Pályarekonstrukciós eljárások optimalizálása a Samurai Detektorrendszer driftkamra detektoraiban OTDK Dolgozat Hegedüs Dávid Fizikus MSc II. Témavezet : Dr. Horváth Ákos ELTE TTK Atomzikai Tanszék Egyetemi docens Eötvös Loránd Tudományegyetem Fizikai Intézet Atomzikai Tanszék 2017. Január 11., Budapest
Kivonat A munkám során a Japán RIKEN kutatóintézet Samurai detektorrendszerének egyik kísérletének kiértékelésének els részét mutatom be,amely a 15C izotóp Coulomb szétesését vizsgálja. A Coulomb disszociáció mára már egy sokat vizsgált elektromágneses kölcsönhatáson alapuló folyamat, melynek asztrozikai motivációi mellett az egzotikus atommagok szerkezetének vizsgálatánál is jelent s szerepet játszik. TDK dolgozatomban azt részletezem, milyen el munkálatokkal lehet eljutni a detektorrendszer részletes megismerését l a már végs kiértékeléshez használt zikai adatokat tartalmazó adatsorokig. A kiértékelés f célja fragmentum és a kibocsájtott neutron sebességvektorainak különbségének precíz vizsgálata. nagyon pontos részecskepálya meghatározás szükséges. A dolgozatomban a pályarekonstrukcióhoz szükséges sokszálas sodródási kamrák adatértékelési eljárásainak optimalizálása volt a feladat. Több módszer összevetéséb l meghatároztam egy eljárást, amivel a lehet legjobb ütközési szám meghatározás lehetséges. További feladatokat is elvégeztem a Samurai Kollaboráció számára, a részecskeazonosításhoz használt detektorok közül a hodoszkóp kalibrációjának korrekcióját végeztem el.
Tartalomjegyzék. Bevezetés 1. Coulomb-disszociáció folyamata 3. 15 C-el végzett kísérlet leírása 5 3.1. Másodlagos nyaláb létrehozása................. 5 3.2. SAMURAI kísérlet....................... 6 3.3. Adatok kiértékelése....................... 8. Nyalábrészecske azonosítás 8 4.1. Plasztik detektor és ionizációs kamra összehasonlítása.... 9 4.2. Céltárgy el tti PID....................... 11 4.3. Hodoszkóp detektorrúdjai közötti relatív fényhozam korrekciók 14 4.4. Céltárgy utáni PID....................... 20. Pályarekonstrukció sodródási kamrák segítségével 24 5.1. Pozíció és irány meghatározás sodródási kamrákban..... 24 5.2. Sodródási id ablak meghatározása............... 26 5.3. Drifthossz korrekciója...................... 29 5.4. Sodródási kamrák hatásfoka.................. 34. Összefoglalás 36. Hivatkozások 37
Bevezetés Az izotóptérképnek már jól ismert stabilitási völgyének környezetén túl, egészen az izotóptérképen húzott, a még stabil izotópokat magába záró neutron és a proton drip line-ig megannyi egzotikus atommag található, amelyeknek a kutatási motivációi sokfelé ágaznak szét. Asztrozikai, kis hatáskeresztmetszet folyamatok vizsgálatában, magmodellek, extrém magstruktúrák vizsgálata során is fontos szerepet játszanak. Kis felezési idejüknek köszönhet en, ezen egzotikus atommagok vizsgálata radioaktív nyaláb analitikai kísérletek során lehetséges. Manapság sok nagy kutatóintézet foglalkozik radioaktív nyalábokkal végzett kísérletekkel. Dolgozatomban a Japán RIKEN kutatóintézet SAMURAI kísérlet keretein belül felvett adatokkal fogok foglalkozni. A vizsgált folyamat a 15 C(γ, n) 14 C Coloumb disszociáció útján végbemen reakció. 15 C alapállapotának vizsgálata több aspektusban is érdekes. Egyrészt a 14 C neutron befogása a neutron indukált CNO ciklus leglassabb és ezzel legmeghatározóbb része a ciklusnak. A teljes ciklus az alábbi [1]: 14 C(n, γ) 15 C(β ) 15 N(n, γ) 16 N(β ) 16 O(n, γ) 17 O(n, α) 14 C (1) A 15 C széthasadásának, azaz az inverz folyamatnak a méréséb l kapott hatáskeresztmetszetéb l lehet következtetni a neutronbefogásos folyamat hatáskeresztmetszetére. A 15 C Coulomb szétesése a mag érdekes felépítésének vizsgálata szempontjából is fontos. A neutron drip line környékén gyakran megjelennek neutron glóriával rendelkez atommagok, azaz 1-4 neutron nagyon gyengén kötött (<1MeV) és ezzel térben kiterjedtebb a hullámfüggvénye (glória a bels mag körül). A 15 C pont ilyen stuktúrával, 1 neutronos glóriával rendelkezik. A coulomb disszociáció alacsony gerjesztési energiáinak köszönhet en jó módszer a glória miatti alacsony neutronszeparációs energiájú ( 15 C-re 1.218 MeV [2]) neutron vizsgálatára. A munkám f célja a Coulomb-disszociáció során a neutron és a fragmentum koincidencia vizsgálata, relatív momentumuk pontos meghatározása, ezzel olyan jellemz k feltárása, mint a hatáskeresztmetszet impakt paraméter függése és a Coulomb utógyorsítás jelensége ([3], [4]). Ezen utógyorsítás egy kis korrekciót jelenthet a fragmentum és a neutron relatív impulzusmomentumában, amely egy meghatározó mennyiség a jelenség vizsgálatakor. Az utógyorsítás kimérésére nagyon pontosan kell mérni a neutron és a fragmentum impulzus vektorát. Kifejezetten nagy hangsúly van a szögmérés felbontásán. Ezen mérésnek ad új lehet séget a 2012-ben összeszerelt Samurai spektrométer és detektorrendszer 1
a RIKEN Kutatóintézetben. A pozíció és repülési irány mérés alapja a walenta típusú sokszálas driftkamrák. Segítségükkel elviekben akár el lehet érni a milliradián felbontást is. A dolgozatom célja ezen detektorokkal való részecsketrajektória meghatározásának a módszerének megismerése és optimalizálása. A munkám során használt adathalmaznak a 15 C nyalábot tartalmazó része még nem volt kiértékelve, így rám hárultak az el készületi munkák elvégzése is. A kés bbi kiértékelés szempontjából és az el zetes kalibráció és korrekciók szempontjából is fontos a részecskeazonosítás. Ebb l kifolyólag el ször azt tárgyalom milyen módszerekkel tudom a számomra fontos nyalábrészecskéket elszeparálni, és az ehhez szükséges detektorokon milyen el munkálatokat érdemes elvégezni, ha szükséges. Dolgozatom tehát két részb l áll: el ször vizsgálom a részecskeazonosítás lehet ségeit, második részben a sodródási kamrák pályakövetésével foglalkoztam az iránymeghatározás minél pontosabb elvégzése céljából. Az Eötvös Loránd Tudományegyetem, a RIKEN és a Tokyo Institute of Technology együttm ködése alapján, személy szerint Nakamura Takashi, Uesaka Tomohiro az Isospin Laboratóriu vezet je és témavezet m, Horváth Ákos segítségével jutottam ki 1 hónap erejéig 2016 februárjában a kísérlet helyszínére és tanulhattam a Samurai kollaboráció munkatársaitól. Az adatokat ekkor vettem át személyesen és megtanulhattam sok mindent a kísérletr l és az adatok kiértékelésének részleteir l (Anaroot). Az adathalmaz a Samurai Kísérleti összeállítás üzembehelyezési kísérletének adatait tartalmazza. Ebben néhány száz MeV/nukleon bombázó energiájú 15 C atommagok ütköztek ólom és szén céltárggyal. A kísérlet és a kiértékelésünk távlati célja a Coulomb-disszociáció részleteinek (magasabb rend eektusok, fragmentum utógyorsításának lehet sége) vizsgálata volt. 2
