előnyei mellett a hadronrezonanciák teljes spektrumához hozzáférést ad Relativisztikus leírás Az RCM modellben a felöltözött kvarkok mozgását, ütközéseit a megfelelő relativisztikus mechanikával írom le. Mivel a rendszer igen nagy hőmérsékletű (T 180MeV) a kvázirészecskék nyugalmi tömegéhez képest, így a relativisztikus leírás nem csak módszer, hanem szinte követelmény is. Mindezen túl látni fogjuk, hogy a relativisztikus mechanika jelenti a kulcsot a nagy tömegű rezonanciákhoz, hiszen a kvarkok ütközéséből keletkező prehadron nyugalmi tömege, a kvarkok négyesimpulzus összegének normája, az impulzusoktól függően tetszőlegesen nagy értéket elérhet. m prehadron = M qq = p µ q 1 +p µ q 2 = (E 1 +E 2 ) 2 ( p 1 + p 2 ) 2. (4) Ahogyan a 3.2. fejezetben, itt is először mezonokon mutatom be a modell működését, s később terjesztem ki barionokra. Feltéve, hogy a hadronizációs régióban a kvarkok impulzuseloszlása f(m i, p i ) nem helyfüggő, a keletkező premezon tömegspektrumát (J Q (m)) az alábbi integrál adja: J Q (m) = 0 0 d 3 p 1 d 3 p 2 f(m 1, p 1 )f(m 2, p 2 )δ(m p µ 1 +p µ 2 ). (5) A számolások során a kvarkok impulzuseloszlására a termikus Boltzmann eloszlás relativisztikus változatát, a Jüttner eloszlást használtam. (A modellben lehetősgé van más impulzuseloszlások használatára is, például a kedvelt Boltzmann- vagy Tsalis eloszlások.) µ f Juttner (m, p) = e uµp T = e p 2 +m 2 T (6) A 1. ábrán látható a könnyű és ritka kvarkot tartalmazó premezonok J Q (m) tömegspektruma (m q = 300MeV,m s = 500MeV és T = 180MeV esetén). A tömegspektrum zérus értékű az m < m q1 + m q2 tartományon, melyet egy maximum után az impulzuseloszlás által meghatározott közel exponenciálisan eső farokrész követ. 8

14 J Q (m) [1/MeV] J Q (m) [1/MeV] e m [MeV] 1e m [MeV] 1. ábra. (bal) Premezon tömegspektruma könnyű kvarkok (u, d) esetén. (jobb) Premezon tömegspektrum logaritmikus skálán qq, qs, ss kvarktartalmú premezon esetén. A nagy tömegek felé megjelenő exponenciális elnyomás következtében a óriási tömegű rezonanciák nem lesznek meghatározóak, mint a MICOR estén a 3.3. fejezet végén említett esetben. 9

15 4.2. Rezonanciák kiválsztása A fenti módon azonban a premezonokat folytonos tömegspektrummal keltettük, s nem az egyes rezonanciák meghatározott tömegénél. Felvetődik a kérdés, hogy egy m tömegű, Q kvarktartalmú prehadron mekkora valószínűséggel válhat valamilyen igazi rezonanciává (P(h Q i ;m)). Előszöris triviálisan követeljük meg, hogy a végállapoti rezonancia a prehadronnal azonos kvarkatralmú legyen. Bár kézzel bármilyen függvény belerakható lenne a rendszerbe, nem hagyhatjuk meg a modellben ezt a végtelen szabadságot. Használjuk a rezonanciák természet adta bomlási szélességét a keltésüknél is. Az i sorszámú h Q i rezonancia Q kvantumszámmal, m h tömeggel, Γ i szélességgel és d i degenerációval rendelkezik, melyekből H Q i (m) spektrál függvénye meghatározható. Illusztrációként a 2. ábra mutatja a ritka mezon rezonanciákat, Gaussos szélességgel (a Breit-Wigner szélességgel az ezt követő ábrákon foglalkozom). 0.2 H i qs (m) 0.1 K K*(892) K1(1270) K1(1400) K*(1410) K*(1680) K2(1770) K3*(1780) K2(1820) K2(1820) K4*(2045) m [MeV] 2. ábra. Ritka kvarkot tartalmazó mezon rezonanciák spektrál függvénye Gaussos kiszélesedéssel. Az m tömegű prehadron minden rendelkezésre álló azonos kvarktartalmú állapotba az adott rezonancia spektrálfüggvényének m-beli értékével arányosan átléphet: P(h Q i ;m) = HQ i (m) H Q k (m) (7) A 3. ábrán látható nehény ritka mezon (Q = qs) (qs) kvarktartalmú premezonból való keletkezési valószínűségi görbéje. A keletkezési valószínűség általában (nem meglepő módon) a rezoanciátömegnél a legmagasabb; ám k 10

16 ez nem mindig igaz, például mint a 3. ábrán is látható K (1410) mezon fura struktúrát kap (ennek oka a nagy szélesség, valamint a rezonanciatömeg közelében elhelyezkedő másik szűkebb rezonancia jelenléte). Ezen túl megfigyelhetjük, hogy a nagyon szűk rezonanciák (pl.:k) szinte csakis a hadrontömegükkel pontosan megegyező premezonból keletkezhetnek. Mivel a K tömegénél a (qs) premezon tömegspektrum zérus így amúgy sem keletkezhetne direk primer K. Ettől nem szabad megijedni, hiszen a MICOR modellben sem keletkezik primer alapállapotú hadron, csak az első gerjesztett állapot. 1 1 P(h i qs ; m) K K*(892) K1(1270) K2(1770) K K*(892) K1(1270) K*(1410) K2(1770) K*(1410) m [MeV] m [MeV] 3. ábra. Ritka mezonok keletkezési valószínűsége (qs) premezonokból annak tömegének függvényében. Fent a Gaussos, lent pedig a Breit-Wigner spektrálfügvénnyel számolva. A keletkezési valószínűség általában a rezonanciatömegnél a legmagasabb, ám széles rezonanciák estén igen fura alakokat kaphatunk (pl.:k (1410)). Így a fentiek alapján a h hadronból primer ennyi keletkezik: Y prim (h Q i ) n 1 n 2 0 dm 0 d 3 p J Q (m) P(h Q i ;m) σ (Q,m, p ). (8) 11

17 4.3. Barionok A fentiekben mezonok keltését írtam le, ám természetesen a modell barionok keltésére is alkalmas. A MICOR-hoz hasonlóan nem 3 1 folyamatként, hanem két 2 1 folyamat egymásutánjaként. Két kvark képes dikvarkot alkotni, melyhez egy újabb kvark csatlakozhat. Fontos figyelembevenni, hogy a dikvark állapotok impulzusspektruma összetett részecskék lévén már nem egyezik az eredeti termális kvarkspektrummal (ahogy a premezonoké sem). Így a (qq)+q (qqq) folyamatban keletkező prebarion tömegspektruma a két kapcsolódó objektum invariáns tömege lesz. Természetesen a kapott prebarion tömegspektrum három termális kvark összetétele vagy egy termális kvark és egy megfelelő tömegfüggő dikvark impulzusspektrumából definíció szerint azonos. A 4. ábrán a könnyű premezon (a (qqq) kötött állapot) tömegspektruma látható J (qqq) (m) [1/MeV] m [MeV] 4. ábra. A (qqq) prebarion tömegspektruma. Láthatóan hasonló, mint a premezonoké a 1. ábrán. Az létrejövő prebarion állapotot a továbbiakban a premozonokhoz teljesen analóg módon kezelhetjük: megkeresve a megfelelő hadronrezonancák spektrál függvényét, azokból a keletkezési valószínűségfüggvényeket meghatározhatjuk. A keletkező primer hadronok számát pedig a (8) képlet analógiájával kapjuk. 12

18 4.4. Hadron végállapotok Az előző részekben megmutattam a premezonok keltését és a rezonanicakiválasztás folyamatát az RCM modellben. A mérhető hadron végállapotokkal kapcsolatban azonban felvetődik két kérdés. Hogy lehetséges, hogy ilyen kevés (pontosabban nulla) a primer mérhető részecske, illetve mi történik a prehadron tömeggekkel? Az elődlegesen keletkező bonyolult rezonanciák még a detektálás előtt elbomlanak, s csupán bomlástermékeiket találjuk meg közvetlenül a detektorokban. Természetesen elvileg a bomlástermékekből visszaállítható az eredeti rezonancia. Ezt azonban jelentősen megnehezíti a nehézionütközésekkor keletkező rengeteg részecske (kombinatorikus háttér), a részecskeazonosítás problémája (különösen a nagy energiás tartományokon), valamint a keletkező rezonanciák keletkezés utáni ütközései. Szerencsére modern kísérleti technológiák és technikák segítségével egyre több rezonancia keletkezésébe láthatunk bele, ám többnyire csak a kis szélességű vagy speciális bomlási csatornájúakat tudjuk nagy pontossággal mérni. Az RCM és más koaleszcencia modellek másik problématikus kérdése a prehadron tömeghájra való juttatása. Ez naívan így magyarázható: amikor a prehadron elhagyja a plazmát, rezonanciát választ és kilép a vákuumba, még van lehetősége energiát (tömeget) cserélni a plazmáva, a szerint, hogy a kiválasztott rezonancia mennyire tér el a prehadron tömegétől. Természetesen e folyamtra közvetlen mérések nem létezhetnek, illetve a nem perturbatív tartományban a QCD sem világíthat rá jobban; ezért meghagyom a modell (illetve ezen fenomenológikus leírás) a egyik axiómájának. 13

19 4.5. Bájos szektor Az RCM modellbe ezeddig csak könnyű (u, d) és ritka kvarkokat kezeltünk, ám megvan a lehetőség, hogy új ízekkel egészítsük ki a modellt. Egy új íz felvételéhez ismerünk kell az ahhoz tartozó hadron rezonanciákat (ezt ismertnek tekintem). Valamint igen fontos az új kvarknak, mint kávzirészecskének a felöltözött tömege, és impulzusspektruma. Természetes kérdésként vetődik fel, hogy a bájos kvarkot (charm) lehet-e implementálni a modellbe, s ha igen, milyen belső paraméterekkel kell azt megtenni. A nyitott és zárt bájos hadron állapotokat ismerjük, a bájos kvark tömege pedig 1.29 GeV/c 2, azonban korántsem bizonyos, hogy a bájos kvázikvark a plazmában ugyanilyen tömeggel rendelkezik T = 100 MeV, m c = 1500 MeV T = 180 MeV, m c = 1500 MeV T = 250 MeV, m c = 1500 MeV T = 100 MeV, m c = 1800 MeV T = 180 MeV, m c = 1800 MeV T = 250 MeV, m c = 1800 MeV J cc (m) [1/MeV] m [MeV] 5. ábra. A (cc) precharmonia kötött állapot tömegspektruma különböző m c bájos effektív tömeg és három különböző hőmérséklet esetén. A prehadron tömegspektrumát jelentősen befolyásolja az effektív kvarktömeg, illetve az impulzusspektrum. Jelen esetében feltételezzük, hogy a bájos kvarkok is Jüttner eloszlás szerinti impulzusspektrummal rendelkeznek. A 5. ábrán látható a (cc) premezon tömegspektruma két bájos effekív tömeg, illetve háromféle hőmérséklet esetén. A charmonia rezonanciák (c és c kötött állapotok, mint a J/ψ vagy az η c ) spektrálfüggvény eloszlása a tömegtengelyen jelentősen eltér a könnyű és ritka rezonancáktól, jóval ritkásabban helyezkednek el, s legkönnyebb tagja pont a 2 m c tömeg körül van. Így a bájos effektív tömeg nagy hatással van a 3 GeV/c 2 körüli állapotok keletkezésére: ha 2 m c > m J/ψ, akkor nem keletkezik primer J/ψ részecske, viszont ha kicsivel nagyobb, akkor igen sok. 14

20 A 6. ábrán látható pár jól mérhető charmonium rezonancia primer és teljes keletkezési száma a bájos effektív tömeg függvényében az RCM modellben J/psi primary yield J/psi final yield psi(2s) primary yield psi(2s) final yield dn/dy at mid rapidity charm mass [MeV] 6. ábra. Az alacsony tömegű charmonia állapotok primer és teljes keletkezési száma jelentősen függ a bájos effektív tömegtől. Az ugrások tipikusan egy-egy új rezonancia féltömegénél jelennek meg. A magasbb hőmérsékletű eloszlások használatával a bájos kvarkokat a nagyobb tömegű rezonanciák felé toljuk el. Ám mint a 7 ábrán látható, a bomlási csatornák annyira feldúsítják itt is a kis tömegű részecskéket, hogy a teljes keletkezési számokban ez alig érzékelhető. dn/dy at mid rapidity J/psi final yield J/psi primary yield psi(2s) final yield psi(2s) primary yield khic1 final yield khic1 primary yield T [MeV] 7. ábra. A kis tömegű charmonium rezonanciák végállapoti száma alig függ a plazma hadronizációs hőmérsékletétől. 15

21 A charmonia rezonanciák kis tömegeknél látott ritkás struktúrája felveti a kérdést, hogy a premezonok hányad része lesz egyáltalán képes igazi mezonná válni, mielőtt újra szétesne az őt alkotó kvarkokká. Kiegészíthető a modell egy (kézzel beletett) vágással, mely megadja a lehetőséget egy adott tömegű premezonnak, hogy egyik mezon állapotot se válassza, hanem kvarkokká disszociálva új párt keressen magának. Egy ilyen implementáció eredményét szemléltetem a 8. ábrán, ahol a charmonia állapotok várt és az említett vágással keletkező számarányát láthatjuk a bájos effektív tömeg függvényében. Nagy tömegek esetén, ahol már a tömegspektrum csúcsa körül is elég sűrű a charmóniaállapotok száma visszakapjuk a vágás nélküli részecskeszámot. 1 charmonia suppression factor charm mass [MeV] 8. ábra Rezonanciák és kvarkállapotok szélessége A prehadron állapotok a plazmán belül az őket körülvevő gluonfelhőn keresztül további kölcsönhatásba léphetnek a plazmával. Ez jelentheti az impulzusspektrumok termális felé való eltolódását, vagy akár energiafelvételt és leadást a plazma irányába. Utóbbi megváltoztathatja a prehadron nyugalmi tömeget, mintegy az eredeti eloszlást kiszélesítve. Amikor a prehadron elhagyja a plazmát hasonló folyamat játszódhat le, a prehadron gluoncserével akár tömeget is adhat át vagy kaphat, hogy a kiválasztott rezonancia tömegéhez közlebb kerüljön a vákuumban. A fenti folyamatok a prehadron tömegspektrum kiszélesedését, vagy akár másik oldalról megközelítve a prehadron által látott rezonancia spektrum kiszélesedését jelentheti. 16

22 Ezen gondolatmenet alapján megvizsgáltam, hogy hogyan változna a premezonok rezonancia választása nulla és extrém nagy tömegcsere engedélyezésével. A 9. ábra mutatja a változást Gaussos és Breit-Wigner alapú számolások esetén. 1 1 Probability Gauss, b: Gauss, b: Probability Breit-W, b: Breit-W, b: Prehadron mass [MeV] Prehadron mass [MeV] 9. ábra. A plazmával való energia és tömegcsere hatása a effektív megjelentési függvényekre a ritka mezonok esetén. Látható, hogy még a hőmérséklettel megegyező extra kiszélesedés sem befolyásolja jelentősen a kinematikailag megengedett tartományon (m > m q +m s ) a rezonanciák kiválasztását. 17

23 4.7. Impulzusspektrum KELL EZ IDE?? Az az állítás, hogy egy a lokálisan keletkező prehadoronok spektruma a modellből számolható, aztán a sűrűségprofillal súlyozva egy 3dimenziós folyással meghatározható a laborban mért spektrum.ű Ezzel ennél többet nem foglalkoztam, így nem szívesen írnék róla többet... :) 4.8. Kvarkszám skálázás ERRŐL MÉG ÍROK. A rezonanciák hatására azt várnánk, hogy elromlik a kvakszám skálázás, de szépen számolható, hogy csak kicsit sérül. Van szép kis táblázatom, azt betehetem ide. 18

