Efficienza di Trigger con il rivelatore TOF di ALICE a LHC

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1 ALMA MATER STUDIORUM UNIVERSITÀ DEGLI STUDI DI BOLOGNA FACOLTÀ DI SCIENZE MATEMATICHE FISICHE E NATURALI CORSO DI LAUREA TRIENNALE IN FISICA Efficienza di Trigger con il rivelatore TOF di ALICE a LHC Tesi di Laurea di: Nicola Malvezzi Relatore: Chiar.ma Prof.ssa Luisa Cifarelli Anno Accademico 2006/2007 Sessione II

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3 Indice Introduzione 4 1 Il QGP Cenni di QCD La transizione di fase della QCD Condizioni Sperimentali per il QGP Osservabili attesi nel QGP Effetti cinematici Segnali duri (hard probes) Segnali elettromagnetici Aumento della stranezza e produzione del mesone φ Soppressione di stati Q Q Indicazioni sperimentali ottenute Flusso ellittico Rapporti fra particelle Jet Quenching Il rivelatore ALICE I sotto-rivelatori Il magnete Il rivelatore di vertice (V0) Sistema Interno di Tracciamento (ITS) Camera a Proiezione Temporale (TPC) Rivelatore a Radiazione di Transizione (TRD) Spettrometro per fotoni (PHOS) Spettrometro per muoni Il sistema a tempo di volo (TOF)

4 INDICE Geometria del TOF Le MRPC Elettronica del TOF Il Trigger Trigger di ALICE V ITS Trigger del TOF p-p Minimum Bias Trigger col TOF Conclusioni 47 Bibliografia 53 4

5 Introduzione Lo scopo della fisica delle alte energie che prevede l utilizzo di ioni pesanti è lo studio della materia a densità estreme e con un numero elevato di costituenti. Predizioni di QCD affermano che, ad energie sufficientemente elevate, ci sia una transizione di fase dalla materia adronica ad un plasma deconfinato di quark e gluoni, una transizione che si verificò nell universo primordiale 10 5 s dopo il Big Bang e che ancora oggi gioca un ruolo fondamentale nel collasso delle stelle di neutroni. Per raggiungere questo obiettivo, il rivelatore ALICE (A Large Ion Collider Experiment) è stato concepito dalla comunità di fisici che studiano le collisioni di ioni pesanti al CERN e numerosi gruppi provenienti dalla fisica nucleare e delle alte energie. Attualmente la collaborazione ALICE include più di 1000 fisici provenienti da 90 istituti situati in 30 paesi diversi. Per lo studio che si vuole effettuare sono molto importanti anche le reazioni protone-protone, poiché danno un indicazione sugli osservabili attesi nelle collisioni Pb-Pb. In questa tesi si è studiata, tramite simulazioni al calcolatore, la possibilità di integrazione del TOF nel sistema di trigger minimum bias (per collisioni p-p) di ALICE, analizzando le configurazioni possibili e le prestazioni, soprattutto in efficienza, del sistema. Nel primo capitolo di questo elaborato viene brevemente descritta la fisica che sta alla base dell esperimento ALICE. La cromodinamica quantistica rappresenta il punto di partenza delle nostre considerazioni, che approfondiranno la possibilità di una transizione ad una fase deconfinata e ne analizzeranno gli osservabili possibili, tenendo sempre in considerazione i risultati sperimentali raggiunti fino ad oggi. Nel secondo capitolo ci soffermeremo sulle componenti hardware dell esperimento, analizzando più approfonditamente il sistema a tempo di volo (TOF), la cui costruzione e controllo di qualità sono interamente assegnati ad un gruppo di ricercatori dell Università e dell INFN di Bologna, in collaborazione con un gruppo di Salerno. Nel terzo 5

6 INDICE capitolo, infine, verrà considerata la parte del trigger dell esperimento, in cui saranno analizzate differenti configurazioni possibili, cercando di ottenere il rapporto migliore tra l efficienza nella selezione degli eventi che ci interessano e lo scarto del background. 6

7 Capitolo 1 Il QGP 1.1 Cenni di QCD La Cromodinamica Quantistica (QCD) è una teoria fisica che descrive una delle forze fondamentali: l interazione forte. È stata proposta per la prima volta nei primi anni Settanta da Frank Wilczek e David Gross [1]. La QCD è una teoria quantistica di campo che descrive l interazione tra quark e gluoni e i suoi punti fondamentali sono: esistono tre stati di carica di colore (R,B,G), introdotti per spiegare la composizione dei barioni (tre quark) e dei mesoni (un quark ed un antiquark); l interazione di colore soddisfa una simmetria SU(3); l interazione è mediata da 8 bosoni vettori privi di massa, anch essi dotati di carica di colore; gli unici stati osservabili sono gli adroni (per il confinamento), ossia singoletti di colore; la costante di accoppiamento dipende dall energia trasferita (libertà asintotica) (Fig. 1.1). Come conseguenza di queste ipotesi, i mediatori della forza possono interagire tra di loro, per cui la carica di colore subisce un effetto di antischermaggio facendo aumentare l intensità della forza con la distanza, impedendo di poter osservare cariche di colore libere. Sperimentalmente il valore 7