Coulomb-disszociáció folyamata Ahogyan a bevezet ben is említettem, a kísérlet célja a 15 C(γ, n) 14 C Coulomb szétesésnek a vizsgálata. El ször is járjuk végig, hogy mi is pontosan az álló céltárgyon való Coulomb gerjesztés. A Coulomb disszociáció akkor jön létre, amikor egy nagy rendszámú atommag mellett relativisztikus sebességgel elhalad egy másik atommag, ami egy könnyen leszakítható nukleont tartalmaz. Jelen esetben a 15 C izotópnak az egyik neutronja halo nukleon, ami ezen kis gerjesztés hatására le tud szakadni (1. ábra). 1. ábra. Az ólomatom mellett relativisztikus sebességgel elhaladó 15 C és a neutron kilökés A céltárgy koordináta rendszerében (K) magának a céltárgyi atomnak az elektromos tere egyszer Coulomb potenciál. Viszont ha áttérünk a relativisztikus sebességgel mozgó 15 C rendszerébe (K ) a megfelel Lorentz transzformációk elvégzésével, akkor egy id függ elektromos és mágneses teret kapok. Itt jön képbe az a tény, hogy a Coulomb-disszociáció egy foton indukált folyamat. Az atommaggal kölcsönható fotonok uxusát az úgynevezett virtuális fotonok módszerével lehet meghatározni. A módszer lényege, hogy Fourier transzformációval át kell térni frekvenciafüggésre és az alábbi képlettel lehet kiszámolni a mozgó részecske által érzett energiauxust: I(ω, b) = c E(ω) B(ω) (2) 4π Adott ütközési paraméter mellett a Coulomb disszociáció valószín sége, ha a foto- 3
disszociáció σ γ hatáskeresztmetszetét ismerjük [6]: P (b) = I(ω, b)σ γ ( hω)d( hω) (3) Ebb l már az impakt paraméter szerinti integrálással megkaphatjuk a Coulomb-disszociáció hatáskeresztmetszetét.[7] Nem szabad elfelejteni, hogy Coulomb szétesés mellett létrejöhet nukleáris szétesés is, amikor is a céltárgyi magnak ütközik neki a nyaláb részecske. Ez sokkal nagyobb gerjesztési energiával jár, tehát a magból is kilökhet neutront. A valószín sége a neutron kibocsájtásnak két komponensre, nukleáris és Coulomb tagra bontható az alábbi módon: σ = σ nuclear A 1/3 + σ coulomb Z 2. Behelyettesítéssel megmutatható, hogy nagy rendszámú céltárgyi atommagok esetében a Coulomb felhasadás az uralkodó, ezért használnak ólom céltárgyat. A nukleáris felhasadás vizsgálatához jellemz en szén céltárgyat használnak. Munkám végs célja a Coulomb disszociáció hatáskeresztmetszetének az impakt paraméterfüggésének a meghatározása és a nyalábrészecske szétesése utáni utógyorsítás kimérése a fragmentum és a neutron relatív impulzusának mérésével. A neutron és a fragmentum tömegközéppontja a Rutherford szórást követi, így a fragmentum és a neutron szórás utáni impulzusának az irányából az impakt paraméter meghatározható. Az utógyorsítás akkor következik be, amikor a nyalábrészecske a Coulomb szétesés létrejöttekor nagyon közel volt a nagy rendszámú céltárgyi atomhoz. A céltárgyi atomot megközelítve a nyalábrészecske veszített a kinetikus energiájából, a hasadás után a töltött fragmentumot az Coulomb-tér visszagyorsítja, viszont a neutront nem. Ez a jelenség elvikben meggyelhet a neutron és a fragmentum momentumának a vizsgálatából. 4
15 C-el végzett kísérlet leírása A munkához használt adatok a japán RIKEN kutatóintézet SAMURAI Commissioning nev kísérlete során lettek felvéve 2012 március 15-23-ig. Ezen kísérlet a teszt kísérlete volt egy új, modern multi-részecskés spektrométer rendszernek, a SAMURAI-nak. Ahogyan a bevezet ben is említettem, a végeredményhez nagyon pontos szögfelbontás szükséges, amihez remek lehet ség ezen új berendezésrendszer. A továbbiakban röviden ismertetem a teljes rendszert a kezdeti forrástól kiindulva. 3.1. Másodlagos nyaláb létrehozása A forrás és ezzel az els dleges nyaláb 18 O volt. Ez többszöri gyorsításon esik át és stripping céltárgyakon keresztülhaladva teljesen ionizálódik. A f gyorsítást az SRC (Superconducting Ring Cyclotron) gyorsító végzi. Ezen 8300 tonnás ciklotron több száz MeV/nukleon energiára gyorsítja fel a nyalábot. Az SRC után a nyaláb beleütközik egy berillium céltárgyba, ahol multifragmentáció révén izotópok széles skálája keletkezik. Ezen izotóprengeteg közül már csak el kell szeparálni a számunkra fontos nyalábot. Ezt a körülbelül 70 méter hosszú berendezésláncolat, a BigRIPS hivatott elvégezni. A hagyományos fragmentumszeparátorok elvén képes nagy tisztasággal egy adott mágneses ellenálló képességgel (Bρ-val) rendelkez nyalábot létrehozni. A kísérlet ezen részei a 2. ábrán látható. 5
2. ábra. A gyorsítás két fázisa és a fragmentumszeparátor A fragmentum szeparátorból kiérve a nyaláb az egyes kísérletekhez érkezik. 3.2. SAMURAI kísérlet A SAMURAI spektrométer rendszer kísérleti elrendezése a 3. ábrán látható. 3. ábra. SAMURAI spektrométer rendszer kísérleti elrendezése [8] 6
