UNIVERSITA’ DEGLI STUDI DI TORINO FACOLTA’DI SCIENZE M.F.N.

Dipartimento di Fisica Generale dell'Università di Torino

Tesi di Laurea Magistrale in Astrofisica e Fisica Cosmica Anno accademico (2005-2006)

Studio di uno scintillatore liquido drogato con gadolinio

per l’osservazione di νe Relatore: Dr. Walter Fulgione Co-Relatore: Dr. Marco Aglietta Candidato: Antonio Bonardi 1

Riassunto L’argomento trattato della seguente tesi di laurea consiste nello studio delle performance e della stabilità dello scintillatore liquido drogato con Gd realizzato dalla collaborazione LVD atto alla rivelazione diνe (o anti-neutrini elettronici). Dopo una panoramica sulla natura ed origine degliνe osservabili a terra ed i loro possibili risvolti nel campo della ricerca scientifica (Capitolo 1), si affrontano brevemente quali siano le metodologie attualmente utilizzate per le indagini sugliνe e vengono portati ad esempio gli esperimenti attualmente attivi od in fase di realizzazione (Capitolo 2). Quindi, è descritto brevemente l’esperimento LVD situato presso i Laboratori Nazionali del Gran Sasso (LNGS), ovvero la struttura e l’elettronica dell’esperimento nonché la modalità di discriminazione del segnale (Capitolo 3). L’esperimento LVD ha fornito buona parte dell’hardware e del know-how necessari per la realizzazione del rivelatore diνe descritto in Capitolo 5. Viene, quindi, descritto (Capitolo 4) lo scintillatore liquido utilizzato durante le misure sperimentali evidenziandone le proprietà chimiche, i vantaggi rispetto ad uno scintillatore liquido tradizionale e gli inconvenienti a cui sono stati soggetti gli scintillatori liquidi drogati con Gd utilizzati negli esperimenti passati (opacizzazione e rapido degrado delle prestazioni nel tempo). Quindi, viene descritto il rivelatore da me studiato e posto nella hall di montaggio dei LNGS (Capitolo 5) e costituito da un modulo LVD opportunamente modificato: in tale capitolo sono descritte le misure di calibrazione dei fotomoltiplicatori utilizzati, i sistemi di acquisizione ed analisi dei dati, le modalità della calibrazione in energia dell’apparato di rivelazione, le problematiche riscontrate che hanno comportato la realizzazione di un apparato a fibre ottiche per il monitoraggio del guadagno dei fotomoltiplicatori ed, infine, i risultati sperimentali delle misure di spettro di fondo, di efficienza e di tempo medio di cattura neutronica e di stabilità. Infine (Capitolo 6) viene discusso il possibile impiego in Brasile di un rivelatore simile a quello studiato al fine di rivelareνe provenienti da reattore nucleare per lo studio dei parametri di oscillazione dei ν.

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Indice

1 Sorgenti degli anti-neutrini di bassa energia 4 1.1 νe da collasso gravitazionale stellare……………………………………. 4 1.2 νe da SN del passato……………………………………………............... 7 1.3 νe da centrali nucleari……………………………………………………. 11 1.4 i geo-neutrini……………………………………………………………... 14

2 I rivelatori diνe 15

2.1 I rivelatori Cherenkov ad acqua: Super-KamiokaNDE….………………... 16 2.2 I rivelatori Cherenkov ad acqua pesante: SNO…………………………... 16 2.3 I rivelatori Cherenkov ad acqua in ghiaccio: Amanda/ICECUBE…….….. 17 2.4 I rivelatori a scintillatore liquido: LVD e Kamland………………….…… 19 2.5 I rivelatori a scintillatore liquido con Gd: CHOOZ…………………….… 20

3 L’esperimento LVD 21

3.1 Struttura dell’esperimento............................................................................ 21 3.2 Elettronica dell’esperimento.……………………….............…………….. 24 3.3 Determinazione degli eventi.…………………………………….……….. 25

4 Drogaggio di uno scintillatore liquido con Gd 27

4.1 I vantaggi.....………………………………………………….……………. 27 4.2 Chimica dello scintillatore drogato……………….........………………..… 29 4.3 Problematiche del drogaggio con Gd: stabilità e trasparenza…………….. 32

5 Misure in laboratorio 34

5.1 Introduzione.……………….…………………………….………………… 34 5.2 Test sui Pmt Feu 49-B.…………………………………………………….. 36 5.3 Sistemi di acquisizione dati..………..………………………….……………. 40

5.3.a Acquisizione dati tramite ADC………….……………………...… 40 5.3.b Acquisizione dati tramite oscilloscopio.………………………….. 42

5.4 Modalità di analisi dati…….……………………………………………….. 43 5.3.a Analisi dei dati raccolti tramite ADC….……………………..…... 43

5.3.b Analisi dei dati raccolti tramite oscilloscopio…...……………….. 43 5.5 Calibrazione in energia………..………………………………………........ 50 5.6 I Pmt della tank T40..................................................................................... 52

5.6.a I Pmt Feu 49-B nella tank T40: instabilità della misura................ 52 5.6.b I nuovi Pmt XP3550B.................................................................... 55

5.7 Il monitoraggio del guadagno dei Pmt della tank T40................................. 59 5.8 Misure di background.................................................................................. 63

5.8.a Misure di background tramite ADC.............................................. 63 5.8.b Misure di background tramite oscilloscopio.................................. 64

5.9 Misure delle prestazioni della tank T40: efficienza e tempo medio di cattura neutronica........................................................................................ 66

5.10 Misura della stabilità della tank T40.............................................................. 73

6 La possibilità di effettuare misure con rivelatore di LVD presso il reattore nucleare di Angra dos Reis 75

Conclusioni 81 Bibliografia 82 Ringraziamenti 83

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Capitolo 1 Sorgenti degliνe di bassa energia Gli anti-neutrini di bassa energia (Eν < 50MeV) osservabili a terra vengono suddivisi in base alla loro provenienza da cui deriva per ogni sorgente uno spettro in energia peculiare. Le tipologie attualmente note di anti-neutrini di bassa energia, e che andrò a trattare nell’ordine, sono:

a) burst di anti-neutrini da collasso gravitazionale stellare (SN neutrinos); b) anti-neutrini da SN del passato (Diffuse SN neutrino flux, DSNνF); c) anti-neutrini da centrali nucleari; d) anti-neutrini da radioattività naturale (Geo-neutrini).

1. νe da collasso gravitazionale stellare: I primiνe qui trattati sono iνe di collasso gravitazionale: essi vengono prodotti dal raffreddamento della protostella di neutroni appena formatasi dall’implosione del core di ferro e nichel di una stella massiccia ( M > 8Mo) nel momento in cui esso supera il limite di Chandrasekhar (MCh= 1,4 Mo) dando così luogo ad una supernova di tipo II. L’energia gravitazionale liberata durante un collasso gravitazionale è:

∆E= MCh2/∆R

In un collasso gravitazionale standard, in cui ∆R= Ri(~10.000 Km)-Rf(~30 Km), l’energia rilasciata è pari a 3÷5·1053erg, ovvero 250 volte l’energia rilasciata da una stella di tipo solare durante tutta la sua vita! Si stima che dell’energia gravitazionale, rilasciata durante la fase di raffreddamento dopo il collasso, il 99% venga emesso sotto forma di neutrini. La fase di raffreddamento, successiva al collasso gravitazionale, può durare alcune decine di secondi durante i quali neutrini e anti-neutrini delle 3 famiglie vengono emessi in modo isotropo formando il tipico burst di neutrini da collasso gravitazionale. I neutrini emessi, cioè νe ,νe, e νx (dove νx indica i neutrini e gli anti-neutrini non elettronici), seguiranno una distribuzione di Fermi-Dirac in base alla temperatura della superficie della “neutrinosfera”. Dato che la sezione d’urto dei νx all’interno della protostella di neutroni è minore rispetto a quella di νe eνe (a causa della loro impossibilità di interagire a correnti cariche) e che anche la sezione d’urto degliνe risulta essere inferiore a quella deiνe (a causa della maggior abbondanza di neutroni

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rispetto a quella dei protoni all’interno della protostella di neutroni), risulta che la neutrinosfera sia più interna per i νx rispetto a quella per iνe e come quest’ultima sia più interna di quella dei νe. Pertanto sarà necessariamente vero che T (νe) < T(νe) < T (νx): da ciò consegue uno spettro in energia del tipo disegnato nella figura seguente

Fig.1.1.1: Distribuzione Fermi-Dirac per ν emessi da un burst di SN: in nero la

distribuzione Fermi-Dirac per i νe, in rosso per iνe ed in verde per i νx. da cui emerge immediatamente come l’energia media dei νx sia molto maggiore di quella dei νe e dei νe nel caso di un collasso gravitazionale stellare, mentre l’energia complessiva per ogni flavor risulta essere equipartita. Esistono 2 possibili interazioni dei neutrini con la materia:

1) correnti cariche, cioè decadimenti β o β-inverso in base se l’oggetto bersaglio sia un neutrone o un protone (siano essi liberi o legati in un nucleo atomico);

2) correnti neutre, cioè interazioni in cui parte o tutta l’energia del ν incidente viene trasmessa al nucleo bersaglio che passerà o in uno stato eccitato (ν+12C 12C*, per es.) o verrà disgregato (ν+D p+n, per es.).

Soltanto i νe ed i νe possono dar luogo a tutte e 2 le interazioni all’interno del rivelatore, mentre i νx, a causa della loro bassa energia (E<50 MeV), sono impossibilitati a compiere interazioni a correnti cariche: risulta pertanto impossibile discriminare tra νµ , ντ, , νµ e ντ. Un burst di neutrini di supernova può fornire informazioni sulla massa di essi grazie a due possibili osservazioni:

1) osservazione della distribuzione dei tempi di arrivo in funzione dell’energia; 2) studio dello spettro in energia dei neutrini catturati.

Il primo punto si basa sulla semplice constatazione che, se i neutrini hanno massa, la loro velocità di propagazione nel mezzo interstellare deve essere necessariamente inferiore a c, velocità della luce nel vuoto, e sarà quindi funzione solo della massa e della loro energia:

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un’eventuale forte correlazione tra Eν e tempi di arrivo per il prossimo collasso gravitazionale sarebbe una prova inconfutabile della presenza di una massa non nulla per i neutrini da cui poter estrapolarne anche un valore qualitativo. Il secondo punto si basa sul fenomeno dell’oscillazione di flavor dei neutrini. In breve, le 3 specie di ν e di ν sarebbero costituiti da un mixing di 3 autostati di massa detti ν1 , ν2, e ν3,

dove U indica la matrice di mixing e che viene scritta in modo canonico nei seguenti termini:

dove c12 = cos θ12 ed s12 = sen θ12 con θ12 angolo di mixing-12, c13 = cos θ13 ed s13 = sen θ13 con θ13 angolo di mixing-13, c23 = cos θ23 ed s23 = sen θ23 con θ23 angolo di mixing-23, mentre δ è la fase di violazione CP che, se δ≠0, comporta violazioni di carica e parità ed un diverso pattern di oscillazione tra neutrini ed anti-neutrini. Nel caso più semplice di δ=0 e di solo 2 flavor e 2 autostati di massa, la probabilità di oscillazione di un neutrino di un determinato flavor (νµ, per es.) in un altro flavor (νe, per es.) è data da:

dove θ è l’angolo di mixing, L la distanza percorsa dal ν dalla sorgente, Eν l’energia del ν e ∆m2=m1

2-m22 ovvero la differenza quadratica tra la massa dell’autostato 1 e quella

dell’autostato 2. Oscillazioni dei νx in νe o in νe, e viceversa, comportano una distorsione dello spettro in energia dei neutrini osservati a terra. Infatti, da quanto visto sopra, i νx, i νe ed i νe, appartengono a distinte distribuzioni Fermi-Dirac al momento della loro emissione: il fenomeno dell’oscillazione porta, inevitabilmente, ad un mescolamento tra le varie distribuzioni tra il momento dell’emissione dei neutrini al momento della loro ricezione. Allo stato attuale dell’arte, sono noti i dati sull’oscillazione dei neutrini (e su i paramentri di essa) forniti dagli esperimenti SuperKamiokaNDE, SNO, Kamland e CHOOZ che hanno fornito i seguenti limiti partendo dallo studio di ν solari e ν atmosferici:

Di θ13 non si ha una stima ma solo un limite superiore e, se sono abbastanza note le differenze quadratiche di massa, non è affatto nota la gerarchia a cui sono sottoposti gli autostati ν1 , ν2, e ν3. Nel caso di burst di supernova la propagazione di suddetti neutrini avverrebbe sia nel vuoto dello spazio interstellare sia negli strati esterni della stella collassata oltre che nella Terra: si avrebbe quindi la possibilità di studiare i parametri di oscillazione sia nel vuoto (cioè θ13, θ12 e θ23) sia nella materia ed in un range di densità altrimenti irraggiungibile.

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La teoria attuale prevede un’alterazione dell’oscillazione per i νe ed iνe nell’attraversamento della materia rispetto al vuoto dovuta al fatto che essi, potendo interagire a correnti cariche con i protoni, neutroni ed elettroni del mezzo, sono influenzati nella loro hamiltoniana dalla presenza del potenziale VCC = √2·GF·Ne di interazione a correnti cariche (GF è il fattore di Fermi, Ne è la densità numerica di elettroni). In breve, nel caso più semplice di due soli flavor e due soli autostati di massa, la variazione del numero di νe e νµ sarà data dalla seguente equazione

dove θ è l’angolo di mixing nel vuoto ed AC = 2·E3/2·GF·Ne. Si nota subito come il parametro AC sia decisivo nell’andamento dell’oscillazione, infatti:

1) se AC < |∆M2|, allora θM→θ;

2) se AC >|∆M2|, allora θM→π/2 e non si avrebbe alcuna oscillazione;

3) AC~|∆M2|·cos2θ, allora θM→π/4 e l’oscillazione sarebbe massima indipendentemente

dal valore di θ. Quest’ultima condizione è l’oscillazione risonante nella materia, o effetto MSW (Mikheyev-Smirnov-Wolfenstein) risonante, e si ha quando:

Tale condizione risonante si verifica all’interno della shell di supernova per due diverse densità pari a: ρΗ = 103 (MeV/Eν) g/cm3 (H) e ρL= (30-140) (MeV/Eν) g/cm3 (L) Dato che la densità ρ≠cost tra uno strato e l’altro della shell, è conveniente valutare la transizione tra un autostato di massa ed un altro autostato di massa: nel solito caso semplificato con solo due autostati di massa è possibile scrivere:

da cui si definisce il paramentro di adiabaticità

che determina la probabilità Pf di avere transizioni da un autostato di massa ad un altro: infatti: 1) se γ »1, allora Pf →0 ovvero non avvengono transizioni tra un autostato di massa ed un altro (condizione di adiabaticità); 2) se γ ~0, allora Pf →1 (limite estremo di non-adiabaticità). Lo strato risonante a minor densità (L) è sempre adiabatico, mentre la condizione di adiabaticità dello strato (H) dipende dall’elemento Ue3 della matrice di mixing: quando vale

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U2e3 > 5·10-4 la conversione è adiabatica, altrimenti per U2

e3 < 10-6 la conversione sarà non adiabatica. Si può concludere che vi possono essere quattro possibilità nella transizione risonante nello strato (H):

1) conversione adiabatica e gerarchia normale (NHad); 2) conversione non-adiabatica e gerarchia normanle (NHnon-ad); 3) conversione adiabatica e gerarchia invertita (IHad); 4) conversione non-adiabatica e gerarchia invertita (IHnon-ad).

Dalla condizione di gerarchia normale o invertita si ottiene un differente effetto di transizione:

a) se vale NH, i due strati risonanti agiscono solo sui ν; b) se vale IH, lo strato risonante (H) agisce sugli ν e lo strato risonante (L) agisce sui

ν, mentre dalla condizione di adiabaticità o non-adiabaticità si ottiene o meno un effetto di transizione di autostati di massa. Nel caso totalmente non-adiabatico non vi sarebbero differenze sostanziali nell’osservazione dei νe sia che valga NH sia che valga IH[1][2][3][4]. 2. νe da SN del passato Un’altra sorgente diνe interessante da studiare è costituita dai relic neutrinos (SNR) provenienti da esplosioni di supernova avvenute nel passato e che a terra sono in parte responsabili del flusso stazionario (“steady flux”) di neutrini e anti-neutrini finora mai osservato a causa della sua esiguità. La componente SN di tale flusso sarà data dalla sovrapposizione dei flussi di neutrini/anti-neutrini dei 3 flavor prodotti da ogni singolo collasso gravitazionale ed il suo spettro sarà, pertanto, costituito dalla sovrapposizione di tutte le singole distribuzioni di Fermi-Dirac e red-shifted in base alla distanza da cui essi provengono (in media z~0.5) a causa dell’espansione a cui l’universo è soggetto. In generale, si può scrivere il flusso atteso in forma differenziale come:

dove si indica con α il flavour dei neutini o anti-neutrini, H(z) il parametro di Hubble, Eν l’energia dei neutrini osservata a terra, RSN il numero di supernovae di tipo II per unità di tempo e volume comovente e con ‹Nα(Eν(1+z))› il numero medio di να emessi durante il collasso a energia Eν(1+z). Il valore del rate di supernova RSN(z) è fornito dal tasso di formazione stellare per stelle di massa superiore a 8 Mθ e che, nell’ipotesi di universo piatto e con ΩΜ=0.3 ed ΩΛ=0.7, segue il seguente andamento [5][6]:

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dove Ro è il rate attuale e stimato esser pari a (2.3±1.6)·10-4 yr-1 Mpc-3, α e β i parametri di pendenza delle rette compresi nei valori 2≤β≤3 e 0≤α≤2. L’andamento di RSN(z) in funzione del red-shift z è schematizzato nella seguente figura

Fig.1.2.1. La linea continua indica il valor medio di RSN(z) ottenuto da

misure di densità luminosa nelle bande UV; la linea trateggiata indica lo stesso modello in cui si incrementa il paramentro α=0 fino ada α=2; la zona di grafico ombreggiata indica il range di RSN(z) consentito dalle misure di Super-K (limite superiore) e dalle misure ottiche in banda UV (limite inferiore).

