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Caracterizaci´ on del prototipo NEXT-MM del experimento NEXT para la b´ usqueda de la desintegraci´ on doble beta sin neutrinos del is´ otopo Xe136. Memoria del TFM Curso 2012/2013 Elisa Ruiz Ch´oliz Dirigido por Theopisti Dafni 9 de Septiembre de 2013 . ´ Indice 1 Introducci´on 1 2 Detectores gaseosos: Micromegas y TPCs 3 2.1 Introducci´on................................... 3 2.2 Fenomenolog´ıa de las part´ıculas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3 2.3 TPC: Time Projection Chamber . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6 2.4 DetectoresMicromegas............................. 7 3 Simulaci´on y an´alisis. 8 3.1 Introducci´on y motivaci´on . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8 3.2 Simulaci´on del sistema f´ısico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8 3.3 Programadean´alisis .............................. 10 3.4 Descripci´on de observables . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12 4 TREX-TF: caracterizaci´on de un detector Micromegas 22 4.1 Introducci´on y motivaci´on . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22 4.2 Descripci´on experimental . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22 4.3 Caracterizaci´on de la MM5 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24 4.4 Resultados y conclusiones . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26 5 Conclusiones 29 Bibliograf´ıa 30 iii . Cap´ıtulo 1 Introducci´on Los neutrinos fueron propuestos por Wolfgang Pauli en 1930 para compensar la aparente p´erdida de energ´ıa y momento lineal de la desintegraci´on beta (n→p++e−+νe). Gracias a observaciones de neutrinos solares y atmosf´ericos, hoy sabemos que tienen masa y que existen tres tipos, o sabores (νe,νµ,ντ) cuyos n´umeros lept´onicos se corresponden respectivamente con del electr´on, mu´on y part´ıcula tau. Tambi´en sabemos que tienen la propiedad de cambiar de sabor con el tiempo, lo que se conoce como oscilaciones. Sin embargo, todav´ıa hay inc´ognitas sobre los modelos de jerarqu´ıa de su masa o sobre su naturaleza de Dirac o de Majorana. Estas cuestiones han dado pie a la b´usqueda de desintegraciones doble beta sin neutrinos [1]. Las desintegraciones doble beta son transiciones poco probables entre dos n´ucleos con el mismo n´umero m´asico, (Z, A)→(Z+ 2, A)+2e−+ 2ν, emitiendo dos electrones y dos neutrinos (2νββ). Este proceso ha sido medido en muchas ocasiones en n´ucleos con vidas medias del orden de 1018 −1021 a˜nos. Si se considera la posibilidad de que los neutrinos sean part´ıculas de Majorana, se producir´ıa un hipot´etico proceso sin emisi´on de neutrinos (0νββ) en el que se violar´ıa la conservaci´on de n´umero lept´onico. A pesar de todos los experimentos que han explorado la regi´on de masa efectiva de los neutrinos por encima de 250 meV, esta desintegraci´on todav´ıa no ha sido observada. El objetivo para el futuro pr´oximo es alcanzar una sensibilidad de hasta 50-100 meV, raz´on por la cual se est´a dise˜nando una nueva generaci´on de experimentos con una masa de detecci´on en torno a los 100 kg, mejor resoluci´on de energ´ıa y menor nivel de fondo. En esta l´ınea de investigaci´on se han llevado a cabo varios experimentos. Entre los que pueden ser destacados est´an GERDA [2] o CUORE [3], que utilizan detectores semiconductores o bol´ometros con una excelente resoluci´on en energ´ıa. SUPERNEMO [4] tiene detectores de traza capaces de reconocer el patr´on del evento y discriminar eventos de fondo; SNO+ [5] y KAMLAND [6] utilizan detectores l´ıquidos de centelleo con un is´otopo que decae ββ disuelto en su volumen activo; o, finalmente, experimentos como NEXT [7], que utilizan TPCs (Time Projection Chambers) con Xen´on y que tienen una buena resoluci´on en energ´ıa y altas capacidades de detecci´on de traza. Para m´as informaci´on sobre los experimentos ver la referencia [8]. El uso de gas Xen´on a alta presi´on presenta muchas ventajas. Para empezar, el Xen´on natural contiene un 8.9% de 136Xe, que es emisor ββ, y puede ser muy f´acilmente enriquecido. Adem´as, este is´otopo presenta un valor de Qββ = 2458 keV 1[9], y tambi´en una vida media de 2νββ alta, lo cual minimiza