24 rész II Kísérleti eszközeink 5. Az ALICE kísérlet 5.1. Az LHC kísérletei A Középeurópai Részecskefizikai Kutatóközpontban (CERN) [17] megépült Nagy Hadronütköztető (Large Hadron Collider, LHC) [18] több kísérletnek is otthont ad. A CMS (Compact Muon Solenoid) és az ATLAS (A Toroidal LHC ApparatuS) kísérletek fő céljai a Higgs részecske keresése, tulajdonságainak mérése és a standard modellen túli fizika kutatása; különös figyelmet fordítva a szuperszimmatria (SUSY) és az extra dimenziós elméletek felé. Az LHCb nevű kísérlet a standard modell paramétereinek precíziós vizsgálatával foglalkozik, mellyel a standard modellen túli elméletek felé vezethetik a fizikai világképünket. A nehézion ütközésekre specializálódott ALICE (A Large Ion Collider Experiment, Egy Nagy Ionütköztető Kísérlet) a kvark-gluon-plazma vizsgálatára lett tervezve. A négy nagy kísérlet mellett több kisebben is végeznek kutatásokat, többnyire az eloreszórási régióban. Ilyen többek között a magyar érdekeltséggel is rendelkező TOTEM kísérlet, mely s CMS mellett foglal helyet a nyalábcső közevetlen közelében. Az ATLAS melletti (Point 1) LHCf (LHC Forward), mely asztorfizikai alapmérésekehez gyűjt adatot. Valamint a legfiatalabb, a MoEDAL kísérlet (Monopole and Exotics Detector At the LHC, Monopólus és egzotikus dolgok deolgok detektora az LHC-nél) pedig (az LHCb mellett, Point 8) elsődlegesen mágneses monopólusokat keres és erősen ionizáló ismeretlen részecskéket keres Az ALICE detektorrendszere Az ALICE (A Large Ion Collider Experiment, Egy Nagy Ionütköztető Kísérlet) [19] egy speciálisan a nehézion-ütközések vizsgálatára tervezett detektor. A nehézion-ütközések során igen sok részecske keletkezik, különösen LHC energiákon (kb. kétezer rapiditásonként [20]), melyek nagy része a kis impulzusú tartományba tartozik. Ám ezek mellett a közepes energiatartomány vizsgálata a hadronizációs mechannizmusok megértéséhez vihet közelebb minket; míg a nagy impulzusú tartomány a jetek, s közvetve 19

25 10. ábra. Az ALICE kísérlet detektorrendszerének rajza. Látszik rajta a hagymahéj szerű szerkezet, (beülről haladva) ITS, TPC, TOF, TRD detektorok, valamint a HMPID es PHOS is a mágnesen belül, s a MuonArm a közelebbi oldalon. A méretarányok érzékeltetése kedvéért két emberi alak is van az előtérben [19]. a forró plazma tulajdonságait tükrözik. Az ALICE detektorrendszeréről készült rajz a 10. ábrán látható. Az ALICE kísérletben, a szokásos módon, a részecskék momentumának mérése a pályák mágneses térben való görbületéből számolható. Az LEP L3 kísérlet mágnesét használjuk az ALICE-ban, mellyel 0.5 T esla mágneses teret állítanak elő. Az ALICE centrális detektorai mind ezen óriás mágnesen belül helyezkednek el. A ütközési pontot más LHC kísérletekhez hasonlóan kiváló helyfelbontású szilikon alapú félvezető detektorokkal vették körbe. Ezen belső nyomkövető rendszer (ITS - Inner Tracking System) elsősorban a vertex megkeresésében játszik szerepet, valamint a gyorsan bomló részecskék rekonstruciójánál is igen fontos. A nyomkövető szerepet is betöltő rendszer bár kevés pontból tud csak dolgozni, az első ütközésekből született részecskeproduciós ALICE cikk alapinformációit adta [21]. Az ITS három hengeres rétegből áll: a szilikon pont-, drit- és csík detektorokból (SPD- Silicon Pixel Detector, SDD- Silicon Drift Detector, SSD - Silicon Strip Detector). Az ALICE legfontosabb detektora a központi időkivetítő kamra (TPC - Time Projection Chamber) [29]. A töltött részecskék háromdimenziós nyomkövetésével a mágneses tér segítségével meghatározható a részecskék impulzusa (körülbelül 2% pontossággal). Az akár több száz pontot 20

26 tartalmazó nyomokban a leadott energia mérésével a Bethe-Bloch?? formula segítségével a sebesség meghatározható, így a részecskeazonosítás is lehetővé válik (kb. 3 GeV/c impulzusig). A TPC-ben az energialedás relativisztikus emelkedéséből származó többlet kihasználásával statisztikusan bár, de a nagyon nagy impulzusú tartományban is lehet részecskeazonosítást végezni. Az ALICE TPC öt méter átmérőjű és ugyanilyen hosszú (hengeres elrendezésű), mellyel a jelenleg létező legnagyobb TPC típusú detektor a Földön. A rengeteg információt biztosító TPC egy relatíve lassú detektor, az elektronok transzportjához és a kamra kiolvasásához 88ms [29] szükséges; ez az oka annak, hogy a Higgs részecskét üldöző kísérletek a nagy luminozitás elérése miatt nem is használnak ilyen típusú detektort. A részecskeazonosításhoz kiváló információ a részecskék sebessége is, melyet a repülési időt mérő detektor (TOF - Time Of Flight) szolgáltat 50ps-os időfelbontással. Ezen MRPC (Multigap Resistive Plate Chamber) techológiájú kamrák segítségével nem csak nagyobb impulzusokig tudunk mérni, hanem az alacsonyabb értékeknél is pontosítja az eredményt a kombinált rekonstrukció. A közel 150 négyzetméter összfelületű detektorrendszer is hengeresen helyezkedik el a központi rész körül. A sorban ezt követő átmeneti sugárzási detektor (TRD - Transision Radiation Detector) [23] elsődleges feladata az elektronok megtalálása. Az átmeneti sugárzás jelenségét használja ki, így az elektronok 1 GeV/c-től már sugároznak, míg a legkönnyebb hadornok (pionok) sugárzása 100 GeV/c alatt elhanyagolható. Az sugárzás kis valószínűségű (1/137) így a sok közeghatárra van szükség, melyhez habtechnológiát alkalmaztak. A sugárzó közeget egy sokszálas kamra követi, mely a (sugárzás okozta) töltéstöbbleten túl a részecskepályákhoz tartozó új pontok pozícióit is méri. A TRD képes L1 szintű triggereket generálni, például az elektronban dús mintákban várható charmoniumra illetve nagy energiás jetekre (lokális rekonstrukcióval). Az ALICE detektorrendszerének alapjait az 1990-es években kezdét megtervezni. A részecskefizikai kutatások azóta újabb érdekes irányzatokat is megvilágítottak, így az ALICE kísérletbe is több új detektor került azóta. Ezek általában nem fedik a teljes hengeres tartományt, csak egy részét és igen speciális részecskéket keresnek. A Nagy Impulzusú Részecskeazonosító Detektor (HMPID - High Momentum Particle Identification Detector)[56] egy gyűrűformáló Cserenkov detektor (RICH - Ring Imaging CHerenkov detector). Feladata a 3-5 GeV/c impulzusú részecskék egyenkénti azonosítása. A közel 15 m 2 aktív feületű detektor kamrái egy gömbhéjszerű felület mentén helyezkednek el az ütközési pont feletti részben. Sugárzó közegként perfluorhexánt (C 6 F 14 ) használnak, míg a fotonok detektálásást céziumjodiddal (CsI) borított sokszálas kamra végzi. 21

27 Az eredeti ALICE összeállításban nem szerepeltek kaloriméterek, ám később természetesen kiegészült a rendszer. A nagyenergiás fotonokat a Foton Spektrométer (PHOS - PHOton Spectrometer) detektálja. A direkt fotonok mérése valamint a semleges részecskéktől s bomlástermékeiktől való megkülönböztetése (π 0,η) kiváló energia és helyfelbontást igényel. Az ólomüveg kalorimétert követő sokszálas kamrával a töltött részecskéket kívánják kiszűrni. A PHOS a középrapiditás tartományban foglal helyet az ütközési pont alatt. A másik utólag bekerült kaloriméter egy elektromágneses (EMCAL - ElectroMagnetic CALorimeter), mely a nagy energiás elektronok, fotonok és jetek azonosításán dolgozik. A Higgs-kereségben igen népszerű müon kamrák az ALICE-nál kiszorultak a mágnesen belüli szűk térből, s csupán az egyik oldalon találhatunk egy müon spektrométert (MS - Muon Spectrometer). Dimüonos bomlások keresésére (például Υ esetén) és rekonstrukciójára szolgál. A mágnestől és a központi detektoroktól távol, ám a nyalábcsőhöz közel helyezkednek el az ütközések megtörténtét és centralitását figyelő detektorok (FMD - Forward Muliplicity Detector, V0, T0). Valódi ütközések esetén az előreszóródó részecskék segítségével jeleznek a központi rendszernek, s L0 triggert is szolgáltatnak. Az események előválogatását speciális terigger rendszerrel végzik. Ennek segítségével lehetőség nyílik a ritka ám érdekes események számának feldúsítására az elmentett mintában. Nehézion ütközések esetén a tervezett ützösési szám 8000, ám ez 2 GB/s kiírási sebességgel is csak 20 esemény másodpercenként a nagy adatmennyiség miatt (kb. 100 MB/esemény tömörítve, melynek legnagyobb részét a TPC adja). Az ALICE-ban több szintű trigger jeleket különböztetnek meg: L0,L1,L2; ezeket a központi trigger processzor (CTP - Central Trigger Processor) fogadja, dolzozza fel, s továbbítja. A triggerek hozzávetőleges jelentése rendre: L0 - ütközés történt, L1 - érdekes ütközés, L2 - kiolvasásra érdemes ütközés. Ezen hardverközeli triggereken felül még van egy magasabb szintű is (HLT - High Level Trigger), mely a kiolvasott adatok előrekonstrikciója alapján ítél. A detektork adatkommunikációja egy egységes rendszerben, a Detektor Adat Linken (DDL - Detector Data Link) keresztül történik. Ez egy optikai összeköttetést ad a detektorok és az adatgyűjtő számítógépek között, sugárbiztos és bithiba-védett módon. A DDL rendszert az (korábbi) RMKI munkatárasi fejlesztették ki az ALICE számára, s mára már több helyen is használján (pl: NA61 kísérlet CERN). 22

28 6. A VHMPID detektor Az ALICE kísérletet, az új fizikai eredmények fényében, új detektorokkal tervezik kiegészíteni illetve továbbfejleszteni. Az ALICE szerkezeti felépítéséből is látható, hogy bizonyos detektorok jóval a kezdeti tervezés után kerültek a kísérlethez; erre jó példa az előbb említett HMPID és PHOS detektorok. A Nagyon Nagy Impulzusú Részecskeazonosító Detektor (VHMPID, Very High Momentum Paricle Identification Detector) egyike az ALICE újonnan tervezett kiegészítő detektorainak. A projekt jelenleg az ALICE R&D, azaz kutatás-fejlesztési státuszba tartozik. Az utóbbi évek munkájának köszönhetően egy (minen apróságot ugyan nem tartalmazó, de) a detektor céljait és kivitelezési terveit is tartalmazó dokumnetum [?] is összeállt, mely Letter of Intent -ként benyújtásra került az ALICE-hoz A VHMPID fizikai céljai A VHMPID fő célja az ALICE kiváló részecskeazonosítási képességét a nagy impulzusú régióra kiterjeszteni: Pionok, kaonok es protonok eseményszintű megkülömböztetése az 5-30 GeV/c impulzustartományban. Bár természetesnek tűnne egy kaloriméter elhelyezése a meglévő nyomkövető detektorok után, az L3 mágnesen belül nincs elég hely egy megfelelő HCal kialakítására, így született meg a döntése egy RICH detektor tervezése mellett. Az eseményenkénti részecskeazonosítással a nagy impulzusú régióban több érdekes témát is lehet majd vizsgálni, a legjelentősebbek ezek közül: Elméleti részecskeprodukciós mechanizmusok vizsgálata, a termikus, koaleszcenciás és perturbatív régiók szétválasztása. A RHIC-nél megfigyelt proton-pion anomália megértése LHC energiákon. Fragmentációs függvény vizsgálata erősen kölcsönható anyagban. Nagyenergiás azonsított részecskék korrelációja. Jetek energiaveszteségének ízfüggése. Nagy impulzusú rezonanciák rekonstrukciója. D,B mezonok, valamint Λ c, Λ b barionok rekonstrukciója nagy impulzusnál. 23

29 A VHMPID detektor ALICE kísérleten belüli térbeli elhelyezkedésének köszönhetően kiválóan mérhető korrelációkra is lesz lehetősegünk. Nem csak a VHMPID-ben mért részecskékkel egymás között, de az átellenesen elhelyezkedő HMPID illetve a VHMPID mellett helyet foglaló PHOS detektorral közösen is. Jeten belüli barion-antibarion, barion-mezon korrelációk. Di-, illetve multi-hadron fragmentációs függvények mérése. Away-side hadron-hadron korrelációk, jetelnyomás (HMPID). Near-side hadron-foton korrelációk (PHOS). Away-side hadron-jet, hadron-foton korrelációk (EMCal). Jetek energiavesztési mechanizmusának felületi/térfogati összetétele. 24

30 6.2. VHMPID felépítése A VHMPID detektor egy gáztöltésű Cserenkov detektor, mely az 5-30 GeV/c impulzustartományban kívánja megkülömböztetni a pinokat, kaonokat és protonokat [?],[100],[101],[102]. Ilyen nagy energiás részecskéhez igen kis törésmutójú Cserenkov sugárzó közeget kell alkalmazni, amelyben így a relatív fotonszám is igen alacsony ( (1 n 2 ) (n 1)). Ezen oknál fogva a sugárzó közegnek hosszúnak kell lennie, jelen eseben ez cm körül van (az intervallumszerű megjelenés oka a egyed modulk különböző mérete, valamint a dizájn és a lehetőségek időbeli változása). 11. ábra. A VHMPID detektor vázlatos rajza. A töltött részecske a radiátor gázon áthaladva Cserenkov fotonkat kelt, melyeket a tükrök a szemközti oldalon lévő fotondetektor felületére egy gyűrűvé képezik. Az elülső pár réteg az L1 szintű triggerelésre szolgáló gáztöltésű kamrákat jelöli. Érthető tehát, hogy a folyadék illetve szilárd sugárzóknál megszokott[56] radiátort követő üres szakaszra nincs hely, így a hosszú út során keltett fotonok a radiátor végénél egy körlapra képződnek, nem egy gyűrűre. Egy körlap sugarának mérése sokkal pontatlanabb, mint egy gyűrűé, így 25

31 egy optikai trükkel a Cserekov-fotonkat visszatükrözzük a radiátor másik végére, úgy, hogy képül ismét gyűrűt kapjunk. Ezt gömb illetve parabola tükrökkel érhetjük el, ahol a fókusztávolság megközelítőleg azonos a radiátor hosszával [?]. A radiátor tükörrel szemközti oldalán kell a pozícióérzékeny fotondetektort elhelyezni. Ezen összeállítás egy egyszerúsített rajzát lathatjuk a 11 ábrán Fotonok detektálása és produkciója Fotondetekálásra a klasszikusnak mondható foto-elektron szokszorozó (PM, Photo-Elektron-Multiplier) nem használható jelen esetben. Egyrészt a több tíz négyzetméternyi felület lefedése irreálisan drága lenne, valamint az ALICE erős mágneses terében ezen eszközök nem működnének megfelelően. A PM-ek modern félvezető változatát, az APD-ket (lavina-foton-detektor, Avalanche Photon Detector) bár a mágneses térben működnek, nagy felületet beteríteni velük még drágább lenne. A VHMPID-nél gáztöltésű fotondetektort fogunk használni: alapelképzelés szerint a HMPID-hez hasonlóan egy CsI (céziom-jodid) borítású sokszálas proporcionális kamrát [56]. A detektálás alapelve igen egyszerű: a foton a CsI-ból kiüt egy elektront, s ezt az elektront már gáztöltésű kamrával detektálhatjuk. A CsI kvantumhatásfoka igen magas a kívánt UV hullámhossztartományban ( nm), ezért szokták ezt az anyagot használni az ilyen típusú detektorokhoz [54]. Sajnos a CsI felület igen érzékeny a környezet víz és oxigén tartalmára, így a munkálatokat megnehezíti, hogy nem érintkezhet levegővel; az ilyen detektorokat, detekorelemeket folyamatosan lassú áramlású tiszta gáz alatt szokták tartani. A egyetlen elektron detekálásánál több problémába is beleütközünk, melyeket a??. és a 12. fejezetben részletesebben kifejtek. Bár a CsI borítású sokszálas kamra egy kiváló és működöképes detektor, a VHMPID Kollaboráció nyitott az alternatív megoldások felé is. Hasonló elven, mint a fenti, más gáztöltésű detektorok is alkalmasak lehetnek fotondetektálásra. A Kollaborációban folyó kutatási-fejlesztési munkák során más alternatívákat is kipróbálhattunk. (lásd: 12. fejezet, valamint [61]). A VHMPID számára érdekes impulzustartomány vizsgálatához gázradiátor szükséges, aholis a gázok között ez egy relatív magas törésmutatót igényel. A sugárzó közegnek természetesen átlátszónak kell lennie a detektálási hullámhosszon. Jelenleg a Kollaborációban két radiátor jelölt van: C 4 F 10 és a cc 4 F 8 O. A fotonok gázban megtett igen hosszú útja miatt a radiátor gáz tisztasága (víz és oxigén tartalom) igen kritikus az alacsony hullámhosszú éteresztőképesség miatt, így a néhány 26