Assumendo per tali parametri il valore intermedio tra i due limiti e supponendo per semplicità che tutti i collassi siano collassi standard e cioè con la luminosità emessa L=3·1053 erg sia equipartita tra le speci di neutrino/antineutrino, T(νe)=3.5 MeV, T(νe)=5 MeV, T(νx) = 8 MeV, il flusso atteso diνe risulta essere stimato pari a Φ= 0,15 νe · cm-2 s-1 (Eν=10MeV) [6] In un futuro non troppo lontano lo studio dei SNR potrebbe fornirci importanti informazioni sul tasso di formazione stellare e sull’oscillazione dei neutrini. Infatti, data la stretta correlazione del flusso dei relic neutrinos con il tasso di formazione stellare RSN(z) e dato che l’energia a terra dei neutrini dello steady flux dipende dalla distanza percorsa tra la sorgente ed il rivelatore a terra, lo studio di tale flusso può fornire importanti conferme dell’andamento di RSN(z) per red-shift fino a z~2: attualmente tale andamento è studiato solo in maniera ottica e scarsamente documentato per alti valori di red-shift. Inoltre, dal confronto del valore del flusso dei SNR per i 3 flavor atteso in assenza di oscillazioni con quello ottenuto dalle misurazioni sperimentali si sarebbe in grado di studiare fenomeni di oscillazione del neutrino in maniera del tutto analoga al caso dei neutrini di burst di supernova, ma con il vantaggio di non dover attendere un’evento di collasso gravitazionale che è atteso esservene uno ogni circa 30 anni nella nostra galassia.

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Purtroppo, tale flusso di neutrini di bassa energia risulta difficilmente osservabile a causa del sovrapporsi anche di parecchi ordini di grandezza dello spettro dei ν solari (8B ed hep) per E ≤16 MeV e dai ν atmosferici per E ≥40 MeV come mostrato nella figura seguente.

Fig.1.2.2. Spettro in funzione dell’energia per iνe ed i νe di

origine solare (8B e hep), atmosferici ed SRN[5]. Allo stato attuale dell’arte sono stati posti solamente dei limiti superiori a tale valore del flusso dall’esperimento LSD del M.Bianco che, con un range di energia 25 MeV≤Eν≤50 MeV sia per iνe che per i νe , ha ottenuto i seguenti limiti superiori al valore dello steady flux: Φ≤ 1.2·104 νe · cm-2 s-1 (25 MeV≤Eν≤50 MeV) [7] Dall’esperimento Kamland a scintillatore liquido come LSD, ma di dimensioni maggiore e più recente, dai dati fin’ora raccolti si ottiene un limite superiore di 3 ordini di grandezza inferiore: Φ≤ 7.8 νe · cm-2 s-1 (Eν≥6 MeV) [8]; mentre gli ultimi dati di Super-Kamiokande, di dimensioni ancora maggiori ma a luce Cherenkov, indicano un limite superiore pari a Φ≤ 1.2νe · cm-2 s-1 (Eν≥19.3 MeV) [5][6] Risulta evidente come sia necessario aumentare il rapporto segnale-rumore S/N per poter abbassare ulteriormente questi limiti fino ad ottenere una stima sperimentale dell’intensità del flusso dei SNR. Un tale risultato verrebbe realizzato se vi fosse un aumento considerevole delle masse sensibili dei rivelatori (per aumentare la statistica raccolta) accompagnato da un miglioramento del sistema di acquisizioni (per ridurre il rumore di fondo). I risultati più promettenti per la ricerca dei SNR sono quelli di Kamland e quelli di SuperKamiokande: il primo esperimento è particolarmente interessante per la ricerca e misura di SNR ad alto red-shift a causa della sua bassa soglia di rivelazione (Eth=6MeV);

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mentre il secondo, grazie ad un volume d’acqua di 50 kton ma penalizzato da una soglia di rivelazione più alta (Eth=19.3MeV), risulta indicato per osservazioni a red-shift minore.

3. νe da centrali nucleari Un’altra fonte interessante di studio degli anti-neutrini di bassa energia è fornita dalle numerose centrali nucleari disseminate sulla superficie del globo dall’America al Giappone passando per l’Europa. Come è ben noto, le reazioni che avvengono nel core (o nòcciolo) del reattore della centrale e che forniscono l’energia termica, successivamente convertita in energia elettrica, sono tutte reazioni di fissioni di nuclei pesanti in nuclei più leggeri, ovvero sono delle reazioni di decadimento β±. Vengono così prodotti, come in tutti i decadimenti β-, νe di bassa energia studiabili per determinare l’angolo di mixing θ13 e l’angolo di mixing θ12 citati precedentemente: a tale scopo sono nate la collaborazione europea di CHOOZ situata nei pressi dell’omonima cittadina sul confine franco-belga, sede di una delle maggiori centrali nucleari europee, e l’esperimento giapponese KamLAND situato nei pressi della cittadina di Kamioka già sede di altri importanti esperimenti su i ν quali Super-KamiokaNDE. Il vantaggio dello studio diνe da reattori nucleari è duplice:

a) è possibile posizionare molto vicino alla sorgente deiνe (centinaia di metri) e tale distanza è facilmente modulabile;

b) è del tutto noto il numero di νe emessi in unità di tempo in base alla potenza sprigionata dal reattore e costantemente tenuta sotto controllo.

Partendo da tali premesse, le misure sugli angoli di mixing θ12 e θ13 negli esperimenti suνe prodotti da reattori nucleari sono state ricavate dallo studio di conteggi diνe. Infatti, ponendo un rivelatore nei pressi della centrale nucleare e conoscendo il flusso deiνe emessi e la loro probabilità d’interagire all’interno dell’apparato di rivelazione, è sufficiente confrontare il numero di eventi riscontrati con il numero di eventi attesi in assenza di oscillazioni dei neutrini per poter fornire una stima degli angoli di mixing e delle differenze quadratiche di massa tra due diversi autostati: tali esperimenti sono pertanto detti “esperimenti a scomparsa” in quanto ci si attende la scomparsa, ovvero la loro non più rilevabilità, di parte dei neutrini emessi dovuta alla loro oscillazione da un autostato ad un altro. Nella seguente figura vi è lo spettro dei più comuniνe emessi da una centrale nucleare,

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Fig.1.3.1.Numero diνe emessi per fissione dei più comuni elementi

chimici in un reattore nucleare in funzione della loro energia.

mentre, in Fig.1.3.2 vi è il medesimo spettro diνe prodotti da decadimenti di 235U e 239Pu moltiplicato per la loro sezione d’urto a correnti cariche.

Fig.1.3.2. Spettro degliνe prodotti da fissione di 235U e 239Pu moltiplicati per la loro sezione d’urto d’interazioni a correnti cariche (la normalizzazione è arbitraria).

Le curve in Fig.1.3.2, i cui picchi giacciono nell’intorno di Eν ~ 3-4 MeV, indicano lo spettro in energia deiνe rilevabili da un rivelatore preposto alla loro cattura. Dato che l’energia osservata in un rivelatore è pari a E = Eν -1,8 MeV+ 2 mec2~ Eν-0,8 MeV, le curve mostrano come la maggior parte dei segnali proveniente da interazioni diνe all’interno del rivelatore sia in energia maggiore a segnali dovuti a e± di radioattività naturale (Emax< 3 MeV) e, dunque, ben distinguibili per rivelatori a scintillatore liquido quali KamLAND e CHOOZ.

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L’esperimento KamLAND ha già fornito una stima dell’angolo di mixing θ12 (32°< θ12<36°)dallo studio diνe prodotti da centrali nucleari; invece, l’esperimento di CHOOZ, posto a soli 1000 metri dal reattore, non ha osservato nessun difetto nel numero diνe osservati ed ha potuto solamente fissare un limite superiore all’angolo di mixing θ13 (θ13<8°). L’esperimento KamLAND è in grado di misurare l’angolo θ12 grazie all’elevata distanza dai reattori nucleari da cui è circondato (la distanza media tra esso ed i reattori nucleari è di circa 600 km) come visualizzato in Fig.1.3.3.

Fig.1.3.3. Curva teorica di oscillazione per l’angolo θ12 (linea tratteggiata) e

risultati sperimentali degli esperimenti finora effettuati Per lo stesso motivo Kamland non è, invece, in grado di osservare l’angolo di mixing θ13 che è atteso oscillare molto più rapidamente. L’incapacità da parte di CHOOZ di fornire una stima di θ13 è dovuta alla non sufficiente definizione del flusso diνe emessi dal reattore e che implica un’incertezza sistematica nella misura di θ13 troppo elevata. Attualmente è in fase di progetto il raddoppio dell’esperimento, denominato DoubleCHOOZ, con la costruzione di un nuovo rivelatore posto a soli 280 metri dal reattore in modo tale da aver due rivelatori a distanze differenti dal reattore (quello già in funzione è posto a 1000 metri dal reattore): in questo modo si otterrebbe la definizione del flusso deiνe con un’accuratezza sufficiente ad osservare una deficienza rilevante diνe osservati rispetto a quelli emessi. Restano, dunque, ancora molti gli spazi di studio per l’angolo di mixing θ13 negli esperimenti “a scomparsa” col posizionamento di rivelatori sempre più sensibili nei pressi di centrali nucleari.

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4. I geo-neutrini Per completare il discorso su iνe di bassa energia è necessario introdurre brevemente i geo-neutrini, ovvero i neutrini prodotti dalla radioattività naturale. Infatti, essi forniscono rumore di fondo all’esperimento soprattutto se posizionato a varie centinaia di metri di profondità nel sottosuolo: a tali profondità la radiazione cosmica diventa sempre più trascurabile e la componente di rumore dovuta alla radioattività naturale diventa sempre più predominante. Tutto ciò pone dei limiti alla misura di segnali deboli di νe , quali possono le misure di steady flux, citate nei paragrafi precedenti. Oltre agli aspetti negativi finora citati, i geo-neutrini stanno diventando recentemente un importante mezzo di studio per conoscere la distribuzione all’interno della Terra di elementi pesanti, quali 40K, 238U e 232Th, a partire dalle reazioni di decadimento β (e relativa emissione diνe) che avvengono all’interno del mantello e nel nucleo terrestre: tali decadimenti si crede siano infatti responsabili di parte del calore ancora imprigionato nel cuore della Terra dal momento della sua formazione 4,5·109 anni fa ed indicato dalla teoria della tettonica a zolle come motore dei fenomeni sismici di sempre stretta attualità. In Fig.1 sono riportati gli spettri energetici per singolo decadimento deiνe geologici prodotti da decadimenti di 40K, 238U e 232Th: come è immediato notare, solo iνe prodotti da 238U e 232Th hanno energia sufficiente a dare luogo alla reazione νe + p n + e+.

Fig.1.4.1. Distribuzione in energia deiνe della linea del decadimento di 238U

(linea rossa), 232Th (linea verde) e 40K (linea blu). Dalle misure di geo-neutrini provenienti da 238U e 232Th sarebbe inoltre possibile verificare la presenza di un nucleo di elementi pesanti (quali 238U e 232Th) al centro della Terra e previsto da alcune teorie di geo-fisica. Se verificate, tali teorie, prevedono che tale nucleo pesante dia luogo ad un reattore nucleare naturale.

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Capitolo 2. I rivelatori diνe I rivelatori diνe , data la bassissima sezione d’urto deiνe, basano il loro studio sull’avere un elevato numero di protoni liberi (o legati in nucleo da una bassa energia di legame) per i quali la sezione d’urto deiνe è massima (σν ~10-37 cm2). Solamente in questo modo è possibile sopperire a tale difficoltà di rivelazione e riuscire così ad accumulare una statistica sufficiente. Tali rivelatori diνe si dividono in due grosse categorie principali: a) rivelatori a luce Cherenkov; b) rivelatori a scintillatore liquido. I primi basano la loro capacità di rivelazione sulla luce Cherenkov prodotta dal positrone risultante dall’interazione a correnti caricheνe + p n + e+ o dall’elettrone in seguito ad una diffusione elastica νx + e- νx + e-: nel primo caso la quasi totalità dell’energia delνe incidente viene trasferita al positrone che, avendo massa pari a me = 0.511 MeV/c2, risulterà essere relativistico e che, trovandosi all’interno di un mezzo (tipicamente acqua) in cui l’indice di rifrazione n >1, emetterà radiazione per effetto Cherenkov mentre nel secondo caso la capacità di rivelazione è soggetta all’energia ceduta dal νx all’elettrone. I secondi basano la loro capacità di rivelazione sulla luce prodotta per eccitamento della sostanza scintillante (tipicamente un composto organico di fluoruri) provocato dalla perdita di energia del positrone prodotto sempre dalla reazioneνe + p n + e+: inoltre, tali rivelatori sono anche in grado di rivelare il γ di energia Eγ ~ 1,02 MeV prodotto dalla reazione di annichilazione e++e- che da origine ad una differenza di circa 1 MeV tra l’energia che e’ possibile rivelare dai due diversi rivelatori a parità di energia del neutrino. La luce prodotta per unità di energia persa all’interno del rivelatore è molto maggiore per i rivelatori a scintillatore liquido rispetto a quelli a luce Cherenkov: ~10.000 fotoni/MeV per i primi contro ~100 fotoni/MeV; quest’ultimi godono, però, di un costo di realizzazione nettamente inferiore che permette la realizzazione di esperimenti dalle dimensioni molto maggiori: allo stato attuale dell’arte non esistono rivelatori a scintillatore liquido dalla massa sensibile maggiore al 1 Kton, nettamente inferiore a quella dei rivelatori a luce Cherenkov.

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In entrambe le tipologie di esperimento la luce prodotta viene quindi raccolta da appositi fotomoltiplicatori o PMT che trasformano il segnale luminoso in segnale elettrico: tale segnale verrà poi trattato dall’elettronica dell’esperimento per poi essere acquisito. 1. I rivelatori Cherenkov ad acqua: Super-KamiokaNDE I rivelatori Cherenkov ad acqua utilizzano, come suggerisce il nome, l’acqua come bersaglio in generale: tra i rivelatori Cherenkov ad acqua attualmente attivi il principale è Super-KamiokaNDE situato presso la città giapponese di Kamioka e posto ad una profondità di circa 2.500 m.w.e. (metri d’acqua equivalente). Esso può essere considerato l’evoluzione dell’esperimento KamiokaNDE in funzione dagli anni ’80: è costituito da un cilindro contenente 50 kton d’acqua purissima rivestito al suo interno da circa 11.000 PMT e, pur essendo nato per l’osservazione del decadimento del protone, ha fornito ottimi risultati su ν solari, atmosferici e di alte energie. Insieme a Gallex ed Homestake fu uno degli esperimenti che mostrarono il deficit di ν solari rispetto a quelli attesi dallo studio della luminosità solare. Inoltre, nella sua vecchia versione di KamiokaNDE fu in grado di raccogliere ν provenienti dal collasso della SN1987A insieme agli esperimenti IMB, LSD e Baksan.

Fig.2.1.1: Spaccato dell’esperimento Super-KamiokaNDE

. I rivelatori Cherenkov ad acqua pesante: SNO

rivelatori Cherenkov ad acqua pesante rappresentano un’importante evoluzione dei

p + νx (C.N.)

ssi sono pertanto in grado di osservare interazioni a correnti cariche sia deiνe sia dei νe ed

della cittadina

2 I tradizionali rivelatori ad acqua in quanto aggiungono alla tradizionale reazioneνe + p n + e+ le reazioni νx + D n +νe + D p + p + e- (C.C.) νe + D n + n + e+ (C.C.)

Einterazioni a correnti neutre dei νx con sezioni d’urto paragonabili alle prime. Il maggiore rivelatore ad acqua pesante è l’esperimento SNO situato nei pressicanadese di Sudbury all’interno di una miniera di nichel ormai dismessa ad una profondità di circa 5.000 m.w.e. Esso è costituito da due sfere concentriche immerse in un bacino d’acqua

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con funzione di sostegno idrostatico: la sfera più esterna è riempita con acqua ed ha la funzione di costituire la schermatura e l’anticoincidenza per la sfera più interna riempita con 1 kton di acqua pesante e costituente il core dell’esperimento (vedi Fig.2.2.1). Grazie a SNO si è avuta una prima conferma sperimentale dell’oscillazione dei ν solari, fino

. I rivelatori Cherenkov ad acqua in ghiaccio: Amanda/ICECUBE

er lo studio di ν di alta energia (Eν> 1TeV) sono stati ideati rivelatori di neutrini in ghiaccio

assive ignote

’unico rivelatore di ν in ghiaccio attualmente attivo è il progetto ICECUBE (in fase di

zione di 4800 Pmt suddivisi in 80

ad allora solamente supposta quale giustificazione più plausibile al problema al deficit dei νe osservati rispetto a quelli attesi.

Fig.2.2.1: Schema dell’esperimento SNO

3 Ped in mare in modo tale da avere una massa rivelatrice potenzialmente infinita. Tali ν ad altissime energie sono prodotti dal decadimento di particelle ultra m(modello Top-Buttom) o dal decadimento di π± µ± (modello Buttom-Top): tali π± vengono prodotti in seguito all’interazione di particelle cariche (protoni o nuclei pesanti) con la materia o la radiazione che circonda la loro sorgente acceleratrice oppure con l’atmosfera terrestre (ν atmosferici di alta energia). Le sorgenti acceleratici di tali particelle cariche possono essere AGN (Nuclei Galattici Attivi), SNR (Resti di Super Nova), micro-quasar, o da GRB (Gamma Ray Burst). Lultimazione) che consiste nell’evoluzione del precedente esperimento Amanda situato in Antartide. L’idea di base dell’esperimento è, dunque, quella di sfruttare gli enormi spessori della calotta glaciale antartica (spessa anche più di 4 Km) e la sua estensione praticamente infinita: è la stessa idea che sta alla base di progetti in fase di studio, quale ANTARES, di utilizzare come rivelatore l’acqua delle profondità marine. Una volta ultimato il progetto ICECUBE prevede la dislocastringhe (vedi Fig.2.4.1-2) in modo tale da avere un volume utile per la rivelazione dei ν di circa un KM3!

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Fig.2.4.1: Schema dell’esperimento ICECUBE una volta a regime.

Fig.2.4.2:Modulo ottico di Amanda-

ICECUBE composto da sfera a pressione, Pmt, scheda elettronica e µ-metal.