A munkám során az alábbi detektorok adataival dolgoztam [9]: Fókusz sík detektorok: A fragmentumszeparátor egyes fókuszsíkjaiban található plasztik szcintillációs detektorok, amelyek id t és energialeadást mérnek. Ilyenek például F3 vagy F7 plasztik detektorok. SBT1-2 (Secondary beam trigger 1-2 vagy F13 1-2): Két egymáshoz nagyon közel lév plasztik szcintillációs detektor, amely a Samurai kísérlet számára adja az id mérés trigger jelét, ezzel együtt leadott energiát és id t mér a detektor két szélén. ICB (Ion Chamber for Beam): Egy ionizációs kamra a nyalábrészecskék töltésének mérésére. 10 elszeparált térfogatban gy jti össze a töltéseket. BDC1-2 (Beam Drift Chamber 1-2): Kett, egymástól 1 méterre lév sodródási kamra. 8 rétegen 16 anódszál/réteg méri egy 80x80 mm eektív területen a részecskék pozícióját és sebességük irányát. Az anódszálak közötti potenciálvezetékek határoják be az 2.5 mm-es maximális drift hossz távolságot. Céltárgy: Egy forgó céltárgy tartó biztosítja, hogy ólom, szén, réz és üres céltárgy legyen beállítható. A céltárgy a Dali detektor (létrejött gerjesztett magok által bármilyen irányban kibocsájtott γ fotont méri) közepén helyezkedik el. FDC1-2 (Forward Drift Chamber1-2): Szintén két sodródási kamra. Az FDC1 a céltárgy és a mágnes között helyezkedik el. 14 rétegen 448 vezeték található 5 mm-es drift hosszal. Sokkal nagyobb eektív területtel rendelkezik a mágnes után elhelyezked FDC2 14 rétegén 1568 vezetékével és a legnagyobb 10 mm-es maximális sodródási hosszával. HODF (Hodoscope for Fragment): 16 darab plasztik szcintillátor rúd egymás mellett szorosan. Összehangoltan mérik a fragmentumok által leadott töltést és az áthaladás id pontját. Nebula (NEutron Detection System for Breakup of Unstable Nuclei with Large Acceptance): A detektorrendszer egy nagyon fontos eleme a neutrondetektor. 120 neutron és 240 γ detektoregységgel rendelkezik, nagy távolságon nagy szögben képes mérni a neutron pozícióját és impulzusát A detektorok között helyezkedik el az óriási Samurai mágnes. Forgó talpazat biztosítja, hogy megannyi módban lehessen használni. 7
3.3. Adatok kiértékelése Az egyes detektorokból származó jelek szelektálás után kerülnek az adattömbbe. Ezen szelektáláshoz több trigger áll rendelkezésre. Rendszerint 3 trigger szabályozta, hogy a detektorsoron mért jelek bekerülnek-e egy eseményként az adattömbbe. Ez a 3 trigger az alábbiak: Nebula: amikor lett detektálva neutron. Dali: amikor a céltárgy körüli Dali γ detektorrendszer detektált. Downscale: minden n-ik adatsor felvétele. Az adatfájlok tartalmához egy úgynevezett Anaroot programcsomag segítségével lehet hozzáférni és a nyers adat beolvasása után több rekonstrukciós lépést is el lehet vele végezni. Az Anaroot a cern ROOT programcsomagon belül m ködik és rengeteg, a kísérletre testreszabott osztályt és függvényt tartalmaz. Nyalábrészecske azonosítás Az adatokkal való munkához elengedhetetlen azonosítani a nyaláb különböz atommagjait. Habár a BigRIPS részecskeszeparátor nagy tisztaságú nyalábot tud létrehozni, azért megjelenhetnek kis mennyiségben más részecskék is. A részecskeazonosításnál, vagy röviden PID, különválasztottam a céltárgy el tt és céltárgy utáni esetet. Az alábbi módszereket próbáltam ki: Céltárgy el tt de(sbt)-v: a Samurai detektorrendszerének els plasztik detektorpárosában, az SBT 1-2-ben leadott energia a részecske sebességének függvényében, amit az SBT 1-2 és hátrébb, a BigRIPS-ben található további vékony plasztik detektorok segítségével kapott repülési id b l számolok. de(icb)-v: ugyanaz mint a el z, csak az energialeadást az ionizációs kamrában nézem. Céltárgy után de(hodf)-bρ: A hodoszkópban leadott energiát ábrázolom FDC1 és FDC2 közötti nyalábtengellyel bezárt szög változásából (a mágnesnek köszönhet en) 8
kapott Bρ-val arányos mennyiséggel. A két ábrázolt mennyiséget ezen felül sebességfüggetlenné teszem a hodoszkóppal mért repülési id segítségével A részecskeazonosítással kapcsolatban az alábbi kérdések merültek fel: 1. Plasztik detektor vagy ionizációs kamra megfelel bb-e a leadott energia mérésére, és ez mennyire függ a nyaláb intenzitásától? 2. A hodoszkópnak mind a 16 plasztik detektor rúdja ugyanarra a részecskére ugyanazt a töltéshozamot kéne mérnie. Ez nem teljesen teljesül, amit érdemes korrigálni. 4.1. Plasztik detektor és ionizációs kamra összehasonlítása A céltárgy el tt, viszont már a Samurai kísérleti elrendezés el tti kvadrupól-triplet fókuszáló mágnes után két energialeadásra alkalmas detektor is található. Az SBT 1-2 két végében méri a fényhozamot, amiknek mértani középét vettem a részecskepozíció kiküszöböléséhez. Ezután az SBT 1 és az SBT 2-re kapott értéket számtani átlagoltam. Az ICB egy 10 réteg ionizációs kamra. Sokkal lassabb detektor mint a plasztik szcintillációs, ezért ha túl nagy a nyaláb intenzitása akkor a pile up tönkreteheti a részecskeazonosítást. Ezt két run segítségével vizsgáltam meg. Az egyik a 291-s számú 15 C nyaláb ólom céltárgyon, a másik a 227-s számú 15 C nyaláb, ami sokkal kisebb intenzitással rendelkezik. Mindkét run esetén ábrázoltam a detektorban leadott energia eloszlását az SBT és az ICB detektorokban (4. és 5. ábra) és integráltam az eloszlást a teljes tartományon és csak a f csúcs helyén is. Az események scaler információja segítségével kiszámoltam a nyaláb intenzitást. A f csúcsban való integrál százalékos arányát és a nyaláb intenzitást az alábbi táblázatban foglaltam össze: run 291 run 227 Intenzitás 126973 cps 938 cps ICB 48.1 % 96.5 % SBT 71.2 % 96.0 % 1. táblázat. Pile up megjelenése az ICB detektorban nagy intenzitású nyaláb esetén Az eredmény egyértelm en látszik az 5. ábrán, hogy a f csúcs feletti energián két kisebb csúcs jelenik meg a pile up-nak köszönhet en. A 4. és az 5. ábrákon még látható a detektorok felbontása is. A 2. táblázatban összegeztem a f csúcs illesztéséb l kapott maximumhely/félértékszélesség arányt. 9
4. ábra. SBT detektoron mért fényhozam eloszlása két run esetén a f csúcsot megillesztve 5. ábra. ICB detektoron mért töltéshozam eloszlása két run esetén a f csúcsot megillesztve run 291 run 227 maxhely/σ ICB 11.3 18.6 SBT 19.2 24.8 2. táblázat. Az SBT 1-2 és az ICB detektorok felbontásának vizsgálata két különböz nyalábintenzitású run-ra 10