la zona de superposici´on de ambos tipos de desintegraci´on en el espectro de energ´ıa. No contiene ning´un otro is´otopo radiactivo, y responde a las part´ıculas que pasan por ´el con una r´apida luz de centelleo, que puede 1El valor Qββ es la energ´ıa a la que deber´ıa aparecer el pico de la desintegraci´on doble beta sin neutrinos en el espectro de la energ´ıa de los electrones de la desintegraci´on. 1 2CAP´ ITULO 1. INTRODUCCI ´ ON ser usada como inicio del evento. Por ´ultimo, una TPC con Xen´on puede construirse lo suficientemente grande para obtener los resultados deseados. Figura 1.1: Figura de [10]. Espectro de energ´ıa de los dos electrones de la desintegraci´on 2νββ del 136Xe, acabando en Qββ = 2456 keV . Se muestra el pico de 0νββ, pero no est´a a escala. En la imagen de la esquina superior derecha podemos ver la regi´on aumentada en torno al punto Qββ, d´onde se ve la zona de superposici´on de ambas desintegraciones. NEXT (Neutrino Experiment with a Xenon TPC) es un experimento en desarrollo cuyo prop´osito es construir una TPC de alta presi´on con 100 kg de Xen´on enriquecido con 136Xe para medir ambos modos de desintegraci´on doble beta (Figura 1.1). Su m´etodo de detecci´on se basa en un conjunto de fotomultiplicadores de 1 mm2dispuestos en un plano con una separaci´on de 1 cm entre ellos. Dichos fotomultiplicadores detectar´an la luz de centelleo producida por las part´ıculas incidentes al interaccionar con los ´atomos del gas. Este experimento se construir´a en el Laboratorio Subterr´aneo de Canfranc. (M´as referencias en [11, 12]) Se han dise˜nado varios prototipos para el experimento NEXT. Entre ellos se encuentra NEXT-MM, desarrollado en la Universida de Zaragoza, que consiste en una TPC que utiliza un m´etodo alternativo de detecci´on basado en detectores Micromegas. Los detectores Micromegas se utilizan en muchos ´ambitos (F´ısica Nuclear, F´ısica de Part´ıculas, F´ısica M´edica, etc.) por algunas de sus caracter´ısticas como su alta granularidad, su alto rendimiento en resoluci´on temporal y espacial, su resoluci´on en energ´ıa o la poca materia que interponen en los haces. En este estudio se emplean Micromegas de la tecnolog´ıa microbulk [13], la ´ultima generaci´on de estos detectores. En el Cap´ıtulo 2 de este trabajo se explican con m´as detalle este tipo de detectores. Un objetivo de este trabajo, por un lado, es continuar con el desarrollo de un software para simular los eventos que suceden dentro del volumen de gas de NEXT-MM. La simulaci´on del experimento puede darnos informaci´on ´util tanto a priori, para conocer qu´e aspecto tendr´an los datos experimentales y prever posibles fallos del sistema, como a posteriori, para compararlos y discriminarlos en caso de que sean eventos no deseados. Este trabajo se describe en el Cap´ıtulo 3. El otro objetivo de este trabajo consiste en caracterizar en el laboratorio una Micromegas id´entica a las utilizadas en el prototipo NEXT-MM. Esto es importante ya que, en caso de obtener unos buenos resultados, podr´ıa plantearse la posibilidad de cambiarla por una de las que est´an instaladas actualmente. Este punto se desarriolla en el Cap´ıtulo 4. Cap´ıtulo 2 Detectores gaseosos: Micromegas y TPCs 2.1 Introducci´on En f´ısica de part´ıculas, una de las formas utilizadas para detectar part´ıculas es mediante los efectos que ´estas producen al atravesar un gas e interaccionar con los ´atomos o mol´eculas del mismo. En un experimento de desintegraci´on doble beta, la elecci´on del medio en el que las part´ıculas van a interaccionar es muy importante. Una ventaja que tiene el uso del gas frente al l´ıquido es que se pueden utilizar detectores pixelados para reconstruir la topolog´ıa de la interacci´on y diferenciar as´ı entre la se˜nal y los sucesos de fondo. Sin embargo, los experimentos de 0νββ requieren una gran cantidad de is´otopo, por lo que la utilizaci´on de un medio gaseoso implica trabajar con sistemas de gran volumen a alta presi´on. En este tipo de experimentos en los que la radiaci´on es muy penetrante se utilizan gases nobles, como Arg´on o Xen´on, ya que tienen un alto poder de frenado. Para la realizaci´on de este proyecto se ha trabajado con ambos. Finalmente, estos