La tecnica di rivelazione è la medesima degli esperimenti Cherenkov ad acqua e consente la rivelazione di ν anche di energie inferiori quali quelli prodotti da un burst di SN. Rispetto, però, a esperimenti “tradizionali”, quali LVD o Super-KamiokaNDE, ICECUBE sconta una minore efficienza di raccolta dei γ Cherenkov prodotti dovuta alla maggiore distanza tra un fotomoltiplicatori ed un altro ed alla minore trasparenza del ghiaccio rispetto all’acqua. Questa minore efficienza di raccolta fotonica risulta essere trascurabile per eventi dovuti a ν di alta energia in virtù dell’elevata quantità di luce prodotta. Invece, per i ν di energie inferiori, quali quelli di un burst di SN, si ha un’efficienza di rivelazione molto minore solo in parte compensata dalle enormi dimensioni dell’esperimento: pertanto, nel caso di collasso gravitazionale, per ICECUBE sarà possibile osservare solo la coda a più alta energia dei ν emessi.

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4. I rivelatori a scintillatore liquido: LVD e Kamland Tra i principali rivelatori a scintillatore liquido annoveriamo LVD (Large Volume Detector) presso i Laboratori Nazionali del Gran Sasso, a cui è dedicato il capitolo seguente, e Kamland (KAMioka Liquid Anti-Neutrino Detector). Kamland è situato, come Super-KamiokaNDE, all’interno dei laboratori di Kamioka in Giappone, ed è costituito da una sfera interna trasparente contenente 1 Kton di scintillatore liquido sospesa in una più esterna di acciaio riempita di olio minerale a sua volta contenuta in un cilindro contenente acqua.

Fig.2.4.1.Spaccato dei laboratori di Kamland.

Fig.2.4.2.Schema del rivelatore di Kamland.

La parte esterna contenente acqua serve sia come sostegno idrostatico per la parte più interna costituita dalle due sfere concentriche sia come anti-coincidenza Cherenkov per i µ passanti. Solo la sfera più interna contiene lo scintillatore liquido per la rivelazione diνe mentre quella esterna funge da sostegno e da raccordo ottico per la luce prodotta dall’interazione deiνe nel liquido scintillatore e sulla cui superficie interna sono distribuiti omogeneamente 1.350 Pmt. Grazie ad una simile geometria l’apparato è in grado di raccogliere un numero molto elevato di fotoni per unità di energia ceduta nel rivelatore: il rapporto tra foto-elettroni su MeV (NPhe/MeV) è circa pari a 300!

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L’esperimento Kamland è nato per lo studio deiνe prodotti da centrale nucleare e, come mostrato in capitolo 1 paragrafo 3, ha fornito misure sui parametri di oscillazione dei ν ed in particolare dell’angolo di mixing θ12 e della differenza quadratica di massa ∆m12

2 ma è anche in grado di osservare con grande precisione ν di SN. 5. I rivelatori a scintillatore liquido con Gd: CHOOZ L’arricchimento dello scintillatore liquido con opportune quantità di Gadolinio (Gd) sembra essere, oggigiorno, il più promettente passo in avanti per lo studio deiνe con scintillatore liquido. Infatti, come già accennato in precedenza, nei tradizionali scintillatori liquidi alla reazioneνe + p n + e+ segue la cattura del neutrone liberato da parte di un atomo di idrogeno e la successiva emissione di un γ di energia pari a Eγ~2,2 MeV; aggiungendo un’opportuna dose di Gd (~0,1% in volume) diventa preponderante la cattura neutronica su un nucleo di Gd a causa della sua sezione d’urto maggiore di circa 105 volte di quella su idrogeno. Si ottiene così:

a) l’emissione di una serie di γ la cui energia totale è Etot~8 MeV a fronte dei 2,2 MeV precedenti;

b) una sensibile riduzione del tempo di vita medio del neutrone libero all’interno dello scintillatore.

Il più recente esperimento a scintillatore liquido con Gd è CHOOZ (schematizzato in Fig.2.5.1) e costituito da un cilindro di altezza e diametro pari a 7 metri e al cui interno vi è un cilindro acrilico trasparente riempito con circa 13 m3 di dodecano. Finora tale tipologia di rivelatore è rimasta confinata a rivelatori perνe prodotti da centrali nucleari che non necessitano grandi masse rivelatrici: ciò è dovuto sia al costo di un simile scintillatore sia alle difficoltà tecniche approfonditi nel Cap.4.

Fig.2.5.1: Spaccato dell’esperimento CHOOZ

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Capitolo 3. L’esperimento LVD L’esperimento LVD, ovvero Large Volume Detector, è un esperimento in funzione dal 1992 finalizzato alla ricerca diνe provenienti da collasso stellare gravitazionale e raccoglie l’eredità del vecchio esperimento LSD, ovvero Liquid Scintillator Detector, situato nei vecchi laboratori del Monte Bianco al confine italo-francese all’interno del tunnel internazionale.

Fig.3.1:L’esperimento LVD all’interno dei laboratori sotterranei del LNGS

1. Struttura dell’esperimento L’esperimento è situato nei laboratori sotterranei dei LNGS e gode di una schermatura dalla radiazione cosmica pari a 3.700 m.w.e. fornitagli dalla roccia sovrastante.

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Fig.3.1.1. Spaccato dei laboratori sotterranei del LNGS

La massa attiva dell’esperimento LVD è costituita in circa 1 kTon di scintillatore liquido e suddivisa in 840 tank in acciaio (dalle dimensioni 1m x 1,5 m x 1m) raggruppate in moduli (o porta-tank) a gruppi da 8; a loro volta i 105 porta-tank sono raggruppati su 7 livelli in 3 torri, contenenti ciascuna 35 moduli. Ogni tank è monitorata da 3 Pmt, modello Feu 49-B o Feu 125, per un numero complessivo di 2520 Pmt (vedi Fig.3.1.2).

Fig.3.1.2.Fotografia dell’ultimo livello di LVD da cui è ben

visibile la suddivisione in tank e porta-tank, inoltre sono ben visibili per ogni tank 3 cilindri neri al cui interno sono posizionati 3 Pmt.

Una tale disposizione dello scintillatore liquido penalizza la raccolta di luce per ogni singolo evento ma è necessaria se si vuole massimizzare il duty-cycle: infatti in questo modo è possibile spegnere anche solo una parte dell’esperimento per effettuare la necessaria manutenzione e lasciare, così, la restante parte a svolgere il suo ruolo di ν -monitor. Quanto appena scritto è suffragato dalla Fig.3.1.3 dove vi è il grafico del duty-cycle e della massa attiva in funzione del tempo dal momento in cui è stato acceso l’esperimento.

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Fig.3.1.3. Andamento del duty-cycle e della massa attiva in funzione del tempo

Si osservi come le variazioni della massa attiva, soprattutto degli ultimi anni, si ripercuotano minimamente sul duty-cycle proprio grazie alla struttura modulare di LVD. Lo scintillatore liquido di LVD, di densità ρ ~0,8 g/cm3 e lunghezza di attenuazione L=15 m @ λ=420 nm, è formato da una miscela di idrocarburi CnH2n+2 (con <n>=9,6) in cui vi è disciolta una piccola quantità (1 g/l) di PPO, un composto organico contenente del fluoro che emette luce per fluorescenza alla lunghezza d’onda λ=380 nm, ed una piccola quantità (0,03 g/l) di POPOP, altro composto organico contenente fluoro, che raccoglie e ri-emette la luce prodotta dal PPO ad una lunghezza d’onda λ=420 nm coincidente col massimo di efficienza di raccolta per i Pmt di LVD. All’interno delle tank di LVD e sulle loro pareti esterne possono avvenire le seguenti reazioni raccolte in Tabella 1 [9]:

Tabella1: interazioni diνe ,νe e νx all’interno di LVD con relativa energia di soglia, efficienza di rivelazione e

numero di interazioni attese da un collasso standard nel caso di assenza di oscillazioni da parte dei ν. con le loro relative sezioni d’urto in funzione dell’energia (Fig.3.1.).

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Fig.3.1.4-5: Sezione d’urto delle varie interazioni diνe ,νe e νx all’interno di LVD in funzione dell’energia. Risulta evidente come la reazione principale sia quellaνe + p n + e+ su cui sarà anche basata l’elettronica dell’esperimento e l’acquisizione di un evento.

2. Elettronica dell’esperimento Data la natura modulare dell’apparato di rivelazione di LVD, anche l’elettronica di tutto l’esperimento avrà uno sviluppo modulare, cioè ripercorre tutte le suddivisioni dell’apparato viste in precedenza (tank, porta-tank, torre). Ogni porta-tank è fornito di un discriminatore C175 ed un ADC/TDC C176: entrambi sono forniti di 8 canali per le 8 tank presenti in ogni porta-tank. Il segnale in uscita dai 3 Pmt di ogni tank viene raccolto da sui 3 ingressi di cui è dotato ogni canale del discriminatore: qui il segnale verrà discriminato (vedi paragrafo seguente), sommato con quello degli altri Pmt della medesima tank, amplificato e, quindi, inviato al corrispettivo canale tra gli 8 di cui è dotato l’ADC/TDC. All’interno dell’ADC/TDC C176 viene misurata la carica del segnale tramite un’opportuna integrazione e viene anche fornito il tempo dell’evento con una precisione di ∆t =12,5 ns: la carica accumulata viene, quindi, convertita in segnale elettronico tramite 2 flash ADC ad 8 bit presenti nel C176 secondo la curva di linearizzazione in Fig.3.2.1 e studiata in modo tale da avere sia una definizione elevata alle basse energie sia un elevato range di misura.

Fig.3.2.1.Curva di conversione dell’ADC C176

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Il segnale viene quindi convertito in una stringa di 48 bit contenenti l’informazione del tempo, della carica, della soglia di discriminazione e della tank da cui esso proviene: tale stringa viene successivamente acquisita nella memoria FIFO del modulo C176 ed inviata tramite un Branch Highway Camac Bus alla CPU della torre da cui viene letta. Il segnale viene quindi acquisito dal computer di controllo del sistema che periodicamente raccoglie i dati dall’esperimento da ognuna delle 3 CPU dell’esperimento, li dispone in ordine temporale e li scrive su disco: da qui in avanti i dati raccolti possono essere analizzati.

3. Determinazione degli eventi Finora nel descrivere come viene misurato un evento ho tralasciato di descrivere come esso venga discriminato, cioè come abbia inizio il processo di acquisizione dati sintetizzato nel paragrafo precedente. La discriminazione degli eventi avviene all’interno del discriminatore C175 al cui interno per ogni canale vengono convogliati i segnali provenienti dai 3 Pmt di una delle 8 tank all’interno di ogni modulo: si ha un evento quando all’interno di un gate di 250 ns il segnale dei 3 Pmt di una tank supera in tensione un determinato valore di soglia (di trigger)scelto a priori in modo tale da avere una soglia in energia di ~5 MeV (soglia alta) o di ~0,8 MeV (soglia bassa): la somma dei segnali provenienti dai 3 Pmt viene allora integrato dall’ADC C176 su un intervallo temporale di 400 ns. In condizioni standard la soglia di trigger impostata è pari al valore di quella alta ma, ogni qualvolta un evento oltrepassi la soglia alta in coincidenza tripla, la soglia di trigger viene abbassata al valore di soglia bassa per la durata di 1 ms successivo a tale superamento. Questo sistema di soglia alta-soglia bassa è utile per visualizzare sia il segnale prompt generato dal positrone prodotto nella reazioneνe + p n + e+, sia la successiva cattura neutronica su un atomo di idrogeno (o più raramente su un atomo di carbonio o di ferro) a cui è associato il rilascio di un γ di energia Eγ=2,2 MeV e che avviene con un ritardo medio τ~185 µs (vedi Fig.3.3.1) ed un’efficienza media stimata essere ~50%.

Fig.3.3.1:Distribuzione temporale di cattura

neutronica in una tank di LVD ottenuta mediante l’introduzione di una sorgente di 252Cf al suo interno in posizione centrale.

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In questo modo è possibile massimizzare l’efficienza di rivelazione dei neutroni prodotti dalla reazioneνe + p n + e+ che abbiamo visto nel primo paragrafo di questo capitolo essere la principale nel caso diνe , νe e νx provenienti da collassi stellari gravitazionali ed, al contempo, minimizzare il rumore di fondo dell’apparato dovuto principalmente alla radioattività naturale (vedi Fig.3.3.2).

Fig.3.3.2. Spettro della radioattività

naturale misurato nei laboratori del Gran Sasso

La calibrazione in energia del segnale proveniente da ogni tank avviene tramite l’osservazione dello spettro dei µ passanti: essi sono discriminati in base all’avvenuto superamento della soglia alta in almeno due tank in un intervallo temporale di al più 250 ns. Dalle simulazioni Monte Carlo si ottiene che il picco dello spettro dell’energia ceduta dai µ in una tank debba corrispondere a E~185 MeV: è allora sufficiente per ogni tank confrontare lo spettro in carica degli eventi di µ con quello della simulazione Monte Carlo per avere la calibrazione energia (MeV)/carica (canali ADC linearizzati) [10].

Fig.3.3.3. Spettro dei µ (e relativo fit)di una tank LVD.

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Capitolo 4. Drogaggio di uno scintillatore liquido con Gd Come già accennato nel capitolo 2 paragrafo 5, negli ultimi anni si stanno sviluppando rivelatori a scintillatore liquido drogati con Gd al fine di migliorarne le prestazioni e ridurre il rumore di fondo: la tecnica è quella già citata di aggiungere al normale scintillatore liquido una frazione (~1 g/l) di Gd. Tale Gd viene disciolto nello scintillatore liquido sotto la forma di composto organico in modo tale da massimizzarne la stabilità e di evitare che reagisca chimicamente all’interno dello scintillatore. In questo capitolo affronterò tale tecnica mostrandone in luce i vantaggi e gli inconvenienti tecnici (principalmente problemi di stabilità) che finora ne hanno limitato l’applicazione.

1. I vantaggi I vantaggi del drogaggio di uno scintillatore liquido con Gd sono molteplici e di notevole utilità. Infatti, il Gd nei suoi vari isotopi presenta una sezione d’urto di cattura neutronica estremamente maggiore rispetto a quella dell’atomo di idrogeno come è evidenziato in Fig..4.1.1

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Fig.4.1.1.Sezione d’urto di cattura neutronica dell’idrogeno e dei vari isotopi del

gadolinio in funzione dell’energia del neutrone Come è facile osservare tale sezione di cattura è fortemente influenzata dall’energia del neutrone da catturare ma, altresì, è noto che esso, una volta prodotto dalla reazioneνe + p n + e+, è soggetto al fenomeno della termalizzazione, cioè alla perdita di energia cinetica per urti elastici fino ad assumere come valore della propria energia cinetica il valore dell’energia cinetica media delle particelle (atomi e molecole) all’interno dello scintillatore dovuta all’agitazione termica. All’interno di un esperimento sotterraneo quale LVD e CHOOZ la temperatura è mantenuta grossomodo costante intorno al valore di T=300 K grazie all’utilizzo costante dell’impianto di ventilazione: si possono determinare le sezioni d’urto di cattura neutronica per idrogeno e gadolinio:

σH=0,33 barn σGd=48800 barn ovvero, σGd è oltre 105 volte maggiore di σH. Una tale sezione d’urto di cattura permette di ridurre sensibilmente il tempo medio di cattura neutronica anche con basse concentrazioni di Gd: è facile calcolare che per uno scintillatore con una densità numerica di protoni pari a 7,5·1022 cm-3 corrisponde un tempo medio di cattura pari a 185 µs; tale tempo medio di cattura si riduce a 25 µs con l’aggiunta allo scintillatore di soli 3,3·1018 atomi·cm-3. Questa riduzione del tempo medio di cattura neutronica si ripercuote positivamente sia sull’efficienza di tale processo di cattura sia sulla possibilità di ridurre il tempo di attesa del γ ( o dei γ) di cattura neutronica successivo al segnale (γ prompt) del positrone e+: infatti, ad una riduzione del tempo di attesa per la cattura neutronica corrisponde un’analoga riduzione dei falsi segnali casuali dovuti al rumore di fondo principalmente dovuto alla radioattività naturale.

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Inoltre, come già accennato nel capitolo 2 paragrafo 5, la cattura neutronica su un atomo di Gd genera una cascata di fotoni avente complessivamente energia ΣiEγi ~ 8 MeV: per ogni fotone della cascata la curva di densità si probabilità in funzione dell’energia è la seguente (Fig.4.1.2)

Fig.4.1.2.Densità di probabilità in funzione dell’energia per un fotone

emesso successivamente alla cattura neutronica su un atomo di Gd.

Questo fenomeno rende molto più distinguibile il segnale di cattura neutronica da quello dovuto dal rumore di fondo rispetto al segnale generato dalla cattura neutronica su idrogeno (8 MeV contro i precedenti 2,2 MeV). Entrambi i fenomeni appena descritti aiutano ad aumentare sensibilmente il rapporto segnale rumore S/N e possono rendere possibili applicazioni dello studio deiνe finora solo ipotizzate: per esempio, una misura dello steady flux (capitolo 1 paragrafo 2) o per il monitoraggio dell’attività di centrali nucleari. Proprio grazie alle sopraccitate qualità del Gd esso viene oggigiorno utilizzato in campo medico per la cura di tumori con radio-terapia: è sufficiente far assorbire alla zona da irradiare un’opportuna sostanza contenente Gd e, quindi, procedere all’irraggiamento di tale zona con dei neutroni. In questo modo la zona colpita rimane molto più limitata e definita con maggiore precisione.

2. Chimica dello scintillatore drogato Finalmente giungo a descrivere la chimica dello scintillatore liquido oggetto del mio studio di tesi. Tale scintillatore è nient’altro che lo scintillatore liquido standard in uso a LVD a cui è stata aggiunta una piccola quantità di Gd (~1 g/l) sottoforma di molecola organica “gadolinio carboxilato” per ottimizzarne la solubilità e minimizzarne la reattività chimica all’interno dello scintillatore. Tra le molecole attualmente è stato scelto [11] il composto organico Gd(2MeVa)3 “2-Metil-Valerato di gadolinio”, cioè un sale composto da gadolinio e acido 2-Metil-Valerico dalla formula CH3(CH2)2CH(CH3)CO2H (vedi Fig.4.2.1).

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Fig.4.2.1.Formula di struttura del 2-

Metil-Valerato di gadolinio. Tale scelta è stata avvalorata dalle misure sperimentali di laboratorio quali la misura di assorbanza, di compatibilità con le altri componenti chimiche delle tank di LVD e comparazione tra liquido scintillatore standard e liquido scintillatore drogato con gadolinio. La prima misura svolta è quella di tracciare uno spettro di assorbanza per tale molecola al variare della sua concentrazione all’interno di un liquido trasparente (cicloxano) e successivamente confrontandola con quella del PPO che, come ho già spiegato nel Capitolo 3 paragrafo 1, è la sostanza scintillante a cui si deve l’emissione luminosa.