A kísérletben az ionizációs kamrák els sorban a nagy rendszámú elemek töltésmeghatározására lettek tervezve. A kiértékelés során sokkal el nyösebb a plasztik szcintillációs SBT detektorpár. 4.2. Céltárgy el tti PID A céltárgy el tti részecskeazonosításhoz egyszer energialeadás-repülési id hisztogramot használtam. Az energialeadás mérésére az SBT plasztik szcintillátor detektorpár két-két oldalán mért fényhozam mértani közepének számtani átlagát vettem. Els feladat zikai repülési id és sebesség számolása. El ször ellen riztem, hogy a már rendelkezésemre álló id kalibrációs paraméterek megfelel ek-e. Egy id kalibrációs run segítségével ellen riztem ezt, és nem szorult semmi korrekcióra. A repülési id mérésére a BigRIPS fragmentum szeparátor 7. fókuszsíkjában (F7) lév detektorrendszer plasztik szcintillációs számlálója által mért id és az SBT detektorpár 4 oldalán mért id számtani átlagával számolt id különbségét vettem (tof = T F 7 T SBT ). Ezen két detektor között körülbelül 35 méter van. Érdekes mód az T F 7 T SBT különbség pozitív szám, emellett észrevettem, hogy az én de-tof ábráimat összehasonlítva a BigRIPS detektoraival más által felvett de-tof ábrával, az egyes részecskékhez tartozó foltok tof-ban pont fordított sorrendben következtek. Emellett ábrázoltam a de-tof ábrát két run együttesére, amely két run-ban ugyanolyan izotópot tartalmazott, csak más Bρ értékkel. A nagyobb Bρ-val rendelkez nek nagyobb a sebessége, mégis azé a nagyobb tof, ami els re ellentmondásosnak t nhet (a 6. árbán látható). 11
6. ábra. Az általam számolt tof nagyobb sebességre nagyobb értéket ad Ez csak úgy magyarázható, hogy az általam használt adatfájl felvétele során az F7 plasztik detektor mindkét oldali id mérése el volt késleltetve id ben az utánra, hogy az SBT 1-2 TDC egységei megmérték volna a jelét ugyanannak a részecskének. Ezt mutatja be az alábbi ábra: 7. ábra. tof kialakulásának magyarázata Itt L az F7 és az SBT-k távolsága, a D1 és D2 az alap késleltetés a zikai id és a mért id között rendszerint a nukleáris elektronikából adódóan (ezek átlagértékei minden 12
egyes id mér egységen alkalmazott késleltetéseknek, detektoronként két értéknek). Ily módon a mért repülési id a tof = D L/v, amelyb l látszik, hogy minél gyorsabb egy részecske, annál nagyobb tof érték fog hozzá tartozni. A részecskék konkrét sebességéhez meg kell határozni a késleltetési id t. Ezt úgy tettem, hogy a rendelkezésemre álltak un. Bρ scan run-k, amelyek során a nyalábot nagy tisztaságban egy meghatározott Bρ-val rendelkez adott izotóp alkotta. Több ilyen run-ra meghatároztam illesztéssel a tof-t. A részecskék sebességét az alábbi képlettel határoztam meg: v = c 1 + m2 0 c2 z 2 e 2 (Bρ) 2 (4) ahol c a vákuumbeli fénysebesség, m 0 az izotóp nyugalmi tömege, z a rendszám és e az elemi töltés. A v-b l, az F7 és az SBT plasztik detektorok távolságából és (a tof eloszlást Gauss függvénnyel illesztve kapott) tof értékekb l meghatároztam a késleltetési id t ns pontossággal. Ezek átlagát használva általános késleltetési id nek, már bármilyen run-ra meghatározható a részecske sebessége a tof-ból. A részecskeazonosítást egy a Coulomb disszociációhoz is szükséges ólom céltárgyú 15 C run-on próbáltam ki. Ezen run-nak a céltárgy el tti de-v ábrája a 8. ábrán látható. 13
8. ábra. Céltárgy el tti PID 15 C nyalábra ahol az y tengelyen de z2 v 2, rendszámmal arányos menyiséget ábrázoltam. Az ábrán látható, hogy több nagyon kicsi intenzitású egyéb részecske jelenik meg. Mivel a Samurai kísérlethez érve egy adott Bρ érték lesz a nyaláb, ezért az azonos rendszámú izotópok sebességben mindenképp különbözni fognak. 4.3. Hodoszkóp detektorrúdjai közötti relatív fényhozam korrekciók A céltárgy utáni részecskeazonosításhoz elengedhetetlen, hogy a hodoszkóp 16 egymás melletti detektora egymásra legyen hangolva részecske által keltett fényhozam tekintetében. Az általam alkalmazott egyszer relatív kalibrációnak az alábbi lépései vannak: 1. Kiválasztani a megfelel C izotóp nyalábbal rendelkez run-kat, amik lefedik részecskékkel a hodoszkóp nagy részét. Begy jteni egy adatfájlba a Samurai mágnes utáni pozíció és irány (FDC2) és energia veszteség (HODF) információkat 2. Azonosítani azokat az eseményeket, amelyeknél a részecske két szomszédos detektort is eltalált (azaz pont a szélét találta el és mindkett ben leadott energiát). FDC2-b l meghatározott koordinátákat rá kell vetíteni a HODF pozíciójára és deniálni kell tartományokat az x pozícióban, ahol két szomszédos hodoszkóp rudat talált el. 14
3. Meg kell határozni, hogy mely tartomány mely detektorpároshoz tartozik, és ábrázolni a fényhozamot az (i+1). rúdban az i. rúdban mért függvényében. 4. Megfelel eljárással ezt a 3D-s hisztogramot megillesztettem egy egyenessel. A megfelel relatív kalibrációs konstanst a -1 meredekség vé korrigálással kapom. A korrekcióhoz az úgynevezett Bρ scan run-kat használtam. Ez 28 db, C valamely izotópját tartalmazó nyalábbal rendelkez run különböz megadott Bρ értékekkel. Azért jók erre a feladatra, mert x koordináta nagy skáláját lefedik a Bρ és tömegszám változatosság miatt. A hodoszkópra vetített koordináta eloszlása (az FDC2 által mért pozíciót extrapolálva) ezen run-kra az alábbi ábrán látható: 9. ábra. Az összes használt run x pozíció eloszlása a hodoszkópon Egyes izotóp-bρ pároshoz több run is tartozhat. Több csúcs abban különbözik, hogy szélesítették a impulzus eloszlást a BigRIPS fragmentumszeparátor réseinek a növelésével. Az x pozíció tartományok kijelöléséhez ábrázoltam az összes esemény pozíció eloszlását azokkal az eseményekkel együtt, amik két szomszédos rúdban hagytak jelet egyszerre. Két ilyen példaábra a 10. ábrán látható. 15
10. ábra. Pozíció eloszlása az összes eseménynek (kék) és a szomszédos rudakban jelet hagyó részecskéknek (piros) A piros színnel ábrázolt eloszláson lév csúcsokat úgy is ellen riztem, hogy ábrázoltam a két szomszédos jelet adó rúdban mért energialeadás összegét x pozíció függvényében. Pozícióban a 10. ábrán lév csúcsok helyén fényhozamban egy egzakt értéket mutatott az eloszlás, a csúcsokon kívüli kis háttér meg szétmosódott fényhozamban. Azt is sikerült kimutatni, hogy ha ábrázolom az összes esemény de eloszlását és ezen kis csúcsokban lév események de eloszlását, akkor az utóbbi eloszlásban lév csúcs kisebb töltéshozamnál van, ami valószín leg a fal vastagsága miatt van. A 10 ábrán látható csúcsokat sorszámoztam és meghatároztam mely detektorrúdpárhoz tartoztak. Sajnos csak az els tíz detektorrúdhoz találtam korrekcióhoz alkalmas csúcsot. Ez azért is van, mert mint ahogy a 11. ábrákon látható, ha folyamatosan csökkentjük az x pozíciót, a detektorrúd azonosítója visszaugrik (a két ábra két csoportnyi run-t szerint van szétválasztva). Ezt csak azzal tudtam magyarázni, hogy egy bizonyos run után a detektort eltolták, amelynek láttam nyomát a kísérlet logbook-jában is. 16