32 ppm szinten kell tartani [?] A radiátorból és a fotondetektorba át kell jutniuk a fotonoknak, ezért a kettő között speciális ablakot kell használni. A kvarcüveg és a kálcium-fluorid (CaF 2 ) a két alapvető lehetőség, aholis a döntést a visszaverődés, elnyelés és ár együttes optimuma adja majd. A VHMPID egy megvalósítási tervében szerepel az impulzustartomány alacsonyabb impulzusok felé való eltolása, melyhez nagyobb törésmutatóra lesz/lenne szükség. Ezt a nyomás emelésével lehet például elérni amikoris a fotonszám is megemelkedik, ám a mechanikai paraméterek sokkal jelentősebbek lesznek. Egy 2-3 bar nyomás alatt lévő radiátorból akár rövidebb is elég lenne, a mechanikai merevítés alapvetően átkötőelemekkel és erősített fallal megoldható. Az ablak kérdése a hasonló nyomásterhelés miatt újra előkerülne, s ez esetben valószínű zafír ablakra lenne szükség. A projekt ilyen irányú, inkább információgyűjtés jellegű, kutatás-fejlesztési munkái a 2012-es jelentek meg. 27

33 7. HPTD detektor A VHMPID detektor csak a nagy impulzusú részecskéket tartalmazó eseményekben érdekelt, amik természetüknél fogva ritkán keletkeznek. Valamint a VHMPID nem fedi le a teljes térszöget, csupán az ALICE TPC 12%-át, így még ritkább, hogy a keletkező nagy p T -s részecske a VHMPID irányába halad. Az értékes események feldúsítására használt trigger rendszert az ALICE-ban ezért kívánatos egy, a VHMPID igényeire specializált berendezéssel kiegészíteni. Ezen új trigger rendszertől minimális elvárás, hogy az ólom-ólom ütközésekben a VHMPID irányába haladó nagy impulzusú részecskék esetén jelezzen legalább Alice-L1 [24] trigger szinten. Az ALICE-ban tervezett triggerelési és adatrögzítési struktúrát már bemutattam az 5.2. fejezetben. Ebből jelen esetben a nehézion ütközési gyakoriság (8000Hz) valamint az adatrögzítési frekvencia ( 20Hz centrális ütközésekben) a legfontosabb. Látható, hogy a legérdekesebb centrális ütközéseknél (a 10%-os centralitás esetén, melyre tudunk triggerelni) egy 40-es faktort nyerhet a VHMPID a megfelelő trigger rendszerrel. Proton-proton ütközésekben a viszonylag kevés (10-100) részecskeszám következtében kívánatos lenne egy elsődleges triggerelés Alice L0 trigger szinten, hogy elsőszűrjünk azon eseményekre, melyekben a VHMPID irányába mentek részecskék. A VHMPID trigger rendszerének több kandidátja is megjelent a tervezés évei során: Pályadarabokat lehet keresni a TRD detektorral, mely képes ezekből L1 szintű triggert előállítani. Ám a TRD alapvető kimeneti triggerei nem a nagy impulzusú pályák keresése vannak optimalizálva, s mindezidáig a detektor nem vállalta fel ezt a feladatot, s nem térképezték fel egy ilyen trigger megvalósíthatóságát, s paramétereit. További probléma lehet, hogy az ALICE jelen állapotában(2013-as év) a TRD detektoroknak csak egy része készült el és lett beszerelve az ALICE kísérletbe; a VHMPID elé kerülők még nem. (Természetesen tervben van a további detektorok beépítése is a nagy leállás után.) A jetek geomeriájának (átellenes kirepülés, back-to-back)) köszönhetően felmerült az ötlet, hogy lehet-e triggerelni a VHMPID-del közel átellenesen elhelyezkedő elektromágneses kalorimáterre (EMCal, lásd 5.2. fejezet). A kaloriméter gyors jelei kiválóak triggernek, valamint jeteket és nagy energiás fotonokat is jól lehetne mérni vele. LHC energiákon az belső momentumok (intrinsic k T ) azonban már jelentősen eltéríthetik a jetek irányát, mely problémát jelent. Valamint az átellenes elrendezés nem pontosan azt a triggert jelentené, melyre a VHMPID-nek (mind fizikai, mind technikai 28

34 oldalról) szüksége van. A kérdés szimulációs úton történő vizsgálata meghozta a kvantitatív eredményeket, s kiderült, hogy egy ilyen típusú trigger nem elégséges a VHMPID számára. Az optimális az lenne, ha a VHMPID detektornak lenne egy speciálisan erre a célra épülő trigger detektora; ekkor annak minden paramétere hozzáilleszthető lenne a VHMPID celjaihoz. A Nagy Impulzusú Trigger Detektor (HPTD, High P T Trigger Detector) pontosan ez a detektor kandidát. Az ALICE-Budapest csoport vállalta a HPTD detektor tervezését, kifejlesztését, szimulációit, tesztjeit és igény esetén megépítését is HPTD felépítése A HPTD detektor a VHMPID dedikált trigger és kiegészítő detektora lesz. Az elsődlegesen L1 triggerelés céljából tervezett detektor idővel két új feladatot is elvállalt-átvállalt. Nevesen a proton-proton ütközésekben az L0 szintű triggerelést, valamint a MIP detektálást. Ez utóbbi az áthaladó részecske pontos helyének maghatározását jelenti, mely a pályák és gyűrűk pontos rekonstrukciója szempontjából nélkülözhetetlen. A szokványos MIP detktor elnevezés a Minimum Ionozing Particle (Miminálisan ionizáló részecske, a Bethe-Block görbe globális minimuma) névre utal, azt mutatja, hogy a detektor még ezeket a részecskéket is képes észlelni. 12. ábra. Sematikus rajz a görbülő részecskepályákról az ALICE-ban. Az L1 és L0 alrendszerek a nagy traszverz impulzusú részecskéket hivatottak kiszűrni, melyhez az ALICE mágneses terét használják. Az ALICE mágneses terében a részecskék transzverz impulzusuktól függően görbült pályán haladnak, s így a VHMPID detektort az elsődleges részecskék nem zérus szög alatt érik. A pályadarab beesési szöge és a részecske impulzusa egyértelműen meghatározzák egymást. 29

35 A HPTD egy több rétegből álló detektorrendszer, melyet 5+5 rétegnyi jó helyfelbontású gáztöltésű detektor alkot. Az eseményenkénti nagy részecskeszámsűrűség miatt a nyomvonalak szétválasztásához több réteget kell használni, a kis eltérüléseket pedig (nagy impulzus) távol levő rétegek képesek legjobban szűrni. Így a VHMPID előtt és mögött 4+4 rétegnyi pozícióérzékeny detektorréteg szolgál majd az L1-es célokra. Ezek közül 1+1 rétegben nagyméretű szuperparketták beépített hardveres logikával adják majd a gyors L0 szinű triggert proton-proton ütközésekben. (Természetesen proton-proton ütközésekben is lesz L1 szintű trigger is, a két rendszer logikailag független egymástól). A MIP detektáláshoz 1+1 plussz réteggel kellett kiegészíteni a fenti rendszert, hogy (az L0,L1 esetén kevésbé lényeges) nyaláb-irányban is megfelelő felbontást kapjunk. (Természetesen lehetne a 4+4 réteg közül párat ellátni kétdimenzióban is pontos felbontású parkettastruktúrval, ám ez a módszer lényegesen költségesebb lenne mint a fent vázolt.) 135 mm L1 L1 L1 L1 c.l0 MIP c.l0 RICH 135 mm L1 L1 L1 L1 c.l0 MIP c.l0 532 mm 13. ábra. A HPTD detektor rétegeinek elhelyezkedése. 4+4 réteg szolgál az L1 szitű trigger célokhoz Pb-Pb ütközésekben. 1+1 elfogatott es 1+1 L1 réteg lesz felelős a MIP detektálásért. c.l0 jelöli az p-p ütközésekben az L0-kandikát rétegeket, melyekből a legjobb kombinációt a szimuláció fogja eldönteni. A piros rész a detektorokat, a kék az elektronikákat jelöli. 30

36 7.2. L1 trigger Az ALICE mágneses terében a töltött részecskék helix alakú pályán haladnak, s transzverz impulzusuk inverze arányos a pálya vetületének görbületével. A VHMPID távol helyezkedik el az ütközési ponttól (4 5m), így az elsődleges pályák a mágneses tér miatt nem merőlegesen érkeznek. A pályadarab beesési szöge és a részecske impulzusa egyértelműen meghatározzák egymást. Az általános képletet érdemes a szokványos mértékegységekbe váltani. p = Q R B (9) p[gev/c] = 0.3 R[m] B[T] (10) Az R sugarú íven haladó részecske a d távolságra lévő síkot α = arcsin(d/2r) (11) beesési szögben éri. A nagy impulzusú részecskék kiválogatásához tehát elég a kis beesési szögű pályadarabokat megkeresnünk. A pályadarabok megtalálásához a HPTD-ben néhány réteg gáztöltésű detektort használunk. A görbülés irányában (φ irány) fontos a jó helyfelbontás, hogy minnél pontsabban meg tudjuk határozni a beesési szöget. A nyaláb irányában (η irány) való felbontás csupán a pályavonalak szétválasztása miatt fonots; úgy választandó meg, hogy kicsi legyen a detektor betöltöttsége, így η irányban a pár centiméteres felbontás is elegendő lesz. A nehézionütközésekben keletkező több ezernyi részecske miatt azonban a pályadarabok rekonstrukciójánál igen nagy a háttér. A valódi nagy impulzusú részecskéket észrevenni könnyű (ha jó hatásfokú a detektorunk), ám gyakori, hogy más jeleket is nagyimpulzusú részecskeként azonosítunk. A legjelentősebb forrás a kombinatorikus háttér, melynél több részecske által hagyott nyomokban véletlenül megjelenik a kis szögű beesésnek megfelelő mintázat is [64]. A másik fontos forrás a bomlásoktól és a másodlagos részecskéktől ered, amikoris a detektor előtt keltett új részecskék valóban kis beesési szögűek, ám csak leányrészecskék. Az igen jelentős hátteret csökkenteni lehet, ha a VHMPID előtt és mögött is elhelyezünk trigger rétegeket. Ezzel nem csupán a rétegek számának növekedéséből adódóan csökkenthetjük a kombinatorikus hátteret, hanem a megjelnő nagy távolság miatt a kis energiás másodlagos részecskék szűrését nagyban elősegíti. Az így létrejött bonyolultabb geometriában érdemes bevezetni a mintázat (pattern) fogalmát, mint a detektorban megjelenő bináris jelek 31

37 14. ábra. Példa egyrészecskés mintázatra (pattern) a 4+4 rétegnyi L1 kamrákban. tömbje, mint válasz valamely eseményre. Legegyszerűbb formája az egyetlen részecskére adott mintázat (mint például a 14. ábrán). Íly módon a nagyimpulzusú részecskék keresése mintázatok keresésére egyszerűsödik. A HPTD detektor adatgyűjtését, s a mintázatok keresését FPGA végzi. Az ALICE-Budapest csoportban először Lipusz Csaba fizikus foglalkozott ezzel a témával, s demonstrálta, hogy a mintázatkeresés bonyolultsága nem haladja meg a piacon lévő FPGA családok kapacitását. Jelenleg Melegh Hunor és Monostori Balázs villamosmérnök hallagtók dolgoznak közreműködésemmel a HPTD-FPGA kommunikációs problémáin és implementációján [?] [66]. A keresendő nagy impulzusú mintázatokat szimulációval lehet legegyszerűbben előallítani. Az ALICE kísérlet, más kísérletekhez hasonlóan, kialakított egy meta-programot, melyben a kísérlet elemeit, szimulációs és analízishez nélkülözhetetlen részeit egyesíti. Ezen C++ alapú ROOT [67] csomagra épülő ALIROOT [68] környezetben végeztük a szimulációkat. Először implementálni kellett az ALIROOT-ba ágyazott GEANT [69] [70] környezetben a detektorrétegeket a tanulmányozni kívánt pontos geometriával. (Az ALICE többi detektorát és mechanikai elemeit, illetve a velül való kölcsönhatást az ALIROOT környezet már kezelni tudta.) Majd az ütközési pontból kilőtt egyetlen részecskék (ParticleGun) által adott mintázathalmazokat kell legenerálni, melyből adott transzverzális impulzushoz illetve impulzustartományhoz tartozó mintázathalmazok egyértelműen adódnak. Amennyiben a detektor méretei radiálisan növekednek, úgy egy adott transzverz impulzushoz tartozó mintázathalmaz eltolásinvariáns lesz a detektoron. Szoftveres és FPGA szempontból ez igen nagy előny, hardveresen pedig egyszerű skálázással megoldható, ezért a HPTD-nél ezt a kivitelezést használjuk. Ezután megkaphatjuk a triggerelni vágyott impulzustartomány (p T > 9GeV/c) mintahalmazát, melynek elemeit 32

38 majd az igazi ütközések adatain keresni kell. Praktikus a nagyon ritkán előforduló mintázatokat, illetve a kisebb impulzusúakkal nagyrészt átfedőket kiszűrni a fenti halmazból; ez ugyan a hatásfok csökkenésével jár, azonban hibástrigger-szűrő ereje igen jelentős lehet. Egy ilyen jellegű szimuláció azonnal képes megmondani az impulzusvágás élességét, a várható triggerelési hatásfokot és alsó becslést adni a trigger tisztaságára. Ehhez csupán az egyrészecske mintákon kell futtatni egy mintakeresést a választott halmazzal, s ismerni az ütközésekben keletkező részecskék impulzuseloszlását. A fenti egyszerű mintakeresés megadja vágás pontosságát. Az eloszlással megszorozva pedig a hatásfok és a félredetektálás gyakorisága is megadható. A trigger tisztaságát a fenti módon csak alulról lehet becsülni, így igazi Pb-Pb ütközések szimulációin is le kell futtatni a mintázatkeresést, hogy ezt a kritikus paramétert pontosan ismerhessük. A fenti szimulációs munkákat a csoportban Boldizsár László és Futó Endre végezte, különös tekintettel a különböző detektorfelbontások és geomertiai elhelyezés esetén adott eredmények összehasonlítására (eredményeik [64] és [103] egyes részeiben kerültek publikálásra) L0 trigger Az ALICE kísérletben a proton-proton ütközések gyakorisága (100kHz) messze felülmúlja a nehézionokét (8kHz). Egy p-p ütközésben lényegesen kevesebb adat is keletkezik ( 3MB), így az adatrögzítés is több ütközést enged kiírni ( 1kHz). A fenti L1 szintű trigger a korábban már L0-ként elfogadott triggerek közül tud válogatni, az alapján, hogy melyikben volt nagy impulzusú részecske a VHMPID irányában. Proton-proton esetén azonban az L0 is egy igen erős szűrést jelent az eseményeken. A VHMPID szempontjából kívánatos lenne, ha azon események kapnának priorisát, melyekeben nagyobb az esély arra, hogy legyen a VHMPID irányában nagy impulzusú részecske. Az L0 igen gyors (600ns) döntést igényel (5.2. fejezet, valamint [24]), ezért nem lenne lehetőség illetve idő az L1-nél bemutatott módszerrel precíz módon mintázatokat keresni. Mivel azonban p-p ütközésekben a keletkező részecskék száma is alacsony, így már az is fontos információval bír, hogy volt-e egyáltalán részecske a VHMPID irányában. Valamint ezen valamilyen alacsony impulzusvágást el lehet érni, az tovább erősíti ezt a triggert. Nagy méretű szuperparkettákat feltételezve egyszerű hardveres logikával kivitelezhető egy, bár alacsony impulzusvágású, de gyors tigger. Két egymás alatt elhelyezkedő kamrán kialakítva a szuperparkettákat (tipikusan