Fig.4.2.2-3:Spettro di assorbanza in funzione della lunghezza d’onda per una soluzione di cicloxano e

Gd(2MeVa)3 a diverse concentrazioni (a sinistra) e spettro di assorbanza per una soluzione di cicloxano e PPO (a destra).

Normalizzando le curve di assorbanza alla medesima concentrazione sia per il PPO sia per il Gd(2MeVa)3, il valore di assorbanza del Gd(2MeVa)3 risulta essere circa 104 volte inferiore a quello del PPO e, pertanto, tale sostanza non può essere considerata una competitrice primaria in assorbanza per il PPO. E’ da notare che la normalizzazione alla medesima concentrazione è sostanzialmente corretta a causa del fatto che la concentrazione sia di PPO sia di Gd(2MeVa)3 deve risultare essere pari a ~1 g/l all’interno dello scintillatore liquido drogato con Gd. La successiva misura dell’assorbanza per un medesimo campione di scintillatore liquido diluito in cicloxano prima e dopo essere stato in contatto per 39 giorni con il mylar non

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mostra alcuna differenza sostanziale (vedi Fig.4.2.4) porta a escludere incompatibilità tra la molecola di Gd(2MeVa)3 ed il mylar di cui è foderata ciascuna tank di LVD.

Fig.4.2.4.Spettro di assorbanza per un campione di scintillatore liquido drogato con Gd (curva blu) e del medesimo campione dopo essere stato per 39 giorni a contatto con il mylar

Infine, sono stati comparati gli spettri di assorbanza dello scintillatore liquido standard e dello scintillatore liquido drogato con Gd: da tale comparazione emerge una sostanziale equivalenza nei due scintillatori per la lunghezza d’onda λ=420÷440 nm, mentre il diverso valore in assorbanza per la lunghezza d’onda λ=280÷340 nm suggerisce una riduzione della concentrazione di PPO successivamente al drogaggio (vedi Fig.4.2.5) e di conseguenza ad una riduzione della produzione di luce per unità di energia ceduta allo scintillatore.

Fig.4.2.5.Spettro di assorbanza in funzione della lunghezza d’onda per lo

scintillatore liquido standard (curva blu) e per quello drogato con gadolinio.

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Un risultato analogo è stato ottenuto dallo studio dello spettro in carica del picco dei µ per una tank di LVD prima e dopo il drogaggio con Gd (vedi Capitolo 5).

3. Problematiche del drogaggio con Gd: stabilità e trasparenza Sono sostanzialmente due gli svantaggi dell’utilizzo del Gd negli scintillatori liquidi: il diminuire della trasparenza dello scintillatore e della concentrazione della molecola contenente gadolinio col passare del tempo. Entrambi i problemi sono due diverse conseguenze di un problema più generale: l’instabilità del composto organico contenente il Gd nel rimanere a contatto con lo scintillatore liquido. Questo enorme problema ha finora frenato l’applicazione del Gd per esperimenti a scintillatore liquido dalle estese dimensioni e lo ha confinato ai piccoli esperimenti nei pressi di centrali nucleari (per es. Palo Verde e CHOOZ). Infatti, ad una riduzione della trasparenza corrisponde una minor raccolta di luce da parte dei Pmt a parità di energia ceduta: ciò rende necessario una costante opera di ricalibrazione di tutto l’esperimento a intervalli regolari o, addirittura, alla completa sostituzione dello scintillatore liquido nell’apparato. Invece, ad una riduzione della concentrazione del Gd disciolto nello scintillatore liquido corrisponde un aumento del tempo medio di cattura neutronica da cui una riduzione dell’efficienza della stessa cattura neutronica. Citiamo ora l’esperimento CHOOZ, quale ultimo esperimento concluso ad aver fatto uso di scintillatore drogato con Gd [12]. CHOOZ utilizzava il Gd sotto forma di nitrati di gadolinio dalla formula Gd(NO3)3 disciolti in esanolo ad una concentrazione di ~1 g/l: con il passare del tempo si è osservato un’opacizzazione dello scintillatore liquido dovuta all’ossidazione di quest’ultimo da parte dei nitrati a cui era legato il Gd. Tale opacizzazione comportava una ovvia riduzione della lunghezza di attenuazione λ nel tempo secondo la legge:

dove v è la velocità della reazione di ossidazione e funzione della temperatura secondo la formula empirica:

in cui a è un parametro a sua volta dipendente dalla temperatura e compreso tra 2≤ a ≤3 e v0=(3,8±1,4)·10-3 d-1 è la velocità della reazione di ossidazione a temperatura T=20° C.

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Fig.4.3.1.Andamento della lunghezza di

attenuazione λ(t) dello scintillatore liquido di CHOOZ in funzione della tempo a causa dei processi di ossidazione.

Fig.4.3.2.Velocità della reazione di ossidazione

dello scintillatore liquido di CHOOZ in funzione della temperatura (dati sperimentali e fit).

Tutto ciò rendeva necessaria una costante opera di ricalibrazione dell’apparato che, in ogni caso, necessitava la completa sostituzione dello scintillatore dopo circa un anno di presa dati. E’ immediato far presente che se un simile ricambio di scintillatore era praticabile per un esperimento dalle ridotte dimensioni quale CHOOZ (circa 13 m3), ciò non è affatto praticabile per un esperimento quale LVD dotato di scintillatore liquido per ~1 kTon: da qui prende spunto tutto il lavoro di studio del nostro scintillatore liquido drogato con Gd raccolto nel capitolo seguente.

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Capitolo 5. Misure in laboratorio 1. Introduzione Il passo successivo nello studio delle caratteristiche dello scintillatore liquido drogato con Gd è stato quello di realizzare una tank LVD con al suo interno dello scintillatore liquido drogato con Gd (descritto nel capitolo precedente) al posto dello scintillatore liquido standard. Si è allora drogata una tank identica a quelle di LVD, denominata T40, già presente all’interno della hall di montaggio dei LNGS (Laboratori Nazionali del Gran Sasso) con il sale di Gd in concentrazione tale da avere ~1 g/l di Gd all’interno dello scintillatore in modo da ottenere uno scintillatore liquido dalle analoghe caratteristiche a quello studiato nel capitolo precedente. La scelta di drogare una tank posizionata all’interno della hall di montaggio invece che una di LVD, posizionata nei laboratori sotterranei, nasce dalla necessità di dover continuamente compiere misure, apportare aggiunte e migliorie, prelevare campioni: tutto ciò non sarebbe stato possibile se la tank si fosse trovata all’interno di LVD. Successivamente a tale operazione, è stata posta nel centro della tank una sorgente di 252Cf dall’attività molto bassa (~0,15 Bq): il 252Cf è un elemento radioattivo che decade α con un branching ratio pari al 97% mentre nel restante 3% dei casi decade emettendo dei neutroni, in media 3,76 per ogni fissione: applicando alla sorgente un dispositivo a semiconduttore in grado di emettere un segnale elettrico nel momento in cui avviene la fissione e utilizzando tale segnale come segnale di trigger, diventa agevole misurare l’efficienza e il tempo medio di cattura neutronica. Dato che durante le operazioni di drogaggio con Gd e di posizionamento della sorgente lo scintillatore entra in contatto con l’aria e dato che l’ossigeno in essa contenuto è in grado di danneggiare lo scintillatore, prima di sigillare la tank si immette al suo interno dell’argon (Ar) in modo tale da eliminare qualsiasi residuo di ossigeno presente nella tank. Completato il set-up sperimentale, sono posti due piccoli scintillatori uno sopra, l’altro sotto, alla tank in modo tale da avere a disposizione un “telescopio di µ” per selezionare un beam di µ verticali. Avere la possibilità di selezionare i µ verticali passanti per la tank è utile per avere la calibrazione carica-energia utilizzata nella misura dello spettro sia di fondo sia di cattura neutronica; inoltre, la misura ripetuta nel tempo del picco in carica dovuto al passaggio dei µ verticali è in grado di mostrare la stabilità sia della trasparenza sia della produzione di luce

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dello scintillatore in esame per unità di energia ceduta allo stesso: il passaggio di un µ verticale nel rivelatore comporta un rilascio energetico secondo una distribuzione quasi-Landau il cui valor più probabile risulta essere costante nel tempo e stimato dalle simulazioni attualmente disponibili pari a 170 MeV. Dato che, come già citato in capitolo 4 paragrafo 3, gli scintillatori drogati con Gd col passare del tempo usati negli esperimenti passati hanno mostrato un rapido degrado della trasparenza e della produzione di luce col trascorrere nel tempo, si comprende l’importanza che assume questa misura.

Fig.5.1.1.Fotografia della tank T40 all’interno della hall di

montaggio dei LNGS dove sono visibili i due scintillatori per la discriminazione dei µ verticali, le 3 box dei rispettivi Pmt e la bombola di Argon per eliminare le possibili tracce di Ossigeno nella tank

La tank T40 è stata dotata di due distinti sistemi di acquisizione in modo tale da avere un doppio controllo sui risultati ottenuti: il primo sistema è l’acquisizione standard di LVD, il secondo sistema è il campionamento di forme d’onda tramite oscilloscopio digitale TDS 744A. Per i dettagli di tali sistemi di acquisizione fare riferimento al paragrafo ad essi dedicato. La tank T40, come tutte le tank di LVD, è dotata di 3 fotomoltiplicatori (o Pmt) le cui caratteristiche tecniche sono state studiate in laboratorio a Torino. La campagna è iniziata con la misura di perrformance di cattura neutronica e di stabilità dello scintillatore liquido avvalendosi di due diversi modelli di fotomoltiplicatori. In seguito, sono stati sostituiti i Pmt e si è constatata la necessità di monitorare le variazioni del guadagno dei Pmt ed a tal fine è stato realizzato un dispositivo a fibre ottiche che permette di osservare la risposta dei Pmt ad un segnale standard. Dopo aver verificato l’efficacia di un tale apparato nel controllare il guadagno dei Pmt, è iniziato un nuovo set di misure di stabilità della tank T40: tali misure sono tuttora in corso e occorreranno ancora alcuni mesi per essere terminate.

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2. Test sui PMT Feu-49B Nel momento in cui è stata allestita la tank T40 e sono incominciate le misure su di essa, luglio 2005, essa era dotata di 3 Pmt Feu 49-B standard di LVD dal numero di serie rispettivamente 2140, 2141 e 3311: tali Pmt sono stati studiati nei laboratori di Torino prima del montaggio sulla T40. Volendo studiare con precisione il funzionamento del liquido scintillatore, è necessario conoscere le esatte condizioni di lavoro dei 3 Feu 49-B, ossia il guadagno (espresso come il rapporto del numero di elettroni all’anodo sul numero di foto-elettroni emessi dal foto-catodo) a cui essi operano. E’ necessario quindi:

1) compiere una misura di singolo foto-elettrone; 2) oppure confrontare la risposta fornita da due PMT, di cui uno dalle caratteristiche

completamente note, ad un medesimo segnale.

La misura di singolo foto-elettrone viene compiuta osservando lo spettro della carica accumulata all’anodo in seguito all’esposizione ripetuta del foto-catodo ad una sorgente luminosa (tipicamente un led) diminuendo sempre più tale esposizione per mezzo di filtri ottici. La componente dominante delle fluttuazioni della risposta del Pmt è quella generata dal foto-catodo la cui risposta è governata dalla statistica di Poisson, ovvero la probabilità di avere l’emissione di k elettroni dal foto-catodo sarà data da:

P(k) = e−µ ·µk ·(k!)-1 dove µ è il valor medio di elettroni emessi dal foto-catodo che raggiungono il primo dinodo per ogni evento. Se si assume per ipotesi µ =0,1 , allora si avrà: P(0) = 0,9 P(1) = 0,09 P(2) = 0,0045 …………….. cioè, il 90% dei segnali registrati sono riconducibili con un’emissione nulla di elettroni da parte del foto-catodo ovvero sono segnali di rumore di fondo dovuti alla rumorosità del Pmt e dell’elettronica a disposizione; del restante 10% di eventi, il 90% di essi sono riconducibili all’emissione di un solo elettrone dal foto-catodo ovvero sono eventi di singolo “foto-elettrone”; l’esiguo numero di segnali rimanenti, riconducibili all’emissione di due o più elettroni dal foto-catodo, è completamente trascurabile e pari all’1% del totale. Pertanto, se diminuendo l’illuminazione del foto-catodo tramite appositi filtri ottici si giunge ad avere una distribuzione in carica in cui il 90% degli eventi sono riconducibili a rumore di fondo dato che si trovano all’interno del piedestallo, allora la statistica di Poisson garantisce che il 90% del rimanente segnale è dovuto alla produzione sul foto-catodo di un “singolo foto-elettrone”: quindi, tranne che per una componente trascurabile, lo spettro di segnale sarà composto dalla carica di un elettrone moltiplicato per il guadagno del Pmt. Si otterrà così il valor medio del guadagno a cui opera il Pmt semplicemente dividendo la carica del picco di segnale per la carica di un elettrone, pari a ~1,6·10-19 C. Dato che solo il 10% della statistica accumulata è utile alla misura di “singolo foto-elettrone”, è necessario accumularne parecchia aumentando di conseguenza la durata di essa. Un esempio di misura di “singolo foto-elettrone” è raccolto nella figura seguente: in esso è ben visibile il picco di segnale e sulla sinistra si intravede il piedestallo dalle dimensioni notevolmente maggiori.

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Fig.5.2.1. Esempio di spettro di “singolo foto-elettrone”

La prima opzione appena descritta, di gran lunga più diretta e accurata, non è purtroppo applicabile ai Pmt standard di LVD a causa dell’architettura venetian blind dei dinodi del Feu 49-B. Tale architettura comporta la non distinguibilità del segnale di singolo foto-elettrone da quello del rumore di fondo (vedi Fig.5.2.2) a causa della scarsa efficienza di trasporto degli elettroni tra un dinodo e l’altro.

Fig.5.2.2.Spettro di singolo foto-elettrone, sovrapposto a quello del

piedestallo, compiuto sul Feu 49-B 3311 in laboratorio @ HV=1680V

In ogni caso, anche se non è possibile una misura diretta del picco di singolo foto-elettrone, è possibile ottenerne una sua stima fittando i dati ottenuti con una curva esponenziale e con una Landau. Si ottengono due stime di cui considereremo solo la prima perchè più conservativa:

Feu 49-B 2140 Gexp = 7.1 105 @ HV =2000V GLan =8.2 105@ HV =2000VFeu 49-B 2141 Gexp = 9.3 105 @ HV =1900V GLan =9.8 105 @ HV =1900VFeu 49-B 3311 Gexp = 7.1 105@ HV =1680V GLan =8.2 105@ HV =1680V

Tabella 1.

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A partire da questi valori di guadagno, si è successivamente definita la curva di guadagno in funzione della tensione HV applicata al partitore dei 3 Pmt osservando il variare del segnale in uscita all’anodo generato dal segnale di un led variando la tensione HV applicata ai 3 Pmt e normalizzando le misure ottenute con quella di singolo foto-elettrone precedentemente ottenuta (vedi Fig.5.2.3).

Fig.5.2.3.Curva di guadagno deI PMT Feu 49-B rispettivamente 2140, 2141 e 3311

Inoltre, durante il compimento di quest’ultima misura, si è osservata una forte dipendenza dal campo magnetico della risposta dei Pmt: variando l’angolo dei Pmt rispetto al campo magnetico terrestre si è ottenuta una variazione di ~30% della carica accumulata all’anodo mantenendo inalterato sia il guadagno a cui essi operavano sia l’intensità luminosa a cui erano esposti. Ciò implica la necessità di appuntare l’orientazione dei Pmt rispetto al campo magnetico terrestre nel momento in cui si sono compiute le misure in laboratorio e di riprenderla in maniera fedele al momento di montare i Pmt sulla tank T40. Come verifica del valore di guadagno determinato precedentemente, si è deciso di compiere una misura di efficienza quantica su tutti e 3 i Pmt (N.d.A.: l’efficienza quantica è definita come il rapporto tra il numero di elettroni emessi dal foto-catodo ed il numero di fotoni incidenti su di esso). Dal confronto dello spettro prodotto da uno scintillatore sottile, irraggiato da una sorgente di americio (Am) e posto a stretto contatto col foto-catodo, ottenuto utilizzando un PMT XP1805 di cui sono noti guadagno (G= 3,3·105) ed efficienza quantica (ε =23%) e, supponendo che tutta la luce prodotta dallo scintillatore venga raccolta sia dal foto-catodo del PMT di riferimento (Fig.5.2.4)

Fig.5.2.4.Spettro di Am con PMT XP1805 1202

sia dai PMT Feu 49-B in esame (vedi Fig.5.2.5), si ottiene una stima dell’efficienza quantica di quest’ultimi.

