Universita degli Studi di Milano-Bicocca

dipartimento di fisica

Corso di Laurea Triennale in Fisica

Caratterizzazione del veto di muoni

dell’esperimento CUPID-0

Relatore CandidatoDott. Luca Gironi Andrea Claudio Maria Bulla

Corelatore MatricolaDott. Mattia Beretta 814592

Sessione di Laurea di Ottobre

Anno Accademico 2018–2019

Testo della dedica

Indice

1 Introduzione 2

2 CUPID-0 32.1 Apparato sperimentale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42.2 Maggiori sorgenti di fondo nel 0νDBD . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6

3 Contributo dei muoni al fondo nella RoI 103.1 Muoni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103.2 Veto di muoni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

4 Diana e analisi dati 15

5 Caratterizzazione del veto di muoni 175.1 Stima finestra temporale di coincidenza . . . . . . . . . . . . . . . . . 185.2 Stima efficienza del veto di muoni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20

6 Conclusioni 25

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1 Introduzione

Il lavoro da me svolto si inserisce nel contesto dell’esperimento CUPID-0, il primoesperimento bolometrico finalizzato alla ricerca del decadimento doppio beta senzaemissione di neutrini (0νDBD) del 82Se. CUPID-0, installato presso i laboratori sot-terranei del Gran Sasso, e composto da 26 bolometri scintillanti di ZnSe operanti atemperature criogeniche.

Il 0νDBD e un doppio decadimento a due corpi; la cinematica di tale classe didecadimenti permette agli elettroni coinvolti di acquisire, in pratica, tutta l’energiaresa disponibile nel processo, stimata essere, per il 82Se, 2998 keV. Un’eventuale osser-vazione di tale decadimento consisterebbe nella presenza di un picco monoenergeticoal suddetto valore. Poiche i limiti attuali sul tempo di dimezzamento di questo pro-cesso sono dell’ordine di 1024 - 1025 anni, e cruciale poter operare in condizioni in cuiil fondo radioattivo, ossia l’insieme di tutti gli eventi che possono simulare l’eventocercato, sia il piu possibile ridotto nella regione di interesse (RoI) del 0νDBD.

La lettura simultanea di luce e calore, messa in atto da CUPID-0, consente di iden-tificare la particella interagente ed ha permesso di raggiungere il fondo piu basso maimisurato con bolometri. La presa dati di CUPID-0 e iniziata a Marzo 2017. Grazieall’analisi dei dati acquisiti fino a Dicembre 2018 e stato possibile ricostruire le prin-cipali sorgenti di fondo. Esse sono riconducibili principalmente al passaggio di muonied a contaminazioni radioattive dei materiali vicini ai rivelatori o interne ai rivelatoristessi. Nonostante l’installazione dell’esperimento presso i laboratori sotterranei abbiapermesso una riduzione del flusso di muoni di circa un fattore 106 rispetto al flusso insuperficie, si e stimato che circa il 40% del fondo, nella RoI del 0νDBD, sia dovuto alflusso dei muoni residui. Gli eventi dovuti ai muoni rimanenti costituiscono percio unfondo non trascurabile, considerata la rarita del processo.

Per questo motivo, per la fase due dell’esperimento, e stato installato un veto dimuoni, la cui caratterizzazione preliminare e stata al centro del lavoro da me svolto.Il veto e costituto da un doppio strato di scintillatori plastici che schermano l’interoapparato sperimentale dall’esterno e segnano il passaggio di una particella generandoun’onda quadra di ampiezza nota. Lo scopo del veto e quello di identificare, tra glieventi misurati dai cristalli di ZnSe, quelli dovuti al passaggio di un muone. Affinchetale operazione sia possibile, e cruciale determinare la finestra temporale entro la qualee ragionevole aspettarsi che due segnali, provenienti rispettivamente dal veto di muonie dai cristalli di ZnSe, possano corrispondere al passaggio di una stessa particella.

Nel mio lavoro mi sono occupato di definire la finestra temporale di coincidenzatra gli eventi, utilizzando i dati raccolti nei primi tre mesi di misura della fase due.Una volta definita questa caratteristica, ho valutato l’efficienza di questa selezioneconfrontando il numero di eventi che, oltre ad essere rivelati dai cristalli di ZnSe, sonorivelati anche del veto di muoni. Una stima di tale efficienza comprende sia l’efficienzageometrica, fissata dalla struttura del veto di muoni, sia quella dovuta alla soglia dirivelazione degli scintillatori che compongono il veto. La presenza di eventi ad altaenergia non rivelati dal veto di muoni ha fatto emergere la necessita di correggerequest’ultimo aspetto, in modo da aumentare l’efficacia di selezione ed identificazionedegli eventi dovuti a muoni in CUPID-0.

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2 CUPID-0

I rivelatori criogenici scintillanti sono ottimi dispositivi per indagini su eventi rari.Il loro utilizzo e stato proposto per la prima volta nel 1989 per l’individuazione dineutrini solari [1]. I bolometri, ovvero calorimetri operanti a basse temperature, sonoal giorno d’oggi ampiamente utilizzati nella fisica applicata [2]; una delle principalisfide, per la prossima generazione di esperimenti bolometrici, e quella di migliorare lasensibilita degli esperimenti utilizzando rilevatori di massa piu grande con un bassolivello di fondo nella RoI.

CUPID-0 e il primo progetto che mira a dimostrare la possibilita di effettuare unesperimento con un fondo vicino allo zero. CUPID-0 cerca di raggiungere tale obiettivoutilizzando 26 cristalli scintillanti di ZnSe, 24 dei quali cresciuti con 82Se arricchito al95% e 2 con 82Se naturale, mantenuti a una temperatura di 10 mK da un criostato adiluizione.

CUPID-0 e installato presso i laboratori sotterranei del Gran Sasso, dove circa1400 m di roccia sovrastante sopprimono il flusso di raggi cosmici per un fattore dicirca 106 [3]. Inoltre, venti centimetri di schermo di piombo circondano il criostato dal-la radioattivita ambientale naturale, mentre uno schermo in piombo romano circondai cristalli di ZnSe [4]. In figura 1 troviamo una rappresentazione grafica dell’apparatonel suo insieme; tale immagine e, in realta, relativa a Cuoricino, un esperimento pre-cedente a CUPID-0. La struttura di CUPID-0 e ereditata proprio da quest’ultimo,ad eccezione di alcune componenti. Sono infatti stati sostituiti alcuni rivestimenti inrame e, naturalmente, i cristalli costituenti il cuore dell’apparato.

Figura 1: Disegno schematico dell’apparato sperimentale di Cuoricino, un predeces-sore di CUPID-0 con il quale condivide la maggior parte degli elementi costituentila struttura portante dell’esperimento stesso. In figura vengono riportati lo scher-mo esterno in piombo, gli schermi termici che proteggono i cristalli dalla radiazionetermica del criostato, il piombo romano che circonda l’array di cristalli e lo schermoutilizzato per ridurre il flusso di neutroni.