11. ábra. A HODF pozíciójában vett x pozíciója a részecskéknek a mért értéket adó detektorrúd azonosítójának függvényében Ezután a 10. ábrán látható kis csúcsokhoz tartozó eseményeknél ábrázolom a hozzájuk tartozó detektorpáron mért fényhozamot egy 3 dimenziós hisztogrammon. Ilyen eloszlás látható a 12. ábrán. Ezután hogy megilleszthet legyen az eloszlás, felosztottam 20 db részre az x tengely mentén és a részhisztogramok y tengelyre vett projekciójára illesztettem Gauss függvényt (szükség esetén két Gauss összegét). A kapott maximumokra illesztettem az egyenest. Összesen 10 ábrán 12 egyenest tudtam illeszteni (2 run-ban 2 különböz érték energiát leadó részecske is volt, amib l egy látható a bal oldali ábrán). 17
12. ábra. Az energialeadás két szomszédos detektorrúdban olyan eseményekre, ahol mindkett megszólalt Az illesztett egyenesekb l y = mx + b egyenlet alapján az (i+1). detektorrúd által mért fényhozam kalibrációs konstansát 1/m-el szorzom meg, hogy az i. detektorrúdhoz képest korrigáljam. Ezen szorzótényez k az i-(i+1) párokra az alábbiak lettek: 18
detektorrúd-párok szorzók 1-2 1.350 ± 0.020 2-3 0.987 ± 0.002 3-4 1.021 ± 0.001 4-5 0.972 ± 0.005 5-6 0.907 ± 0.001 0.906 ± 0.001 6-7 7-8 1.049 ± 0.007 1.090 ± 0.002 1.101 ± 0.006 8-9 0.984 ± 0.016 9-10 0.921 ± 0.007 1.011 ± 0.027 10-11 11-12 12-13 13-14 14-15 15-16 3. táblázat. Relatív korrekciós szorzók a kalibrációhoz A két detektort eltaláló részecskék de eloszlására (az egyik olyan run alapján, amelyben két különböz energialeadást lehetett meggyelni) a már meglév kalibrációval a 13a ábrán látható eloszlást kaptam. A korrigált konstansokkal számolva a 13b ábrán látható módon sokkal jobban elváltak a csúcsok, tehát sikerült javítani a részecskék energialeadásának felbontásán a hodoszkópban. 19
(a) Régi kalibrációs értékekkel (b) Új korrekciós konstansok alkalmazásával 13. ábra. Két detektorrúdban egyszerre detektált részecskék összes fényhozamának eloszlása a javítás el tt és után 4.4. Céltárgy utáni PID A céltárgy utáni részecskeazonosítás sokkal fontosabb és komplikáltabb feladat. fragmentumok különböz sebességén túl még az is nehézséget okoz, hogy a f nyalábrészecskét l a fragmentum 1 neutronnal különbözik. Ebb l adódóan fontos, hogy sebességfüggetlen legyen az azonosítás. Az PID-hoz a hodoszkóp által mért energialeadást és id t használtam fel és a Bρ számolásához felhasználtam a részecskék FDC2 és az FDC1 által mért xz síkban a z nyalábtengellyel bezárt szögét (az a sík, amiben eltérülnek a dipól-mágnes terében). A részecskeszeparáció elve az alábbi arányosságokon alapszik: Bρ A v; z2 de z 2 tof 2 z v 2 Bρ de A; de/tof z (5) ahol a tof a hodoszkóp segítségével kapott repülési id (itt már zikai repülési id r l van szó). Az A a részecske tömegszáma, z a rendszáma, de a hodoszkóban leadott energiája és v a sebessége. A Bρ-t (azaz a mágneses tér szorozva a részecskepálya simulókörének sugarával) a két FDC detektor méréséb l vettem. Most az egyszer ség kedvéért homogén mágneses térben való eltérülést nézek. Legyen φ 1 és φ 2 rendre a részecskepálya FDC1 és az FDC2 által mért xz síkbeli, a nyalábiránnyal bezárt szöge. Ahogyan a 3. ábrán látható, a Samurai mágnesben a nyalábtengely (z) a nyaláb irányából nézve negatív irányba α = 59.907 szöggel fordul el. Az FDC1 és 20 A
FDC2 0 pontját összeköt trajektória adott B mágneses térben, azaz a centrális trajektória sugara egyen R és az eddigihez hasonlóan egy részecskepálya sugara meg ρ. Ekkor ha elhanyagoljuk a különböz Bρ-hoz tartozó trajektóriák hossza közti különbségeket akkor az alábbi módon számolhatom ki a mágneses merevséget (Bρ): α R = ρ(α φ 2 + φ 1 ) Bρ = B α (6) R α φ 2 + φ 1 Ezt behelyettesítve az 5. egyenletbe a részecskeazonosításhoz ábrázolom a Bα/(α φ 2 +φ 1 ) de-t a de/tof függvényében. Ennek a tesztelésére az alábbi ismert többnyire nagy tisztaságú run-kat használtam: run# izotóp Bρ (Tm) B samurai (T) 243 10 C 3.6 2 241 11 C 3.84 2 231 12 C 4.8 2 227 15 C 5.28 2 229 15 C 5.52 2 327 16 C 6.38 2.5 195 10 Be 6.3 3 218 14 Be 7.9 3 4. táblázat. Céltárgy utáni PID módszer ellen rzésére használt run-k A táblázatban megtalálható a mágnes centrális mágneses terének becsült értéke, amit a run fejlécéb l vettem. Mivel külön run-kat használtam, könnyen meg tudtam határozni, hogy mely izotópok mely foltokat fogják eredményezni az ábrán azzal, hogy egyesével kiegészítve ábrázoltam ket. A kapott eredmény az összes különböz izotópra a 14. ábrán látható. 21
14. ábra. Céltárgy utáni részecskeazonosítás különböz nyalábokra Az esetleges sebességfüggést vizsgáltam úgy is, hogy a 4. táblázatban található két különböz sebességgel (Bρ-val) rendelkez 15 C runra ábrázoltam a 14. ábrán látható hisztogramot. Ennek az eredménye a 15. ábrán. 22
(a) 15 C Bρ = 5.28 (b) 15 C Bρ = 5.52 15. ábra. PID ellen rzése különböz sebesség ugyanolyan izotópokra A 15. ábrán látszik, hogy van egy kis sebességfüggés. A 14. ábrán is látszik, hogy az egyes csúcsok távolsága közti arány nem a legjobb. Ez valószín leg annak köszönhet, hogy elég sok elhanyagolást tettem, még érdemes módosítani az ábrázolt mennyiségeken és azoknak a nyers adatokból való meghatározásán. A 4. táblázatban található B Samurai értékek okozhatják a legnagyobb hibát, hisz az utolsó 16 C izotóp tér el a legjobban a várttól és annál az egy run-nál volt új beállítása a mágnesnek. Ez kés bb nem okoz gondot, hisz egy run-n belül nem állították a mágnest. 23