39 mm széles φ irányban) vizsgálhatjuk a pont/közel egymás alatti parketták koincicenciáját. 15. ábra. Négy kölünböző szuperparketta méret esetén láthatjuk a szimuláció által adott hatásfokot és trigger tisztaságot kölünböző rétegpárok estén Sona Pochybova munkája alapján [62]. A rétegek távolsága és a szuperparketta mérete határozza meg a kívánt impulzusvágást. Az L1 esetén bemutatott módszeremhez hasonlóan itt is egyrészecske mintázatokkal könnyű megnézni a hatásfok és tisztaság alsó becslését (mely itt igen közel esik a valódihoz, mivel kevés részecske keletkezik egy ütközésben). Szimuláció segítségével optimalizálható a két kiválaszott réteg helye és a szuperparketták mérete, ennek első tanulmányait Sona Pochybova végezte [62]. Bár az így kapott triggerben a nagy impulzusú részecskék kevesen lesznek, jelentősen megnöveli az esélyt, hogy az L1 trigger találjon megfelelő részecskét az L0 által kiválasztott események között. A szuperparkettákat a HPTD-ben szálcsoportok kialakításával érjük el, erről részletesebben a fejezetben lesz szó MIP detektálás Az áthaladó töltött részecskék helyének pontos detektálása igen fontos. Egyrészt egy új, az ütközéstől távoli pontot adnak a részecske útjához, mely segíti az ALICE-on belüli globális pályameghatározás pontosítását. Azonban elsősorban a VHMPID számára szolgál fontos információval, mivel 34

40 az alacsonyabb impulzustartománzban(5 15GeV/c) a protonokat az alapján azonosítjuk, hogy nem keltettek Cserenkov-gyűrűt, s ehhez igazolni kell, hogy a részecske áthaladt a detektoron. Harmadrészt pedig a pontos pálya segítségével ismert lesz a gyűrű várt alakjának torzulása, így csökkentve a részecskeazonosíthatás bizonytalanságát. (Bár a tükör közel azonos helyre fókuszálja a különböző helyen beérkező részecskék által keltett gyűrűket, a beérkezési szög kissé eltolja a keletkező képet.) A HMPID-ben a detektor teljes aktív felületén volt MIP és foton detektálás ugyanazon kamrákkal, analóg kiolvasású elektronikával ellátott mm 2 méretű parkettákon [56]. Erre szükség is volt, hiszen a gyűrűk - a VHMPID-del ellentétben - a detektoron bárhol megjelenhettek. A VHMPID esetén a TPC-ből extrapolált pálya megerősítéséhez a 1cm-es felbontás is elégséges, míg a rekonstrukcióhoz is már a 2 5mm felbontás elegendő. Mivel az L1 kamrák φ irányú felbontása bőven felülmúlja a kívánt értéket, így elegendő 1+1 kamrával a másik irányban is megkeresni a részecskék helyét. Természetesen lehetséges lenne egy, a HMPID-hez hasonló, két dimenzióban kicsiny parkettákkal lefedett detektor beépítése, ám ezzel az elektronikai csatornák száma, s így a költségek is, drasztikusan megnőnének. 16. ábra. Vázlatos ábra a projektív geometriáról. (bal) Egy részecske áthaladásakor mindkét rétegen 1-1 parketta szólal meg, (középső) ebből a két dimenziós adat rekonstruálható. (Jobb) példa, hogy három részecske esetén nem egyértelmű, hogy a kilenc pontból mely hármat kell választani. Jelen tervek szerint a MIP kamrák az L1-es kamrákhoz hasonlóan lesznek parkettázva, ám a finom felbontású rész nem φ, hanem η irányba lesz fordítva. Így az L1-es kamrákkal együtt adódó projektív geometriából természetesen nagy betöltöttség esetén a több részecske által keltett beütések esetén bizonytalanságok lehetnek (N részecske egy szektorban N N ponot határoz meg). Az eddigi ALICE adatok alapján a VHMPID helyén négyzetméterenként 4-5részecske érkezik centrális Pb-Pb ütközésenként. Így egy MIP-szektorra (50 50mm mm 2 ) átlagosan maximum 0.05, tehát a többszörös beütések okozta bizonytalanság elhanyagolható, tehát elegendő a fenti projektív (és olcsó) elrendezés megvalósítása. 35

41 8. Gáztöltésű detektorok Az előző fejezetekben ismertetett VHMPID és HPTD mindegyike a gáztöltésű detektorok technológiáján alapulnak. A HPTD detektor rétegienek kis anyagmennyiségű, pár mm felbontású, költséghatékony töltött részecske detektoroknak kell lenniük. Míg a VHMPID esetén nagy felületen kell megoldani az egyedi fotonok (pontosabban fotoelektronok) detektálását. A gáztöltésű detektorok elsősorban ionizáló sugárzás mérésére szolgálnak, legfontosabb a töltött részecskék pályájának mérése. Az ionizáció hatására a töltőgáz atomjairól centiméterenként leszakadó nagyságrendileg száz elektront a kamrában kialakított nagy térerősséggel sokszorozva kapunk elektromos jelet az elektródákon. A gáztéren áthaladó töltött részecskék ionizációval leadott átlagos energáját a Bethe-Bloch formula írja le [25] : de dx = 2πNz2 e 4 Z mc 2 A 1 β 2 ( ln 2mc2 β 2 ) E M I 2 (1 β 2 ) 2β (12) ahol Z és A az anyag rend- és tömegszáma, m és e az elektron tömege és töltése, z e és β c az ionizáló részecske töltése illetve sebessége, E M a kinematikialag megengedett maximálisan átadható energia. Az 1 eloszlás a kezdeti -es esés után egy minimumon át lassan emelkedik v 2 ( relativistic rise ) egy platóig (melyet a közeg határoz meg). A fenti görbe legmélyebb pontját minimálisan ionizáló részecskének (MIP, minimum ionozing particle) nevezik; általában ehhez képest viszonyítják a mennyiségeket a detektortechnikában. Az energialeadás valójában elemi ütközések sorozatából áll, MIP-nél gázok esetén ez nagyságrendileg ütközés centiméterenként (légköri nyomáson). Az így felszabaduló nagyobb energiás primer elektronok újabb elektronokat szabadíthatnak fel a közelben, így körülbelül összesen darab elektron-ion pár keletkezik centiméterenként. Pontos számuk a használt gáztól függ [25]; s keverékek esetén a megfelelő súlyozott átlaggal számolható. Fix áthaladó részecske esetén (továbbiakban tekintsünk alapesetben mindig egy MIP-et) a leadott energia eloszlását a foton abszorpciós ionizációs modell (PAI, photon absorption ionization) [28] jól visszaadja; valamint a Landau eloszlás is jól közelíti. A fentiekből is látszik, hogy a gáztöltésű detektorokban a keletkező töltéshordozók száma túl kevés a detektáláshoz, hiszen a jelenlegi precíz erősítő áramkörök zajának nagyságrendjébe esik. A keletkezett elektronok gáztérbeli sokszorozásához nagy térerősséget állítanak elő a detektorban. Az egyes elektronok a nagy térerősség hatására újra ionizálva a gázt újabb elektronokat kelthetnek, így indítva meg egy lavinát. Az ionizációs 36

42 szabad úthossz inverzét szokták első Townsend koefficiensnek hívni, mely megmutatja, hogy (adott redukált térerősség mellett) centiméterenként hány új elektron-ion pár keletkezik a gázban. A folyamat egy kritikus térerősségérték fölött jelentkezik, amikor az elektron gázbeli átlagos szabad úthossza alatt felvett energia megegyezik a gáz ionizációs potenciáljával. Ekkor az eredeti ionizáció által keltett elektronok szinte függetlenül keltenek lavinákat, melyek mérete az alkalmazott feszültséggel nő, míg a teljes jel a kezdeti leadott energiával arányos lesz. Ez a proporcionális üzemmód, mely a leggyakrabban használat a kísérleti részecskefizikában. Egy bizonyos erősítés felett a jel elveszti arányos mivoltát, a limitált proporcionális illetve limitált Geiger módban a keletkező nagy jelek már nem alkalmasak de/dx mérésre. Még tovább növelve a feszültséget a Geiger platón keresztül a folytonos kisülési tartományba jutunk. A töltőgáz általában nemeságáz alapú, mivel ekkor az áthaladó részecske által leadott energia nem tud egyéb forgási és rezgési módusokba konvertálódni, s az elektrongerjesztés lesz a domináns. A lavinák fejlődésekor azonban a keletkező gerjesztések visszaállása miatt erős fotonkibocsájtást figyelhetünk meg. Ezen UV fotonok a detektor anyagát alkotó elektromos konfigurációhoz nélkülözhetetlen fémfelületekből(vagy a gázmolekulákból) új elektronokat szabadíthatnak fel, melyek újabb lavinát indítva egy pozitívan visszacsatolt kisülést eredményezhetnek. Ez az oka, hogy a nemezgázon túl kioltó gázokat (quencher gas) szoktak keverni az alapgázhoz, melyek általában többatomos (gyakran szerves) molekulák, melyek a nemezgáz gerjesztési vonalainál nagy hatáskeresztmetszetűek. Ezen kioltó gázok, és gázkeverékek kiválasztása a konkrét megoldandó feladattól, optimalizációtól függ (diffúzió, sodródási feszültség, szálsík távolsága, lavina mérete,...). A szerves kioltó adalélkok (illetve szennyeződések) sajnos mellékhatásként a lavinákban létrejövő nagy energisűrűség maitt polimerizálódhatnak és kiülhetnek a fémfelületelre, ezzel öregítve a kamrát Sokszálas proporcionális kamrák A gáztöltésű kamrák egyik méltán legismertebb típusa a szokszálas proporcionális kamra (MWPC, mulitwire proportional chamber) [27] melyért George Charpak-ot 1992-ben Nobel díjjal is kitüntették [31]. A klasszikus sokszálas kamrában két párhuzamos vezető lemez közötti középső síkban egymással is párhuzamos vákony vezető szálak helyezkednek el(a katódlapok, illetve a szálak távolsága a néhány milliméter - centiméter nagyságrendjébe esik). A szálakra pozitív potenciált kapcsolva a gáztéren áthaladó részecske által keltett elektronok a szálaktól messzi kialakuló homogén térben a szálak felé sodródnak. A vékony szálak közelében kialakuló nagy térerősség hatására 37

43 pedig megtörténik a sokszorozás. 17. ábra. Sokszálas kamrában kialakuló térerősség és ekvipotenciális vonalak a kamra közepén. A számok a relatív potenciált mutatják. Látható, hogy egy szál elmozdulásával hogyan változik a térkonfiguráció. [26] A szálak körül kialakuló teret mutatja a 17. ábra [26]. A kamra katódlapokhoz közelebbi részében a tér homogénnek tekinthető. A hengeres elrendezésű proporcionális csőhöz hasonlóan a térerősség gyorsan nő a szál közelében: E(r) = CV 1 (13) 2πǫ 0 r ahol V az alkalmazott feszültség és C a detektor hosszegységenkénti kapacitása, mely egy klasszikus sokszálas kamra esetén : C = 2πǫ 0 πl s ln2πa s (14) ahol l a szálsík és a katód távolsága és s a szálak távolsága. A sokszálas kamrákban használatos gázerősítés (egy lavina átlagos mérete) között szokott lenni, a konkrét feladattól és a használt elektronikától függően érdemes beállítani. Az elektródákon keletkező jel az elektromos térben mozgó töltésekből adódik. Mivel az elektronok nagy többsége a szálhoz nagyon közel keletkezik, (szabad úthosszanként fele-fele) így a jel nagy részét az ionok szolgáltatják (együttesen eg/lc lenne lavinánként). A megszólaló szál jelének kiolvasásából adódó egy dimenziós helyfelbontás természetesen bővíthető. Általában az egyik katódot parkettákra osztják, s a rajtuk megjelenő kapacitíven csatolt jel szolgáltatja a kétdimenziós információt. A lavina egy egész parkettacsoportot megszólaltat maga alatt, 38

44 melyeken a jel mérésével a parketta méreténél jelentősen jobb helyfelbontás érhető el [32]. A sokszálas kamráknál a de/dx pontos méréséhez fontos, hogy az erősítés a kamra felületén mindenütt azonos (vagy mérhető és kalibrálható) legyen. Mint a (14) képlet is mutatja, a mechanikai paraméterek pontossága igen fontos, így a sokszálas kamrák gyakran nagy feszítőkeretekkel [30] érik el a szükséges 10µm nagyságrendű mechanikai pontosságot Időprojekciós és drift kamrák A sokszálas kamrákban a jel időinformációjából az eredeti elektron száltól való távolságára lehet következtetni, ezzek is növelve a helyfelbontást??. Az ilyen sodródási kamrák (Drift Chamber) általában bonyolult szál- és egyéb vezető struktúrákkal próbálják az elektromos teret közel egyenletessé tenni a ritkán elhelyezkedő érzékeny szálak között. A sokszálas kamrák kínálta kétdimenziós részecskedetektálás kiterjeszthető háromdimenzióssá. Az időprojekciós kamrákban (TPC, Time Projection Chamber) a nagy gáztéren áthaladó részecske a pályája mentén ioznizálja a gázt, s a keletkező elektronokat homogén elektromos térrel egy sokszálas kamrához vezetve azokat ott detektáljuk. Az időinformációt is kiolvasva (a driftsebesség ismeretében) megmondható, hogy milyen távolról érkezett az adott lavinához tartozó elektronfelhő. A TPC kiváló a nagy pályasűrűségű és mérsékelten nagy frekvenciájú mérésekhez, így igen kedvelt nehézionfizikai mérésekben is, mint például az LHC ALICE [29] vagy az SPS NA61/SHINE [33] kísérletekben Mikrostruktúrás gázdetektorok Az ötvenes évek óta igen elterjedten használt és fejlesztett sokszálas technológia mellett az utóbbi években megjelentek a ún. mikrostuktúrás gázdetektorok is. Bizonyos területeken már most is felveszik a versenyt a klasszikus technológiákkal, s kutatásuk és fejlesztésük jelenleg is igen aktív. A közelmúltban egy új kollaboráció is alakult, az RD51 [36], mely a mikrostuktúrás gázdetektorokkal foglalkozó csoportok információcseréjét és közös felhasználású fejlesztéseit tűzte ki célul [37]. A kollaboráció mára közel 25 ország 80 intézetéből áll, s itthonról a Wigner FK (akkor még MTA KFKI RMKI) és az ELTE is az alapítótagok közé tertozik. A félévenkénti kollaborciós megbeszélések tapasztalatcseréin túl a közös szimulációs szoftverrendszer kifejlesztése, a közös tesztnyaláb hely és felszerelés, valamint az ipari kapcsolatok feltérképezése is segíti a csoportok mukáját. 39