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Tutto l’apparato finora descritto si trova all’interno di una gabbia di Faraday, ilcui scopo principale e la riduzione del rumore.

2.1 Apparato sperimentale

Un bolometro scintillante e un cristallo scintillante che viene utilizzato come calori-metro altamente sensibile a basse temperature. Il cristallo e mantenuto ad una tem-peratura criogenica, poche decine di mK, al fine di ridurre al minimo la sua capacitatermica, definita come l’energia necessaria per far innalzare di un grado la tempera-tura dei cristalli. Nelle condizioni di CUPID-0, anche un piccolo deposito di energiainduce una notevole variazione di temperatura, misurata per mezzo di un sensore alGe [5]. La misura dell’energia depositata e una misura molto accurata, in quanto me-diata da un numero elevato di quanti di informazione. Questa tecnologia consente unarivelazione ad altissima risoluzione energetica (< 1%), ed e per questo particolarmentevantaggiosa nello studio del 0νDBD. D’altro canto, i bolometri sono rivelatori piutto-sto lenti, caratterizzati da un tempo di risposta di qualche ms; tale informazione avrariscontri pratici nella sezione successiva, in cui introdurremo il concetto di molteplicita.

Quando il cristallo e anche un buon scintillatore, una frazione dell’energia deposi-tata in esso e convertita in un segnale di luce. Questa puo dunque essere rivelata daun sensore di luce (LD). La doppia lettura del segnale di calore e luce rende possibilel’identificazione del tipo di particella interagente, consentendo in tal modo di ricono-scere le particelle α, ovvero nuclei di 4He con energie tipiche del MeV, le quali, comeavremo modo di esaminare, costituiscono una parte fondamentale del fondo nella RoI.Queste ultime, infatti, si differenziano dagli eventi β e γ in quanto la loro interazionecon la materia e profondamente diversa dagli altri due. Le particelle α, in particolare,a parita di energia depositata, inducono un segnale luminoso piu intenso dei rispettivieventi β e γ. In figura 3 e riportato il grafico in cui si mostra come il doppio segnale dicalore e lettura, possa essere utilizzato per distinguere il tipo di particella interagente.Tale distinzione e piuttosto agevole per energie superiori a 2 MeV, limite al di sotto delquale non e piu possibile. Attualmente, la scelta migliore per la rivelazione della lucein un esperimento a bassissima temperatura e l’utilizzo di un bolometro ausiliario. Perquesto compito viene utilizzato un disco di Ge, il quale converte i fotoni ottici emessidal cristallo in un impulso termico registrato, come per i cristalli, da un sensore alGe. In figura 2 e riportato uno schema del singolo modulo di ZnSe e dei relativi sensori.

Infine, e utile sottolineare che l’intero modulo di figura 2 e ricoperto da uno fogliodi materiale plastico riflettente, il cui scopo e massimizzare l’efficienza di raccolta diluce e rendere, di conseguenza, l’identificazione delle particelle interagenti tramite lucedi scintillazione piu precisa. I singoli moduli sono disposti in sequenza, formando dellecolonne, cosı che ogni ZnSe sia circondato da due LDs: uno sopra (Top) e uno sotto(Bottom). Quattro colonne contengono 5 moduli e una 6. Questa divisione e stataeseguita per avere lo stesso peso, di circa 2 kg, e altezza, 30 cm, nelle diverse colonne.Con il termine “rivelatore” ci si riferisce globalmente alla singola torre, composta dallediverse colonne.

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Figura 2: A sinistra: vista schematica di un singolo modulo di bolometro scintillante.A destra: struttura in rame che connette i moduli di LD e cristallo di ZnSe in torriposizionate all’interno del criostato.

Figura 3: Grafico in cui si mostra come la lettura del doppio segnale di luce e calorerenda possibile l’identificazione della natura della particella interagente. Le particelleα, a parita di energia tramutata in calore, mostrano una resa in luce superiore rispettoai rispettivi eventi β o γ.

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2.2 Maggiori sorgenti di fondo nel 0νDBD

Come anticipato, la missione di CUPID-0 e duplice: dimostrare la fattibilita di unesperimento a fondo vicino allo zero tramite la tecnologia esposta nella precedente se-zione e ricercare il 0νDBD per il 82Se. I due intenti non sono indipendenti: il successodel secondo dipende fortemente dall’esito del primo.Il 0νDBD e infatti un ipotetico decadimento molto raro, i limiti riguardanti il suotempo di dimezzamento sono dell’ordine di 1024 - 1025 anni. Il 0νDBD consiste neldecadimento simultaneo di due neutroni di un nucleo atomico in due protoni e due elet-troni senza l’emissione di antineutrini elettronici, particelle emesse invece nel doppiodecadimento beta. Quest’ultimo processo e permesso dal Modello Standard, seppurcon probabilita molto bassa, ed e stato osservato per soli 11 isotopi [6]. Se osservato, il0νDBD fornirebbe l’evidenza della violazione del numero leptonico, e offrirebbe infor-mazioni determinanti per studiare le proprieta del neutrino. Si potrebbero evincere,ad esempio, informazioni riguardanti la sua natura e il valore assoluto della sua massa[7]. Come anticipato nel corso dell’introduzione, il 0νDBD e un doppio decadimentonel quale i due elettroni trasportano tutta l’energia disponibile nella transizione. Perquesto motivo, un’eventuale osservazione di questo decadimento consisterebbe in unpicco monoenergetico al Q valore del decadimento nello spettro della somma delleenergie dei due elettroni. Per poter distinguere il picco dovuto al 0νDBD dal fondocontinuo, dato dal contributo del doppio beta con due neutrini, e percio necessariol’utilizzo di rivelatori ad alta risoluzione energetica. I calorimetri criogenici sono, perquesto motivo, tra i migliori candidati per studiare questo tipo di processi. [8]Inoltre, la scelta fatta da CUPID-0 di focalizzarsi sullo studio del 0νDBD del 82Se evantaggiosa perche il Q valore di questo decadimento e al di sopra della maggioranzadella radioattivita naturale. Per questo motivo, la RoI e in una ragione a fondo giabasso, semplificando la ricerca. In aggiunta, l’abbondanza isotopica naturale del 82Sene facilita l’arricchimento.

La fase uno di CUPID-0 e iniziata a Marzo 2017. Grazie all’analisi dei dati acqui-siti fino a Dicembre 2018 e stato possibile ricostruire, tramite un modello di fondo, leprincipali sorgenti che contribuiscono al fondo stesso e il relativo contributo nella RoI.Esse possono essere divise in tre categorie:

1. Sorgenti interne o vicine:Tali fonti si trovano all’interno dei cristalli stessi o nelle componenti a strettocontatto con i rivelatori, come il foglio riflettente schematizzato in figura 2. Adesempio, tra le sorgenti interne si possono classificare le particelle α superficiali,le quali non sono infatti in grado di penetrare lo strato riflettente che circonda ilcristallo. Le particelle α appartengono percio esclusivamente a questa categoria.Un evento che avviene in un singolo cristallo, inoltre, viene detto a molteplicitauno.