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Fig.5.2.5.Spettri di Am per i Pmt Feu 49-B SN 2140, 2141 e 3311 con G rispettivamente pari a 7.1•105, 9.3•105, 7.1•105

Infatti, grazie alla relazione QFeu-49B : QXP1805 = (G·η)Feu 49-B : (G·η)XP1805 ed alle misure compiute riassunte in Tabella 2,

XP1805 1202 G = 3.3 · 105 QAm = 10.5 pC Feu 49-B 2140 G = 7.1 · 105 QAm = 9.8 pC Feu 49-B 2141 G = 9.3 · 105 QAm = 9.6 pC Feu 49-B 3311 G = 7.1 · 105 QAm = 9.8 pC

Tabella 2. si ottiene una stima dell’efficienza quantica per i 3 Pmt pari a:

Feu 49-B 2140 η=10% Feu 49-B 2141 η=7.5% Feu 49-B 3311 η=10% Tabella 3.Valore dell’efficienza quantica per i

3 Pmt della tank T40. Tale valore di efficienza quantica e’ pari (o simile) a quello atteso anche dalla bibliografia ufficiale: e supporta pertanto la stima del guadagno ottenuta attraverso lo spettro di singolo foto-elettrone riportata in Tabella 1. “Data sheet Quantum efficiency of Feu-173 is approximately 1.5 times higher than those of Feu-49B and Feu-125 and corresponds to η~15% at λ=410 nm wave length” “Measurement of FEU-173 performance” Tkachenko, Yashin, Khrenov GAP-97-014

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3. Sistemi di acquisizione dei dati In questo paragrafo è spiegata la modalità di raccolta dati sia con l’oscilloscopio sia con l’ADC. L’idea di fondo che ha spinto la realizzazione di un doppio sistema di acquisizione era quella di poter verificare sperimentalmente se e quanto fosse migliore la tecnica del campionamento di forme d’onda rispetto alla vecchia modalità in uso presso LVD. Infatti, il campionamento di forme d’onda sta mano a mano soppiantando la vecchia tecnica di acquisizione tramite ADC nei nuovi esperimenti che si vanno a realizzare. Ovviamente non è fattibile la sostituzione dell’elettronica attuale di LVD in quanto essa è stata studiata e ottimizzata per lo studio di burst diνe da supernova con un sistema di campionamento di forme d’onda ma, per lo studio di una singola tank quale la T40, avere un doppio sistema di acquisizione dati permette di avere una migliore comprensione dei fenomeni che si verificano al suo interno. 3a.Acquisione dati tramite ADC L’acquisizione dati tramite l’ADC riprende in modo fedele l’elettronica attualmente in uso presso LVD con alcune modifiche necessarie affinché, sfruttando gli 8 canali di ingresso dell’ADC, sia possibile acquisire il segnale singolo di ognuno dei 3 Pmt. Inoltre, a differenza di quanto avviene nell’elettronica di LVD, l’unico valore di soglia impostato è quello di soglia bassa: l’apertura del gate di 1 ms di soglia bassa è comandato dal discriminatore C175 programmato in modo tale da avere su altri 3 canali 3 diverse possibili sorgenti di trigger. Tali sorgenti di trigger vengono immesse su canali differenti e sono:

a) il segnale proveniente dal dispositivo a semiconduttore citato precedentemente applicato alla sorgente di 252Cf per le misure di cattura neutronica;

b) un impulsatore casuale (o randomico) per le misure di segnale di fondo; c) la coincidenza doppia di due scintillatori posti uno sopra l’altro sotto la tank per la

misura dello spettro dei µ verticali (telescopio di µ).

Fig.5.3.1. Schema a blocchi dell’apparato di acquisizione tramite ADC C176.

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Dato che il “tempo morto” necessario alla conversione del segnale analogico in digitale nell’ADC C176 è di 1 µs e grazie allo scarso rate di conteggi dovuti alla sorgente di 252Cf ed al passaggio di µ verticali negli scintillatori selezionatori, è possibile compiere durante lo stesso run di acquisizione misure di segnale di fondo, di segnale proveniente da catture neutroniche e spettri di µ passanti verticalmente per la tank semplicemente attivando un canale del discriminatore piuttosto che un altro. Qualunque sia la natura delle acquisizioni, siano esse di fondo o di cattura neutronica o di µ verticali, esse avvengono con l’apertura di un gate di 1 ms in seguito alla ricezione del segnale di trigger: tutti i segnali all’interno di tale gate e che superano in coincidenza tripla (secondo la definizione di LVD) il valore di soglia bassa (l’unica utilizzata per questo tipo di misure) vengono integrati su un intervallo di 400 ns su ogni singolo canale; la carica così accumulata viene, quindi, convertita in segnale digitale da parte dell’ADC che impiega un 1µs a compiere tale processo di conversione ed a trasferire i dati ottenuti nella memoria di acquisizione: durante tale tempo morto viene inibita qualsiasi nuova integrazione. Infine, ad ogni singolo evento viene attribuito successivamente all’integrazione un indice da parte dell’ADC in base a quale canale del discriminatore C175 ha generato il segnale di trigger comandante il gate di 1 ms. Tale indice sarà utile durante l’analisi dei dati per poter dividere i segnali frutto di cattura neutronica da quelli frutto del rumore di fondo e da quelli dovuti al passaggio µ verticali. Al momento del lancio dell’acquisizione, sui differenti canali dell’ADC viene effettuata una misura di piedestallo, cioè una misura del livello zero. Essa viene svolta su tutti i canali dell’ADC per mezzo di una misura in carica (della durata di sempre 400 ns) in assenza di qualsiasi trigger esterno. Tale misura viene ripetuta ogni 900 acquisizioni, qualunque sia la loro origine: quest’operazione di rinnovamento continuo del piedestallo è dovuto alla elevata sensibilità dell’elettronica ai cambiamenti di temperatura che si verificano durante un run a causa dell’alternarsi giorno-notte. Quanto appena affermato è facilmente apprezzabile in Fig.5.3.2.

Fig.5.3.2.Distribuzione delle misure di piedestallo ottenute durante l’acquisizione del run

000543: in nero i piedestalli di Pmt1, in rosso di Pmt2 e in blu di Pmt3. Dalla Fig.5.3.2 si nota come il piedestallo dei 3 Pmt vari durante l’acquisizione del run specialmente per il Pmt 1: queste variazioni del livello zero possono alterare il risultato dell’acquisizione se non opportunamente corrette.

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3b.Acquisione dati tramite oscilloscopio Il secondo sistema di acquisizione dati utilizza un oscilloscopio digitale Tektronix TDS 744A con frequenza massima di campionamento pari a 500 Msample/s con cui compiere campionamenti di forme d’onda su 3 canali corrispondenti ai 3 Pmt della tank. Anche in questo caso si hanno i medesimi 3 sistemi di trigger descritti in precedenza, ossia il dispositivo a semiconduttore collegato alla sorgente di 252Cf , l’impulsatore casuale e la coincidenza doppia per la discriminazione dei µ passanti verticalmente ma, a differenza di quanto accade con l’ADC, i vari tipi di misura avvengono in successione.

Fig.5.3.3.Schema a blocchi dell’acquisizione tramite oscilloscopio digitale TDS 744A. Il trigger può

essere fornito o dalla sorgente di 252Cf, o dal telescopio di µ o dall’impulsatore casuale. Nel caso di spettro di fondo e di cattura neutronica, il campionamento avviene mediante l’acquisizione sui 3 canali dell’oscilloscopio del segnale proveniente dai 3 Pmt con una scala di 2 mV/divisione (a cui corrisponde una sensibilità pari a 0,08 mV) per una durata di 100 µs per complessivi 50.000 bins a canale: date le caratteristiche tecniche dell’oscilloscopio, la velocità di campionamento di 500 Msample/s è la massima consentita per avere una lunghezza di campionamento pari a 100 µs. Una volta campionata una curva su 3 canali, i dati così acquisiti vengono trasferiti su computer tramite una porta GPIB e scritti in un apposito file: tale operazione di scrittura impiega circa 1 minuto durante il quale l’oscilloscopio è inibito a compiere qualsiasi ulteriore misura. Invece, il campionamento dei µ verticali avviene con una scala di 50 mV/divisione (a cui corrisponde una sensibilità di 2 mV) su una durata di solo 1 µs per complessivi 500 bins a canale: la diversa sensibilità di scala è necessaria per evitare che il segnale dei µ raggiunga il fondo-scala dell’oscilloscopio, mentre la durata ridotta di campionamento, consentita dal fatto che grazie al “telescopio di µ” è noto l’istante in cui avviene il transito dei µ, consente di ridurre i tempi di scrittura su file. Tale meccanismo di misura implica una durata dell’acquisizione di oltre 2 giorni per ciascuna tipologia di misura in modo tale da poter accumulare una statistica sufficiente: pertanto, la durata complessiva di un’acquisizione completa, cioè composta da catture neutroniche, segnale di fondo e µ passanti verticalmente, risulta essere di circa 6 giorni.

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4. Modalità di analisi dati 4a. Analisi dei dati raccolti tramite ADC I dati raccolti tramite ADC C176 sono analizzati in modo del tutto analogo alla modalità con cui vengono analizzati i dati di LVD: l’unica differenza di rilievo, oltre al fatto che si ha il segnale di ogni singolo Pmt, è che è necessario discriminare la natura degli eventi presenti all’interno di un unico run. Ciò avviene grazie all’utilizzo dell’indice abbinato ad ogni evento memorizzato già descritto in paragrafo 3a: in questo modo si ottengono per i 3 Pmt gli spettri di fondo, di cattura neutronica e di µ passanti verticalmente. 4b. Analisi dei dati raccolti tramite Oscilloscopio Nel paragrafo 3a si è presentato il metodo di acquisizione dati con campionamenti di forme d’onda mettendo in luce l’elevato tempo morto tra un campionamento e l’altro. Tale difetto in sede di acquisizione dati viene ampiamente compensato dai vantaggi che una tale modalità di acquisizione comporta al momento dell’analisi dei dati raccolti: infatti, dato che non vi è alcun valore di soglia pre-impostato, la definizione di evento può essere determinata a posteriori e non vi sono tempi morti di acquisizione all’interno di ogni gate dovuti alla conversione del segnale; inoltre, grazie alla possibilità di campionamento in condizione di pre-trigger, è possibile campionare il γ prompt dovuto alla fissione della sorgente di 252Cf e misurare le baseline immediatamente prima dell’arrivo del segnale. Il sistema di analisi dati finora ritenuto migliore per il segnale di fondo e per la cattura neutronica ed utilizzato per ogni singola curva acquisita su 3 canali è il seguente:

a) i 50.000 bins, della durata ciascuno di 2 ns, vengono raccolti e sommati in gruppi da 10 della durata di 20 ns per velocizzare l’analisi dato che le caratteristiche tecniche di risposta dei Pmt non permettono una maggiore rapidità del segnale;

b) i primi 150 gruppi (della durata complessiva di 3 µs) sono campionati nella zona di pre-trigger ovvero nell’arco temporale precedente l’arrivo del segnale di trigger: non è possibile effettuare una simile operazione con l’ADC. Questi 150 gruppi da 10 bins vengono raccolti in distribuzione e viene calcolato il valor medio di tale distribuzione per ogni canale: tale operazione fornisce il valore del piedestallo per ognuno dei 3 canali utilizzato per quella singola curva e sottratto di lì in avanti ai bins successivi (vedi Fig.5.4.1);

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Fig.5.4.1.Esempio di distribuzione di baseline misurata sul Pmt 1 da cui

calcolare il valor medio e la deviazione standard.

c) sui successivi 100 gruppi (da 1,6 a 2,8 µs), nel caso si stia analizzando lo spettro di catture neutroniche, viene ricercato in coincidenza temporale tripla il γ prompt proveniente dalla fissione della sorgente: nel caso opposto di misura dello spettro di fondo, si inibisce ogni ricerca di segnale per uniformità di analisi dei dati;

d) sui rimanenti 4.750 gruppi, ovvero nei rimanenti 95 µs, viene ricercato in coincidenza temporale tripla il superamento di un valore di soglia misurato in unità della deviazione standard prima calcolata;

e) una volta individuati i gruppi corrispondenti alle coincidenze triple, viene determinato il tempo del segnale quale essere quello corrispondente al primo bin del gruppo da 10 in cui si è avuta la coincidenza tripla;

f) una volta stabilito il tempo del segnale, avviene l’integrazione della carica sui 3 canali mediante l’integrazione del segnale su 250 ns suddivisi nei 24 bins precedenti e nei 100 bins successivi al bin per cui si è avuta la coincidenza tripla e scelto come tempo del segnale nel punto e);

g) i valori in carica così ottenuti sui 3 canali vengono convertiti in valori in energia tramite l’utilizzo di opportune calibrazione;

h) i dati raccolti (energia, distribuzione temporale e molteplicità di segnali nella curva acquisita) vengono caricati su opportuni istogrammi.

Un esempio raffigurazione di curva campionata è raccolta in Fig.5.4.2 dove risulta ben visibile la sottrazione del livello medio della baseline dopo i primi 3 µs (soprattutto su canale 1 e canale 3), il γ prompt dovuto alla fissione della sorgente di 252Cf, le successive catture neutroniche (4 in questo caso) ed evidenziati i gate di integrazione.

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Fig.5.4.2.Visualizzazione di una curva campionata su 3 canali

dell’oscilloscopio raffigurante un evento di cattura neutronica (in viola sono i gate di integrazione)

Per il caso dei µ passanti verticalmente il procedimento è analogo e le uniche differenze sono:

a) il segnale di trigger viene fornito dal “telescopio di µ” (come nel caso dell’ADC); b) dato che la lunghezza del campionamento è di soli 500 bins per una durata di 1 µs, la

baseline, campionata sempre nella zona di pre-trigger, è studiata solo su 120 bins ed il segnale dei µ ricercato sui restanti 380 bins.

Le considerazioni da fare su tale sistema di analisi dati sono molteplici. La più immediata è l’osservare che il “tempo utile” per ogni campionamento risulta essere pari a 95 µs contro 1 ms nel caso dell’ADC: tale “tempo utile”, inferiore di circa un fattore 10 di quanto utilizzato in LVD (e a cascata dall’ADC), è sufficiente all’osservazione di catture neutroniche proprio in virtù dell’uso dello scintillatore liquido drogato con Gd al posto del normale scintillatore liquido. Anzi, per rendere uniforme l’analisi dati dell’ADC e dell’oscilloscopio e facilitarne il confronto, la finestra di acquisizione dell’ADC viene ridotta a 95 µs tramite il rigetto in sede di analisi dei dati posteriori ai primi 95 µs dall’arrivo del segnale di trigger. Si può contestare la ricerca di coincidenze triple in gruppi da 10 bins sui 3 canali: la scelta di non ricercare le coincidenze triple sui singoli bins è stata fatta per evitare la moltiplicazione dei segnali dovuti a semplici spike che si possono verificare all’interno del rivelatore nel suo insieme. La scelta, però, potrebbe anche essere di ricercare le coincidenze in gruppi meno numerosi, ovvero composti da 5 o da soli 2 bins. Pertanto, si è proceduto all’analisi di spettri di fondo e di catture neutroniche variando solamente il numero di bins presenti in ogni gruppo: tali risultati sono raccolti nelle figure seguenti.

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Fig.5.4.3-4.Spettro di fondo (a sinistra) e di cattura neutronica (a destra) del run Cf12 con soglia pari a

3σ al variare del raggruppamento dei bins per ricercare la coincidenza tripla: 10 bins (ovvero 20 ns) in nero, 5 bins in viola e 2 bins in verde.

Dalle figure si deduce una sostanziale identità tra gli spettri così ottenuti per E> 1 MeV, siano essi di fondo o di catture neutroniche: anzi, sembra che, riducendo il numero di bins per raggruppamento, la soglia sia soggetta ad un lieve innalzamento. Dato che il numero di conteggi a parità di soglia può essere influenzato dal valore della baseline e dalla deviazione standard, si raccolgono i valori medi di entrambe le grandezze (vedi Fig.5.4.5-6).

Fig.5.4.5-6.Distribuzione delle deviazioni standard, a sinistra, e delle baseline, a destra, del Pmt 1 per

campionamenti di 10 bins (in nero), 5 bins (in viola), 2 bins (in verde) ottenuti con .soglia pari a 3σ. Le 3 distribuzioni presentano i seguenti valori (riferite a Pmt 1):

Raggruppamento Baseline (pC) RMS (pC) 10 bins 0,1596 0,02566 5 bins 0,0796 0,01774 2 bins 0,03184 0,01118

che comportano un rapporto RMS su valor medio di baseline:

Raggruppamento RMS/Baseline 10 bins 0,161 5 bins 0,223 2 bins 0,351

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Ciò mostra come il rapporto RMS su baseline aumenti diminuendo il numero di bins per ogni raggruppamento: questo dovrebbe essere la spiegazione del fenomeno dell’alzamento della soglia al diminuire del numero di bins per raggruppamento. Inoltre, balza subito all’attenzione lo spostamento della baseline nel corso della misura (Fig.5.4.6) che si era già ottenuto nel caso dell’ADC (Fig.5.3.2). Visti i risultati di Fig.5.4.5-6 e tenendo anche conto del fatto che il tempo di risposta dei Pmt non supera i 20 ns, risulta essere giustificato l’utilizzo di una suddivisione dei bins in gruppi da 10, ovvero in intervalli di tempo di 20 ns. E’ suscettibile di contestazione anche la scelta di integrare i segnali, riconosciuti come tali dalla coincidenza tripla, su 250 ns piuttosto che un altro tempo di integrazione, per esempio i 400 ns utilizzati da LVD e dall’ADC: la scelta di tale intervallo di integrazione è dovuta alla volontà di distinguere due segnali consecutivi molto vicini. Inoltre, tale intervallo di integrazione risulta essere sufficiente in ogni circostanza tranne, a volte, nel caso di segnale di µ passanti diagonalmente per la tank e che, tra l’altro, sono artefici della saturazione della scala dell’oscilloscopio impiegata. Tra l’altro, i µ passanti diagonalmente non sono attualmente utilizzati per compiere misure sulla tank ma, se mai lo diventassero, sarebbe necessario aumentare il tempo di integrazione.

Fig.5.4.7.Esempio di campionamento con due eventi distinti in rapida successione

(particolare ben visibile su Pmt 2, traccia verde) non distinguibili imponendo un gate di integrazione pari a 400 ns.

Un altro parametro libero è il valore del fattore moltiplicativo da apporre alla deviazione standard della baseline per determinare il valore della soglia. A tal proposito sono da fare alcune considerazione di carattere statistico. L’andamento della baseline è considerabile a grandi linee gaussiano: pertanto più è elevato il valore del fattore moltiplicativo di soglia, tanto più sarà ridotto il numero di superamenti di tale soglia dovuti esclusivamente a fenomeni casuali.