gases pueden tener centelleos secundarios de luz que podr´ıan crear una ionizaci´on adicional que falsear´ıa las medidas. Para evitarlo, se a˜naden al gas peque˜nas cantidades de otros gases poliat´omicos que suprimen los posibles efectos que inducir´ıan estos fotones. A estos gases se les conoce como quencher. En nuestro caso, el quencher del Xe es la Trimetilamina (TMA, N(CH3)3), y el quencher del Ar es el Metilpropano (o Isobutano, (H3C)−CHCH3−CH3). Por ´ultimo, un experimento de 0νββ requiere una resoluci´on espacial muy buena y una contribuci´on m´ınima del fondo radiactivo. Para satisfacer ambas necesidades se utilizan detectores TPC (Time Projection Chamber) equipados con Micromegas. 2.2 Fenomenolog´ıa de las part´ıculas en detectores gaseosos Para entender bien el funcionamiento de los detectores, es importante conocer los procesos f´ısicos que producir´an o sufrir´an tanto las part´ıculas incidentes, en nuestro caso electrones, como las part´ıculas producidas en sus interacciones. Estos procesos son, primero, la ionizaci´on del medio por una part´ıcula incidente; segundo, la deriva de los electrones secundarios hacia el plano de lectura; tercero, la amplificaci´on de la se˜nal en el gas y, por ´ultimo, la creaci´on de dicha se˜nal. Ionizaci´on y producci´on de pares e−−ion.Una part´ıcula cargada que pasa a trav´es de un gas crear´a mol´eculas cargadas y excitadas a lo largo de su trayectoria. Cuando un 3 4CAP´ ITULO 2. DETECTORES GASEOSOS: MICROMEGAS Y TPCS electr´on incidente cede suficiente energ´ıa a un ´atomo del gas, dicho ´atomo liberar´a un electr´on y se ionizar´a. Si el electr´on liberado tiene suficiente energ´ıa, podr´ıa encontrarse otro ´atomo y producir una ionizaci´on secundaria. Este proceso puede continuar formando una avalancha, hasta que la energ´ıa del electr´on liberado sea menor que el potencial de ionizaci´on del ´atomo. Hay que tener en cuenta que el proceso de ionizaci´on es probabil´ıstico, por lo que no todos los electrones con energ´ıa suficiente conseguir´an ionizar un ´atomo del gas. Nos interesar´a sobre todo el n´umero de pares e−−ion producidos por la part´ıcula incidente a lo largo de su trayectoria, llamadas cargas primarias. La cantidad producida depende del factor-W, que es la energ´ıa necesaria para producir un par e−−ion en un gas. Este factor se determina experimentalmente y, aunque depende ligeramente del tipo de gas, de la energ´ıa y de la part´ıcula incidente, se ha visto que adquiere un valor entre 2545 eV para la mayor´ıa de los casos. Son de particular inter´es para este trabajo el factor-W del Xen´on (WXe = 22 eV/(e−−ion pair)) y del Arg´on (WAr = 26 eV/(e−−ion pair)) [14]. Este factor nos permite calcular el n´umero Nde pares e−−ion (N) que pueden formarse a partir de una energ´ıa depositada (∆E), N=∆E W(2.1) Deriva electr´onica y difusi´on. En ausencia de fuerzas externas, los electrones se esparcen por el gas siguiendo una distribuci´on de energ´ıa de tipo Maxwelliana debido a la difusi´on. Sin embargo, si los portadores de carga se encuentran bajo la acci´on de un campo el´ectrico, −→ E, entonces adquirir´an un movimiento neto en la direcci´on de dicho campo con una velocidad promedio −→ vd. Para campos d´ebiles, −→ vdes proporcional al campo el´ectrico, siendo µla constante de proporcionalidad, conocida como movilidad −→ vd=µ−→ E . (2.2) En este caso, los portadores estar´an en equilibrio termodin´amico con el medio y la movilidad ser´a independiente del campo el´ectrico, µ=eD kT (2.3) siendo ela carga del electr´on, D el coeficiente de difusi´on, k la constante de Boltzmann y T la temperatura. En el rango de campo el´ectrico que nos interesa, esta condici´on ser´a siempre v´alida para los iones. Sin embargo, el campo el´ectrico no es lo suficientemente d´ebil como para termalizar a los electrones. En ese caso, la movilidad pasa a depender del campo el´ectrico. El coeficiente de difusi´on ser´a un tensor con una componente DTperpendicular al campo el´ectrico y otra DLparalela. Para muchas aplicaciones pr´acticas, la distribuci´on de un conjunto de portadores de carga n0a partir de un punto (en t= 0) viene dada por [16] N(t) = n0 e(4πDTt)(4πDLt)exp −(x2+y2) 4DTtexp −(z+vdt)2 4DLt(2.4) 