2. Sorgenti esterne:Fanno parte di questa classe le contaminazioni presenti nella struttura di ra-me, nel criostato o negli schermi attorno al rivelatore. Sono state rivelate, adesempio, tracce di 232Th, 238U e 40K.

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3. Sorgenti ambientali :Fanno parte di quest’ultima categoria i muoni il cui flusso, anche se enormementesoppresso dalla roccia sovrastante, fornisce un contributo non trascurabile alfondo nella RoI del 0νDBD. Infatti, i muoni possono sia interagire direttamentecon i cristalli che con gli schermi di piombo, producendo numerosi γ che possonoessere rivelati contemporaneamente da molteplici cristalli. Tali eventi, poichecoinvolgo in media sempre piu di un cristallo, si dicono a molteplicita elevata.

I risultati del modello utilizzato per descrivere il fondo, per quanto concerne glieventi γ o β che avvengono in un solo cristallo, sono riassunti in figura 4.

Figura 4: Sorgenti di fondo che contribuiscono allo spettro di eventi γ o β a singolamolteplicita. L’area grigia corrisponde a una finestra di 400 keV attorno al Qββ , da2.8 MeV a 3.2 Mev. Tale regione, RoI, e stata scelta per analizzare il fondo del 0νBDBdel 82Se. I contributi colorati sono derivati dalle simulazioni Monte Carlo utilizzateper riprodurre lo spettro osservato.

Gli eventi a molteplicita uno sono di particolare interesse. Si e infatti stimatoche nell’eventualita in cui il decadimento avvenisse, gli elettroni potrebbero percorreremeno di un centimetro all’interno del cristallo. Poiche la probabilita che il decadimentoavvenga e isotropa nel cristallo, e evidente che porre un taglio sulla molteplicita, ovverostudiare i soli eventi il cui deposito di energia e totalmente contenuto in un unicocristallo, non e limitante nel caso in esame. Tale tecnica, denominata anticoincidenza,permette in questo modo di eliminare tutti gli eventi ad alta molteplicita dal fondo.L’efficienza di questa selezione e stimata tramite simulazioni Monte Carlo e, nel casoin esame, e circa dell’80%. Cio significa che, attraverso il metodo dell’anticoincidenza,viene scartato soltanto il 20% di possibili eventi di 0νDBD, mentre tutti gli eventi adalta molteplicita, che contribuiscono al fondo, vengono eliminati.

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Figura 4 evidenzia inoltre come il principale contributo al fondo nella RoI sia dovu-to alle contaminazioni di 232Th presente nei cristalli. Nella catena radioattiva generatada questo isotopo, si ha emissione α da 6.2 MeV da parte del 212Bi per raggiungere il208Tl, il quale decade β− con un Q valore di 5 MeV, percio e responsabile di un fondocontinuo fino a tale valore energetico. Grazie all’identificazione delle particelle α inCUPID-0, pero, e possibile identificare gli eventi di 212Bi e, di conseguenza, anchequelli di 208Tl. Gli eventi di 212Bi vengono selezionati richiedendo eventi dovuti aparticelle α di energia compresa fra 2 MeV e 6.4 MeV. In questo modo si identificanotutte le α emesse da questo decadimento, comprese quelle degradate, ovvero quelle cheperdono parte della loro energia nello strato riflettente. Per ognuno di questi eventi,viene poi definita una finestra temporale lunga 7 vite medie del 208Tl (21 minuti circa)all’interno della quale vengono scartati tutti gli eventi β o γ rivelati.Dopo tale tempo, infatti, la popolazione di 208Tl prodotta dovrebbe essersi statisti-camente ridotta di un fattore 104, quantita sicuramente sufficiente per garantire chetali contaminazioni, di fatto, vengano eliminate dalla raccolta dati. Tramite questatecnica, detta delle coincidenze ritardate, il contributo al fondo nella RoI dovuto acontaminazioni di 232Th nei cristalli viene abbassato di un fattore 25 circa, mentreviene introdotto un tempo morto stimato del 6% circa.

Dopo una sosta tecnica da Dicembre 2018 a Maggio 2019, CUPID-0 e in presa da-ti da Giugno 2019 con una configurazione aggiornata del rivelatore, denominata fasedue, il cui progetto e stato guidato dai risultati del modello di fondo ottenuti nellaprima fase dell’esperimento.E infatti stato stimato che circa il 40% del fondo rimasto, in seguito all’eliminazionedel 208Tl, e dovuto al passaggio di muoni; per questo motivo, per la fase due, e statoinstallato un veto di muoni composto da scintillatori plastici, la cui caratterizzazionepreliminare e stata al centro del lavoro da me svolto. Sono stati inoltre rimossi i fogliriflettenti, mostrati in figura 2 e 5, che avvolgevano ogni cristallo di ZnSe, con lo scopodi effettuare uno studio piu dettagliato della contaminazione superficiale del cristallo.La presenza di questi fogli, come gia osservato, impediva alle particelle α emesse sullasuperficie di un cristallo di raggiungere i cristalli attorno. A causa di questo effet-to le particelle α potevano essere rivelate esclusivamente come eventi a molteplicitauno. Inoltre, tali α superficiali, venendo parzialmente assorbite dal foglietto rifletten-te, perdevano soltanto una parte della propria energia nel cristallo e, in alcuni casi,rendevano impossibile il riconoscimento della particella interagente stessa. Percio, larimozione del foglio plastico riflettente permette uno studio piu dettagliato dell’eventoin anticoincidenza, poiche le α superficiali, pur depositando poca energia in un cri-stallo, vengono rivelate e riconosciute grazie al deposito dell’energia rimanente in unsecondo cristallo. La rimozione del materiale riflettente potrebbe inoltre permettereuna riduzione del fondo nella RoI dovuta a contaminazioni radioattive sul foglio stes-so. Inoltre, l’analisi preliminare dei dati di fase due ha mostrato che la rimozione delfoglio riflettente non ha comportato una riduzione della luce misurata tale da inficiarein modo considerevole l’efficienza di riconoscimento del tipo di particella interagentebasata sulla luce misurata.

Infine, per la fase due, e stato installato uno schermo di rame dallo spessore di1 cm, mostrato in figura 5C, utile a schermare la radiazione termica proveniente dalcriostato in quanto esso e collegato direttamente al punto piu freddo del criostatostesso e si trova quindi a 10 mk. Tale schermo riduce anche l’intensita misurata dellelinee γ prodotte dalla contaminazioni interne al criostato gia citate.