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Il numero di coincidenze triple all’interno di un’acquisizione esclusivamente dovute a oscillazioni statistiche della baseline sarà dato da: NStat =3 · P(x>soglia)

3·Nbins·Ncurve Dove Nbins è il numero di gruppi di 10 bins presenti in ogni curva campionata e sempre pari a 4750 (vedi sopra), e Ncurve è il numero di curve campionate durante l’acquisizione. Per esempio, su 3000 curve campionate ed imponendo 2σ (cioè due volte la deviazione standard) come valore di soglia, allora il numero di eventi puramente statistico sarà ~510; tale valore diventerà però risibile imponendo 3σ o 4σ come valore di soglia. Gli eventi puramente casuali saranno quelli per cui il superamento del valore di soglia si verifica solo una volta all’interno del gate d’integrazione di 250 ns: pertanto si è proceduto alla discriminazione degli eventi in base alla “molteplicità di superamenti” della soglia che sarà compresa tra 1 (valor minimo per avere un evento) e 10 (dei 250 ns d’integrazione solo 200 sono successivi alla prima coincidenza che determina il segnale) come visualizzabile nella figura seguente:

Fig.5.4.8.“Molteplicità di superamenti” del run Cf12 al variare del valore di

soglia: 1,5σ in nero, 2σ in viola, 3σ in verde, 4σ in blu. Si può osservare come il numero di eventi con “molteplicità di superamenti” pari a 1 diminuiscano sensibilmente all’aumentare del valore di soglia mentre il numero degli altri eventi risulta sostanzialmente invariato; è notevole osservare come il numero di eventi “molteplicità di superamenti” pari a 1 non vada a zero alzando ulteriormente la soglia (l’istogramma a soglia 3σ è sostanzialmente uguale a quello a soglia 4σ): ciò vuol dire che si verificano eventi fisici all’interno della tank della durata di ~20 ns. Un’ulteriore conferma di quanto appena affermato è ben visibile nelle seguenti figure in cui si osserva l’esplosione degli eventi con energia prossima allo zero al diminuire della soglia e dovuti in gran parte a eventi puramente casuali. Infatti, in Fig.5.4.9-10 è ben visibile l’aumento della sensibilità per energie 0,5 MeV <E<1 MeV al diminuire della soglia ma, a

48

tale diminuzione, si associa anche la comparsa di un picco a E→0 a soglia pari a 2σ: tale picco diventa predominante in seguito ad un’ulteriore diminuzione della soglia a 1,5σ.

Fig.5.4.9.Spettro di fondo del run Cf12 al variare della soglia:

soglia 4σ (in blu), soglia 3σ (in verde), soglia 2σ (in viola), soglia 1,5σ (in nero).

Fig.5.4.10. Spettro di catture neutroniche del run Cf12 al

variare della soglia: soglia 4σ (in blu), soglia 3σ (in verde), soglia 2σ (in viola), soglia 1,5σ (in nero).

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Fig.5.4.11. Spettro differenza tra spettro di catture neutroniche e spettro di fondo (Fig.5.4.9-10) del run Cf12 al variare della soglia: soglia 4σ (in blu), soglia 3σ (in verde), soglia 2σ (in viola), soglia 1,5σ (in nero).

E’ notevole come lo “spettro differenza” ottenuto dalla differenza dello spettro di catture neutroniche e dello spettro di fondo risulti sostanzialmente invariato al variare del fattore di soglia: le uniche differenze sono nella regione di energie prossime ad 1 MeV e soggette alle fluttuazioni statistiche prima descritte. Dato che l’efficienza di cattura neutronica viene ricavato direttamente dallo “spettro differenza” , sono da evitare sue eventuali oscillazioni statistiche poiché risultano essere fonte di ulteriori incertezze oltre a quelle già presenti nella misura per limiti strumentali: si decide pertanto di fissare il valore di soglia in 3σ quale miglior compromesso tra sensibilità e stabilità del metodo di misura. 5. Calibrazione in energia Per costruire gli spettri di fondo e di cattura neutronica è necessario ricorrere ad una calibrazione in modo da convertire la carica osservata (espressa in canali ADC linearizzati od in pC): a tale scopo si utilizzano i µ passanti verticalmente per la tank. La calibrazione si ottiene mediante la determinazione del valore del picco dello spettro in carica dei µ verticali sui 3 Pmt, siano essi acquisiti con l’ADC oppure con l’oscilloscopio digitale: ciò avviene mediante l’utilizzo di una funzione definita quale la convoluzione di una curva Landau e di una gaussiana con cui viene calcolato il best fit: il picco di tale fit fornirà il valore in carica del picco dei µ verticali per ogni Pmt. Questa procedura di misurazione di spettri di µ verticali si è rivelata molto precisa ed in grado di evidenziare alterazioni nel normale funzionamento dei Pmt. A verifica di ciò è stata lanciata una lunga acquisizione di µ verticali della durata di circa 60 ore in modo tale da poter riscontrare eventuali effetti giorno-notte: i dati acquisiti sono stati suddivisi in 15 gruppi in ordine cronologico la prima volta ed in ordine pseudo-casuale (cioè mischiando tra loro i 15 gruppi prima ottenuti) la seconda volta.

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Nel primo caso si sono ottenute 15 spettri le cui misure in carica (determinate dal fit) sono raccolte nell’istogramma di Fig.5.5.1, nel secondo caso sono state ottenute altre 15 misure in carica che sono raccolte nell’istogramma di Fig.5.5.2.

Fig.5.5.1: Distribuzione delle misure in carica dei 15 gruppi ottenuti in ordine cronologico

Fig.5.5.2: Distribuzione delle misure in carica dei 15 gruppi ottenuti in modo pseudo-casuale

E’ notevole osservare come l’allargamento della distribuzione si riduca riordinando in modo pseudo-casuale: questa è una prova del fatto che la misura del picco in carica dello spettro di µ verticali è estremamente accurata e sensibile a fenomeni esterni alla tank quali l’effetto giorno-notte. L’errore su una singola misura di µ verticali è stimata essere ~0,5% dall’allargamento della distribuzione in Fig.5.5.2. Riassumendo dei paragrafi 3, 4 e 5:

51

a) l’acquisizione mediante ADC risulta essere molto più rapida di quella ottenuta mediante campionamento di curve, soprattutto in virtù del tempo morto di circa 1 minuto necessario al trasferimento dei dati dall’oscilloscopio al computer;

b) l’acquisizione mediante campionamenti di forme d’onda consente misure di piedestallo contemporanee alle misure di segnale mentre ciò non è fattibile con l’ADC;

c) la soglia impostata durante l’analisi dati delle curve campionate dall’oscilloscopio sarà pari a 3σ e le coincidenze triple verranno ricercate in intervalli di 20 ns in modo tale da minimizzare gli eventi casuali e massimizzare la sensibilità;

d) il picco dei µ verticali viene calcolato tramite il fit di una curva risultante dalla convoluzione di una Landau e di una gaussiana;

e) tutte le misure, siano esse di stabilità o di altra natura, continuano ad essere svolte in entrambe le modalità di acquisizione in modo tale da avere un doppio controllo sulle misure svolte.

6.I Pmt della tank T40 6a. I Pmt Feu 49-B nella tank T40: instabilità della misura Dopo aver studiato i Pmt Feu 49-B in laboratorio a Torino, si decide di montarli sulla tank T40. Per prima cosa si vuole stabilire il rapporto NPhe/MeV tra il numero di foto-elettroni raccolti per unità di energia rilasciata all’interno del liquido scintillatore della tank T40: ciò è possibile grazie alla conoscenza del guadagno a cui operano i 3 Pmt determinato precedentemente. Si è quindi proceduto alla misura di tale rapporto per i 3 Pmt nel caso di µ verticali a partire dallo spettro in carica per ciascun Pmt (vedi Fig.5.6.1) ottenendo i seguenti valori

Feu 49-B 2140 G = 2.8 · 105 Qµ = 102.5 pC Feu 49-B 2141 G = 4.1 · 105 Qµ = 75.6 pC Feu 49-B 3311 G = 3.1 · 105 Qµ = 110 pC

Fig.5.6.1.Spettro dei µ verticali per i Pmt Feu 49-B SN 2140, 2141 e 3311 con G rispettivamente pari a 2.8•105, 4.1•105, 3.1•105

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Dividendo la carica ottenuta per il prodotto del guadagno e della carica di un singolo elettrone e ricordando che la stima dell’energia rilasciata in media da un µ passante verticalmente all’interno dello scintillatore è pari a 170 MeV, si ottiene per i 3 Pmt Feu 49-B una stima del rapporto NPhe/MeV per µ verticale

Feu 49-B 2140 NPhe/MeV = 9.8 Feu 49-B 2141 NPhe/MeV = 9.8 Feu 49-B 3311 NPhe/MeV = 9.8

Nei 6 mesi successivi al momento in cui sono state compiute le misure appena descritte (luglio 2005) la risposta della tank è variata parecchio (vedi Fig.5.6.2) ed in modo discontinuo: di tale comportamento i principali indiziati risultano essere i Pmt e, pertanto, si è deciso di procedere alla loro sostituzione.

Fig.5.6.2.Risposta dei 3 PMT della tank T40 per misure di µ verticali e di

catture neutroniche nell'arco di 6 mesi normalizzata alla prima misurazione effettuata Il PMT Feu49-B 3311 è indicato come pm3, mentre pm1 e pm2 sono PMT Feu 49-B SN 2140 e 2141.

In Fig.5.6.2 sono raccolte le misure in carica su catture neutroniche e su µ verticali compiute con l’ADC normalizzate alla prima misura compiuta: è notevole osservare come per ogni singolo Pmt l’andamento delle misure di catture neutroniche ricalchino abbastanza fedelmente l’andamento delle misure su µ verticali. Questo è un grave indizio della fluttuazione di guadagno dei 3 Pmt Feu 49-B che sono stati sempre alimentati a tensioni HV costanti. Inoltre, nello stesso arco di tempo si è osservata una forte dipendenza dalla temperatura del segnale dei Pmt: mentre nei laboratori sotterranei la temperatura è mantenuta grossomodo costante e, perciò, tale effetto non è mai stato notato, nella hall di montaggio le escursioni termiche tra giorno e notte e tra vari periodi dell’anno possono superare la decina di gradi. Quanto appena affermato è facilmente visibile nelle seguenti figure dove sono sovrapposte le misure di picco in carica dei µ verticali e di temperatura in 15 misurazioni consecutive della durata complessiva di ~60 ore :

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Fig.5.6.3.Andamento del picco dei µ verticali (in nero) e della

temperatura (in blu) in 15 misure consecutive su Pmt 1.

Fig.5.6.4.Andamento del picco dei µ verticali (in nero) e della

temperatura (in blu) in 15 misure consecutive su Pmt 2.

Fig.5.6.5.Andamento del picco dei µ verticali (in nero) e della

temperatura (in blu) in 15 misure consecutive su Pmt 3.

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Questo comportamento, sommato alle carenze prima descritte (scarsa efficienza quantica, forte dipendenza dall’orientazione del campo magnetico terrestre), porta a decidere la sostituzione dei 3 Pmt Feu 49-B con dei recenti Photonis XP3550B. 6b. I nuovi PMT XP3550B Prima di procedere all’operazione di sostituzione dei Pmt Feu 49-B con i Photonis XP3550B nella tank T40, si è passati attraverso una verifica delle loro caratteristiche tecniche in laboratorio in una dark-box appositamente allestita nel laboratorio di Torino. Per prima cosa si è definita la curva di guadagno dell'esemplare XP3550B 1349 dal segnale di led e normalizzando le misure ottenute con quella di singolo foto-elettrone ottenuta per HV = 1420V (vedi Fig.5.6.6) .

Fig.5.6.6.Curva di guadagno del PMT XP3550B 1349 e lo spettro di singolo foto-elettrone per HV = 1420 V

Data l’elevata sensibilità dei Feu 49-B dal campo magnetico terrestre di cui si è avuto prova nel tempo e dato che i Pmt sono destinato a lavorare all’interno di box in ferro della tank T40, sono state effettuate delle misure di spettro di Am in modo del tutto analogo al caso precedente (scintillatore organico spesso 1 mm interpolato a stretto contatto tra la sorgente ed il foto-catodo) sia nella dark-box che in una box di una tank di LVD appositamente portato nel laboratorio di Torino. Avendo cura di mantenere inalterato l’allineamento del Pmt rispetto al campo magnetico terrestre e quello della sorgente di Am rispetto al foto-catodo, nella dark-box sono stati ottenuti i seguenti valori in carica

segnale (pc) piedestallo (pc) differenza (pc)

27.28 1.2 26.0827.39 1.45 25.9427.28 1.39 25.8927.2 1.28 25.92

Tabella 1. Ponendo il Pmt Photonis all’interno cappello di LVD, tenendone fissa la base e facendo ruotare la sommità della box, sono stati ottenuti i seguenti risultati in carica

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angolo (gradi) segnale (pc) piedestallo (pc) differenza (pc)

0 27.12 1.21 25.9190 27.39 1.11 26.28180 27.07 1.23 25.84270 27.07 1.34 25.73360 27.4 1.28 26.12

Tabella 2. I risultati ottenuti sono sintetizzati in Fig.5.6.7: si osserva che come il dato ottenuto in tempi diversi ma nella stessa posizione mostri una differenza dell’ordine dello 0,8% e che tutti i dati raccolti non differiscano tra loro di più del 2,5%. Si può concludere che, per il PMT in questione, la dipendenza della risposta rispetto all’orientazione della sommità del cappello della tank è certa ma di scarsa entità.

Fig.5.6.7.Carica dello spettro di Am fuori ed all’interno della box di

LVD: l’angolo 0o indica la posizione iniziale del cappello rispetto la base

Inoltre, grazie a queste misure di Am è stato possibile avere conferma del valore del guadagno G del Pmt XP3550B 1349 una volta posizionato all’interno della tank T40 avendo cura di allineare il Pmt Photonis rispetto il campo magnetico terrestre nella medesima posizione in cui era nel laboratorio di Torino. E’ stato, infatti, sufficiente raccogliere un ulteriore spettro di Am (utilizzando la medesima sorgente) all’interno della tank T40 e, dal confronto di esso con il valore ottenuto a Torino, è risultata evidente la conferma del valore del guadagno G a cui esso lavorasse. Nello specifico, imponendo una tensione HV= 1420V, si è osservato uno spettro di Am pari a (vedi Fig.5.6.8) Q = Qsig - Qped = 26.62 - 0.44 = 26.18 (±1%) pC G = 9.6•105 Dal confronto di tale valore con quello riscontrato a Torino si conclude che il valore del guadagno del Pmt all’interno della tank T40 è G = 9.6•105 @ HV =1420, compatibile con il valore trovato a Torino.

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Fig.5.6.8.Spettro di Am all’interno della tank T40

ottenuto con il Pmt Xp3550B 1349. Poiché, avendo verificato che la curva di guadagno del Pmt XP3550B 1349 risulta essere nota anche nel caso esso sia posto nella tank T40, risulta possibile determinare il numero di foto-elettroni prodotti sul foto-catodo per un determinato segnale generato all’interno della tank. In tal senso si è proceduto con la misura di foto-elettroni prodotti sul foto-catodo al passaggio di µ verticali all'interno della tank a due livelli diversi di guadagno G1=9.6·105 e G2 = 9.8·104 (vedi Fig.5.6.9-10)

Fig.5.6.9-10. Spettro dei µ verticali a G=G1, nel primo caso, e G=G2, nel secondo caso

Nel primo caso si sono osservati in media 2060± 40 foto-elettroni per µ passante verticalmente nella tank, mentre nel secondo caso se ne sono osservati in media 1990± 50: i due valori ottenuti sono compatibili tra loro, dimostrando la stabilità di prestazioni dei XP3550B a variazioni del guadagno di un fattore 10. Stimando la perdita di energia per ionizzazione dei µ in 170 MeV ed assumendo il valor medio delle due misure di NPhe, si conclude che il rapporto NPhe/MeV per la tank T40 dotata di XP3550B 1349 nel caso di µ passanti verticalmente deve essere pari a

Nphe/MeV = 11.9±0.2

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Dopo aver constatato la migliore raccolta di luce (data dal prodotto di efficienza quantica e superficie) da parte dei Pmt Photonis XP3550B rispetto ai Feu 49-B e l’assenza di ulteriori impedimenti tecnici, si decide la sostituzione di quest’ultimi con 3 esemplari dei primi. Vengono, allora, posizionati nella tank T40 altri due Pmt Photonis XP3550B precedentemente testati in laboratorio (ottenendo analoghi risultati a quelli dell’esemplare 1349) e di cui è nota la curva di guadagno: ad essi viene anche fornita una nuova specula in grado di far giungere un segnale luminoso di led ai Pmt della T40 tramite fibra ottica in modo tale da poterne monitorare il guadagno (vedi paragrafo successivo). Impostando una tensione di ingresso tale che tutti e 3 i nuovi Pmt lavorino ad un guadagno G~5·105, si compie una nuova misura dello spettro dei µ passanti verticalmente.

Fig.5.6.11. Spettro di µ verticali per Pmt1 a sinistra, Pmt2 in centro e Pmt3 a destra.

Da tali misura è possibile determinare ora in rapporto Nphe/MeV per i 3 Pmt Photonis nel caso di µ verticali:

Pmt 1 NPhe/MeV = 10,7±0.2 Pmt 2 NPhe/MeV = 14,0±0.2 Pmt 3 NPhe/MeV = 10,2±0.2

Tabella 3. Risulta essere notevole la diminuzione del rapporto NPhe/MeV per il Pmt 3 pari a ~15%: ciò è dovuto all’utilizzo di nuove specule su cui poggiano i Pmt. In esse è presente una guida di luce in grado di convogliare al foto-catodo la luce iniettatale dalla fibra ottica proveniente da un led comandato dall’esterno: un tale dispositivo (vedi paragrafo seguente) è stato suggerito dall’esperienza accumulata con i Pmt Feu 49-B. Inoltre, emerge da Tabella 6 il fatto che Pmt 2 raccolga ~30% di luce in più rispetto a Pmt 1 e Pmt 3 a causa della geometria della tank e della coincidenza doppia che seleziona i µ verticali passanti molto vicini a Pmt 2.

Riassumendo:

a) La misura dello spettro dei µ verticali è variata di circa il 30% in 6 mesi (Luglio 2005-Febbraio 2006) e di ciò sono accusati i Pmt Feu 49-B allora in funzione. A causa di tale comportamento nel tempo, della difficoltà di definizione del loro guadagno, della loro sensibilità al campo magnetico e la loro estrema sensibilità a fenomeni esterni quale la temperatura, si decide la loro sostituzione previo controllo delle caratteristiche dei nuovi Pmt;

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b) Il PMT Photonis Xp3550B 1349, pur avendo una minor superficie sensibile di foto-catodo, è in grado di catturare quasi 12 foto-elettroni per MeV rilasciato nello scintillatore nel caso di µ passanti verticalmente nella tank contro i quasi 9 del vecchio Feu 49-B 3311: ciò è da ricondurre alla sua maggior efficienza quantica η del foto-catodo bi-alcalino rispetto a quello tri-alcalino dei vecchi Feu. Inoltre, i Pmt XP3550B mostrano una più pronta risposta e una maggior nitidezza del segnale a tutto vantaggio della precisione della misura;

c) Per controllare il guadagno a cui operano i nuovi Pmt Photonis montati sulla T40 si decide di monitorarli con un apparato a fibre ottiche descritto nel paragrafo seguente: ciò comporta la sostituzione delle specule e la diminuzione di ~15% della luce raccolta da ogni Pmt.