Pályarekonstrukció sodródási kamrák segítségével A f céljaink eléréséhez rendkívül jó pályarekonstrukcióra van szükség, gondolva itt arra, hogy a neutronok és a fragmentumok szögeloszlásaiban rendkívül kis jelenségeket kell észrevenni. A sodródási kamrák sodródási id mérés adatainak a kinyerését l az egyes rétegeken mért beütések segítségével való pályaillesztésekig minden elvégezhet az Anaroot és Root programcsomagokkal. Az alábbiakban röviden ismertetem ennek metódusát. 5.1. Pozíció és irány meghatározás sodródási kamrákban A sodródási kamrákon áthaladó részecske ionizálja a kamra tölt gázát. A rétegekbe rendezett megannyi anód szál elektromos terének köszönhet en az ionizáció során keltett elektronok a szál irányába sodródnak. Közöttük nagyfeszültség vezetékek gondoskodnak arról, hogy csak egy vezetékre menjenek a töltések egyszerre. A vezetéken felgyülemlett töltések árama adja a stop jelet rétegenként egy pár ezer csatornával rendelkez TDC egységnek, így kapva egy csatornaszámbeli id hosszt. Ezen csatornaszámbeli id értékekb l (TDC id k) el ször is el kell készíteni minden detektor minden rétegére egy TDC hisztogramot. A 4 detektor egyik rétegére egy ilyen hisztogram az alábbi ábrákon látható: 24
(a) BDC1 (b) BDC2 (c) FDC1 (d) FDC2 16. ábra. A 4 drift chamber egy rétegére kapott tdc id hisztogramok Ha feltételezzük, hogy a részecskék áthaladásának pozíciója egyenletes eloszlást követ, akkor ezen hisztogramok a sodródás átlagsebességének a sodródási id szerinti függvényét írják le, vagyis az, hogy nem egy egyenletes eloszlás látható az ábrákon, az valószín - leg annak az eredménye, hogy nem homogén az elektromos tér és nem végtelen gyorsan gyorsulnak fel a sodródási sebességre, nem beszélve arról, hogy a részecskék a sodródási tér (a 19. ábrán szaggatottal határolt térfogat) sarkát is eltalálhatták. A 16. ábrákon lév hisztogramokat be kell állítani az Anarootban egy speciális osztály egy függvényével. Emellett meg kell adni egy ablakot az id ben([t 0,t 1 ]), amely megfelel majd a d maximális drift hossznak (d BDC1 = d BDC1 = 2.5 mm d F DC1 = 5 mm d F DC2 = 10 mm), hiszen a 16. ábrákon látható csúcs két széle a minimális és maximális sodródási hossznak felel meg. A konkrét trajektóriaillesztés el tt az alábbi integrálfüggvényt alkalmazva az el z hisztogramokra (N(t)) az összes TDC csatorna értékre (t ch ) meghatározódik a hozzá tartozó drift hossz (DL) érték. DL(t ch ) = d 25 tch t 0 t1 t 0 N(t)dt N(t)dt (7)
Ezután már az adatok eseményenkénti kinyerése során az egyes beütések helyzetének meghatározásához a mért id t meg kell feleltetni a hozzá tartozó drift hossznak. A sodródási kamra végeredményül a részecske pályáját adja meg a detektoron belül. Az x,y tengely mentén vett pozíció és irány meghatározásához szükség van legalább egy mért jelre (aminek az ideje a korábban említett id ablakon belül van) minden, a tengellyel nem párhuzamos vezetékekb l álló rétegt l (BDC-ben vízszintes és függ leges vezetékek vannak, de az FDC-kben ±30 -os anódszálak is találhatók). Sokszor több beütés is érkezik, ami megfelel ezen kritériumoknak. Ebben az esetben is az illesztés csak annyi beütést használ fel, amennyi réteg részt vesz, viszont minden kombinációt megilleszt a program és az illesztés χ 2 -e alapján választható ki a részecske legmegfelel bb pályája. A sodródási kamrák felbontásának a javítása körül, ezen folyamat kiismerése után, az alábbi kérdések merültek fel: 1. A 16. ábrákon látható hisztogramokon bejelölend sodródási id ablakból mi az ideális. Vajon a teljes histogram jelenti a maximális sodródási hosszt vagy érdemes sz kíteni, f leg a hátteret is gyelembe véve? 2. Egyes sodródási kamrák egyes rétegeiben meggyelhet egy drift hossz függ szisztematikus eltérés a beütés pozíciója és a számolt trajektória között. Kapcsolatot találva ezen eltérések és a drift hossz között, és korrigálva vele vajon el lehet-e érni eredményes felbontás javulást? 5.2. Sodródási id ablak meghatározása Az el z fejezetben röviden ismertetem hogyan keletkezik a vezetékeken mért csatornaszámbeli id értékekb l részecskepálya. A drift hossz számolása egy integrálfüggvénnyel történik, ami egy arányosságként képzelhet el, ahol a TDC csatornaszámban vett ablak felel meg a maximális drift hossznak a detektorban (d). Ezt a felhasználónak kell megadni, kérdésként merülhet fel, hogy a 16. hisztogramokon hol érdemes ezt felvenni. A határok azért sem triviálisak, mivel a részecske nem egy egyenes mentén kelti az elektronokat és ha a sodródási tér sarkát találja el a részecske, akkor nagyobb is lehet a sodródás hossza a d értéknél, emiatt ezeket a beütéseket érdemes kizárni. Érdemes gyelembe venni azt is, hogy a 16. ábrán látható egy háttér is, ami a teljes, több ezer csatornán át látszik állandó periódussal. Ezek azoknál a run-oknál jelennek meg, amiknél nagy a nyaláb intenzitás és más csomagokból is detektálódnak részecskék, ezért ezeket érdemes kizárni a TDC ablakból. Az ablak két szélének választottam több t 0 és t 1 értéket, amelyeket az alábbi ábrán és táblázatban összegeztem: 26
17. ábra. A választott kezd és végpontjai a sodródási id ablaknak t 0 t 1 1 2 3 4 1 2 3 BDC1 670 696 735 751 775 788 792 BDC2 654 682 730 751 768 780 784 FDC1 1400 1456 1505 1525 1588 1611 1617 FDC2 850 988 1025 1050 1473 1485 1496 5. táblázat. TDC ablak határainak választott lehet ségek Az 1. kezd pont és a 3. végpont a hisztogram elt nésénél van. A 2. kezd és végpont a 16 ábrán látható nagy intenzitás okozta háttér esetén már kit nik a háttérb l, a 3. kezd pontot a felfutás felénél, a 4. kezd pontot a görbe konvexitásának megváltozásakor vettem fel. Az 1. végpontot a maximumban deniáltam. Ezen felül kell valamilyen célfüggvény, amit szeretnénk optimalizálni a megfelel ablak 27