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Figura 5: Fotografie rappresentanti i 26 cristalli di ZnSe in CUPID-0. Nella primafase (A) ogni cristallo e ricoperto da un foglio riflettente, rimosso nella fase due (B).Per questa fase e stato inoltre aggiunto uno schermo termico di rame (C).

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3 Contributo dei muoni al fondo nella RoI

Grazie al metodo delle coincidenze ritardate, esposto nella sezione precedente, e possi-bile ridurre il fondo nella RoI dovuto alle contaminazioni interne di 232Th di un fattore25 circa. Il modello di fondo prevede dunque che il contributo piu rilevante al fondodella RoI sia dovuto al passaggio di muoni.

3.1 Muoni

I muoni sono prodotti nell’alta atmosfera, a causa degli urti con i raggi cosmici primari,ovvero particelle α e protoni, la cui energia puo arrivare fino a 1021eV. I prodottivengono detti raggi cosmici secondari, e si dividono in due categorie:

1. Componente molle:Circa il 30% della radiazione secondaria; e composta maggiormente da elettronie fotoni ed e caratterizzata dalla scarsa capacita di penetrare la materia.

2. Componente dura:Completa il rimanente 70% di radiazione secondaria; e per lo piu composta damuoni, caratterizzati da un’alta capacita di penetrare la materia.

La roccia sovrastante il Gran Sasso ha l’effetto di eliminare la componente molledi raggi cosmici e ridurre il flusso di muoni penetranti di circa sei ordini di grandezzarispetto alla superficie, a circa 1.1 µ/m2h, con un’energia media di circa 270 GeV eun flusso massimo proveniente con una inclinazione di circa 35◦. Questa direzionalitae dovuta al fatto che il flusso di muoni riflette il profilo della montagna.

Un muone potrebbe produrre un segnale nei bolometri interagendo direttamentecon il rivelatore oppure con schermature o materiali vicini ai cristalli. Il fenomeno diproduzione di prodotti secondari data dall’interazione con i materiali che compongonoil rivelatore e detto sciame elettromagnetico. Questo e per lo piu composto da elettroniche potrebbero simulare un decadimento 0νDBD. Tipicamente, l’interazione dei muo-ni con l’apparato e caratterizzata da alta molteplicita. Infatti, nel caso di interazionediretta, poiche i muoni rilasciano nella materia circa 2 MeVcm2/g, possono deposi-tare energia in tutti i cristalli di ZnSe sulla loro traiettoria. Se l’interazione avvieneinvece per sciame elettromagnetico, la produzione di un numero elevato di particellecausa l’interazione simultanea con molteplici rivelatori, causando per lo piu eventi adalta molteplicita. Il loro contributo al fondo in figura 4 e dovuto ad interazioni incui i muoni, a causa della particolare traiettoria, hanno interagito solo parzialmentee con un solo cristallo, non percorrendo l’intera lunghezza del cristallo stesso, poichein quest’ultimo caso il rilascio di energia sarebbe maggiore, di fatto non restando piucompreso nella RoI. Caratterizzeremo percio il veto di muoni per eventi ad alta molte-plicita ed energia, poiche buoni candidati a rappresentare interazioni legate a muoni;tramite simulazioni Monte Carlo sara possibile, in una fase di analisi piu avanzata,scalare le proprieta del veto anche per eventi a singola molteplicita, ovvero gli uniciresponsabili al contributo del fondo nella RoI.

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3.2 Veto di muoni

Per contrassegnare il passaggio di muoni, viene installata una serie di 12 scintillatoriplastici posta al di fuori della gabbia di Faraday che circonda tutto l’apparato speri-mentale. I 12 scintillatori ricoprono una superficie complessiva di circa 8 m2; in figura8 e riportata una fotografia dell’apparato dall’esterno. Per ridurre i conteggi legati a γprovenienti da radioattivita ambientale, e possibile impostare una soglia di rivelazioneal di sopra dei 3 MeV, valore oltre il quale e molto improbabile osservarli.Poiche il muone rilascia circa 2 MeVcm2/g, sarebbe pero necessario avere scintillatorispessi circa 2 cm per assicurarci che un muone rilasci almeno 3 MeV in essi; tuttavia,per essere certi di poter impostare una soglia superiore alla radioattivita ambientale,e richiesto uno spessore di 4-5 cm. Gli scintillatori in dotazione, tuttavia, hanno unospessore di 1 cm circa, non sufficiente dunque a permettere l’impostazione di una so-glia puramente energetica.Gli scintillatori sono identificati tramite la loro posizione rispetto al criostato. Nellefacce laterali sono identificati tramite i punti cardinali (Nord, Sud, Est e Ovest), men-tre per quelli al di sopra dell’apparato si utilizza la dicitura Top.

Per ridurre il fondo dovuto alla radioattivita ambientale, e possibile richiedere chevengano rivelati soltanto i segnali provenienti da entrambi gli scintillatori simultanea-mente; si richiede dunque che i segnali siano in coincidenza. Riferendoci a figura 6,dunque, N2-1 e in coincidenza con N1-1, N2-2 con N1-2, O2-1 con O1-1, O2-2 con O1-2, e similmente tutti gli altri. Inoltre, entrambi i segnali verranno rivelati dai rispettiviPMT se saranno superiori a una certa soglia impostata, detta di trigger. Infine, si po-ne tra i due scintillatori uno strato di polietilene borato spesso 8 cm. Quest’ultimo hal’effetto di ridurre ulteriormente la probabilita di coincidenze causali. La disposizionee schematizzata in figura 6.

Gli scintillatori laterali hanno la configurazione descritta poco sopra. Gli scintilla-tori posizionati al di sopra dell’apparato invece, a circa 4 metri da terra, hanno unadisposizione piuttosto differente.

Essi si dividono in Top ed Extended Top, quest’ultimo operativo solo da fine Giu-gno 2019. Al contrario degli scintillatori laterali, dotati di un solo PMT, consideratala vasta area che devono ricoprire, complessivamente circa 3.5 m2, Top ed ExtendedTop presentano due PMT per scintillatore: uno verso il lato Est e l’altro verso il latoOvest. Il passaggio di una particella induce l’emissione di un impulso di luce che vieneletto da entrambi i PMT e acquisito se, almeno in uno dei due, il segnale supera lasoglia di trigger. Top ed Extendend Top, oltre a non presentare polietilene boratotra i due strati di scintillatori, sono distanziati in modo differente rispetto ai rispettivilaterali. Il doppio strato di Extended Top e separato da circa 7 cm, ma il suo principiodi funzionamento in coincidenza e lo stesso esposto per i laterali.Lo scintillatore Top, invece, fa eccezione anche in questo. Top e infatti suddiviso inquattro strisce di scintillatori ai lati delle quali, come gia detto, vi sono due PMT.Una raffigurazione tridimensionale e riportata in figura 7.