7.Il monitoraggio del guadagno dei Pmt della tank T40 Come già accennato nel paragrafo precedente, le misure di stabilità svolte nel periodo Luglio 2005-Febbraio 2006 suggeriscono la possibilità che il guadagno dei Pmt possa variare nel tempo pur mantenendo costante la tensione di alimentazione a causa dell’insorgere di fenomeni esterni difficilmente controllabili: un tale comportamento non viene riscontrato, invece, in LVD a causa della estrema stabilità delle condizioni ambientali (temperatura, umidità, luce) a cui è posto nei laboratori sotterranei dei LNGS. Dato che non era possibile misurare il guadagno dei Pmt senza manometterli, ovvero in maniera non invasiva, è stato ideato un sistema di fibre ottiche con cui monitorare il guadagno senza intervenire in corso di misura sui Pmt. Tale sistema consiste nell’introdurre la luce di un led impulsato in uno splitter di fibra ottica dotato di 6 code: introducendo una coda all’interno della box di ognuno dei 3 Pmt della tank T40 e grazie ad una specula modificata contenente una guida di luce, è possibile illuminare contemporaneamente il foto-catodo dei 3 Pmt senza prima aprire la box. La quantità di luce emessa da un led non è assumibile come campione a causa delle fluttuazioni a cui è normalmente soggetto a causa di fenomeni estrinseci (temperatura, umidità, differenze di tensioni di alimentazione) ed intrinseci; la soluzione a tale problema è stata trovata con l’aggiunta all’esterno della tank di un ulteriore Pmt di controllo il cui foto-catodo è esposto alla stessa luce (tramite un’ulteriore coda dello splitter di fibra ottica) dello stesso led utilizzato per illuminare i foto-catodi dei 3 Pmt della tank. Alla box in cui esso è contenuto è stato scavato un vano al cui interno vi è uno scintillatore sottile a stretto contatto del foto-catodo ed in cui è possibile posizionare una sorgente di Am senza dover spegnere il Pmt per compiere tale operazione. In questo modo, compiendo misure di led e di spettro di Am sul Pmt campione e dato che lo spettro di Am è supposto essere stabile nel tempo, è possibile monitorare il guadagno dei Pmt della tank T40 semplicemente osservando il segnale di led normalizzato allo spettro di Am. Lo schema di tutto l’apparato è riportato in Fig.5.7.1.

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Fig.5.7.1.Schema dell’apparato di monitoraggio del guadagno dei Pmt a fibre ottiche in cui sono raffigurati il

led, lo splitter di fibra ottica, la tank T40 ed il Pmt campione.

Fig.5.7.2-3: Foto di lato della tank T40 (a sinistra) dove è visibile il Pmt campione, foto della T40 dall’alto (a

destra) dove è visibile lo splitter di fibra ottica (di colore rosso) le cui code terminano nelle box dei 3 Pmt della tank e in quella del Pmt campione.

Per verificare la sensibilità della misura si procede a un set di misure dello spettro di led per il Pmt di riferimento e per il Pmt 3 in contemporanea, della misura dello spettro di Am sul Pmt di riferimento e di uno spettro di µ verticali per il Pmt 3. Tale set di misure è stato ripetuto variando lievemente la tensione HV di alimentazione del Pmt 3: lo scopo di ciò era quello di verificare come sarebbe variata la risposta dell’apparato a fibre ottiche rispetto alla risposta fornita dai µ verticali; inoltre, per evitare condizionamenti alla misura da eventuali oscillazioni della risposta dello scintillatore liquido ai µ verticali, i 3 set di misure sono stati svolti a stretto giro in modo tale attenderci una variazione di circa lo 0,5% nella risposta ai µ

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verticali. In aggiunta, i 3 set di misura sono stati ripetuti 4 volte nei 6 giorni successivi al primo sempre per ridurre il margine di errore della misura. I risultati dei 4 set di misure sono raccolti nel diagramma di Fig.5.7.3 dove in ascisse vi è il valore del picco dei µ verticali mentre in ordinata vi è LedCRC definito come

dove LED(i)PM3, LED(i)RIF, Am(i)RIF, LED(0)RIF e Am(0) sono i valori in carica rispettivamente della i-esima misura di led su Pmt 3, la i-esima misura di led su Pmt di riferimento, la i-esima misura di Am sul Pmt di riferimento, la misura a t=0 di led sul Pmt di riferimento e la misura a t=0 di Am sul Pmt di riferimento. L’utilizzo della variabile LedCRC al posto della semplice misura di led è utile a compensare eventuali variazioni della produzione di luce da parte del led come già descritto in precedenza. Per verificare la sensibilità dell’apparato alle variazioni di guadagno dei Pmt, sono state raccolte 3 serie di 4 misure ciascuna a 3 diversi valori di tensione dei Pmt; quindi, si è misurata la differenza di guadagno sia utilizzando l’apparato a fibre ottiche sia misurando il picco in carica dei µ verticali. Per essere certi che la misura sui µ verticali non fosse soggetta a variazioni dovute a variazioni del liquido scintillatore, queste misure sono state compiute in un intervallo di una settimana: in un tale intervallo l’oscillazione attesa del picco dei µ verticali è attesa essere non superiore a 0,5% (vedi paragrafo 5). I dati ottenuti sono raccolti nella seguente tabella

dove LEDcrc e mu sono rispettivamente il valore in carica dello spettro di led corretto e quello dei µ verticali, mentre ∆LEDcrc e ∆mu sono le differenze percentuali tra l’i-esima misura e la prima di LEDcrc e di mu. Dai dati raccolti in tabella si traccia il seguente grafico:

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-2,00%

0,00%

2,00%

4,00%

6,00%

8,00%

10,00%

-2,00% 0,00% 2,00% 4,00% 6,00% 8,00% 10,00%∆Muon

∆LE

Dcr

c

Fig.5.7.4:Scatter plot dei risultati dei 4 set di misure compiute variando di ±7 V la

tensione HV di alimentazione di Pmt 3. In Fig.5.7.4 sono ben visibili i 3 raggruppamenti ognuno dei quali è ottenuto ripetendo per 4 volte la misura mantenendo costante la tensione HV ai Pmt. Analizzando i 3 raggruppamenti singolarmente si osserva un allargamento di essi pari a circa ±0,5% sull’asse x (pari a quanto atteso) ed un allargamento pari a circa ±0,6% sull’asse y. Inoltre, si raccoglie in un istogramma la differenza di ∆LEDcrc e ∆mu per le 12 misure compiute:

Fig.5.7.5.Distribuzione delle 12 differenze ∆LEDcrc e ∆mu

osservate nelle 12 misurazioni (ovviamente, per definizione, il primo punto ottenuto è pari a zero).

Si osserva una distribuzione centrata sul valor medio di 0,75% ed un allargamento, per quanto si riesce ad intuire, quasi gaussiano pari a ~1%: il fatto che la distribuzione non sia centrata sullo zero potrebbe essere fatta risalire alle oscillazioni statistiche a cui è soggetta la prima misura (così come tutte le altre) ed utilizzata successivamente come punto di normalizzazione. Dall’osservazione del diagramma di Fig.5.7.4-5 si conclude che l’apparato a fibre ottiche è un sistema sensibile a modifiche del guadagno di lavoro di ogni singolo Pmt inferiori all’1%:

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pertanto l’accoppiata µ verticali-fibre ottiche è in grado di monitorare la stabilità della trasparenza della tank T40. 8. Misure di background Dopo aver verificato la stabilità del nuovo apparato di misurazione, incluso il monitoraggio del guadagno dei Pmt tramite lo splitter di fibra ottica, abbiamo incominciato un nuovo set di misura con le misure di background (rumore di fondo), di cattura neutronica e di picco in carica dei µ verticali. Per prima cosa affronterò le misure di background che risultano essere di estrema importanza per poter determinare l’impiego di una tank simile nei pressi di un reattore nucleare (vedi capitolo 6). A conferma di quanto affermato precedentemente, la misura di background è effettuata sia tramite campionamento di curve con oscilloscopio digitale sia tramite acquisizione con ADC. 8a. Misure di background tramite ADC Applicando le modalità di acquisizione raccolte nel paragrafo 2.a, viene lanciato un run di acquisizione al cui interno vi sono le misure di background insieme a quelle di cattura neutronica e di muoni. Dopo aver discriminato gli eventi di fondo dai restanti si ottiene il seguente spettro differenziale:

Fig.5.8.1.Spettro differenziale di fondo della tank T40 misurato con ADC C176 del run 000543

Integrando tale spettro si ottiene lo spettro di fondo integrale da cui ricavare la frequenza di conteggi dovuti al rumore di fondo in funzione della soglia in energia impostata.

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Fig.5.8.2.Spettro integrale di fondo della tank T40 misurato con ADC C176 relativo al run 000543.

Si può osservare come per E> 3MeV la frequenza di conteggi sia di quasi 1 KHz e che per E>10 MeV la frequenza sia di poco superiore a 500Hz: quest’ultima componente residua dello spettro di fondo è dovuta al passaggio di µ omnidirezionali nella tank. 8b.Misure di background tramite oscilloscopio Applicando le modalità di acquisizione introdotte al paragrafo 2.b, vengono campionate 3200 curve della durata di 100 µs l’una acquisite grazie all’utilizzo di un impulsatore casuale che genera il segnale di trigger; inoltre, si decide di stabilire la soglia pari a 3σ quale compromesso migliore tra sensibilità di raccolta e necessità di evitare segnali puramente casuali. Lo spettro di fondo differenziale risulta essere il seguente:

Fig.5.8.3.Spettro differenziale di fondo della tank T40 misurato con

oscilloscopio TDS 744A e soglia 3σ

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Trasformando tale spettro di fondo in spettro integrale, si ottiene la frequenza di conteggi dovuti al rumore di fondo in funzione della soglia in energia impostata.

Fig.5.8.4.Spettro integrale di fondo della tank T40 misurato con oscilloscopio TDS 744A e soglia 3σ.

Si può notare come per E>3 MeV la frequenza di conteggi sia di circa 1 KHz mentre per E>10 Me la frequenza sia di circa 500 Hz: quest’ultima è determinata dal passaggio di µ omnidirezionali nella tank T40 che, ricordiamo, si trova all’interno della hall di montaggio dei LNGS ovvero priva di qualsiasi schermatura della radiazione cosmica. Sovrapponendo le due curve di spettro integrale così ottenute, è possibile compiere un confronto tra i due sistemi di acquisizione.

Fig.5.8.5.Spettro integrale di fondo della tank T40 nella hall di montaggio misurato con

l’ADC C176 (in rosso) e con l’oscilloscopio TDS 744A con soglia pari a 3s (in nero).

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Le differenze più palesi tra acquisizione ADC e campionamento di curve tramite oscilloscopio si hanno alle basse energie molto basse (E< 1 MeV): esse sono imputabili alla non esatta corrispondenza della definizione di soglia nei due sistemi di misura indipendenti. Infatti, la soglia è definita a priori nell’ADC come valore in tensione del segnale sui 3 Pmt mentre è definita a posteriori nell’oscilloscopio in base alle fluttuazioni della baseline. E’ comunque notevole come le due misure indipendenti forniscano sostanzialmente lo stesso risultato per E> 1 MeV che è la zona di reale interesse per noi: le piccole e poco rilevanti differenze dei due spettri per 2 MeV<E< 6 MeV sono testimoni del fatto che le calibrazione in energia sono svolte in maniera differente (pur utilizzando in entrambi i casi i µ verticali). 9. Misure delle prestazioni della tank T40: efficienza e tempo medio di

cattura neutronica Nel discorso finora sostenuto sono state omesse le misure di efficienza e di cattura neutronica che sono il nerbo dello studio dello scintillatore liquido drogato con Gd e che possono quantificarne la convenienza d’utilizzo rispetto allo scintillatore liquido standard. Infatti, ricordando che la reazione principale all’interno di un rivelatore a scintillatore liquido per la rivelazione degliνe èνe + p n + e+ ed a cui segue la cattura su un nucleo atomico del neutrone liberato (generalmente su un atomo di H), l’aggiunta del Gd è attesa provocare una forte riduzione del tempo medio di cattura neutronica τ ed un conseguente aumento di quest’ultima. Nel caso specifico della tank T40, dalla formula

τ=(vt·(NH·σH+NGd·σGd))-1 dove vt è la velocità dei neutroni termici pari a 2,2·105 cm/s, mentre NH= 7,5·1022, σH=0,33 barn, NGd= 3,3·1018 e σGd= 48.800 barn sono la densità numerica e la sezione d’urto di cattura di rispettivamente idrogeno e gadolinio, si stima τ =25 µs: tale valore sarà da verificare sperimentalmente. Inoltre, data la dipendenza del tempo medio di cattura neutronica dalla densità numerica di atomi di Gd, è possibile calcolare la densità numerica di Gd partendo dalla misura del tempo medio di cattura neutronica senza dover compiere prelievi dello scintillatore. Anche in questo caso si compie la doppia acquisizione con ADC ed oscilloscopio digitale ed il metodo per ricavare la misura sperimentale dell’efficienza e del tempo medio di cattura neutronica sarà identico in entrambi i casi: una volta ottenuti per entrambe le forme di acquisizione la distribuzione temporali dei segnali di cattura neutronica e la distribuzione di molteplicità di eventi per singola acquisizione sia nel caso di misura di background sia nel caso di cattura neutronica, si è in grado di fornire le misure. Infatti, il tempo medio di cattura neutronica τ sarà dato dall’inverso della pendenza della funzione esponenziale ottenuta fittando opportunamente la distribuzione temporale d’arrivo dei segnali di cattura neutronica, mentre l’efficienza di cattura neutronica sarà data dalla differenza della molteplicità di cattura neutronica e della molteplicità di segnale di fondo divisa per il numero medio di neutroni emessi per ogni fissione della sorgente di 252Cf (pari a 3,76). Nel caso di misura tramite oscilloscopio, si ottiene il seguente spettro di cattura neutronica a cui è sottratto il segnale fondo misurato al paragrafo 8:

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Fig.5.9.1.Spettro di cattura neutronica (sottratto il fondo) relativo al run Cf12 acquisito

tramite oscilloscopio digitale TDS 744A e con soglia pari a 3σ. In Fig.1 sono facilmente apprezzabili i due picchi corrispondenti a catture neutroniche su H (E~2,2 MeV) e Gd (~8 MeV). Partendo dalla misura di tale spettro di cattura neutronica si ottengono le seguenti distribuzioni di tempi di arrivo e di molteplicità raccolte in Fig.5.9.2-4.

Fig.5.9.2: Distribuzione temporale d’arrivo dei segnali dello spettro di cattura

neutronica (sottratto il fondo) del run Cf12 acquisiti con oscilloscopio con soglia pari a 3σ.

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Dalla distribuzione contenuta in Fig.2 e fittandola con una funzione esponenziale nell’intervallo compreso tra 15 e 90 µs, il tempo medio di cattura neutronica τ risulta essere pari a: τ = 20,6±0,4 µs E’ da notare come in realtà la distribuzione per t < 15 µs non sia affatto una distribuzione esponenziale decrescente: ciò è dovuto al tempo impiegato dai neutroni emessi dalla sorgente di 252Cf per termalizzare ed in media pari a ~10 µs.

Fig.5.9.3-4: Distribuzione di molteplicità di eventi per campionamento nel caso di catture neutroniche

(a sinistra) e nel caso di segnale di fondo (a destra) del run Cf12 con soglia pari a 3σ. Avendo impostato la soglia pari a 3σ (avendola definita come soglia standard), si ottiene una misura sperimentale di efficienza neutronica pari a ε = (4,182-0,66) / 3,76 = 93.6% Bisogna far attenzione al fatto che durante tutta la misura la sorgente è stata posta al centro della tank T40 pertanto questa misura di efficienza neutronica è riferibile soltanto al caso in cui si abbia l’interazione delνe nel centro della tank. Nel caso di misura tramite ADC, si ottiene il seguente spettro di cattura neutronica a cui è sottratto il segnale fondo misurato al paragrafo 8:

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Fig.5.9.5.Spettro di cattura neutronica (sottratto il fondo) relativo al run 000543

acquisito tramite ADC C176. Nello spettro di Fig.5.9.5 sono facilmente visualizzabili i due picchi di cattura neutronica su H (E~2,2 MeV) e Gd (~8 MeV) ed inoltre, per E< 1MeV, si nota la presenza di un picco ed un avvallamento dovuti al disallineamento dello spettro di fondo rispetto a quello di cattura a queste basse energie. Il motivo di questo disallineamento, che in ogni caso non impedisce il compimento delle misure di cattura neutronica, non è ancora stato chiarito e sarà oggetto di future indagini. Analogamente al caso precedente, partendo dalla misura di tale spettro di cattura neutronica si ottengono le seguenti distribuzioni di tempi di arrivo e di molteplicità raccolte in Fig.5.9.6-8.

Fig.5.9.6: Distribuzione temporale d’arrivo dei segnali dello spettro di cattura

neutronica (sottratto il fondo) del run 000543 acquisiti con ADC C176.

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Fittando l’istogramma di Fig.5.9.6 con una funzione esponenziale nell’intervallo compreso di tempo compreso tra 15 µs e 90 µs, il tempo medio di cattura neutronica sarà dato dall’inverso del valore della pendenza della curva così ottenuta. In questo caso esso è pari a τ = 24,6±0,2 µs Operando in maniera del tutto analoga al caso precedente, per mezzo delle molteplicità raccolte in Fig.5.9.7-8,

Fig.5.9.7-8: Distribuzione di molteplicità di eventi per campionamento nel caso di catture neutroniche

(a sinistra) e nel caso di segnale di fondo (a destra) del run 000543 con ADC C176. si ottiene una misura sperimentale dell’efficienza di cattura neutronica pari a ε = (4,14-0,89) / 3,76 = 86,4% Si osserva immediatamente come il valore di efficienza di cattura neutronica risulti essere maggiore se misurato con l’oscilloscopio invece che con l’ADC, mentre il tempo medio di cattura neutronica risulta essere maggiore misurandolo con l’ADC. Le misure di efficienza e tempo medio di cattura neutronica sono due facce della stessa medaglia, cioè del funzionamento della tank T40 e del sistema di acquisizione, e mostrano come sia maggiormente efficiente la misura compiuta tramite campionamenti di forme d’onda con l’oscilloscopio rispetto a quanto lo sia il sistema di acquisizione standard di LVD. La differenza di tali risultati è probabilmente da imputare al tempo morto di 1 µs necessario per la conversione del segnale da analogico a digitale nel sistema di acquisizione con l’ADC (Fig.5.9.9-10).