2σ2 L,T = 4DL,T t(2.5) 2.2. FENOMENOLOG´ IA DE LAS PART´ ICULAS 5 Gas P Velocidad de deriva Dmag LDmag T (bar) (cm/µs) (cm/√cm) (cm/√cm) Xe 10 0.11 355 850 XeTMA (3.5%) 1 0.24 218 312 XeTMA (3.5%) 10 0.24 70 99 Ar 10 0.25 312 1000 Ar-C4H10(2%) 1 3.2 300 700 Ar-C4H10(2%) 10 3.0 126 220 Tabla 2.1: Figura de [13]. Velocidad de deriva y coeficientes de difusi´on obtenidos utilizando Magboltz para los gases de inter´es de este trabajo. Los coeficientes de difusi´on y las velocidades de deriva en casos concretos pueden conocerse gracias al programa Magboltz [17]. En la Tabla 2.1 podemos ver los valores de las velocidades de deriva para los gases de inter´es en este trabajo, as´ı como los coeficientes de difusi´on calculados por Magboltz, que se definen a partir de la expresi´on 2.5 σL,T =r2DL,T vd √z≡Dmag L,T √z(2.6) A partir de ahora, cuando se mencionen los coeficientes de difusi´on, hablaremos de Dmag L yDmag T, y nos referiremos a ellos como DLyDT. Multiplicaci´on por avalancha. La multiplicaci´on por avalancha es un proceso que ocurre a altos voltajes (del orden de los kV/cm) Esta multiplicaci´on resulta en un incremento de la amplitud del pulso de salida, aunque manteniendo su proporcionalidad con la energia de la part´ıcula incidente. Adem´as disminuye el tiempo de recolecci´on de la carga del detector. Este proceso es debido a que, al existir un campo el´ectrico grande entre los electrodos, las cargas ganan energ´ıa entre colisiones, por lo que si la energia total de un electr´on o i´on es mayor que el potencial de ionizaci´on de los ´atomos del gas, ´estos podr´an ionizar otro ´atomo creando un nuevo par e−−ion. Bajo condiciones constantes de campo el´ectrico uniforme, temperatura y presi´on, el cambio en el n´umero de pares e−−ion por unidad de camino recorrido es proporcional al n´umero total de pares de carga, N,dN dx =αN (2.7) siendo αun coeficiente llamado first Townsend coefficient, que representa el n´umero de colisiones que cada par e−−ion crea por unidad de distancia. Por tanto, ser´a el inverso del recorrido libre medio de ionizaci´on α=1 λ(2.8) La soluci´on de la ecuaci´on (2.7) es una exponencial en la que, si α > 0 el n´umero de cargas crece con la distancia. Si el campo es uniforme (αconstante), al integrar (2.7) obtenemos un factor de multiplicaci´on, M (que identificaremos como la ganancia del gas, G) M=N N0 =eαx (2.9) 12 CAP´ ITULO 3. SIMULACI ´ ON Y AN ´ ALISIS. Figura 3.4: Ejemplo de un evento simulado. Gr´afico generado con el visor HepRep[29] de GEANT4. Los anillos est´an representados en blanco y el volumen activo en rosa. La l´ınea verde es la trayectoria del fot´on y las manchas rojas representan la interacci´on del fot´on con el medio y la consecuente producci´on de un electr´on. En este ejemplo tendremos un fot´on que ha interaccionado dos veces. Por ´ultimo, se introduce la pixelizaci´on del plano de lectura. En nuestro caso, los p´ıxeles seran de 8 ×8×2mm3. En el caso de los ejes X e Y, las medidas corresponden al pixelado de las micromegas utilizadas. El tama˜no del p´ıxel en el eje Z viene dado por la anchura de la ventana de la electr´onica. En la Figura 3.6 puede verse una representaci´on de la deposici´on total de carga para una simulaci´on de 500000 eventos en dos planos diferentes. Casi todos los eventos se encuentran en torno al centro del detector y ocurren en su mayor´ıa en la parte superior, ya que es ah´ı d´onde est´a colocada la fuente. Por otro lado, en la Figura 3.7 se representa la deposici´on de carga que dejar´ıa un evento como el de la Figura 3.5. Al tener dos deposiciones de carga podemos pensar que el electr´on era de 60 keV. Veremos esto m´as en detalle en la siguiente secci´on. Una nueva caracter´ıstica que ha sido implementada es la capacidad de activar o desactivar cada una de las 4 micromegas que forman el plano de lectura. Actualmente, el dispositivo experimental cuenta con un plato circular de cobre sobre el que se colocan 4 micromegas con forma de cuarto de circunferencia. Cada una de ellas puede ponerse a un voltaje diferente, e incluso desconectarse o retirarse del plato si se encuentran fallos en su funcionamiento. Por este motivo resulta interesante poder hacer lo mismo en la simulaci´on. Esta caracter´ıstica nos resulta especialmente ´util en este trabajo ya que los datos obtenidos recientemente en el laboratorio con NEXT-MM se han medido solamente con 3 micromegas. 