45 18. ábra. (bal) [48] Mikroszkóp felvétel egy GEM-ről. Az 50µm vastag kapton fóliában a maratott lukak szabályos hatszögrácson helyezkednek el. A lukak a maratási folyamat következtében homokóraszerű alakúak. (jobb) [40] Elektromos térerősségvonalak egy GEM körül. Jól látszik a mikrostruktúrás detektorokra jellemző fókuszáló geometria és a GEM lukaiban a sokszorozáshoz nélkülözhetetlen nagy térerősség. A mikrostruktúrás gázdetektorok egyik legismertebb fajtája a GEM (Gas Electron Multiplier, gáz-elektron sokszorozó) [38], mely egy kis lyukakkal sűrűn teletűzdelt rézborítású kapton fólia. Egy GEM mikroszkóos fotóját láthatjuk a 18. ábra bal oldalán. A fólia két oldalára nagy feszültésget kapcsolva a térerősségvonalak a lykakba koncentrálódnak [39], ahol a nagy térerősség hatására elektronlavina alakulhat ki. A GEM felett közel homogén térből az erővonalak a lyukakba (sőt, azok közepébe) húzódnak, ezzel a fókuszáló rendszerrel gyűjtődnek az elsődleges elektronok a sokszorozó tartományba. A 18. ábra jobb oldalán a kialakuló térerősség és ekvipotenciális vonalak láthatóak egy lavina naiv rajzával. A GEM estén az elérhető maximális erősítés a nagyságrendjébe esik, ám több GEM fóliát kaszkádba rendezve már nagyobb jelek is elérhetőek [41]. A manapság általánosan használt struktúra a tripla GEM-es elrendezés, melyet a CMS fejlesztésekben is használni fognak [40]. A GEM (és hasonló struktúrák) egyik előnye, hogy a sokszorozási és a detektálási rész szétcsatolódik, mivel a lavinához szükséges térerősség első sorban a lokális geometriától függ; ellentétben a klasszikus sokszálas kamrákkal. Már korábban is jósolták, hogy egy hasonló de vastagabb rendszer várhatóan robusztusabb lesz [41]. A vastag GEM (TGEM / ThGEM, Thich GEM) [43] [44] a GEM körülbelül 1:10-hez nagyított változata, a 40

46 vékony fólia helyett pár tizedmilliméter (akár milliméter) vastag nyáklemezt használnak, s a lukakat egyszerűen mechanikai fúrással alakítják ki. Így a technológia alapvetően egy standard nyákgyártó cégnél megtalálható rendszerrel elkészíthető. A TGEM másik nagy előnye a szikraálló képesség, mivel az esetleges szikrák nem teszik azonnal tönkre a hordozóanyagot (a GEM egy szikra határása megolvadhat, s a továbbiakban már nem használható). A TGEM így kevésbé igényel tisztaszobát, mivel a kis kosz/szösz darabok a le tudnak égni róla (bár nem ez a kívánatos). A mikrostruktúrás család egy érdekes tagja a Mikromega (MM, Micromegas) [45] detektorok lelke egy sűrű szövésű fémháló, melyet a parkettastruktúra felett µm magasan feszítenek ki. A laviához szükséges térerősséget a hálóra kapcsolt nagyfeszültséggel érik el. A kritikus részt, a fémháló adott magasságban való feszesen tartását, az új módszerekkel már gyártáskor kialakítják [46]. A technológia érdekessége, hogy igen vékony, kis anyagmennyiségű és kiválóan gépesíthető. Bár jelenleg még a szikrázási tulajdonásgai miatt alacsony erősítésekkel dolgoznak, igen kecsegtető a flexibilis kivitel, melynél a récsot nyák helyett egy kapton fólia fölé erősítik [47]. Az esetlegesen keletkező szikrákkal szemben jó védelmet nyújthat a felületek nagy ellenállású bevonata. A TGEM-ek esetén ezt ReTGEM -nek (Resistive Thick GEM, ellenálló TGEM) nevezik, s régóta tesztelik [42]. Természetesen a mikromega és más mikrostruktúrás technológiáknál is foglalkoznak ezen kérdéssel Foton detektálás A gáztöltésű fotondetektorok olyan, a fentiekhez hasonló gáztöltésű kamrák, melyek egy fotokonverter segítségével a beérkező foton által keltett egyetlen elektron detektálását képesek megvalósítani. A klasszikus fotoelektron sokszorozó csővel (PMT, Photo Multiplier Tube) szemben a gáztöltésű fotondetektorok számos előnnyel rendelkeznek. A helyfelbontás a fentieknek megfelelően a miliméter nagyságrendjébe esik, képesek nagy mágneses térben is működni, s nagy felületeket relatíve olcsón lehet velük lefedni. A kísérleti részecskefizikában ezen konstrukció egyik leggyakoribb felhasználása gyűrűformáló Cserenkov detektorok (RICH, Ring Imaging CHerenkov detector) fotodetektoraként látható. Ilyen az ALICE kísérlet HMPID detektora (High Momentum Particle Identification Detector, Nagy impluzusú részecskeazonosító detektor) [56], valamint a tervezett VHMPID detektor is [101],[100] (valamint a 6.2. fejezet). A fotokonverter anyag általában cézium jodid (CsI), mely az erős UV 41

47 tartományban (210 nm alatt) relatíve nagy kvantumhatásfokkal rendelkezik (0-0.5) [54]. A gyakorlatban a visszaverő típusú fotokonverter réteget gyakrabban használják, mint az áteresztő típusút, mivel előbbinél a rétegvastagság (egy kritikus érték felett) tetszőleges lehet, nem befolyásolja a hatásfokot. A fotokonverter tipikusan a parkettával ellátott katódot borítja, míg a másik szálakból álló (áltátszó) katód felett egy Uv-ben átlátszó lap (például kvarcüveg) zárja le a gázteret. A töltőgáz választásánál új szempontként jelentkezik, hogy a keltett egyetlen elektron minnél nagyobb valószínűséggel el tudjon jutni a sokszorozó térig, melyhez fontos a konverter felületén megjelenő nagy térerősség, valamint, hogy a gázatomokról kevésbé lökődhessen vissza a felületbe, illetve, hogy a sokszorozó tér felé vezető útján ne nyelődjön el [49]. A gyakorlatban leginkább használt gáz a metán (CH 4 ) [56], illetve az argon-metán keverék (Ar CH 4 ), melyek sajnos gyúlékonyak, ami biztonság technikai kellemetlenségekkel járnak. Nem gyúlékony gázok közül a perflórmetán (CF 4 ) [50] [51] és a neon-perflórmetán keverékek (Ne CF 4 ) [55] is alkalmasak, s használtak. Természetesen a mikrostruktúrás gázdetektorok itt is megjelentek, s GEM és TGEM alapú fotodetektork jelenleg is aktív kutatási területet jelentenek. Az első ilyen GEM alapú Cserenkov detektor a RHIC PHENIX kísérletének HBD (Hadron Blind Detector, Hadronokra vak detektor) detektora [50] [51]. Valamint a VHMPID és a COMPASS [52] kísérlet is tervez ilyet használni [53], [60]. Ezen elrendezésekben a fotokonverter általában a legfelső réteg GEM (TGEM) lap tetején helyezkedik el, melyek felett itt is szálakból álló katód és (kvarc)üveg lap helyezkedik el. Az ilyen elrendezésben a nagy lavinában keletkező fotonok (geometriai okokból) nem tudják elérni a fotoérzékeny réteget, így nem kelthetnek újabb lavinákat mint a sokszálas esetén. Valamint a fotokatódot rongáló lavinából visszáramló ionok relatív száma is jelentősen lecsökken, mivel azok nagy részét a köztes GEM (TGEM) lapok felfogják; így növelve a fotokonverter réteg élettartamát. Erről részletesebben a 12. fejezetben számolok be. 42

48 rész III HPTD kandidátok vizsgálata 9. TGEM alapú kamrák vizsgálata A HPTD detektorrendszer (lásd 7. fejezet) helyérzékeny gáztöltésű detektorának a modern TGEM technológia (lásd 8.3. fejezet) egy ígéretes kandidátja volt. TGEM-ek estén az elektron-lavinák közvetlenül a parkettákba csapódnak, így az átlagos klaszterméret megfelelően kicsiny lehet a HPTD digitális kiolvasása számára. A technológia egyszerű és robusztus, így nem igényel tisztaszobát, valamint a klasszikus sokszálas kamráknál szükséges extra precíz mechanikai struktúrát sem. A CERN Nyári Diák programja (CERN Summer Student [71]) keretében volt szerencsém megismerkedni a GEM és TGEM technológia pár alapvető előnyével, s volt alkalmam pár mérést is végezni ilyen típusú tesztkamrákon. Ezen tapasztalatoknak is igen nagy hasznát vettük, hiszen mi voltunk Magyarországon az elsők, akik mikrostruktúrás gázdetektorokkal kezdtek el foglalkozni. Az általunk használt TGEM lemezeket a CERN-ben gyártattuk le (Rui de Oliveira nyák- és MPGD-gyártó műhelyében [72]), az akkori standard lyukkonfigurációs paraméterekkel (lyukátmérő 300 µm, lyuktávolság 800 µm, perem 60 µm, vastagság 400 µm) 10 10cm 2 aktív felülettel. Az összeállított dupla-tgem kamrát laborban és részecskenyalábban is teszteltük, az alapvető megértésen túl különösen a HPTD-hez való alkalmazhatóság szempontjából (digitális kiolvasás, hatásfok, átlagos klaszterméret). Méréseink során a TGEM-ek szikrázási tulajdonságait is sikerült részletesen megfigyelnem és dokumentálnom. 43

49 9.1. Adatgyűjtő rendszer A GEM-es és TGEM-es kamrákban a keletkező elektronlavina adja a jel nagy részét, mialatt beérekezik az alsó (általában szegmentált) katódra. A parkettákon így megjelenő jel jut az erősítő elektronikákhoz, melyekből két alapvetően különbözőt használtunk: analóg erősítőt és egy bitre digitalizáló erősítőt. Ezek kiforrottabb változtait taglalja részletesebben a fejezet, illetve a mutatják a 40. és 41. ábrák. A régebbi és az újabb kártyák működési elve azonos, azonban az új nyákokon már felületszeret lábazatú integrált ármkörök helyezkednek el, csökkentve a panel méretét, valamint a későbbi felhasználás szempontjából fontos tömeggyártásra és gépi beültetésre is alkalmasabb. A kétféle erősítőnek megfelelően két különböző kiolvasó programot írtam. Az analóg erősítő jelét egy Camac típusú analóg-digitál konverterrel (LeCroy 2249A [78]) mértük, így az etherneten kommunikáló Camac kontrollerhez (Caen C111C [80]) írtam egy kiolvasó rutint. A digitális jelek kezelését közvetlenül a számítógép párhuzamos portján végeztem. A port egyes bitjeinek független billentésével illetve olvasásával. A kiolvasó programot a későbbiekben jelentősen továbbfejlesztettem: a WxWidgets típusú [88] grafikus felülettel mások számára is könnyen használható lett, valamint az előbbiekben említett mérési rutinokat integráltan kezeli, s további értékes funkciókkal is bővült. Ezen okoknál fogva a kiolvasó rendszer részletesebb bemutatását a fejezetben taglalom, az új struktúrákkal együtt A tesztkamrák felépítése Az általunk épített TGEM alapú kamra vázlatos rajzát a 19. ábra mutatja, míg a 20. ábra egy az igazi kamráról készült fénykép. A plexiből készült kamrakeretnek köszönhetően vizuálisan is lehet követni az esetleges deformációkat és szikrázásokat a TGEM lapokon. Az 19. ábra szerint alulról felfelé haladva a kamra részei a kövekezők: A szegmentált katódsíkot egy 1.5 mm vastag nyák adja, melybe araldittal (Uverapid 20 [63]) vannak beleragasztva a TGEM lapokat tartó műanyag csavarok. A kamra különböző vertikális rétegeinek távolságát a csavarokon elhelyezett műanyag távtartókkal lehet beállítani. A TGEM lapok felett elhelyezkedő katódsíknak egy keretre erősített egyoldalt alumíniummal borított mylar fóliát használtunk. A kamrakeret felső fele sima mylar fólia volt. Utóbbiak igen vékony rétegek, így lehetőség volt rádióaktív béta forrással belőni a kamra érzékeny térfogatába. 44

50 19. ábra. Két TGEM-et tartalmazó gáztöltésű detektor vázlata oldalnézetből. A TGEM lapok cseréjéhez a kamrának szétszedhetőnek kellett lennie, így a gázzárást csavarokkal szorított O-gyűrűvel oldottuk meg. A kamra tesztelési célokra épült, így fontos szempont volt, hogy könnyen szét- s újra összeszerelhető legyen (például új TGEM lapok vizsgálatához); így az alaplap és a kamratest közötti gázzárást egy O-gyűrű adja, melyet az kereten átmenő csavarok rögízítenek. A keret kamrán kívüli ellendarabja segít az alapnyákot minnél inkább sík felületűnek megtartani. A nagyfeszültésgű csatlakozók és zajszűrők az érzékeny térfogaton kívűl helyezkednek el, egy érintésvédett alumíniumdobozban. A nagyfeszültségek egy plexiből készült gázzáró átvezető csatornán keresztül (feed-through, gyakorlatilag egy plexi hengerbe ragasztott vezető) jutnak a gáztérbe. Egyetlen TGEM erősítése MIP környezetben relatíve alacsony ( ), így több réteget szoktak használni. Korábbi tapasztalaink és méréseink alapján a két rétegű TGEM-es kamra mellett döntöttünk. Bár egy harmadik réteggel a töltésfelhő elmosódása révén kissé csökkenthető a szikrázási valószínűség(mint GEM-ek esetén[90]-ben), ugyanezen okok miatt növekedne a klaszterméret is, melyet a HPTD esetén minnél alacsonyabban kívántunk tartani. A kamrán áthaladó töltött részecske a felső TGEM és a katód között hagyott 10 mm-es katódtérben leadott energiája a meghatározó, mivel a TGEM lapok közötti, illetve alatti elektronokból származó jelek relatíve egy, illetve két erősítési fokozatnak (kb. három nagyságrend) megfelelően el vannak nyomva. (Ezen jelenséget ki is lehet használni bizonyos esetekben, lásd a 12. fejezetben.) Töltőgáznakaszokványos argon(ar)ésszéndioxid (CO 2 ) gázkeverékeket használtunk különböző keverési arányokkal (5-20 % CO 2 ). Ilyen gázkeverék mellett a TGEM-eken nagyságrendileg 1 kv feszültséget kell alkalmazni a nominális működéshez (lásd fejezet). A fenti gázkeverék esetén a katód és a felső TGEM közötti 10 mm távolságon körülbelül 100 iononizációs elektron keletkezik egy MIP-től [25]. 45

51 20. ábra. Fénykép a dupla TGEM-es kamráról. Az átlátszó keret mögött látható a két TGEM lap, illetve felülről a katód. Az alapnyák a HPTD-nek megfelelő típusú és nagységrendű szegmentációval (7. fejezet) (5mm 50mm) rendelkezett; a parketták a kamra két oldalára voltak kivezetve, ahol az analóg illetve digitális elektronikáknak megfelelő csatlakozók helyezkedtek el. 46

52 9.3. Eredmények A TGEM kamrát először a laborban teszteltük béta forrással, majd a CERN PS gyorsító T10-es mérőhelyén tesztelhettük nagyenergiás részecskenyalábbal. A kamra analóg és digitális jelei is megfelelőek voltak, kiváló jel-zaj szétválaszthatóságot, s kis klaszterméreteket mértünk. Az egyetlen problémát a TGEM-ek szikrázása okozta, melyet ezért részletesebben is megvizsgáltam Analóg jelek, korrelációk Először béta sugárforrással teszteltük a kamrát, s állítottuk be üzemi paramétereit. Az alkalmazott 90 Sr β bomlás során alakul 90 Y izotóppá, mely egy következő nagy energiás (2.28 MeV) béta bomlással válik staibá ( 90 Zr). A mérések szempontjából a ezen elektronok a legalkalmasabb, mivel képesek áthatolni az egész kamrán, s az elektron kicsiny tömege miatt ekkora energián közel MIP-nek tekinthetőek. Az áthatolásnak köszönhetően lehetett triggerelni egy a kamra alá elhelyezett szcintillátorra. A 21. ábrán látszik néhány oszcilloszkóppal felvett jelalak: látható, hogy üzemi feszültségen már szépen elválik a jel és a zaj egymástól. A jelek időbeli lefutása jó közelítéssel független a leadott energiától, így azt mérhetjük a jel maximuma körül kapuzott ADC-vel. 21. ábra. Az oszcilloszkóp képen a MIP által keltett jel időlefutása látszik, s az azt követő visszacsapás. A felső NIM jel a nullidőt jelzi, a vízszintes osztás 1 µs. A jelalak szerkezete jó közelítéssel független a nagyságától. 47