I due strati sono distanziati da circa 30-35 cm, come si nota anche da figura 8.

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Figura 6: A sinistra: Disegno illustrativo della disposizione degli 8 scintillatori lateraliaccoppiati in coincidenza.A destra: Schema in cui sono raffigurati i rimanenti 4 scintillatori accoppiati in Toped Extendend Top con relative ampiezze dei segnali generati.Entrambe le illustrazioni sono in prospettiva dall’alto. Gli elementi raffigurati comecerchi rappresentano i fotomoltiplicatori (PMT) responsabili della raccolta la luce discintillazione. Le linee tratteggiate dividono lo scintillatore nelle relative strisce discintillatori che lo compongono.

Figura 7: Schema tridimensionale rappresentante la suddivisione dello scintillatoreTop in strisce scintillanti

Vista la grande distanza con cui sono separati i due strati dello scintillatore Top, enecessario richiedere che ogni striscia scintillante dello scintillatore superiore di figura7 sia in coincidenza con ogni striscia scintillante dello scintillatore inferiore, contraria-mente a quanto accade per tutti gli altri scintillatori, dove la striscia di scintillatoree in coincidenza soltanto con la corrispettiva dello strato inferiore, come gia esposto.Percio, un ipotetico passaggio di un muone dalla striscia scintillante 4 di figura 7,potrebbe indurre un segnale al PMT 4A, ad esempio. Se il muone ha una traiettoriainclinata rispetto alla normale, difatti, dopo aver rilasciato energia in 4 potrebbe pas-sare dalla striscia scintillante 7, inducendo un segnale al PMT 7A o 7B, e non dallacorrispettiva striscia scintillante 8.

Quando entrambe le strisce scintillanti in coincidenza rivelano un segnale sostan-zialmente simultaneo, viene generata un’onda quadra la cui ampiezza e nota e dipendedalla coppia di scintillatori coinvolta. In questo modo e possibile studiare l’attivitadella singola coppia di scintillatori. L’ampiezza dell’onda generata, per ogni coppia discintillatori, e riportata in tabella 1.

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Figura 8: Fotografia dell’intero apparato dall’esterno. In bianco, al centro delle figure,si puo osservare la gabbia di Faraday vista dall’esterno, al di sopra della quale eposta la struttura su cui gli scintillatori Top ed Extended Top sono alloggiati, assiemeai relativi PMT. Gli scintillatori delle facce laterali, invece, non sono visibili percheinstallati all’interno della gabbia di Faraday.

Nome Scintillatore Ampiezza [mV]Nord 460Sud 270Est 144Ovest 70Top 1022Extended Top 34

Tabella 1: Ampiezza dei segnali generati dagli scintillatori e relativa posizione

I valori delle ampiezze sono stati scelti in modo da poter distinguere agevolmentei segnali provenienti dai vari scintillatori e i segnali in coincidenza di scintillatoridifferenti, dati dalle somme dei singoli segnali. Il canale di acquisizione dati, infatti, eunico per tutti gli scintillatori.Un tipico spettro di ampiezze provenienti da segnali generati dal veto sara dunquediscreto; un alto numero di conteggi proverranno dagli scintillatori Top ed ExtendendTop. I rimanenti conteggi proverranno invece dai rivelatori posizionati sui quattropunti cardinali e dalle varie coincidenze tra essi. Un esempio di un tipico spettrorelativo ai segnali del solo veto e riportato in figura 9.

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Entries 120110

Mean 506.2

RMS 450.5

Integral 1.201e+05

MaxBaseline210 310

coun

ts /

1.96

7

1

10

210

310

410

Entries 120110

Mean 506.2

RMS 450.5

Integral 1.201e+05

Figura 9: Spettro in ampiezza del canale che acquisisce gli scintillatori del veto dimuoni. L’ampiezza e calcolata come differenza fra massimo e minimo dell’impulso. Siindividuano sei ampiezze per le quali il numero di conteggi e di almeno due ordini digrandezza superiore rispetto alle altre. Tali ampiezze corrispondono a quelle generatedai singoli scintillatori, le rimanenti sono frutto di eventi in coincidenza tra scintillatoridifferenti.

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4 Diana e analisi dati

La procedura di analisi dei dati e focalizzata sull’estrazione delle informazioni fisi-che dagli impulsi acquisiti. L’ampiezza dell’impulso termico deve essere valutata nelmodo piu efficiente possibile, per sfruttare l’alta risoluzione energetica del rivelatore.Occorre inoltre valutare correttamente la forma del segnale luminoso per garantire lacapacita di discriminazione delle particelle [85]-matt. L’analisi viene effettuata all’in-terno di un framework personalizzato, chiamato DIANA, originariamente sviluppatoper CUORE, esperimento precedente a CUPID-0, e trasferito, con le opportune mo-difiche, a quest’ultimo.Il problema principale da affrontare e la gestione dell’impulso di scintillazione, il qualedeve essere sincronizzato a quello di calore. La sincronizzazione viene eseguita forzan-do l’identificazione di un impulso LD dopo ogni impulso proveniente dai cristalli diZnSe. Poiche ad ogni cristallo sono associatati due rivelatori di luce, ad ogni impulsotermico corrisponderanno due impulsi luminosi. In figura 10 e riportato un esempiodi un tipico impulso termico e il rispettivo impulso luminoso.

Figura 10: Esempio di impulsi ZnSe e LD da CUPID-0. La differenza di ampiezza trai due LD, Top e Bottom, e dovuta al rivestimento antiriflesso del LD Top.

Le fasi di analisi immediatamente successive sono uguali per ZnSe e LD e sono pro-gettate per estrarre tutte le possibili informazioni dagli impulsi. La prima fase consistenella valutazione dei parametri base dell’impulso, quali la baseline e la relativa devia-zione standard (BLRMS). Poiche la baseline e proporzionale alla temperatura, essapuo essere utilizzata per correggere le fluttuazioni termiche. Dopo la stabilizzazionetermica, viene utilizzato un particolare algoritmo per estrarre l’ampiezza riducendoil rumore [86, 87]. Tale algoritmo e sostanzialmente un filtro digitale che permettedi eliminare le frequenze principalmente rumorose e amplificare quelle caratteristichedei segnali. Tale procedura e di solito indicata come filtro ottimo (OF) poiche si puodimostrare che e il filtro con il massimo rapporto segnale-rumore. Dopo queste fasi,i cristalli di ZnSe sono calibrati tramite i segnali γ prodotti dal 232Th, ovvero il 511keV, dovuto alla produzione di coppia, il 583 keV e il 2615 keV, dovuti al 208Tl e,infine, il doppio picco a 911 keV e 968 keV del 228Ac.