3.4 Descripci´on de observables Como hemos visto en la secci´on anterior, la clase LowAnalysis genera observables f´ısicos de los eventos simulados. Estos observables se definen partiendo de la informaci´on que 3.4. DESCRIPCI ´ ON DE OBSERVABLES 13 Figura 3.5: Esquema del software de an´alisis RESTSoft. M´as informaci´on en el texto. nos proporciona la simulaci´on, como por ejemplo, el n´umero de eventos, la posici´on en la que ocurre cada evento, el tipo de interacci´on que realiza cada uno o su energ´ıa. Tambi´en informaci´on sobre el tipo de gas y las dimensiones del detector. Los observables se pueden visualizar mediante histogramas y gr´aficas, y son las caracter´ısticas que podremos comparar con los datos del laboratorio. A continuaci´on describir´e con m´as detalle algunos de los observables m´as ´utiles para comparar con los datos reales. Las gr´aficas han sido creadas con el software PlotAnalysis utilizando una simulaci´on de 100000 eventos de la fuente de 241Am. Si no se indica algo diferente, los valores de la difusi´on utilizados son los m´as pr´oximos al Xe puro segun Magboltz (σT= 1000 µcm/cm1/2yσL= 340 µcm/cm1/2). Energ´ıa. En la Figura 3.8(a) representamos un histograma con la energ´ıa de cada uno de los eventos (histograma morado), reproduciendo as´ı el espectro de energ´ıa de la fuente de 241Am descrita anteriormente. Se aprecian los picos de 30 keV y 60 keV, as´ı como el pico de escape de 26 keV. Sin embargo, este espectro no incluye el efecto de resoluci´on finita del detector. Definimos la resoluci´on en energ´ıa como la anchura del pico de un pulso de se˜nal adquirido por el detector. La anchura a media altura (FWHM) est´a relacionada con la desviaci´on est´andar σde la gaussiana mediante la expresi´on FWHM = 2√2·ln2·σ≈2.3548 ·σ(3.3) En nuestro caso, sabemos que la resoluci´on del detector para el pico de 30keV es aproximadamente del 10%. Para reproducir ese efecto en la simulaci´on utilizaremos un sencillo macro de ROOT que lee el espectro y aplica una distribuci´on gaussiana a los eventos. El resultado puede verse en la Figura 3.8(a), d´onde el histograma morado es el espectro de energ´ıa con la resoluci´on del detector. 14 CAP´ ITULO 3. SIMULACI ´ ON Y AN ´ ALISIS. Figura 3.6: Representaci´on de la deposici´on total de carga para una simulaci´on de 500000 eventos en dos planos diferentes: (izquierda) plano XY y (derecha) plano YZ. La carga se muestra con la escala de colores, y viene dada en unidades de n´umero de electrones. Ambas se han obtenido mediante el programa EventFullBrowser, descrito anteriormente. Figura 3.7: Representaci´on de la deposici´on de carga de un evento en concreto en dos planos diferentes: (izquierda) plano XY y (derecha) plano YZ. La carga se muestra con la escala de colores, y viene dada en unidades de n´umero de electrones. Ambas se han obtenido mediante el programa EventFullBrowser, descrito anteriormente. (a) (b) Figura 3.8: (a) Espectro de energ´ıa simulado sin resoluci´on (morado) y con resoluci´on (rojo) de la fuente de 241Am. (b)Comparaci´on de un espectro de energ´ıa medido con NEXTMM y otro simulado con resoluci´on en las mismas condiciones (3 micromegas activadas) . 3.4. DESCRIPCI ´ ON DE OBSERVABLES 15 Podemos comparar el espectro simulado con resoluci´on con los datos obtenidos en el laboratorio. En la Figura 3.8(b) se representa un espectro simulado con resoluci´on y con 3 micromegas activadas (negro) en comparaci´on con un espectro real medido en el sistema NEXT-MM [13] con tres micromegas activadas (azul). Podemos ver que ambos se asemejan mucho, diferenci´andose ´unicamente en el principio del espectro, ya que en la simulaci´on no hay fondo radiactivo. N´umero de clusters. Este observable detecta el n´umero de custers, o agrupaciones de carga, que depostia cada evento en el plano de lectura (XY). En la Figura 3.9 podemos ver eventos con uno y dos clusters. Figura 3.9: Representaci´on de un evento con un solo cluster (izquierda) y con dos (derecha). Mediante este observable podemos ver, seg´un la