53 Gyakoriság Leadott töltés [adc egység] 22. ábra. Az áthaladó részeke által leadott energia (ADC egységekben). Az erősítő kis dinamikai tartománya miatt a Landau görbe nagyenergiás része összehúzódik a mérési tartomány felső határára. Az erősítő kimenetén a teljes időintegráltnak zérust kell adnia, így a részecske keltette (negatív) jelet ellentétes polaritású visszacsapás/visszacsapások követi/követik. A méréshez használt elektronika esetében két ilyen visszacsapás volt, az elsőt teljes egészében, valamint az utolsó elejét megfigyelhetjük a 21. ábrán. Az áthaladó részecske által leadott energia a Landau eloszlást követi [25] [28], ennek mérését egyszerűen az analóg jelek mérésével (Camac ADC) végeztük, a kapott eloszlás a 22. ábrán látható. A használt erősítő dinamikai tartománya relatíve kicsi, így a nagy értékeknél jelentős torzulás látható. Mivel a HPTD-ben az 1 bitre digitalizált jelet fogjuk használni, így a dinamikai tartomány érdektelenné válik, s a fő kérdés a zaj és jel szétválaszthatósága lesz. Mint ahogy az oszcilloszkóp képen (21. ábra) is láthattuk, a valódi jel és a zaj kiválóan szeparálható (22. ábra). Az egymás melletti csatornák analóg jeleit vizsgálva két alapvető effektus figyelhető meg: a pozitív és a negatív korreláció. Ezekre láthatunk példákat a 23. ábrán. Amennyiben a keletkező elektronlavina két parketta határára érkezik, mindkét kapcsolódó csatorna megszólal, s pozitív korrelációt tapasztalunk. Az egyetlen parkettára koncentrálódó lavinák esetén azonban a szomszédos parkettákon a kapacitív csatoltságuk miatt ellentétes előjelű kis jel jelenhet meg. Ez utóbbi jelenség természetesen a lavina méretének növelésével egyre jelentősebb lesz. A fentiek számszerűsétéséhez a kiolvasott ADC jelek korrelációit is vizsgáltam. A 24. ábrán egy adott parkettán megjelenő jel nagyságának függvényében ábrázoltam a szomszédos parketta jelét, különválasztva a 48

54 23. ábra. Néhány (válogatott) egyedi jel egy adott parkettán. Jól látható egy negatív és egy pozitív csatolt jel a szomszédos parkettákról. Töltés a szomszédos parkettán [adc egység] Szomszédos töltés > zajszint Szomszédos töltés < zajszint Töltés a középső parkettán [adc egység] 24. ábra. Adott parkettán megjelenő jel függvényében láthatjuk a szomszédos parketta jelének áltagát (és szórását) pozitív és negatív előjelű esetekre bontva. pozitív és negatív előjelű értékeket. A pozitív korreláció gyengén látszik csak, ám a kapacitív csatolás miatti negatív korrelációnál jól kivehető a csatolt jel abszolútértékének növekedése az eredeti jel nagyságával. A végső detektoron a digitális kiolvasásban a pozitív korrelációk az átlagos klaszterméretet növelik csupán, míg a negatív korrelációk rejtve maradnak. A kamra analóg jeleinek vizsgálata során megállapíthattuk, hogy az összeállítás alapvetően megfelelően működik. A végső detektorban a jeleket az egy bites digitális elektronikával fogjuk kiolvasni, így a továbbiakban az ilyen típusú mérésekről lesz szó. 49

55 Hatásfok vizsgálat A következő méréseket és teszteket a CERN PS gyorsítójának T10-es zónájában végeztük, mely az ALICE hivatalos tesztzónája. A digitálsi elektronikák egyetlen küszöbszintjének állításával valójában egy vágást teshetünk az alacsony, zajszint-közeli, töltésekre. A parkettákon keletkező jelek az elektronlavina méretével, s íly módon az alkalmazott nagyfeszüétséggel nőnek. Az ideális működési paraméterek megkereséséhez a hatásfokot érdemes vizsgálni, a nagyfeszültség és a küszöbszint függvényében. A mérések során a részecskenyaláb útjában elhelyezett kamra előtt és mögött szcintillátorokat helyeztünk el, s ezek koincidenciájára triggereltünk. Mivel a szcintillátorok lényegesen kisebbek voltak a kamra méreténél, így minden trigger egy-egy kamrán áthaladó részecskét jelentett, tehát a hatásfok egyszerűen a beütéssel rendelkező események és az összes esemény hányadosaként határozható meg. A fenti kétdimenziós paramétertérben végzett szisztematikus mérések eredményeit mutatja a 25. ábra. Hatásfok [%] dl = 2.3 V dl = 2.5 V dl = 2.7 V dl = 2.9 V dl = 3.2 V Hatásfok Ar:CO2 80%:20% TGEM feszültség [V] 25. ábra. Detektálási hatásfok változása az alkalmazott TGEM feszültség függvényében különböző digitális köszübértékeknél. Látható, hogy a hatásfok minden köszübszintél szépen szaturálódik 90% fölött, tehát a kamra alavetően látja az áthaladó részecskéket. A küszöbszint emelésével azonban adott hatásfokot csak nagyobb erősítés (s TGEM feszültség) alkalmazásával érhetünk el. Kis feszültségek esetén (U TGEM 1050V) ahol a TGEMek erősítése igen kicsi a zaj válik a detektált jelek domináns forrásává. 50

56 % CO2 10% CO2 5% CO2 Hatásfok 2.5V-os küszöb esetén Hatásfok [%] TGEM feszültség [V] 26. ábra. Hatásfokgörbék kölünböző Ar : CO 2 gázkeverékek esetén. Nagy feszültségeknél a görbék a megjelenő szikrázások miatt letörnek. A 25. ábra kiválóan szemlélteti, hogy a zajszint csökkentésének ára a TGEMek magasabb erősítésen való üzemeltetése. A további mérésekhez a mérsékelt zajú, 2.5V küszöbértékkel dolgoztunk. A TGEM alapú kamrákban, mint más gáztöltésű detektorokban is, az alkalmazott gáz, illetve a komponensek keverési aránya meghatározó (lásd például [89]). Az általunk használt Ar : CO 2 gázkeverékekben az Ar és a CO 2 közel azonos ionizációs potenciálja miatt az elsődleges és teljes ionizáció csak kis mértékben függ a keverék arányától; ám a lavina kialakulásához használt feszültség jelentősen függ a keverési aránytól. A 26. ábrán látható a hatásfok feszültségfüggése az 5%, 10% és 20% CO 2 -ot tartalmazó keverékek esetén. Látható, hogy gázösszetételtől függetlenül minden esetben hasonlóan felfutó, s 95% fölé érő hatásfokgörbét kapunk. Az ábrán megfigyelhető, hogy az emelkedő hatásfokgörbék nagyobb feszültségeknél visszaesnek, s nem várt módon csökkennő tendenciát kezdenek mutatni mindegyik vizsgált keverék esetén. Ez jelenség a TGEM-ek szikrázásához köthető, ugyanis a szikrát követően rövid időre vakká válik a detektor. Ezen jelenségkört a??. fejezetben részletesen tárgyalom. 51

57 Szögfüggés Az egy bites digitális kiolvasás esetén az egymásba folyó (nulla távolságú) klaszterek szétválasztása nem lehetséges. Így a nehézion ütközéseknél keletkező rengeteg (első és másodlagos) részecske általi detektor-betöltöttséget az átlagos klaszterméret is terheli. A TGEM-ek használatának kifejezett előnyei közé tartozik, hogy az elektronlavina közvetlenül csapódik a parkettákba, s nem a sokszálas kamráknál megszokott sok parkettára szétterülő kapacitíven csatolt jelet látjuk. Íly módon a klaszterek várt mérete csupán pár parkettányi nagyságú. A nem merőlegesen beeső részecskék nyoma azonban természetesen szélesebb lesz a kamrában, így az átlagos klaszterméret is növekszik. A részecskenyaláb kiváló lehtőséget ad ezen viselkedés pontos mérésére. Számunkra a parketták finom felbontású irányában (nevezzük x -nek) érdekes csupán a jelenség. A másik irányban a parketták hossza (50mm) messze meghaladja a lavina szétterülésének, illetve a sodrórás miatti szélesedés érdekes szögtartományba eső részének értékét. A kamrát úgy helyeztük el az állványán, hogy a parketták függőlegesen álljanak, így az állvány forgatásával beállíthattuk a kívánt beesési szöget. (A nyaláb illetve a szcintillátorokkal definiált trigger szögszórása elhanyagolhatónak tekinthető.) A 27. ábrán a merőleges és a 40 o -os beesési szögű részecskék által keltett klaszterek méreteloszlását láthatjuk. Jól látható, hogy a domináns 1-es klaszterméret az átlagosan 2 méretű váltja fel Gyakoriság deg 50 deg Klaszterméret 27. ábra. Klaszterméret eloszlás 0 és 40 fokos beesési szögek esetén; kiválóan megfigyelhető az átlag eltolódása. 52

58 3 U TGEM = 1180 V Elméleti várakozás Átlagos klaszterméret Beesési szög [deg] 28. ábra. Az átlagos klaszterméret változása a beesési szög függvényében. A tangens-sel változó elméleti várakozástól (lásd (15)) nagy szögeknél eltérés tapasztalható az effektív úthossz csökkenése miatt. Az áltagos klaszterméret növekedését a beesési szög függvényében a 28. ábra mutatja. A pályadarab vetülete a beesési szög tangensével arányos, így az átlagos klaszterméret a nullafokitól a tangenssel arányosan várható nagyobbnak c 2 α c2 0 +b2 tg 2 α (15) mely helyességét a 28. ábrán látható illesztett görbe mutatja. Ám láthatjuk, hogy nagy szögenél a klaszterméret nem emelkedik tovább, sőt csökkenni kezd. Ennek oka a lokális hatásfokcsökkenés: mivel a részecskenyom parketta feletti része már nem az eredeti 10mm, hanem a parketta szélességének (4mm) és a szög szekánsának szorzata. Ezen részleges hatásfokcsökkenés a HPTD szempontjából nem lényeges, mivel csak kis beesési szögű részecskékben érdekelt. 53

59 Szikrázás A gáztöltésű detektorokban nagy erősítések illetve töltések megjelenése esetén szikrák alakulhatnak ki. Vannak alkalmazások, amikor ezen szikrák a detektor normál működésének részei (pl: szikrakamrák), ám a sodródási és proporcionális kamrák esetén kifejezetten kerülendők. A sokszálas detektorok esetén a szál körül kialakuló töltésfelhő hozhat létre kisüléseket, melyek rongálhatják a szálakat(rosszabb esetben akár a szál szakadásához is vezethetnek). A mikrostruktúrás detektoroknál is a lavina kialakulásának helyén, GEM/TGEM esetén a lyukakban, keletkezhetnek elektromos áthúzások (streamer). Későbbi tanulmányok rámutattak, hogy a szikrák kialakulása itt, a sokszálas kamrákkal ellentétben, nem az erősítés, hanem az egy lyukra jutó teljes töltésmennyiségben limitálódik. [?] A mi TGEM alapú kamráinkban is megfigyelhettük a szikrázás (nem kívánt) jelenségét. Az átlátszó kamratesten keresztül néha szabad szemmel is látható szikrák jelentek meg ha nagy erősítés mellett rádióaktív forrással sugároztuk be a detektort. A (vékony) GEM-eknél a szikrázás igen veszélyes, mivel akár egyetlen szikra hatására megolvadhat a hordozó kapton fólia. Ennek következményeként a fémfelületek összeérnek, s a GEM, mint detektorelem, örökre használhatatlanná válik. TGEM-ek esetén az üvegszálas epoxi, mint hordozóanyag nem olvad meg a szikrák hatására, így a TGEM-ek robusztusabb, szikraállóbb struktúrát képviselnek. Természetesen a szikrák hatására a felületi rétegek sérülnek, így a TGEM-eket sem szabad huzamosabb ideig szikrázásnak kitenni. A vastag GEM-ek felületét gyakran nagy ellenállású anyaggal vonják be (rézoxid, grafit,...) mely segítségével a kisülések energiáját kívánják csökkenteni. Az ilyen ellenálló vastag GEM-eket nevezik ReTGEM-nek (Resistive Thick GEM) [42]. A szikrázás vizsgálatához elengedhetetlen a szikra, mint jelenség, detektálása. Természetesen precíz mérésekhez ezt nem elegendő szemmel figyelni, s ez nem is mindig kivitelezhető, például a nyalábtesztes méréseknél a nyaláb jelenlétében (amikor mérünk) biztonságtechnikai okokból nem lehet a mérési zónában tartózkodni. A szikrák számlálását lehet egy speciálisan erre kifejlesztett nagyfeszültségű tápegységhez kapcsolódó műszerrel mérni, mint egy gyors adatrögzítéses digitális árammérő [90], ám erre nekünk nem volt lehetőségünk. Az analíseim során a szikrázás vizsgálatának egy offline módszerét fejlesztettem ki. A szikrák után a TGEM-ek feszültsége lecsökken (s ennek visszatöltődését lenne hivatott mérni a fent említett árammérő), így míg vissza nem áll az eredeti állapot, a kamra vakká válik a következő 54

60 10000 U TGEM = 1180 V 1000 Gyakoriság 100 Normál működés 10 Szikrázások Üres eseménysor hossza [esemény] 29. ábra. Az üresesemény-blokkok hosszának eloszlása. Jól láthatóan a nagy hatásfokú kamrában rövid blokkok jelennek meg, ám a szikrák hosszú időre vakká teszik a kamrát a soron következő részecskékre. részecskékre. Ezt a rövid ideig tartó feszültség-erősítés-hatásfok csökkenést lehet közvetlenül vizsgálni a felvett adatokon. Az egymást követő üres események szekvenciájának hosszának eloszlását mutatja a 29. ábra. Jól látható rajta a kis értékeknél megjelenő eloszlás, mely a kamra normál működéséből adódik (a nem 100%-os hatásfok miatt nem csak nullánál, hanem pozitív számoknál). A hosszú üresesemény-blokkoknál látható csúcs a szikrák megjelenését mutatja. A módszer természetes előnye, hogy íly módon bármely korábban felvett adatsorból offline módon is rekonstruálható a szikrák megjelenése, mely lehetőséget biztosít részletes vizsgálatukra. Alacsony hatásfok esetén a normál működés üresesemény-blokk tartománya megnő így elvileg nehezebben választható szét a szikráktól, ám kis erősítéseknél sokkal kevésbé jelennek meg szikrák, azaz az érdekes tartományban a módszer probléma nélkül használható. A fenti módszer segítségével szisztematikusan megvizsgáltam a szikrák megjelenésének valószínűségét a releváns paraméterek szempontjából (TGEM erősítés és beütésszám sűrűség). Előszöris a szikrák megjelenésének és a TGEM-en alkalmazott erősítést befolyásoló feszültésgnek a kapcsolatát néztem. A 30. ábrán látható, hogy nagyobb feszültség esetén nő a szikrázási valószínűség. Megjegyzendő, hogy a szikrák száma nem az erősítéssel arányosan (az a feszültséggel exponenciálisan) nő, mint azt naívan várná az ember. 55