Fig.5.9.9-10. Distribuzione della distanze temporali tra due eventi nello spettro di

cattura ottenuto con l’oscilloscopio TDS 744A (a sinistra) e con l’ADC C176 (a destra).

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Infatti, gli eventi di catture neutroniche, dato che vengono emessi in media 3,76 neutroni allo stesso istante, risultano essere correlati temporalmente. Dato che ciò non avviene per gli eventi di background tra loro non-correlati, risulta essere ragionevole tale supposizione. Per verificare che la differenza dell’efficienza e del tempo di cattura neutronica tra la misura ottenuta tramite oscilloscopio e quella tramite ADC sia esclusivamente dovuta al differente tempo morto, si analizzano una seconda volta i dati acquisiti con l’oscilloscopio imponendo questa volta un tempo morto successivo ad ogni evento pari a 1 µs (più ulteriori 200 ns per compensare la diversa durata dei gate di integrazione nei due sistemi di acquisizione). Dalla distribuzione dei tempi di arrivo così ottenuta (vedi Fig.5.9.11) si determina un tempo medio di cattura neutronica pari a τ = 21,3±0,4 µs

Fig.5.9.11. Distribuzione temporale d’arrivo dei segnali dello spettro di cattura

neutronica (sottratto il fondo) del run Cf12 acquisiti con oscilloscopio con soglia pari a 3σ imponendo un tempo morto complessivo di 1,2 µs.

Come nei casi precedenti, dalle distribuzione di molteplicità per lo spettro di fondo e per lo spettro di catture neutroniche (vedi Fig.5.9.12-13), si ottiene una misura sperimentale dell’efficienza di cattura neutronica pari a

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Fig.5.9.12-13.Distribuzione di molteplicità di catture neutroniche (a sinistra) e nel caso di

segnale di fondo (a destra) del run Cf12 acquisito con oscilloscopio TDS 744A e imponendo un tempo morto di 1 µs tra due eventi.

ε = (3,89-0,65) / 3,76 = 86,2 % Si apprezza immediatamente come tale valore di efficienza di cattura neutronica appena trovato sia molto simile a quanto ottenuto nel caso di misura con l’ADC C176. Anche il tempo medio di cattura neutronica risulta essere dilatato ma rimane ancora ~15% inferiore a quello osservato con l’ADC. Inoltre, da Fig.5.9.9-10 si riesce ad apprezzare la misura del tempo morto effettivo per le due diverse metodologie di misura: 250 ns per l’oscilloscopio digitale e 1 µs per l’ADC. In particolare in Fig.5.9.9 è ben visibile un picco di eventi centrati su 250 ns: esso è dovuto al verificarsi di due eventi posti in rapida successione (vedi Fig.5.9.14)

Fig.5.9.14.Esempio di curva campionata (sui 3 Pmt) con due eventi in rapida successione tali

per cui il secondo di essi cade parzialmente nel gate di integrazione (in viola) del primo.

In un caso come quello riportato in Fig.5.9.14 il tempo del secondo segnale risulta essere (mal) definito dal tempo del segnale precedente maggiorato di 250 ns: risulta evidente come

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la carica dei due eventi risulti essere mal misurata, sovrastimata per il primo e sottostimata per il secondo: questo fenomeno è in grado di spiegare il perché il primo bin di Fig.5.9.9 sia così prominente rispetto agli altri. La soluzione a questo problema è ancora da essere trovata ma sembra coinvolgere solo ~1% degli eventi osservati. 10. Misura della stabilità della tank T40 La misura della stabilità della tank T40 viene svolta ripetendo in un arco di tempo sufficiente lungo le misure di efficienza e tempo medio di cattura neutronica descritte al paragrafo 9: la misura di stabilità è necessaria per valutare la stabilità nel tempo di tutto l’apparato di misurazione e, specialmente, dello scintillatore liquido drogato con Gd che, in altri esperimenti quali CHOOZ e Palo Verde, ha mostrato nella stabilità di prestazioni il suo punto debole. Un primo set di misure della durata di 6 mesi è stato compiuto nel periodo compreso tra Agosto 2005 e Febbraio 2006 con i Pmt Feu 49-B. Nonostante si sia osservata una variazione nel tempo del guadagno a cui essi operavano, si è comunque riuscito ad ottenere i seguenti risultati di efficienza e tempo medio di cattura neutronica raccolti in Fig.5.10.1-2.

Fig.5.10.1-2: Efficienza di cattura neutronica (a sinistra) e tempo medio di cattura neutronica (a destra)

della T40 misurate con l’ADC su un arco temporale di ~180 giorni.

Le misure compiute in un arco temporale di ~180 giorni per mezzo dell’ADC C176, e raccolte in Fig.5.10.1-2, mostrano come l’efficienza ed il tempo medio di cattura si mantengono sostanzialmente stabili e pari rispettivamente a ~87% e ~24,6 µs. Analoghe misure sono state svolte anche per mezzo del campionamento di forme d’onda con l’oscilloscopio digitale ma non si è riusciti a ricavarne nessuna linea di tendenza: ciò è probabilmente dovuto alla minore statistica ed alla maggiore durata con cui vengono effettuate le misure che rimangono, così, maggiormente influenzate dalle fluttuazioni del guadagno dei Pmt. Nel periodo successivo al termine di questo primo set di misure di stabilità si è proceduto alla sostituzione dei Pmt ed ai test sull’apparato di monitoraggio del guadagno dei Pmt tramite fibra ottica (vedi paragrafo 6 e 7): durante questo periodo non sono state compiute misure di stabilità. Le misure di stabilità delle prestazioni della tank T40 sono riprese nel Luglio 2006 con l’utilizzo di nuovi Pmt Photonis: i primi risultati sperimentali di efficienza e di tempo medio

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di cattura neutronica sono quelli descritti nel paragrafo precedente e rispettivamente pari a 86,4% e 24,6 µs. E’ notevole notare come la prima misura ADC del nuovo set di misure di stabilità e le altre (sempre ADC) del set precedente non siano molto dissimili tra loro pur non essendo misure omogenee a causa della sostituzione dei 3 Pmt e le loro relativa specule. Questo è un indizio, ma non una prova, della stabilità delle prestazioni della tank T40 nel periodo Febbraio-Luglio 2006 oltre che nel periodo Agosto 2005-Febbraio 2006 mostrato nelle precedenti Fig.5.10.1-2. Inoltre, come già accennato più volte in precedenza, la misurazione nel tempo del picco in carica dei µ verticali può fornire una misura della variazione del light yield e della trasparenza del liquido scintillatore. Purtroppo, durante il primo set di misure (Agosto 2005-Febbraio 2006), la misura del picco in carica dei µ verticali è variata parecchio e di tale comportamento è stato imputato alla variazione nel tempo del guadagno dei Pmt Feu 49-B (vedi paragrafo 6a): ciò non permette di fornire una stima dell’eventuale degrado della trasparenza dello scintillatore con il passare del tempo. In attesa dei risultati del nuovo set di misure di stabilità, si può considerare il fatto che, se vi fosse stata una diminuzione della trasparenza dovuta al degrado del sale di Gd, vi sarebbe stata sicuramente una riduzione nei valori di efficienza di cattura neutronica osservati: dato che non si è osservato nulla di ciò, si può concludere in prima approssimazione che non vi sia stata nessuna variazione sostanziale della trasparenza dello scintillatore liquido della T40 durante il periodo Agosto 2005- Febbraio 2006. Complessivamente, risultati parziali delle misure di stabilità finora ottenuti sembrano indicare che lo scintillatore liquido drogato con Gd rimanga stabile nelle proprie caratteristiche nel tempo.

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Capitolo 6. La possibilità di effettuare misure con rivelatore di LVD presso il reattore nucleare di Angra dos Reis Come discusso nel Capitolo 1, l’utilizzo degliνe provenienti da reattori nucleari per lo studio dei parametri di oscillazione dei ν ha già portato a risultati notevoli quali la conferma dei valori dei parametri di oscillazione dei neutrini solari (Kamland), ovvero dell’angolo di mixing θ12 e delle differenza quadratiche di massa ∆m12

2, e la determinazione del limite superiore dell’angolo di mixing θ13, ovvero della componente elettronica per valori di scala di massa dell’oscillazione dei neutrini atmosferici, con CHOOZ. Proprio su quest’ultima misura vi sono diversi progetti in fase di progettazione (Double-CHOOZ, per esempio) ed in questo filone di ricerca si vuole inserire il Brasile con il sito di Angra dos Reis dove esiste la centrale nucleare della potenza di 4,1 GW e dove la presenza di colline circostanti permette la localizzazione di rivelatori in condizioni favorevoli: infatti, realizzando dei laboratori al disotto di tali colline si sfrutterebbe la schermatura alla radiazione cosmica da esse offerta.

Fig.6.1: Fotografia della centrale nucleare di Angra dos Reis

Il progetto “Angra dos Reis” prevede, come per l’esperimento Double-CHOOZ, la realizzazione di 2 rivelatori a distanze differenti dal reattore, detti Far e Near, più un

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ulteriore rivelatore di studio del sito, detto Very Near, da posizionarsi a soli 30 m dal centro del reattore.

Fig.6.2: Mappa con la centrale nucleare e i 3 futuri rivelatori diνe

Fig.6.3.Vista del “Morro do frade” e future dislocazioni dei due ulteriori rivelatori

Dal momento che esiste una componente brasiliana dell’università di Campinas sia nel progetto di Angra dos Reis che in quello di LVD, è stata sviluppata l’idea di realizzare il rivelatore campione (Very Near) per lo studio del sito utilizzando una tank di LVD drogata con Gd, così da applicare l’esperienza acquisita nel tempo su questo nuovo filone di ricerca. Ricordando lo spettro deiνe emessi da centrali nucleari (vedi Fig.6.4) si ricava il numero di interazioni attese all’interno dell’esperimento (vedi Fig.6.5).

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Fig.6.4. Spettro degliνe prodotti da fissione di 235U e 239Pu moltiplicati

per la loro sezione d’urto d’interazioni a correnti cariche (la normalizzazione è arbitraria).

Fig.6.5.Spettro in energia degli eventi daνe osservati (normalizzazione

arbitraria) per un rivelatore LVD posto nei pressi di una centrale nucleare con energia di soglia pari a 1 MeV (in nero) e 4 MeV (in rosso). [13]

Dato che il rivelatore campione, essendo posto a soli 30 m dal reattore, non potrà essere schermato passivamente dalla radiazione cosmica, e ricordando lo spettro di fondo osservato dalla tank T40 nella hall di montaggio dei LNGS (in assenza di qualsiasi schermatura),

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Fig.6.6.Spettro integrale di fondo della tank T40 misurato con oscilloscopio TDS 744A e soglia 3σ.

si comprende immediatamente quanto sia necessario realizzare un’anticoincidenza molto efficiente per ridurre notevolmente il rumore di fondo. Inoltre, sarà anche necessario aggiungere una schermatura per i neutroni liberi normalmente presenti in atmosfera a cui si sommano quelli sfuggiti dal reattore: tale schermatura sarà presumibilmente composta da taniche d’acqua sovrapposte. Dalla Fig.6.5 risulta evidente come la soglia in energia per il segnale prompt generato dal positrone prodotto dalla reazioneνe + p e++ n non possa essere posta molto più in alto di EThr= 4 MeV in modo tale da riuscire ad osservare un numero sufficiente diνe emessi dal reattore; osservando, invece, Fig.6.6 si nota come la frequenza di conteggi per un rivelatore tipo T40 senza alcuna schermatura dalla radiazione cosmica sia di circa 800 Hz per E> 4 MeV. Ponendo un rivelatore simile alla T40 a 30 m dal reattore ed una soglia in energia ETHR=3 MeV, si ha l’aspettativa di ~5.000 eventi al giorno dovuti all’interazione diνe all’interno di esso: ne segue la necessità di un’anticoincidenza di efficienza ε~ 99% per riuscire ad ottenere un rapporto segnale-rumore S/N ~ 4. Una tale dispositivo di anticoincidenza è attualmente in fase di preparazione presso l’officina meccanica dell’INFN di Torino: una volta ultimata sarà messa in prova sulla tank T40 ai LNGS e quindi, se le misure di calibrazione dovessero fornire un risultato positivo, inviata in Brasile insieme al resto del rivelatore. Esso sarebbe il primo passo per la realizzazione del progetto di Angra dos Reis.

I due ulteriori rivelatori “Near” e “Far” sarebbero posizionati al disotto la collina detta “Morro do frade” che domina la baia dove sono posizionati i reattori in modo tale da sfruttare anche la protezione dalla radiazione cosmica da essa offerta (vedi Fig.6.3-4) e pari a circa 2.000 m.w.e. per il rivelatore “Far” e 250 m.w.e. per il rivelatore “Near”. Le dimensioni dei due rivelatori, secondo gli attuali progetti, dovrebbero essere di 50 tonnellate di scintillatore liquido per il rivelatore “Near” e di 500 tonnellate per il rivelatore “Far”.

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Una tale dislocazione, oltre a fornire una buona schermatura dalla radiazione cosmica, sarebbe anche buona per lo studio dell’angolo di mixing θ13 già citato numerose volte: essi andrebbero a porsi ad una distanza dalla sorgente mai studiata finora (vedi Fig.6.7).

Fig.6.7. Probabilità di non oscillazione perνe in funzione della distanza e con

due diversi valori di ∆m213 in alto, e 3 diversi valori di sin2(2θ13) in

basso. Inoltre, nessuno degli esperimenti posti nelle vicinanze di reattori nucleari presenti in Fig.6.7 gode di una schermatura paragonabile a quella offerta dal “Morro do frade” al rivelatore “Far” (vedi Fig.6.8) né tantomeno una massa di rivelazione paragonabile: CHOOZ che è stato l’ultimo degli esperimenti su ν da reattori nucleari presenta una massa di sole 13 tonnellate (vedi capitolo 2 paragrafo 5).

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Fig.6.8. Profondità in m.w.e. e flusso di µ verticali per i

rivelatori di ν passati, presenti e futuri in cui è evidenziata la posizione del rivelatore far di Angra

Dalla Fig.6.8 è possibile notare come il rivelatore far di Angra do Reis sarebbe soggetto ad una frequenza di µ passanti pari a 0,3 Hz ed inferiore di 2 ordini di grandezza di quanto avviene per CHOOZ. Se mai realizzato, l’esperimento di Angra dos Reis completo di rivelatore “Near” e “Far” sarebbe in grado di fornire una misura dell’angolo di mixing θ13 ancora più precisa di quanto non farà l’esperimento Double-CHOOZ la cui realizzazione non è ancora stata ultimata. Una possibile applicazione pratica imprevista alla realizzazione del rivelatore campione “Very Near” del progetto di Angra dos Reis consiste nella realizzazione di un’apparecchiatura in grado, tramite lo studio deiνe, di monitorare il funzionamento di un reattore nucleare [14][15]. Infatti, con l’affinarsi della tecnica di rivelazione deiνe, sta prendendo piede nell’ambito scientifico l’idea di monitorare il funzionamento del reattore di una centrale elettro-nucleare per mezzo dei rivelatori diνe. In tale modo sarebbe possibile controllare dall’esterno il funzionamento del reattore da parte di personale estraneo ad esso: un tale sistema di monitoraggio permetterebbe a degli ispettori esterni, quali per esempio quelli dell’AIEA (Agenzia Internazionale Energia Atomica), di escludere il prelievo di materiale fissile dal reattore per finalità presumibilmente belliche. In parole povere, l’applicazione in questo campo della tecnologia di rivelazione deiνe potrebbe essere d’aiuto al rispetto del trattato di non-proliferazione nucleare di cui molti paesi sono sospettati di violare: gli esempi più recenti sono forniteci da Corea del Nord e Iran, mentre nel passato meno recente si annovera l’esempio dell’India che ha prodotto il plutonio necessario per la realizzazione di ordigni atomici all’interno di reattori di centrali elettro-nucleari.

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Conclusioni: Dallo studio della tank T40 si è verificata la stabilità dello scintillatore liquido drogato con Gd in esame per un periodo di almeno 6 mesi e, trascorsi ulteriori 6 mesi, è partita nel Luglio 2006 una nuova misura di stabilità delle performance dello scintillatore per fornire limiti di stabilità ancora maggiori: se i risultati delle nuove misurazioni dovessero confermare quelli ottenuti dal primo set di stabilità, si otterrebbe la conferma del buon funzionamento del composto organico di Gd (“2-Metil-Valerato di gadolinio”) per lo studio dei ν. Inoltre, dati i buoni risultati di stabilità finora ottenuti, una volta apportate le necessarie migliorie all’apparato di acquisizione, è previsto la realizzazione di un modulo analogo alla T40 da inviarsi in Brasile presso la centrale nucleare di Angra dos Reis: questo sarebbe il primo passo per la realizzazione di un sistema di laboratori sotterranei da realizzarsi nelle vicinanze del reattore per compiere misure dei parametri di oscillazione dei ν, in particolare dell’angolo di mixing θ13. In aggiunta, tale modulo, grazie all’elevata efficienza rivelazione deiνe successiva al drogaggio con Gd (0,1%), potrebbe essere un prototipo di rivelatore dalle piccole dimensioni per il monitoraggio dell’attività di centrali nucleari.

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Proliferation ” nucl.th 04/09/2005

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Ringraziamenti: Ringrazio il dr. Walter Fulgione e il dr. Marco Aglietta per il tempo dedicatomi prima durante la raccolta e l’analisi dei dati prima descritti, poi per la stesura della tesi che avete appena finito di leggere, se ne avete avuto la voglia e la pazienza necessaria. Un ringraziamento particolare va a Gianmarco Bruno ed Amanda Porta per avermi aiutato nella raccolta dei dati e per avermi fornito utili informazioni per la stesura di quanto scritto, ed a Carlo Vigorito a cui ho fatto perdere notevoli quantità di tempo durante i nove mesi di lavoro. Un ringraziamento va anche a Milena ed Alba con cui si sono divisi le (poche) gioie e (molti) dolori del laboratorio al quarto piano e che mi hanno sopportato durante i nove mesi di lavoro. Infine, ringrazio i piccioni dell’istituto di fisica che m’hanno tenuto compagnia con il loro tubare e le loro ardite costruzioni di guano ed i responsabili del condizionamento del quarto piano edificio nuovo che hanno reso possibile la realizzazione quest’estate di un bagno turco all’interno di tutto il piano, laboratori compresi.