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L’acquisizione dei dati e suddivisa in datasets (DS), i quali, a loro volta, vengonosuddivisi in vari run, dalla durata di 1-2 giorni. Al termine di ogni run viene eseguitoun pieno di He per mantenere il criostato a 10 mK. All’inizio e alla fine di ogni dataset,invece, ha luogo una misura di calibrazione per verificare che l’apparato sia rimastocoerente durante tutta la fase di presa dati.

L’analisi dati a cui ho preso parte si e incentrata sui tutti e soli i run dei datasets1040 e 1043.

16

5 Caratterizzazione del veto di muoni

Una prima analisi e consistita nel verificare che il rate degli scintillatori non subissebrusche variazioni nel tempo. L’andamento del rate in funzione del tempo e riportatoin figura 11.

Il rate e riportato in funzione del run, ovvero un periodo di acquisizione continuati-va della durata di circa 2 giorni, corrispondente all’autonomia del criostato in terminidi riserva di He liquido. Piu run sono poi accorpati in dataset. Il rate in figura siriferisce a dati la cui acquisizione si estende dall’inizio di Giugno a Settembre 2019.

380 400 420 440 460 480Run

4−10

3−10

2−10

Rat

e [c

onte

ggi/s

]

Rate complessivoRate TOPRate EX_TOPRate NORDRate SUDRate ESTRate OVEST

Rate di muoni al variare del tempo DS1040 e DS1043

Figura 11: Rate degli scintillatori e rate complessivo in funzione del tempo. I run sonoperiodi di acquisizione dalla durata di qualche giorno, intervallati dal rifornimento diHe liquido. Piu run sono accorpati un un dataset, che inizia e finisce con una misuradi calibrazione, cosı da verificare che durante la presa dati l’apparato sia rimastocoerente.

Si nota la presenza di un brusco aumento del rate tra i run 440 e 460. Quest’ultimoe dovuto ad una modifica nell’impostazione delle soglie dei vari scintillatori, opera-ta tramite l’innalzamento della tensione di alimentazione dei PMT. In questo modo,anche un segnale piu debole puo essere rivelato dal PMT stesso. L’effetto globale estato percio quello di aumentare il rate dei singoli scintillatori e dunque anche quellocomplessivo.

Poiche il flusso di muoni nei laboratori sotterranei e circa 1.1 µ/m2h, si puo stimareil rate atteso degli scintillatori Top ed Extended Top (Ratteso) e confrontarlo con quellomisurato (∼ 10−2Hz). Essi occupano un’area di circa 3.5 m2, percio:

Ratteso ' 1.1 µ/m2h ' 3 10−4 µ/m2s ' 10−3Hz (1)

che e circa un ordine di grandezza in meno rispetto al rate misurato in seguitoall’abbassamento delle soglie.

17

5.1 Stima finestra temporale di coincidenza

Una seconda fase dell’analisi da me svolta e consistita nello stimare la finestra tempo-rale entro la quale due segnali, provenienti rispettivamente dai cristalli di ZnSe e dalveto di muoni, possano corrispondere al passaggio di una stessa particella. Tale stimae una parte fondamentale per l’analisi del fondo nella RoI. Infatti, tutti gli eventi cheverranno rivelati in coincidenza dal veto di muoni e dai cristalli di ZnSe, ovvero la cuidifferenza temporale rientrera nella finestra prefissata, verranno marcati come eventidovuti ai muoni, ed eliminati dallo spettro.

Poiche il muone ha una velocita simile a quella della luce, e poiche la distanza traveto di muoni e cristalli di ZnSe e di circa 2-3 metri, si puo pensare che l’intervallo ditempo che intercorre tra la rivelazione del passaggio nei due rivelatori sia dell’ordinedi 10−7 s. Una tale stima si rivelerebbe comunque errata, poiche non tiene in consi-derazione il differente tempo di risposta degli impulsi generati dallo scintillatore e daibolometri.

Per ogni evento registrato dal veto di muoni si verifica dunque se nei 100 ms prece-denti o successivi all’impulso dell’evento stesso, anche i cristalli di ZnSe hanno rivelatoun segnale. In figura 12 e riportato un istogramma con tutti i dati in coincidenza trascintillatori del veto e cristalli di ZnSe, nella finestra di 200 ms. In ascissa e riportatala differenza di tempo che intercorre tra la rivelazione del medesimo evento negli scin-tillatori del veto di muoni e nei cristalli di ZnSe.

0.1− 0.08− 0.06− 0.04− 0.02− 0 0.02 0.04 0.06 0.08 0.1

T [s]∆

0

10

20

30

40

50

60

70

80

90

Con

tegg

i

Figura 12: Istogramma contenente la differenza di tempo di due eventi rivelati incoincidenza tra veto di muoni e cristalli di ZnSe. L’addensamento di eventi attorno a∆T = 0 e dovuto agli eventi in effettiva coincidenza, mentre la distribuzione continuaalle coincidenze spurie, prive cioe di correlazione con l’evento del veto.

Appare evidente una distribuzione con un picco centrato a 5 ms; gli eventi al difuori di tale distribuzione sono da considerarsi coincidenze casuali. Poiche il rate degliscintillatori del veto di muoni (Rveto), come mostrato in figura 11, e di circa 30 mHz,mentre quello dei bolometri (Rbol) complessivamente e di circa 20 mHz, e possibile

18

stimare la quantita di coincidenze causali che ci aspettiamo e confrontarle con quellecalcolate dall’istogramma di figura 12. Considerando un evento che avviene a ratecostante R, la probabilita di osservare n eventi in un tempo T dopo l’evento e:

P (n) =(RT )n

n!e−RT (2)

La probabilita di trovare un solo evento e, dunque:

P (1) = RTe−RT ≈ RT (3)

poiche siamo nel limite in cui RT −→ 0.

All’interno di una finestra di coincidenza (∆Tfinestra) ci aspettiamo percioN = R∆Tfinestra conteggi.

Inserendo i valori sopra menzionati e ∆Tmisura ' 107, otteniamo, per il numero dicoincidenze casuali previste:

Ncasuali ' Rveto∆TfinestraRbol∆Tmisura ≈ 600 (4)

Da Figura 12, integrando il fondo dell’istogramma, calcoliamo circa 550± 23 coin-cidenze casuali, confermando la previsione.

Viene di seguito effettuato un ulteriore controllo che ci consente di verificare se ilpicco in Figura 12 e effettivamente dovuto a muoni che interagiscono con i cristalli diZnSe.Per quanto gia presentato nel corso dell’esposizione, i muoni tendono ad interagire conpiu cristalli simultaneamente. Questa alta capacita di penetrazione della materia ciconsente di individuare piu agevolmente gli eventi legati al passaggio diretto, o tramitesciame, di un muone.Per quanto visto, gli altri contributi al fondo, provenienti dai diversi isotopi, raramentepossono causare interazione in piu di 3 bolometri con una statistica comparabile conquella dei muoni. Per questo motivo, restringere la nostra analisi su dati a molteplicitasuperiore a tre significa selezionare sostanzialmente i soli eventi dovuti a muoni. Alcontempo, inoltre, questa selezione ci permette di abbassare il fondo di figura 12 dicirca 8 ordini di grandezza, riducendolo percio a zero.Il risultato e riportato in figura 13.