61 Szikrák száma eseményben Standard luminozitás [2 khz/cm 2 ] Szikrák száma TGEM feszültség [V] 30. ábra. TGEM-en kialakuló szikrák valószínűségének változása a TGEM-eken alkalmazott feszültség függvényében. A kamrát érő részecskefelhő sűrűsége (beütésszámsűrűség, rate) is befolyásolhatja a szikrák kialakulásást. Ennek vizsgálatára különböző nyalábintenzitások esetén is újramértem a fenti jelenséget. Nagy intenzitásoknál nem lehetett a nagyon nagy erősítésű tartományban mérni, mivel a kamra túl gyakran szikrázott, ami maradandó károsodásokhoz vezethetett volna. Az eredményeket a 31. ábra foglalja össze. Adott erősítés mellett az nyalábintenzitástól körülbelül lineárisan függ a szikrák megjelenési valószínűsége, ami megegyezik a triviális várakozásokkal. Ezt szemlélteti a 32. ábra, melyen a 31. ábra adott erősítésű pontjai láthatóak a beütésszámsűrűség függvényében. Igen fontos kérdés, hogy a szikrát követően a kamra mekkora holtidő után képes újra megfelelően működni. Ennek megállapításához az üresesemény-blokkok hosszát lehet elsődlegesen mérni. Azonban a szikrázás utáni visszaállás nem pillanatszerű, így a fenti módon meghatározott szikrák hatásának részeletesebb vizsgálatához a hatásfok szikra utáni visszaállását határoztam meg. Az üresesemény-blokk elejét tekintettem a szikra időpillanatának, s az ezt követő események idő-megszólalás adatait gyűjöttem a mérés minden szikrájához. Ezen adatok egyesítésével kaptam meg egy átlagos szikra időlefutását, melyet a 33. ábra mutat. Az analízist természetesen megismételtem a különböző erősítésű TGEM-feszültség beállítosokra is. A 33. ábrán jól látható, hogy a 40 50ms hosszú üresesemény-blokkot egy lassú, körülbelül 50ms-os visszaállás követi. Az időállandó függetlennek mutatkozik az alkalmazott TGEM erősítéstől. 56

62 Hz/cm Hz/cm 2 2 khz/cm 2 3 khz/cm khz/cm 2 Szikrák száma eseményben Szikrák száma TGEM feszültség [V] 31. ábra. Szikrák megjelenése különböző TGEM feszültségek és beütésszámsűrűseg mellett. Szikrák száma eseményben 140 U TGEM = 1160 V 120 Szikrák száma Nyaláb luminozitás [Hz/cm 2 ] 32. ábra. Adott TGEM feszültség esetén a szikrák megjelnési valószínűsége arányos a beütésszámsűrűséggel. 57

63 Hatásfok [%] U TGEM = 1200 V U TGEM = 1180 V U TGEM = 1160 V Szikra kezdetétől eltelt idő [ms] 33. ábra. Hatásfok (átlagos) időbeli változása egy szikrát követően. A különböző hatásokok estén is azonos időállandójú változásban közel ms után regenerálódik a kamra. Összességében egy szikra hatására a detektor körülbelül 100ms hosszan nem működik megfelelően, ami részecskefizikai alkalmazások során igen sok. A fentiek alapján a MIP-ek generálta szikrázási tulajdonság (valószínű a Landau eloszlás nagy energialeadáshoz kötődő része miatt) sajnos megkérdőjelezi a TGEM-ek használhatóságát a HPTD gázdetektorokelemeiként. 58

64 10. Közeli Katódos Kamrák vizsgálata Az előző (9.) fejezetben megmutattam, hogy bár a HPTD-hez elsőként megvizsgált TGEM alapú detektorok [105] [104] több tekintetben is megfelelőek, sajnos az aktuális technológiai sziten szikrázási gyakoriságuk miatt nem alkalmasak a feladatra. Ezért került kidolgozásra egy olyan sokszálas kamra, mely lehetőség szerint a HPTD kívánalmainak kívánt megfeleli elsősorban, kis klaszterméretével és kis anyagmennyiségével. Az így született Közeli Katódos Kamra (Close Cathode Chamber) [106] a fenti kívánalmak mellett több kellemes tulajdonsággal is rendelkezik különösen a gyártástechnológiai és mechani tuljadonságai oldalán [107]. Nem csupán a HPTD-nek kiváló detektor, de ma már egyéb projektekben is megjelent a REGARD csoport munkáiban [109] [111] [108] A CCC technológia A Közeli Katódú Kamra (Close Cathode Chamber, CCC) a REGARD és az ALICE-Budapest csoport által kifejlesztett sokszálas technológia, melyet speciálisan a HPTD detektor inspirált. Két legfontosabb jellemzője a kis klaszterméret és a tolerancia a mechanikai pontatlanságokra. A CCC egy olyan soksálas proporcionális kamra, melyben az érzékeny szálak mellett negatív potenciálú térformáló szálakat is használunk, és a szálsík relatíve közel helyezkedik el az egyik (parkettázott) katódhoz. A CCC sematikus rajzát a 34. ábra mutatja. 34. ábra. A Közeli Katódú Kamra (CCC) sematikus rajza. A sokszálas kamráknál megszokott módon az áthaladó töltött részecske által keltett elektronokat a pozitív potenciálú érzékeny szálakhoz vezetjük gyenge elektromos térrel, tipikusan a távolabbi katódra kapcsolt negatív potenciállal ( 500V). Az elektronok az érzékeny szálakhoz sodródnak, s ott kialakul az elektronlavina. Mivel a szálak igen közel helyezkednek el a parkettákhoz, ezért a kapacitíven csatolt töltés kevésbé terül szét, vékonyabb 59

65 lesz a parkettaválasz-függvény [32]. Tipikusan csak a megszólaló érzékeny szál alatti parketta fog jelet adni. Az ebből adódó kis klaszterméret volt az elsődleges célja ezen kamrák kifejlesztésének. A klasszikus sokszálas kamrák esetében a szálsíkkal nem szoktak ilyen közel ( 1.5mm) menni a parkettasíkhoz, mivel az esetleges egyenetlenségek (nem tökéletesen sík nyák, túlnyomás hatására púposodó kamrafal, elektromos vonzás,...) a lokális erősítésben nagy különbségket idéznek elő [25]. A CCC összeállításban a negatív potenciálú térformáló szálak segítségével meg lehet szabadulni ezen problémától. A CCC összeállítás fenti stabilitása abban rejlik, hogy létezik az érzékeny szálak és a térformáló szálak feszültségének olyan aránya, melynél az erősítés első rendben nem függ a közelebbi katód távolságától. Ennek bizonyítására építettünk egy olyan sokszálas kamrát, melynél a kamra két végén a szálakat különböző magasságban rögzítettük a katódokhoz képest (1.5mm és 2.0mm). Az összeállítást a 35. ábra szemlélteti. Íly módon a kamra különböző pontjai különböző szálmagasságoknak feleltek meg, s a szálmagasságtól való függés egyetlen kamrán tesztelhető volt. 35. ábra. A döntött szálsíkú kamra sematikus rajza. A méréseket béta forrás ( 90 Sr) segítségével végeztük, kis méretű (1.0mm) kollimátort használva, így a forrás pozíciójának ismeretével ismert a szálsík helyi magassága is. Különböző feszültség-beállítások esetén mértük végig a kamrában ez erősítést(a szálak mentén). A eredményeket a 36. ábra összegzi. A fenti jelenség elektrosztatikus kalkulációs munkáit Kiss Gábor végezte [34], eredményei jó egyezést mutatnak a kísérleti adatokkal(lásd: folytonos görbék a 36. ábrán). Látható, hogy létezik olyan feszültségbeállítás, mely esetén a szálsík és az parkettasík távolsága első rendben nem változtatja a gázerősítést. Íly módon a szálakat akár igen közel is lehet vinni az alsó katódhoz különösebb technikai és mechanikai problémák nélkül, mely következtében a parkattákon kialakuló jel jelentősen kisebb kiterjedésű lesz. A fentiekből következik a CCC technológia másik nagy előnye, a mechanikai tolerancia: mivel a katódsíkok 60

66 36. ábra. Sokszálas kamra relatív erősítés a szálsíktávolság függvényében különböző feszültségarányok esetén. A pontok a mért adatokat, míg a folytonos görbék a számításokat mutatják. [?] egyenetlensége, illetve a szálak kisebb belógása nem okoz problémát a kamra működésében(lásd fejezet). Ígyaszokványosanhasználtnehézfeszítő keretekre [30] nincs szükség, mely egyszerűbb építési módszert és kevesebb anyagot (material budget) engedényez. Az általunk épített fél négyzetméter felületű kamra tömege csupán 2 kg volt (lásd a fejezetben illetve [107]). A CCC kamrákban a szálak egyenletes pozícionálását lézergravírozott műanyag távtartókkal oldottuk meg. A manapság már kommerciális lézergravírozási technika igen pontos és olcsó lehetőséget kínál a fenti feladatra. A hosszú műanyagcsíkba párszáz mikron vastag vályatokat képezve a szálak a felhelyezéskor szépen beleülnek, vagy utólag könnyen helyreigazíthatóak. A hosszú szálakat rövidebb szakaszokra osztva, újra alátámasztva a fent említett műanyag távratókkal ( 20cm-enként) elkerülhetjük a szálak jelentős behajlását. Íly módon a szálakat csak az alsó kadódhoz ragaszott műanyaglapocskák tarták, s a szálak teljes húzóerejét az alsó katód tartja meg. Nagy méretű kamrák esetén a felső katód deformációit (pl: púposodás a túlnyomás hatására) a kamra belsejében elhelyezett kis oszlopok segítségével csökkentjük. Az kis oszlopok mérete tipikusan mm 3. A távtartók és oszlopok lokálisan érzéketlenné teszik a detektort, ám a kieső effektzív felület lényegesen kisebb, mintha több különálló kamrából tennénk össze a nagyméretű erzékeny felületet [107]. A kérdéskört a 61

67 mérésekkel s eredményeikkek a fejezetben tárgyalom. 62

68 10.2. Adatgyűjtő rendszer A mérések kivitelezéséhez nélkülözhetetlen egy adatgyűjtő szoftver használata. A meglévő infrastruktúra és a speciális igények kielégítésére egy saját adatgyűjtő rendszert írtam, mely a WignerFK Gázdetektor Laboratóriumában és a PS T10-es tesztméréseken egyarány használtunk. A korábban említett (??. fejezet) TGEM-es mérések mérések ezen szoftver elődjével kerültek rögzítésre; a CCC alapú kamrák méréséhez pedig már ezt használta az egész REGARD csoport. Valamint ezen adatgyűjtő rendszerrel dolgoztunk a a 12. fejezetben található TCPD labormérésein, illetve a 13. fejezetben tárgyalandó precíziós pásztázás esetén is A mérésvezérlő programom A labor- és tesztnyaláb mérések során használt adatgyűjtő rendszert C, C++ és WxWidgets [88] nyelveken írtam. A wx-típusú grafikus kezelőfelület segítségével bárki könnyen használhatta az adatgyűjtő rendszert a WignerFK Gázdetektor Laboratóriumában. A program magába integrálta a digitális kiolvasást, a Camac típusú komminkációt és egy mozgatómechanizmus kezelését, valamint részlegesen a mérési jegyzőkönyv paraméterbeállítási részeit. (A nagyfeszültség távvezérlésére is fel volt készítve, ám azt a funkciót egyéb technikai okokból kifolyólag nem használhattuk.) A grafikus kezelőfelület több ablakra oszlik, azok funkciója szerint : MainFrame, LogFrame, FormerRunsFrame, HvContolFrame és XyzTableFrame. Az osztályok kapcsolódását, illetve (a teljesség igénye nélkül) főbb elemeit a 38. ábra mutatja. A 37. ábrán látható az adatnyűjtő rendszer grafikus felületéről egy pillanatkép. Az utóbbi a jelen mérésekhez nem használt háromdimenziós asztalmozgató-mechanikának a kezelésére szolgál. Precíziós beállítására valamint pozícióváltoztató méréssorozatok tervezésére, koordinálására és indítására. Ezt a funciót a 13. fejezetben tárgyalt mérések miatt implementáltam a rendszerbe. A HvControlF rame a nagyfeszültségű tápegységekkel való komminukációt hivatott betölteni. Egyszerre maximálisan nyolc különböző tápfeszültséget tud kezelni. A nagyfeszültségű tápokat ( fejezet) azok kisfeszültésgű analóg bemenetén kereszült vezérli egy demultiplexer és nyolc digitál-analóg konverter segítségével. A megadott feszültségértéket az adott nagyfeszültség kalibrációjától függően digitalizálja, s a címzést és a konvertált bitsort LPT porton továbbítja a kontrol egységhez, mely az adott című táphoz tartozó DAC-t átírja az új értékre. Sajnálatos módon ezt a funciót technikai okok miatt nem tudtuk a későbbiekben használni, 63

69 37. ábra. Az általam írt adatgyűjtő rendszer grafikus felülete. Láthatóak a főbb ablakok : főpanel, log, pozícionáló, előző futtatások, aktuális mérés grafikonja, valamint a futtató terminál. hardveres fejlesztése jelenleg is tervben van. A későbbi nyomkövetést (és hibakeresést) az események részletes rögzítése teszi lehetővé. Minden eseményről feljegyzés készül, a pontos idő megjelölésével, s három különböző helyre is kiíródik. Egyrészt a LogF rame nevű ablakba, mely az adott futtatás feljegyzéseit tartalmazza, valamint a futtató terminálra is. Mivel ezek idővel (új futtatás illetve másik terminál indítása alkalmával) elvesznek, így minden feljegyzést fájlba is rögzítek, havonta újabb fájlt nyitva. A F ormerrunsf rame nevű ablak a mérőprogram indítása óta futtatott mérésekről ad egy listát, így könnyen látható az utóbbi időben végzett mérések sora s paraméterei. Az itt felsorolt futtatások adatinak alapvető gyors vizualiíációját, az egyszerű hisztogrammokat (mely minden mérés után is megjelenik) itt bármikor újra megtekinthetjük. A grafikus kezelőfelület központi és egyben legfontosabb eleme a MainFrame nevű főpanel, mely további részekre tagolódik. Fejrészében tudjuk megadni az mérés sorozatszámát, melyből (a dátummal együtt) az adatfile neve adódik; valamint a felvenni kívánt események maximális számát is itt állíthatjuk be. Ezt követi a jegyzőkönyvrészletnek is megfelelő paraméterek megadása, melyeket a mérés során manuálisan állít be az ember. Ide tartozik a vizsgálandó kamra vagy kamrák típusának és sorszámának megadása, a 64

70 38. ábra. Az adatgyűjtő rendszer osztályainak és főbb elemeinek, valamint kapcsolódásaiknak sematikus rajza. beállított feszültség típusok és értékeik (amennyiben az adott csatorna egy távvezérelt nagyfeszültségű egységhez tartozik, akkor az értékadás autómatikus átadódik a HvContol-nak). Valamint megadhatjuk a használt gáz összetételét és egyéb ismert paramétereit is, valamint az használt elektronikákat listáját is. Ezen paraméterek nem befolyásolját az adatrögzítést, ám elmentődnek egy.sett kiterjesztésű, beállításokat tartalmazó fájlba későbbi használatra illetve emlékeztetőnek. (Például az adatanalízis során ezen beállítás fáljokból könnyebben inicializálhatóak a főbb értékek, illetve program szinten kiolvashatóak a fontos feszültség- és pozícióbeállítások.) Ezek után után a mérés alapvető paramiétereinek megadása következik. A digitális kiolvasásnál a kiolvasandó bitek száma mellett megadhatjuk az invertálási pontokat, illetve a holt csatorák sorszámát. A Camac típusú adatgyűjésnél meg kell adni, hogy milyen típusú modul hol helyezkedik el a keretben, s annak mely csatornáit kívánjuk kiolvasni. A kétféle kiolvasási mód egyszerre is használható, ekkor időrendben a digitális kiolvasás az első, mivel azazonnalkészenáll, mígacamacrendszernél megkellvárniazegység LAM jelét [77] ( fejezet). A Camac kiolvasás beállításainál a modul kiválasztása utan jelennek meg a modulspecifikus paraméterek (például a Caen 16 csatornás ADC [79] esetén a digitalizációs nagyságrendet meg kell 65