megválasztásával. A használt célfüggvények az alábbiak: ( BDC2(x) BDC1(x) ) C 1 (x) = F DC1(x) BDC2(x) + l BDC2 F DC1 (8) l BDC1 BDC2 ( BDC2(y) BDC1(y) ) C 2 (y) = F DC1(y) BDC2(y) + l BDC2 F DC1 (9) l BDC1 BDC2 ( BDC2(x) BDC1(x) ) C 3 (φ x ) = F DC1(φ x ) arctan (10) l BDC1 BDC2 ( BDC2(y) BDC1(y) ) C 4 (φ y ) = F DC1(φ y ) arctan (11) l BDC1 BDC2 C 5 (φ x ) = F DC2(φ x ) F DC1(φ x ) (12) Ahol Detektor(x, y, φ x, φ y ) az adott detektoron mért x, y (nyalábra mer leges sík) koordinátát és xz és yz síkbeli, z tengellyel bezárt szöget jelenti (z tengely a nyalábtengellyel esik egybe). Ezen felül l a detektorok távolságára utal. Magyarán az els két függvény a pozíció ellen rzésére szolgál detektorról detektorra való extrapoláció segítségével, a másik három meg szögmérés ellen rzésére. Az utolsó függvény azért alkalmas, mert az egész ellen rzést egy olyan run-ra végeztem el, amely során meghatározott Bρ-ú nyaláb volt használva és nem volt céltárgy. Ezen eloszlásokra egy keskeny Gauss függvény feltételezhet, aminek a minimalizálandó paraméterének a félértékszélességet választottam. Az összes kezd és végpont kombinációval kapott σ Gauss félértékszélességekre az alábbi eloszlásokat kaptam: 28
(a) A (8) függvényre (b) A (9) függvényre (c) A (10) függvényre (d) A (11) függvényre (e) A (12) függvényre 18. ábra. A különböz ablakokra a célfüggvények eloszlásának a félértékszélessége Hasonló eredményt kaptam nagy és kis intenzitású nyalábú run-ra is. A kapott eredmények alapján és gyelembe véve, hogy sokszor el fordulhat periodikus háttér a TDC hisztogramokon, [t 0 ; t 1 ]=[2; 2] intervallumot választottam az elkövetkezend kiértékeléséhez a sodródási kamráknak. 5.3. Drifthossz korrekciója Érdemes megnézni, hogy a (legkisebb χ 2 - ) trajektória mennyire tér el az illesztésére használt beütések pozíciójától. A program egy adott rétegen való pozíciót és irányt adja meg, ahonnan kiszámolható bármelyik rétegre a részecske pozíciója. Az FDC detektorok ±30 -os vezetékei esetében egy forgatást is kell alkalmazni. A drifthossz számolás metódusa rétegr l rétegre történik (a 16. ábrákon lév TDC hisztogramok is az egyes rétegekre kell elkészíteni, mivel külön TDC egység tartozik minden réteghez), ezért az egyes rétegekre a trajektóriáktól való eltérések eloszlásában lehetnek szisztematikus eltérések, amelyek akár függhetnek a kapott drift hossztól is. A kiértékeléshez egy céltárgy nélküli nagy intenzitású nyalábú runt választottam. Az egyes detektorok minden rétegre külön-külön készítettem egy hisztogramot a mért 29
pozíció trajektóriától való éltérése és a drifthossz alapján. A 4 négy detektor 1-1 rétegére a 20. ábrán látható az eredmény. Az ábrázolt sodródási hosszt (DL) és a trajektóriától való eltérést (dt ) a 19. ábrán szemléltettem. 19. ábra. A sodródási hossz és a trajektóriától való eltérés szemléltetése egy rétegre, ahol piros az elektronokat összegy jt anódszál, kék a potenciál vezetékek és lap, ami "bezárják" az anódszál elektromos terét 30
(a) BDC1 (b) BDC2 (c) FDC1 (d) FDC2 20. ábra. A trajektóriától való eltérések és a drift hossz A drifthosszt el jelesen kezeltem, ebb l adódóan egy origóra középpontosan szimmetrikus ábrát kaptunk. Ennek a hisztogramnak a pozitív tartományát felosztottam sok kisebb részre, és minden részben y tengelyre végeztem egy projekciót. Az így kapott 1 dimenziós hisztogramokat megillesztettem egy Gauss függvénnyel. Az illesztett függvény maximum helyeit azoknak illesztési hibájával ábrázoltam egy gráfon és megillesztettem egy olyan ötödfokú polinommal, amelynek 2 megszorítása, hogy 0-ban és a maximális drifthossznál 0 érték legyen (tehát egy 3 paraméteres ötödfokú polinom). Az illesztés 1-1 rétegre detektoronként az alábbi ábrákon látható: 31
(a) BDC1 (b) BDC2 (c) FDC1 (d) FDC2 21. ábra. Az illesztett polinomok Ezt az illesztett f(dl) függvénnyel való korrekciónak akkor van zikai értelme, ha egyenesen a 7. függvénnyel számolt drifthosszat módosítjuk vele. Mivel a teljes trajektória illesztési procedúra el tt teszem meg, ezért nem fogja egzaktul megszüntetni a szisztematikus eltérést, iterációra is szükség lehet. A DL(t ch ) értékeken az alábbi transzformációt végeztem el: DL i DL i+1 = DL i f i+1 (DL), ahol i a már elvégzett iterációk száma. A minimalizálandó paraméternek a 20. ábrákon látható teljes hisztogramok y tengelyre való vetítéséb l kapott eloszlás szélességét (illesztett Gauss félrétékszélessége ( σ)) vettem. 32
A 4 detektorra a 22. ábrán látható eredményt kaptam, ahol a σ van ábrázolva az iterációk számának függvényeként, az egyes rétegekre különböz színnel. (a) BDC1 (b) BDC2 (c) FDC1 (d) FDC2 22. ábra. A trajektóriától való eltérések eloszlásának szélessége a korrekció iterációinak függvényében Az eredményekb l az látszik, hogy a módszer az FDC2 detektoron volt sikeres. A többin vagy nem látványos a fejl dés vagy egyenesen elrontja. Ennek az az oka, hogy a 20. ábrán látható, hogy a korrigálandó szisztematikus eltérés leginkább az FDC2-n jelent meg, ami valószín leg a nagy méretének és sokkal nagyobb maximális sodródási hossznak köszönhet. Ezenfelül habár a BDC1-n és az FDC1-n kis javulást mutat, ett l 33
függetlenül az illesztett polinom többször el jelet vált, így a többszöri iteráció során elrontja a drifthossz eloszlásának homogenitását (az f(dl) = 0 pontokba csoportosulnak vagy onnan eltávolodnak a sodródási hossz értékek sok iteráció után), ami zikailag értelmetlen. Az FDC2-n tapasztalt javulás mellett a homogenitás is látszólag megmaradt. Erre a detektorra az iterációk során kapott 20. ábrákon látható hisztogram változása a 23. ábrán látható. Hasonlóan a 22. ábrán látottakhoz, egyb l bekonvergál egy állandó állapotba, valószín leg azért, mert elég egyszer függvényalakú volt az f(dl) az FDC2 esetében a 20. ábrán láthatóan. 23. ábra. FDC2 javulása az egyes iterációk után 5.4. Sodródási kamrák hatásfoka A sodródási kamrák alapvet en lassú detektorok, így mérési hatásfokuk egy fontos adat számunkra. Ezen felül ebbe érdemes belevenni egy numerikus hatásfokot is, hiszen az algoritmusban ha nincs elég számú réteg, ami beütést jelzett a 5.2 fejezetben deniált TDC ablakon belül, akkor elmarad a pályaillesztés. Ily módon a kiválasztott TDC ablak is hatással van a numerikus hatásfokra. A teljes hatásfokot úgy határoztam meg adott sodródási kamrára, hogy az adott DC el tt és után lév detektorban is mért részecskékre számoltam, hogy lett-e pálya illesztve. Mivel kiértékelni 15 C run-kat fogok, és esetleg a sodródási kamra hatásfok függhet a részecskét l, ezért felhasználtam a 3.3 fejezetben tárgyalt részecskeazonosítást is. A hatásfokot az alábbi hányadosokkal határoztam meg: N(SBT &BDC1&BDC2) η BDC1 = N(SBT &BDC2) N(SBT &F DC1&F DC2) η F DC1 = N(SBT &F DC2) N(SBT &BDC2&F DC1) η BDC2 = N(SBT &F DC1) N(SBT &F DC2&HODF ) η F DC2 = N(SBT &HODF ) Itt az N-n belül azt jelölöm, hogy mely detektorok együttes megszólalását számoltam (sodródási kamra esetén a megszólalás pályaillesztést jelent a numerikus hibák gyelembe vétele miatt). A kapott hatásfok értékeket a 6. táblázatban foglaltam össze. 34 (13) (14)