Come appare evidente, una volta rimosse tutte le coincidenze casuali, la distri-buzione ha una forma asimmetrica centrata in 0.005 ms. Tale distribuzione riflettedunque le differenze di tempo tra le rivelazioni in coincidenza di scintillatori del veto ecristalli di ZnSe. Definiamo, per questo motivo, ∆Tfinestra = [−0.002, 0.02]; gli estremidella finestra sono stati scelti in modo da tenere in considerazione tutti gli eventi rossidi figura 13.Tutti gli eventi in coincidenza che avranno una differenza di tempo (∆Tevento) taleche ∆Tevento ∈ [−0.002, 0.02] saranno classificati, d’ora in avanti, come eventi dovutiall’interazione con muoni.

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0.1− 0.08− 0.06− 0.04− 0.02− 0 0.02 0.04 0.06 0.08 0.1

T [s]∆

0

10

20

30

40

50

60

70

80

90

Con

tegg

i

Figura 13: In blu riportiamo l’istogramma in fig. 12 a cui e stato sovrapposto, in rosso,il medesimo istogramma ma con il taglio sulla molteplicita > 3. Come previsto, larichiesta di eventi a molteplicita elevata riduce il fondo dovuto alle coincidenze casualia zero, e permette di visualizzare la sola finestra temporale dovuta alle coincidenzevere tra veto e ZnSe.

5.2 Stima efficienza del veto di muoni

Una volta individuata la finestra temporale caratteristica per gli eventi in coincidenzatra veto di muoni e cristalli di ZnSe, e possibile stimare l’efficienza del veto di muonistesso.

Come riportato in figura 4, grazie ai dati acquisiti durante la prima fase di CUPID-0,si e stimato che circa il 40% degli eventi di fondo nella RoI e imputabile ad interazionicon i muoni. Tuttavia, di tali eventi dovuti a muoni, solo una parte sara rivelabile dalveto in esame. Definiamo efficienza complessiva la frazione di eventi dovuti ai muonie rivelata dal veto:

Eff =Ncoincidenza

NZnSe(5)

dove Ncoincidenza e il numero di eventi rivelati in coincidenza nella finestra definita eNZnSe e il numero di eventi, dovuti ai muoni, rivelati dai cristalli di ZnSe.

Come anticipato in 3.1, le proprieta che caratterizzano il veto di muoni vengonoqui studiate solo per eventi ad alta molteplicita ed energia; per questo e possibile unastima di NZnSe. Tramite simulazioni Monte Carlo, che esulano dal lavoro da me svolto,sara possibile indagare gli eventi a singola molteplicita.

L’efficienza complessiva Eff dell’apparato e data da diversi contributi, tra i qualil’efficienza geometrica e l’efficienza di trigger.La prima indica quanti muoni, giunti nei laboratori sotterranei, interagiscono o solonel veto o solo nei cristalli, a causa di traiettorie che eludono il contatto con uno o

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entrambi i volumi. L’efficienza geometrica puo essere calcolata tramite simulazioniMonte Carlo all’interno delle quali deve essere implementata la geometria completadel rivelatore e dello schermo. Questa parte della stima e demandata a una secondafase di analisi.L’efficienza di trigger, invece, indica quanto e efficace la soglia impostata per ognirivelatore. Essa e data quindi dalla frazione di eventi rivelati dal veto sulla totalitadegli eventi interagenti con il veto stesso. Aumentare la soglia di trigger significa ri-chiedere un’ampiezza di segnale maggiore per poter rivelare l’evento. Tutti gli eventiche causano un impulso con un’ampiezza sotto soglia, in questo modo, non vengonorivelati.

Vengono riportati in figura 14 e 15 i risultati dell’analisi relativa ai dati rispettiva-mente precedenti e successivi alla modifica delle soglie (cfr figura 11)

TotalEnergy_RawTime20 40 60 80 100 120 140 160 180

310×

Mul

tiplic

ity_R

awT

ime

5

10

15

20

25

Figura 14: Grafico rappresentante gli eventi rivelati dai cristalli di ZnSe prima dell’ab-bassamento delle soglie degli scintillatori. In rosso vengono riportati gli eventi rivelatiesclusivamente dai cristalli di ZnSe, in blu quelli rivelati in coincidenza con il veto dimuoni.

Dal grafico in figura 14 e possibile calcolare che soltanto 11 eventi su una totalitadi 44 vengono riconosciuti dal veto. L’efficienza complessiva e dunque del (25 ± 7)%circa. L’abbassamento delle soglie dei rivelatori ha invece consentito il riconoscimentodi 16 eventi sui 35 totali, come mostrato in figura 15. L’efficienza complessiva perquesto set di dati e dunque del (30± 11)% circa. Gli errori sono stati calcolati propa-gando le fluttuazioni dei singoli conteggi.La modifica delle soglie dei vari scintillatori ha percio migliorato l’efficienza del veto.

Per comprendere le ragioni di questi valori, e necessario indagare quali scintillatorihanno rivelato il passaggio di muoni negli 11 e 16 eventi riconosciuti nelle figure 14e 15. Si riportano percio in figura 16 e 17 le ampiezze dei segnali generati da tali eventi.

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TotalEnergy_RawTime20 40 60 80 100 120 140 160 180

310×

Mul

tiplic

ity_R

awT

ime

5

10

15

20

25

Figura 15: Grafico rappresentante gli eventi rivelati dai cristalli di ZnSe dopo l’ab-bassamento delle soglie degli scintillatori. In rosso vengono riportati gli eventi rivelatiesclusivamente dai cristalli di ZnSe, in blu quelli rivelati in coincidenza con il veto dimuoni.

Entries 111

Mean 323.6

RMS 373.6

Integral 111

Signal Amplitude0 200 400 600 800 1000 1200

coun

ts /

2

0

5

10

15

20

25

30

35

40

45 Entries 111

Mean 323.6

RMS 373.6

Integral 111

Figura 16: Ampiezze dei segnali generati dagli eventi marcati in blu in figura 14.Appare evidente la mancanza di eventi rivelati dagli scintillatori Extended Top (34mV) e Nord (460 mV). Notevole, inoltre, e il grande contributo proveniente dalloscintillatore Ovest (70 mV); lo scintillatore Top (1022 mV), controintuitivamente, haconteggi paragonabili ai rimanenti Est (144 mV) e Sud (270 mV).