71 adni az egységnek). Itt adhatjuk meg azt is, hogy a kiolvasott adatok milyen formában és milyen gyakran jelenjenek meg a képernyőn (a háttér terminálon). A MainF rame-en a fentieken túl három gomb található: Start, Stop, Quit. Legutóbbi kilép a programból, a másik kettő a mérési procedúrát indítja illetve állítja meg. A mérés mindeképpen megáll, ha elérni a beállított maximális eseményszámot, ám előbbi megszakítását a Stop gombbal érhetjük el, mely a következő engedélyezett kilépési pontban (soha nem egy esemény közben) leállítja a mérési procedúrát. Az indított mérés egy új szálon fut, így a grafikus felület a mérés ideje alatt változatlanul használható (például a korábbi mérési erdemények újbóli megtekintésére). A mérés indításakor először pár rutin ellenőrzést végez (van-e beállított felelős ember, létezik-e már adott néven korábbi fájl,...) majd már az új szál értelmezi a MainF rame-ben beállított kiolvasási paramétereket és létrehozza az eseményszintű kiolvasási rutint. Ezt követően indul az esemény-ciklus: várakozás a digitális LAM jelre (lásd fejezet), digitális adatok kiolvasása, majd minden Camac egység esetén várakozás a LAM jelükre (kivéve a számlálóknál), majd kiolvasásuk; az adatok (eseményszám, előző esemény óta eltelt idő, és a kiolvasott értékek) fájlba írása, majd a beaállításoknak megfelelően a képrenyőn való megjelenítésük. A felvett adatok adott rend szerint kerülnek kiírásra a futtatáshoz tartozó fájlba. Minen futtatáshoz három fájl tartozik, nevük eleje YYYYMMDD runxx, ahol YYYYMMDD az adatfelvétel kezdetének dátumát adja (év,hónap,nap), illetve XX a futtatás sorszámát. A három fájl kiterjesztésében különbözik:.sett a beállítási paramétereket tartalmazza, a.ebe az eseményenkénti nyers adatokat, a.hists a futtatás végén a mérőprogram által létrehozott hisztorammokat tartalmazza a gyors vizsgálatokhoz. A beállításokat tartalmazó fáljban (.sett) található a mérőprogramban beállított paraméterek összessége, valamint a mérés pontos ideje (dátom,óra,perc). A hisztogramm fájlban 1+1+N darab hisztogramm található: első az egyes digitális csatornák megszólalási gyakorisága, második a megszólaló digitális csatornák számának gyakorisága, végül pedig minden kiolvasott Camac csatorna adatainak gyakoriság hisztogrammja. Ezen részletes analízis nélkül létrehozható indikátorok kiválóan mutatják, ha valamiféle probléma lenne az adatok minőségével (rossz csatornák, nem bekapcsolt kamra,...). A eseményfájlban tárolom a futtatás nyers adatait. (Az.ebe végződés utal az event-by-event azaz eseményenkéntiségre.) Minden esemény külön sorban foglal helyet. Minden eseménynél négyféle adatot rögzítek. Első: 66

72 az esemény sorszáma, mely ugyan elvileg azonos az adott sor sorszámával, az esetleges kiírási hibák kiküszöböléséhez igen fontos; valamint az analízis során kiváló debugoló/ellenőrző paramétert biztosít. Második: az előző esemény óta eltelt idő mikroszekundumban, az értékes időinformáció a mérés után is rekonstruálhatóvá teszi a triggerek, a mérési idő, és a hosszú távú viselkedés vizsgálatát (mint láthattuk például a fejezetben). Harmadik csoport: a digitális adatok, a beolvasás sorrendjében 1 vagy 0 karakterek sora, a nyers adat. Null-elnyomásos adattömörítés esetén a digitális adatok struktúrája más: első szám megmutatja, hogy hány 1 -es van az adatsorban, majd ezek helyének felsorolása következik. Negyedik csoport: a Camac adatok, a kiolvasás sorrendjében a modulokból kiolvasott egész számok sorozata. 67

73 Használt elektronikai egységek A méséri összeállításokban a logikai egységek nagy részét a szokásos NIM típusú modulokból állítottuk össze: - NIM LeCroy 465 Coincidence Unit [73], - NIM LeCroy 612A Amplifier Unit [74], - NIM Borer 341 Multiscaler, - NIM LeCroy 222 Dual Gate Generator [75], - NIM LeCroy 428F FIFO [76]. Valamint egy a csoport által házilagosan gyártott Trigger Unit egységből. A Trigger Unit NIM típusú trigger jeleket fogad, melyeket a LAM és BUSY tiltás hiányában továbbít a kapuformáló része felé, ahonnan az elkésleltetett és megnyújott jelet kivehetjük. Az átjutó trigger bebillenti a LAM-ot, amit csak a BUSY külső felkapcsolásával szüntethető meg. A mérések során ezen egység adta az alapvető LAM jelet a digitális mérések esetén. Az 39. ábra mutatja felépítésének vázlatát. dt = 500 ns w = 1000 ns LAM Busy Trigger Out Trigger In 39. ábra. A Trigger Unit egység működésének logikai rajza a megvalósításnál is használt NOT és NOR kapukkal. (A impulzus késleltető és nyújtó egység részletezését mellőzve.) A mérések során használt Camac egységek: - Camac Caen C111 Ethernet Controller [80], - Camac Caen C1205 QADC [79], - Camac LeCroy 2249A ADC [78], - Camac LeCroy 2551 Scaler [81]. A mérésekhez használt detektor oldali elektronikák a REGARD csoport saját fejlesztései. Ezen család tagjai könnyen beszerezhető és olcsó alkatrészekből felépülő, többnyire kis dinamikai tartományú, többcsatornás erősítők. A nyákokat az Eagle [85] programmal terveztük, melyek Eagle for Ubuntu verzióját használtuk. A nyákok maratásást a BME 68

74 40. ábra. Az A.I.8.8. nevű analóg erősítő kapcsolási rajza (bal) és nyákrajza (jobb). Az erősítő négy 4069-es fokozatot tartalmaz mind a nyolc csatornáján. Elektrotechnikai Tanszékenek Nyomtatott Huzalozás Laborkomplexumában [86] tötént. Egy invertáló típusú logikai IC rezisztív visszacsatolásával az IC logikai nulla és egyes állapota között tartjuk a kaput. Egy kis feszültségváltozás hatására az átváltási meredekségnek megfelelő negatív erősítést kapunk. Ezt az ON Semiconductor által gyártott kommerciális CD4069-es inverterrel [83], illetve MC14001B [82] típusú NOR kapuval (másik bemenete földelve) valósítottuk meg. Az ilyen típusú erősítő fokozatokat (tipikusan 3,4 fokozat) kondenzátorokkal kapcsoltuk egymáshoz. Egy ilyen típusú, nyolccsatornás, négy 4069-es fokozatú erősítő kapcsolási- és nyákrajza látható a 40. ábrán. A legtöbbet használt detektor oldali erősítő, a D.IN nevű 16 csatornás, invertert és NOR kaput is tartalmazó erősítő, melynél az erősített jelek egy 74HCT165 [84] típusú PISO (Parallel In / Serial Out) shift regiszterbe kerülnek feszültségeltolás után. A külöbfeszültség megfelelő megválasztásával (a zajszint felett kicsivel) mind a 16 csatorna 1 bites digitalizációja történik meg. A soros kiolvasású regiszter használatának nagy előnye, hogy sok ilyen típusú egység láncra fűzhető, s a tejles rendszer kiolvasásához csak egy órajel és egyetlen visszajövő adat kábel szükséges (valamint egy időkijelőlő jel a mintavétel időpillanatának megadásához). A D.IN os elektronika nyákrajzát, illetve a kész panelt a 41 ábra mutatja. 69

75 41. ábra. Az D.IN nevű digitális 16 csatornás erősítő nyákrajza (bal) és az elkészült panel (jobb). Az erősítő mind a 16 csatornája egy 4069-es és egy 4001-es kapu után feszültségeltolással jut a shift regiszterbe, ahonnan később sorosan kiolvasható az 1 bitre digitalizált adatsor.. 70

76 10.3. Az analízis program A mérések kiértékeléséhez az analízis programot C/C + + nyelven írtam. A program mérési fáljok egy listájával dolgozik; ez praktikus a teszmérések kiértékelésénél, mivel gyakran kívánjuk az egyes hasnoló(egy-két paraméterben eltérő) futtatásokat egymáshoz hasonlítani. A listafáljban megadhatunk egy alapfájlt is, melyet a többi részletes analízise előtt megvizsgál a program. Ez a fálj szolgál referenciaként például a kamrák finom pozícionálásához, vagy a különböző ADC csatornák kalibrálásához. A programban több analízis módot implementáltam, mely a lényegenesen különböző kísérleti összeállításokhoz tartoznak (a továbbiakban az CCC mérésekhez leggyakrabban használt módot mutatom be). Az analízis során többféle feladatot ( AnalyseTask ) végezhetünk el. Minden ilyen feladatkörnek három alapvető bináris paramétere van melyeket ki és be lehet kapcsolni parancssori kapcsolókkal : a számítás, a képernyőre írás és a fájlba mentés. Az analízis mód és a feladatok beállítsa után a fent említett alapfájl beolvasása következik, majd a fájllista minden elemére elvégzi a program a kívánt analízist. A futttásokat külön kezeli, s azokon belül is minden esemény függetlennek van tekintve. Az esemény szintű analízis során a futtatás adott eseményhez torozó adatait kell először kamrajelekké konvertálni (ismerve a kiolvasási láncot). Ezután már kamra illetve kamrarendszer szinten lehet dolgozni az adatokkal. Az analóg és digitális jeleken végzett analízisek bemutatását a következő alfejezetekben mutatom be. A program lépéseinek sematikus vázlata a következő: Az analízis program lépései: 1. Paraméterek beolvasása 2. Analízis mód kiválasztása 3. Lista fájl beolvasása 4. Alapstruktúra rögzítése 5. Alapfájl megnyitása, paraméterinek beolvasása 6. Esemény ciklus (minen esemény vagy limitált) (a) Adatok beolvasása, dekódolása (b) Esemény preanalizálása 71

77 7. Eredmények összesítése, alap paraméterek kiszámítása 8. Kiíratás képernyőre 9. Minden futtatásra a listában (a) Futtatás paramétereinek beolvasása (b) Analízis inicializálása (c) Minden eseményre i. Adatok beolvasása, dekódolása ii. Esemény analizálása (d) Eredmények számítása (e) Alapábra-szktiptek készítése (f) Kiíratás fájlba (g) Kiíratás képernyőre 10. Alapábrák megjelenítése. Az egyes események analízisének lépései: 1. Kamrajelek felöltése 2. Klaszterkeresés 3. Hatásfok és uniformitás számítása 4. Részecskepálya keresése 5. Relatív pozícionálás vizsgálata 6. Időfüggés frissítése 7. Mintázat értelmezése 8. Egyéb speciális analízisek 72

78 10.4. Mérési összeállítások A CCC kamrákat a Wigner FK gázdetektor laboratóriumán kívűl a CERN PS gyorsító T10-es nyalábterületén is volt szerencsénk tesztelni. A T10-es zóna részecskenyalábja a HPTD-CCC tesztek céljainak tökéletes nagy impulzusú (1-6 GeV/c) részecskenyalábot biztosít, mely az egymás mögött elhelyezett kamrák során könnyedén áthatol. A laboratóriumi mérések között a 90 Sr béta forrásos mérések mellett kozmikus méréseket is végeztünk, mely a nyalábnál is említett nagy áthatolóképesség miatt alkalmas több kamra egyszerre történő tanulmányozására. Ez azért is fontos, mivel bizonyos paraméterek (hatásfok, szögfelbontás) leginkább áthaladó részecskékkel vizsgálhatóak megfelelő biztossággal. A forrásos mérések esetén a forrás, kamra, szcintillátor elrendezést használtuk s a szcintillátor adta diszkriminált jelre, mint triggerre olvastuk ki a kamra (mind digitális, mind analóg) jeleit a megfelelő késleltetéssel (hasonlóan, mint a??. fejezetben). A kozmikus illetve PS nyalábmérések esetén tipikusan a párhuzamosan elhelyezett kamrák elé és mögé elhelyezett szcintillátorok koincidenciájára triggerelve olvastuk ki a kamrák jeleit (hasonlóan, mint a??. fejezetben). 42. ábra. Méséi összeállítás a CERN PS T10-nél 2009 augusztusában. Négy párhuzamosan álló CCC kamra, 1 dimenziós digitális kiolvasással. Előtte-mögötte 1-1 szcintillátor a nyaláb definiálásához. A rendszer az alumínium kerettel együtt könnyen forgatható volt. A PS-es mérési összeállításokról készített egy-egy fotográfia a 42., 43. és 44. ábrán látható rendre a 2009, 2010 és 2011-es évekhez kapcsolódóan. 73

79 A vezérlőteremben illetve a zónában használt elektronikai egységekről (lásd fejezet) a 45. ábrán látható egy-egy fotográfia. 43. ábra. Mérési összeállítás a CERN PS T10-nél 2010 nyarán. Hét CCC kamra, melyekből három darab kétdimenziós kiolvasású. Valamint a kisebb kamrák mögött látható egy 50 cm-es CCC kamra, az első nagyméretű technológiai prototípus. A kamrákat itt is szcintillárotok fogják közre. 44. ábra. Mérési összeállítás a CERN PS T10-nél 2011 nyarán. 2x2 darab MIP kamra között foglal helyet a két 1 0.5m 2 -es L0 kamra, valamint a 2010-es 50cm-es kamra. 74

80 45. ábra. A CERN PS T10-es mérési összeállításhoz tartozó vezérlő és adatgyűjtő elektronikák. (bal) A vezérlőteremben lévő nagyfeszültéség egységek, oszcilloszkóp, jelkábelek végei és NIM keret a trigger logikák építéséhez. (jobb) A mérési zónán belül volt érdemes elhelyezni a kisfeszültésgű tápegységet, a szinctillátorok erősítőjét (NIM keretben) és a Camac ADC-t.. 75

81 10.5. Általános kamravizsgálat A CCC kamrák általános működéséhez először az analóg jeleket praktikus megvizsgálnunk, mind oszcilloszkópon, mind ADC mérésekkel. A digitális mérések esetén ezt a hatásfok mérése váltja fel, mely a fejezethez hasonlóan a nagyfeszültség és diszkriminációs szintek megfelelő beállítását követeli meg. Mindemellett a feldeszálas CCC kamra fejezetben bemutatott tulajdonságát is megerősítettem részecskenyalábos mérésekkel is Analóg jelek A kamra analóg jeleinek vizsgálatát legegyszerűbben rádióaktív béta forrással tehetjük meg. Az általunk használt 90 Sr forrás által keletett elektron energiája (lásd fejezet) elegendően nagy ahhoz, hogy pár milliméternyi üvegszálasepoxin áthaladjon, így a kamra átlőhető vele. (A sugárzásnak csak egy része halad át a kamrán, a többi megáll a kamra belsejében, falaiban.) A kamrán áthaladó részecskéket szcinitllátorral érzékeljük, s ezt a jelet használjuk triggernek. Az első CCC kamra ilyen tesztjének fotója látható a 46. ábra bal oldalán, míg jeleinek oszcilloszkópos képe az ábra jobb oldalán. 46. ábra. (bal) Az első CCC kamra, felette béta forrás, alatta egy szcintillátor, hogy trigerelni lehessen az átmenő részecskékre. (jobb) A bal oldali összeállítás jelei az oszcilloszkópon, zölddel a trigger, kékkel és lilával a kamra szálainak és parkettáinak jelei; mint látható, több eseményre kumulálva. A CCC kamrákon használt nagyfeszültség függ a szálak átmérőjétől, a töltőgáztól, valamint a belső geometriai elrendezéstől (8. és fejezetek, illetve például [25] és[?]). Az általunk általában használt paraméterek esetén (ø SW 15 21µm, ø FW µm, gáz: Ar/CO 2 : 80/20) az érzékeny szálak standard feszültsége V, a térfomáló szálak és a katód pedig 500V. 76

82 Bár a labormérések során is közel minimum ionizáló részecskékkel tesztelünk, a nyalábmérések alkalmával is igazolni illik a kamrák normál működését. A 47. ábrán látható a 2009-es első CCC-s HPTD nyalábteszt alkalmával rögzített oszcilloszkóp ábra, melyen az egyik CCC kamra(ccc-7) analóg jele látható néhány áthaladó nyalábrészecskére. A jel és a zaj kiválóan szétválasztható egymástól, mely a kamra kifogástalan működésére utal. 47. ábra. Oszcilloszóp kép egy CCC kamra analóg jeliről a rajta áthaladó PS nyalábban. A sárga jel a szcintillátorok koincidenciája, a zöld a CCC7-es kamra szálairól vett jel. A jel és zaj tartomány jól szétválik, a kamra megfelelően működik. 77