Figura 3.10, que los eventos de 30 keV normalmente tienen un ´unico cluster, mientras que los eventos de 60 keV pueden tener 2 o m´as. En ambos casos hemos tomado los eventos en un rango de energ´ıa de ±10 keV en torno a 30 o 60 keV. (a) Eventos con energ´ıa entre 20-40 keV (b) Eventos con energ´ıa entre 50-70 keV Figura 3.10: Representaci´on del n´umero de clusters dejadas por eventos comprendidos en diferentes rangos energ´eticos. Vemos que los eventos de ∼30 keV tienen casi todos un solo cluster, mientras que en los eventos de ∼60 keV aumenta la posibilidad de encontrar 2 o m´as. Posici´on media, m´axima y m´ınima de cada evento. Estos observables se obtienen de la informaci´on que nos da la simulaci´on sobre la posici´on de cada evento. El programa 16 CAP´ ITULO 3. SIMULACI ´ ON Y AN ´ ALISIS. Figura 3.11: Posici´on Z media de 100000 eventos simulados de la fuente de 241Am. de an´alisis lee las posiciones de todos los puntos del evento para ver cual es el mayor y el menor en cada una de las direcciones. Adem´as, durante este proceso el programa realiza tambi´en una media pesada con la carga de cada punto de dicho evento, por lo que encuentra la posici´on media. Como ejemplo, mostramos en la Figura 3.11 la posici´on Z media de cada evento simulado. En este caso, Zmin = 0 se sit´ua en el plano de la micromegas y Zmax = 380 cm es la parte superior de la c´amara del gas, d´onde esta situada la fuente de americio. Como ya hab´ıamos comentado anteriormente, la mayor´ıa de las interacciones se producen en la parte superior de la c´amara. Podemos obtener informaci´on sobre esta representaci´on si aplicamos cortes en energ´ıa y posteriormente en n´umero de clusters. As´ı, en la Figura 3.12 vemos dos histogramas de la posici´on media Z para los eventos los picos de 30 y 60 keV respectivamente. Se puede apreciar que los electrones de 60 keV recorren distancias mas largas dentro del detector antes de depositar toda su energ´ıa. Si, a continuaci´on, hacemos un corte diferenciando los eventos del pico de 60 keV con uno y dos clusters respectivamente (Figura 3.13), nos damos cuenta que los eventos que m´as penetran en la c´amara son los que tienen dos clusters, mientras que los que tienen solo una siguen un perfil muy similar al que hab´ıa para el pico de 30 keV. 3.4. DESCRIPCI ´ ON DE OBSERVABLES 17 (a) Eventos con energ´ıa entre 20-40 keV (b) Eventos con energ´ıa entre 50-70 keV Figura 3.12: Posici´on Z media de los eventos de la simulaci´on para los picos de 30 y 60 keV. Se aprecia que los electrones de 60 keV penetran m´as en la c´amara que los de 30 keV. (a) Eventos con energ´ıa entre 50-70 keV con un cluster (b) Eventos con energ´ıa entre 50-70 keV con dos clusters Figura 3.13: Posici´on Z media de los eventos del pico de 60 keV. Podemos observar que los eventos con un solo cluster siguen un perfil muy similar a los eventos del pico de 30 keV, mientras que los de dos clusters penetran mucho m´as en la c´amara. En la Figura 3.14 se muestra la distribuci´on en z de los eventos del pico de 30 keV medidos con NEXT-MM. (a qui´en referencio aqu´ı?) En el eje de abscisas se representa el tiempo en lugar de la posici´on z, pero es equivalente ya que la velocidad de deriva es constante. Vemos que la distribuci´on crece exponencialmente en ambos casos. En los eventos simulados la distribuci´on cae mucho m´as bruscamente, pero eso es debido a coincidencias fortuitas que en la simulaci´on no existen. 18 CAP´ ITULO 3. SIMULACI ´ ON Y AN ´ ALISIS. Figura 3.14: Distribuci´on en z de los eventos del pico de 30 keV medidos con NEXT-MM. Otra forma de ver este mismo efecto es representando una gr´afica en dos dimensiones. En la Figura 3.15 tenemos la energ´ıa de cada evento frente a su posici´on Z media. El n´umero de eventos se representa en la tercera dimensi´on con la escala de colores. En este caso, la escala es logar´ıtmica. Se aprecia perfectamente c´omo hay m´as eventos de 60 keV que llegan a una distancia m´as pr´oxima al plano de lectura que de 30 keV. En esta gr´afica, adem´as, se ve el pico de escape de 26 keV, mucho menos penetrante, e incluso el pico de 34 keV. Figura 3.15: Representaci´on de la energ´ıa de los eventos en funci´on de su posici´on Z media. Por ´ultimo, podemos introducir cortes en el n´umero de clusters. De esta forma, en la Figura 3.16, vemos que efectivamente los eventos de 60 keV con dos clusters son m´as penetrantes que los que solo tienen una. 3.4. DESCRIPCI ´ ON DE OBSERVABLES 19 (a) Eventos con energ´ıa entre 50-70 keV con un cluster (b) Eventos con energ´ıa entre 50-70 keV con dos clusters Figura 3.16: Representaci´on de la energ´ıa de los eventos del pico de 60 keV en funci´on de su posici´on Z media. Vemos que los eventos con dos clusters recorren una mayor distancia dentro de la c´amara. N´umero de p´ıxeles con carga. Este observable cuenta el n´umero de pixeles en los que el evento deposita carga. Es una forma de medir el tama˜no de la huella que el evento deja sobre el plano detector. Este observable solo cuenta los pixeles en 2D, si quisi´eramos saber el n´umero de p´ıxeles tridimensionales que activa un evento tendr´ıamos que osar otro observable diferente. En la Figura 3.17 podemos comparar el n´umero de pixeles con carga de los eventos del pico de 30 y 60 keV. En este caso, solo hemos cogido los eventos del pico de 60 keV con un cluster. Esto se debe a que el observable que calcula el n´umero de pixeles de la huella de carga no diferencia entre uno o varios clusters, lo que falsear´ıa los datos del histograma. Podemos ver que los eventos del pico de 30 keV activan un menor n´umero de p´ıxeles que los de 60 keV, de lo que se puede deducir que los eventos de 60 keV sufren una mayor difusi´on. Esto encaja con el hecho de que sean electrones m´as penetrantes y recorran una mayor distancia dentro de la c´amara. (a) Eventos del pico de 30 keV (b) Eventos del pico de 60 keV con una solo cluster Figura 3.17: N´umero de p´ıxeles en los que se ha depositado carga (a) de los eventos del pico de 30 keV y (b) de los eventos con un solo cluster del pico de 60 keV. Para comprobar el efecto de la difusi´on en el tama˜no de la huella que deja un evento en el plano de lectura, se ha hecho una simulaci´on con el mismo n´umero de eventos pero con 20 CAP´ ITULO 3. SIMULACI ´ ON Y AN ´ ALISIS. un coeficiente de difusi´on transversal diferente. En la Figura 3.18 vemos la comparaci´on del n´umero de p´ıxeles con carga que dejan los eventos del pico de 60 keV para la simulaci´on con DT= 100 cm/cm1/2(verde) en comparaci´on con la de DT= 1000 cm/cm1/2(morado). Vemos que, efectivamente, un menor coeficiente de difusi´on transversal nos da como resultado una huella menor. (a) Con DT= 1000 cm/cm1/2(b) Con DT= 100 cm/cm1/2 Figura 3.18: N´umero de p´ıxeles en los que se ha depositado carga para los eventos del pico de 60 keV simulados con dos coeficientes de difusi´on transversal diferentes. Los eventos de la simulaci´on con un menor coeficiente de difusi´on dejan una huella de carga menor. Extensi´on en Z del evento. Este observable mide la distancia entre la posici´on Z m´axima y la m´ınima de cada evento y, a diferencia del anterior, se expresa en unidades de distancia (cm) en lugar de n´umero de p´ıxeles. Nos da informaci´on sobre la difusi´on de los eventos en el eje z. Para comprobar este efecto de la difusi´on, se ha hecho otra simulaci´on con el mismo n´umero de eventos y con un coeficiente de difusi´on longitudinal diferente. En la Figura 3.19 vemos la comparaci´on de la extensi´on en z de los eventos del pico de 60 keV (con un cluster) para la simulaci´on con DL= 575 cm/cm1/2(verde) en comparaci´on con la de DL= 340 cm/cm1/2(morado). Podemos ver que un mayor coeficiente en la difusi´on longitudinal hace que los eventos sean m´as extensos en el eje z. 3.4. DESCRIPCI ´ ON DE OBSERVABLES 21 (a) Con DT= 1000 cm/cm1/2(b) Con DT= 100 cm/cm1/2 Figura 3.19: Extensi´on en z de los eventos del pico de 60 keV con un cluster simulados con dos coeficientes de difusi´on lontigudinal diferentes. Los eventos de la simulaci´on con un mayor coeficiente de difusi´on tienen una extensi´on en z mayor. 