Dall’analisi del contributo dei vari scintillatori si evidenzia l’assenza dello scintil-latore Extended Top. Un simile comportamento e giustificato dal fatto che il flussomaggiore di muoni provenga con un angolo di 35◦ rispetto alla normale. Il confrontotra figura 14 e 15 mostra come l’abbassamento delle soglie abbia particolarmente mi-

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Entries 98

Mean 295.1

RMS 329.6

Integral 98

Signal Amplitude0 200 400 600 800 1000 1200

coun

ts /

2

0

10

20

30

40

50Entries 98

Mean 295.1

RMS 329.6

Integral 98

Figura 17: Ampiezze dei segnali generati dagli eventi marcati in blu in figura 15. Dopola modifica delle soglie, apportata prima del run 450, appaio eventi conteggiati anchedallo scintillatore Nord. Extended Top continua a non dare contributi mentre Ovestdomina il conteggio. Nuovamente, Top, ha conteggi paragonabili a quelli degli altriscintillatori.

gliorato il contributo dello scintillatore Nord.

Si evidenzia, tuttavia, uno scarso contributo ai conteggi da parte dello scintillatoreTop. Questo rappresenta certamente un problema in quanto il maggior flusso di muoniproviene da un angolo zenit di θ ' 35◦. Una possibile spiegazione puo essere ricercatanella particolare configurazione delle coincidenze dello scintillatore Top esposte in 3.2.

La grande distanza tra i due strati di scintillatori ha reso infatti indispensabilela richiesta di coincidenza tra una striscia scintillante dello scintillatore superiore euna qualunque di quello inferiore. Questa scelta, tuttavia, aumenta la probabilitadi coincidenze casuali a scapito di rivelazioni di muoni. Inoltre, anche la particolaredisposizione dei PMT ai lati delle strisce influenza negativamente l’efficienza del veto.Infatti, un evento nello scintillatore causa un impulso di scintillazione rilevabile daentrambi i PMT. Tuttavia, la luce emessa ha un’altra probabilita di essere assorbi-ta e riemessa. Per questo motivo, le interazioni che avvengono vicino a uno dei duePMT inducono un segnale piu ampio nel PMT stesso, e uno piu debole in quello piulontano. Questo effetto causa un’efficienza di rivelazione variabile con la posizionedell’interazione. Poiche e sufficiente che un solo PMT riveli un segnale sopra soglia,le interazioni che avvengono ai lati delle strisce scintillanti, in prossimita dei PMT,hanno una buona probabilita di essere registrate.D’altro canto, questa configurazione risulta particolarmente svantaggiosa nel caso incui i muoni interagiscano con la striscia scintillante in una posizione intermedia trai due PMT. In questo caso infatti, i fotoni emessi hanno molta probabilita di essereriassorbiti, e i segnali di uno o di entrambi i PMT potrebbero risultare sotto soglia. Sicrea in questo modo una regione, all’interno degli scintillatori Top, in cui la sensibilitadello strumento e minore. Questa regione di minima efficienza si colloca esattamente

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al centro dello scintillatore, proprio in corrispondenza dei cristalli di ZnSe. In figura18 si e schematizzato quanto finora descritto; il colore e lo spessore delle frecce sonoindicativi dell’intensita del segnale che il PMT riceve. Un colore intenso e una freccialarga sono sinonimo di un segnale sopra soglia. Al contrario, una freccia stretta e diun colore meno intenso indicano un possibile segnale sotto soglia.

Figura 18: Disegno rappresentativo per il problema relativo alle soglie degli eventiche hanno luogo nella regione centrale tra i due PMT. La croce rappresentata laposizione di interazione di un muone con la striscia scintillante. Il colore blu intensoe la larghezza della freccia indicano un impulso luminoso intenso. Viceversa, unafreccia stretta e di colore azzurro indica un possibile segnale sotto soglia. Nella strisciascintillante 1 e rappresentato l’evento di interesse, ovvero il caso in cui entrambi iPMT potrebbero leggere due segnali sotto soglia a causa del continuo assorbimento econseguente riemissione da parte del materiale plastico costituente lo scintillatore. Sievidenzia percio una regione centrale, proprio in corrispondenza dei cristalli di ZnSe,in cui la sensibilita dello strumento e piu bassa.

Possibili soluzioni ai problemi sopra esposti relativi esclusivamente allo scintillatoreTop possono essere l’avvicinamento dei due strati di scintillatori, in modo da richie-dere coincidenze tra strisce scintillanti corrispondenti, cosı come avviene per tutti glialtri scintillatori. Tale operazione e in programma e dovrebbe essere attuata entroNovembre 2019. Per quanto riguarda il problema schematizzato in figura 18, e possi-bile richiedere che sia la somma degli impulsi luminosi rivelati dai PMT della stessastriscia scintillante a superare la soglia impostata. In questo modo verrebbe ridottal’inefficienza dovuta alla bassa raccolta di luce del dispositivo.

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6 Conclusioni

Grazie all’analisi preliminare svolta e stato possibile verificare il corretto funzionamen-to del canale di acquisizione dati relativo al veto di muoni e la corretta configurazionedelle ampiezze impostate per ogni scintillatore.

L’analisi ha in seguito condotto a una misura della finestra temporale grazie allaquale e stato possibile riconoscere i dati provenienti dal passaggio di muoni.

Una volta impostata la finestra temporale entro cui veto e cristalli scintillanti diZnSe devono essere messi in coincidenza, e stato possibile analizzare l’efficienza dellaconfigurazione attuale. Tale studio e stato condotto esclusivamente per eventi ad al-ta molteplicita ed energia, i quali non sono, in realta, responsabili del fondo dovutoa muoni per il 0νDBD. Le proprieta in esame possono tuttavia essere implementatenell’immediato e, successivamente, riscalate tramite simulazioni Monte Carlo per glieventi di interesse.

Lo studio dell’efficienza del veto ha messo in luce uno scarso contributo ai conteggidato dallo scintillatore Top, contro l’evidenza di un maggior flusso di muoni prove-niente con un’inclinazione di 35◦. La causa di un tale deficit puo essere ricercata nellapeculiare configurazione che caratterizza specialmente questo scintillatore. Grazie aquesta analisi, e in programma un aggiornamento dello scintillatore in esame, in cui idue strati in coincidenza verranno avvicinati, riducendo di circa 25 cm la distanza cheattualmente li separa. Tale operazione consentira inoltre di impostare le coinciden-ze soltanto tra strisce scintillanti contigue, contribuendo alla riduzione di coincidenzecausali.

Un’eventuale seconda causa, che potrebbe contribuire alla bassa attivita registra-ta dallo scintillatore Top, e stata ricercata nell’efficienza di trigger, e in particolarenella dispersione che subisce un impulso luminoso nella materiale plastico costituen-te lo scintillatore. La procedura proposta potra essere presa in esame soltanto dopol’aggiornamento della disposizione dei due strati scintillanti, prevista entro Novembre2019, cosı da valutarne l’effettiva rilevanza.

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