Detektor η BDC1 98.9% BDC2 99.5% FDC1 82.5% FDC2 79.3% 6. táblázat. Sodródási kamrák teljes (zikai és numerikus) hatásfoka Az FDC detektorok kisebb hatásfoka azzal magyarázható, hogy nagyobb méret ek és sokkal több réteget tartalmaznak (mivel az összes rétegnek tartalmaznia kell beütést a pályaillesztéshez). 35
Összefoglalás Kísérleti magzikai kutatásaim távlati célja a Coulomb-disszociáció részletes vizsgálata. Ezen cél eléréséhez a japán RIKEN Kutatóintézet és a Tokyo Institute of Technology Egyetemmel együttm ködésben a Samurai Kollaboráció els, üzembe helyezési kíséreltének teljes adatbázisát értékelem ki. Jelen dolgozatban a kiértékeletlen adatok els feldolgozási lépését valósítottam meg, amelyek megannyi el munkálatot igényelnek. Talán a legnagyobb feladat a kiértékelés el tti fázis volt, a detektorok részletes megismerése, és az Anaroot (speciálisan a RIKENben kifejlesztett ROOT-verzió) elsajátítása. Ezután tértem rá a detektorok nyers adatainak a vizsgálatára. Dolgozatomban foglalkoztam a részecskeazonosításhoz szükséges detektorokkal. Vizsgáltam az ionizációs kamra és a plasztik detektorral való részecskeazonosítás lehet ségeit, és javítottam a céltárgy utáni plasztik detektorrendszernek, a hodoszkópnak az energiafelbontásán. Ezután megvizsgáltam pár lehet séget a részecskeazonosításra is. A cél eléréséhez kritikus pont a pályarekonstrukció szögfelbontása, ezért dolgozatom legf bb momentuma a 4 driftkamra m ködésének megértése és különböz korrekciók számba vetése. A sodródási hossz számolásában deniáltam a sodródási id eloszlás legalkalmasabb határait. Ezután a drifthossz számolása során rétegenként felmerült szisztematikus eltéréseket korrigáltam. A végeredményben kiderült, hogy leginkább az FDC2 detektor igényli ezt a korrekciót, amely komoly javulást is eredményezett utána. Ezután a részecskeazonosítást is felhasználva megbecsültem a sodródási kamrák teljes hatásfokát. Ezen felül még számos feladatot kell elvégezni még a jöv ben, ami elvezet azon zikai adatokig, amelyek alkalmasak arra, hogy belelássunk ezen reakció részleteibe. 36
Hivatkozások [1] A. Horváth, J. Weiner, A. Galonsky, F. Deák, Y. Higurashi, K. Ieki, Y. Iwata, A. Kiss, J. Kolata, Z. Seres Cross section for the astrophysical 14 C(n, γ) 15 C reaction via the inverse reaction. The Astrophysical Journal 570, 926 (2002) [2] P. Banerjee, R. Chatterjee, R. Shyam Proceedings of the International Symposium on Nuclear Physics (2009) 216 [3] T. Nakamura, M. Ishihara Coulomb dissociation of a halo nucleus 11 Be at 72A MeV. Physics Letters B 331 (1994) 296-301 [4] K. Ieki The Coulomb Dissociation of 11 Li. Physical Review Letters 70 (1993) 6 [5] Hegedüs Dávid 40 MeV-es 8 Li részecskék pályakövetési eljárásának fejlesztése elektromágneses szétesést vizsgáló kísérletben - BSc szakdolgozat - Eötvös Lóránd Tudományegyetem, 2014 [6] Carlos A. Bertulani and Gerhard Baur Electromagnetic processes in relativistic heavy ion collisions. Physics Reports, 163(5-6):299-408, 1988. [7] Izsak Rudolf A 8 Li 7 L+n Coulomb-disszociációs magreakció kísérleti vizsgálata - doktori értekezés - Eötvös Lóránd Tudományegyetem, 2014 [8] T. Kobayashi SAMURAI spectrometer for RI beam experiments [9] SAMURAI construction Proposal [10] http://ribf.riken.jp/samurai/collaboration/ 37
1. Függelék TDK dolgozatomban a RIKEN Samrai detektorrendszer Üzembehelyesési Kísérletének (Commissioning Experiment) adatainak a kezdeti kiértékelési fázisaival foglalkoztam, mely munkának a legf bb része a részecskeazonosítás és a sodródási kamrákkal való pályarekonstrukció volt. A kísérletben 15C radioaktív nyaláb ólom és szén céltárgyakon történ szétesését vizsgálták néhányszor 100 MeV/nukleon bombázó energián. Az adatokat még 2012-ben vették fel a RIKEN-ben, viszont nagy részük kiértékeletlen maradt. Ezeket a RIKEN Kutatóintézettel és a Tokyo Institute of Technology Egyetemmel együttm ködésben értéeljük. A kiértékelés kezdeti fázisában személyesen is kinn tartózkodtam 1 hónapig és a kísérlet spokesmanjeivel (Nakamura Takashi és Kondo Yosuke) és Julian Kahlbow doktorandusszal kialakítottuk a kiértékelés technikai oldalának alapelveit. Japánban els sorban az Anaroot programcsomagot és a kísérleti elrendezést ismerhettem meg részletesebben, de az alap ötletét a HODF relatív kalibrációjának (4.3 fejezet) és a sodródási hossz korrigálásnak (5.3 fejezet) a spokesmanekt l kaptam. Ett l függetlenül a RIKEN-ben önállóan dolgoztam 1 hónapig, itthon meg az elkövetkezend id ben témavezet m felügyelete alatt önállóan dolgoztam. A munkaid jelent s része a kísérlet, az adatszett és a kiértékel rendszer (Anaroot) teljes megismerése volt. Ezután Anaroot/Root/C++ nyelven több tucatnyi kódot írtam az adatszett megismerésére, korrekciókra, kalibrációkra, adatok szelektálására. Az Anaroot olyan szempontból sok könnyebbséget adott, hogy kifejezetten a kísérlethez deniált osztályokkal sok rekonstruált adatot el lehetett könnyen érni. A munka során ellen riztem már meglév kalibrációkat és a hodoszkóp kalibrációján javítottam is. Feladataim voltak: 1. Plasztik trigger detektor (SBT) segítségével a céltárgy el tti részecskeazonosítás 2. Sodródási kamrák TOF spektrumaiban az id ablakát optimalizáltam 3. Sodródási kamrák drifthossz korrekcióját végeztem el, és megállapítottam, hogy ez csak a FDC2 detektornál lesz lényeges 4. Hodoszkóp plasztikdetektor rendszer relatív fényhozam kalibrációja a két rúdon átmen részeskék felhasználásával 5. Részecskeazonosítás elvégzése a céltárgy után 6. Sodródási kamrák hatásfokainak kiszámolása 38