28CAP´ ITULO 4. TREX-TF: CARACTERIZACI ´ ON DE UN DETECTOR MICROMEGAS Figura 4.6: Comparaci´on de la curva de transparencia de la MM5 con los realizados para tres de las micromegas de NEXT-MM[13]. Figura 4.7: Comparaci´on de la curva de ganania de la MM5 con los realizados para tres de las micromegas de NEXT-MM[13]. Cap´ıtulo 5 Conclusiones La desintegraci´on doble beta sin neutrinos es una reacci´on de gran inter´es en el marco de la f´ısica actual, ya que su detecci´on implicar´ıa la existencia de una desintegraci´on imposible para el Modelo Est´andar. En esta l´ınea de investigaci´on se est´an dise˜nando actualmente varios experimentos, entre los que se encuentra NEXT, cuyo dise˜no consiste en una TPC de alta presi´on con 100 kg de Xen´on enriquecido con 136Xe, y cuyo objetivo es medir ambos modos de desintegraci´on doble beta. Uno de sus prototipos, NEXTMM, est´a siendo desarrollado en la Universidad de Zaragoza y cuenta con una forma de detecci´on alternativa basada en detectores Micromegas. Las caracter´ısticas de estos detectores, entre las que se encuentran su buena resoluci´on tanto energ´etica como espacial y su escalabilidad, hacen que sean muy ´utiles en experimentos de b´usqueda de eventos poco probables. El presente trabajo se centra en el estudio del prototipo NEXT-MM desde dos puntos de vista. En primer lugar, se ha revisado y modificado el software de simulaci´on, reconocimiento de trazas y an´alisis de los datos de la simulaci´on para adaptarlos a la geometr´ıa del detector; as´ı como definido una fuente radiactiva espec´ıfica para que sea lo m´as similar posible a la que se utiliza en el laboratorio. Se han incorporado y modificado observables para que puedan ser comparados directamente con las medida y se ha visto tambi´en que mediante el uso de los observables podemos obtener informaci´on sobre muchos aspectos de los eventos que ocurren en el volumen activo del gas. Como ejemplos se ha analizado el espectro de energ´ıa, con y sin resoluci´on del detector, y se ha visto que es muy similar a los espectros de energ´ıa medidos en el laboratorio. Tambi´en hemos estudiado la distribuci´on en el eje z, o lo que es lo mismo, la distribuci´on temporal, y hemos podido compararla con los datos reales. Por ´ultimo, hemos sido capaces de ver c´omo se modifican algunas de las propiedades de los eventos bajo el efecto de la difusi´on. En segundo lugar, en el transcurso de este trabajo se ha caracterizado experimentalmente un detector micromegas (MM5) id´entico a los que se utilizan en el prototipo NEXT-MM. Esta caracterizaci´on era de especial inter´es ya que la micromegas MM5 no se hab´ıa utilizado todav´ıa y podr´ıa presentar unas condiciones de funcionamiento mejores que algunas de las que est´an instaladas en el prototipo actualmente. Para caracterizar la micromegas se ha utilizado un sistema llamado TREX-TF con un dise˜no muy similar a NEXT-MM pero de dimensiones m´as reducidas, lo que hace m´as pr´actico para este tipo de caracterizaciones. La c´amara se llen´o de una mezcla controlada de Arg´on-Isobutano y se utiliz´o una fuente de cadmio. Los resultados obtenidos se resumen en las curvas de transparencia y ganancia. Las conclusiones de la caracterizaci´on son positivas, ya que la micromegas MM5 no est´a limitada por su transparencia y adem´as presenta una ganancia mayor que dos de las tres micromegas de NEXT-MM. Esta l´ınea de trabajo va a continuar en los pr´oximos meses tanto en la parte de 29 30 CAP´ ITULO 5. CONCLUSIONES las simulaciones, para obtener la m´axima informaci´on posible comparable con los datos experimentales, como en el laboratorio, d´onde en primer lugar se incluir´a la micromegas MM5 en el prototipo NEXT-MM y, posteriormente, se tomar´an datos a diferentes presiones, ya con el plano de lectura completo (cuatro sectores) para NEXT-MM. Bibliograf´ıa [1] J. D. Vergados, H. Ejiri and F. Simkovic, Theory of neutrinoless double-beta decay. 2012 Rep. Prog. Phys. 75 106301 [2] K. H. Ackermann et al. (GERDA Collaboration) The GERDAexperiment for the search of 0νββ decay in 76Ge. 2013 Eur. Phys. J. C 73 2330. [3] R. Ardito et al. (CUORE Collaboration) CUORE: a cryogenic underground observatory for rare events. 2008 hep-ex/0501010. [4] R. Arnold et al. (SuperNEMO collaboration) Probing new physics models of neutrinoless double beta decay with SuperNEMO. 2010 Eur. Phys. J. C 70 927. [5] J. Hartnell et al. (SNO+ Collaboration) Neutrinoless Double Beta Decay with SNO+. 2012 J. Phys. 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