8 Il QGP di α s, la costante di accoppiamento forte, è 1; questo vuol dire che, alle basse energie, non è possibile utilizzare metodi perturbativi. Aumentando l energia delle interazioni, la costante di accoppiamento diminuisce (Fig. 1.1): lim α s ( q 2 ) = 0, (1.1) q 2 questa proprietà della teoria viene chiamata libertà asintotica [1]. Figura 1.1: Comportamento di α s in funzione dell energia trasferita, in figura sono riportati i dati sperimentali degli esperimenti H1 e ZEUS svoltisi presso HERA [2]. La QCD su reticolo (Cromodinamica quantistica su reticolo) è la teoria dei quark e dei gluoni formulata in un reticolo spazio-temporale; la formulazione della QCD in uno spazio discreto piuttosto che continuo risolve molte difficoltà dovute all impossibilità di svolgere calcoli analitici fuori dal regime perturbativo. Il fatto che la QCD su reticolo fornisca una struttura per lo studio di fenomeni non-perturbativi quali il confinamento e la formazione di un plasma di quark e gluoni che non sono trattabili per mezzo delle teorie analitiche di campo, è uno dei risultati recenti più importanti. La Cromodinamica quantistica è parte della moderna teoria della fisica delle particelle chiamata Modello Standard. Tuttavia, mentre la teoria elettrodinamica è stata sperimentata e risulta corretta con un margine di errore 8

9 1.2 La transizione di fase della QCD di poche parti su mille miliardi e la teoria dell interazione debole lo è con un margine di errore di poche parti su mille, la QCD ha ancora molti aspetti da verificare. Infatti, sebbene le predizioni perturbative della QCD siano state sperimentate e risultino corrette con un margine d errore di pochi punti percentuali, gli aspetti non perturbativi sono stati appena indagati. Lo studio del QGP (Quark Gluon Plasma) è parte di questo sforzo per consolidare la grande teoria della fisica delle particelle. 1.2 La transizione di fase della QCD Il plasma di quark e gluoni (Quark-Gluon Plasma, QGP) è uno stato della Cromodinamica quantistica (QCD) che esiste solamente a temperature e densità estremamente elevate. Si crede che sia esistito durante i primi 20 o 30 microsecondi dopo che il Big Bang ha dato origine all universo. Esperimenti condotti al Super Proto Sincrotrone (SPS) del CERN di Ginevra avrebbero per la prima volta creato il QGP negli anni 80 e 90 ed hanno avuto un parziale successo. Attualmente esperimenti presso il RHIC (Relativistic Heavy Ion Collider) del BNL (Brookhaven National Laboratory) stanno continuando questo sforzo. Un nuovo esperimento presso il CERN, ALICE, verrà presto avviato all LHC (Large Hadron Collider). In Fig. 1.2 si possono vedere gli stati della materia a diverse temperature per vari potenziali bariochimici 1, con le rispettive zone di transizione; all interno di questo schema sono poi evidenziate le regioni esplorate con i collider e dove si potrà arrivare con LHC. Un plasma è un tipo di materia in cui le cariche sono schermate per la presenza di altre cariche mobili, in altre parole, la legge di Coulomb viene modificata per produrre una carica dipendente dalla distanza. Nel QGP la carica di colore dei quark e dei gluoni è nascosta. Il QGP possiede altre analogie con il plasma normale, vi sono però alcune diversità dovute al fatto che la carica di colore è non-abeliana, mentre la carica elettrica lo è. Una conseguenza di questa differenza è che la carica di colore è troppo grande per il calcolo perturbativo che sta alla base della elettrodinamica quantistica. La temperatura di transizione (circa 170 MeV) è stata predetta per la prima 1 Il potenziale bariochimico µ B di un sistema è definito come la variazione dell energia E del sistema quando il numero barionico totale N B (barioni-antibarioni) è aumentato di una unità: µ B = E N B. 9

10 Il QGP Figura 1.2: Diagramma di fase QCD. volta dalla teoria di gauge su reticolo (Fig. 1.3), da quel momento in poi tale metodo è stato usato per predire molte altre proprietà di questo tipo di materia. Il QGP potrebbe essere prodotto portando la materia ad una temperatura di 170 MeV. Ciò può essere fatto in laboratorio facendo collidere due nuclei pesanti ad alta energia. I nuclei dell oro e del piombo sono stati usati presso il CERN e presso il BNL. Il volume caldo risultante è chiamato fireball (palla di fuoco). Una volta creata, ci si aspetta che questa fireball si espanda per opera della sua stessa pressione e che, espandendosi, si raffreddi. Studiando molto accuratamente questo flusso gli sperimentatori sperano di testare la teoria. Il QGP contiene quark e gluoni, così come la comune materia costituita da adroni. La differenza tra questi due stati della QCD è che nella materia normale ogni quark si accoppia col proprio antiquark per formare un mesone oppure si unisce a due altri quark per formare un barione (come ad esempio il protone ed il neutrone). Nel QGP, invece, questi mesoni e barioni dovrebbero perdere la loro identità per formare una massa di quark e gluoni molto più 10

11 1.2 La transizione di fase della QCD Figura 1.3: Temperatura critica e corrispondente densità di energia per 2 e 3 sapori stimati attraverso calcoli su reticolo, con i corrispondenti punti investigati da SPS, RHIC e LHC. grande. Nella materia normale i quark sono confinati, nel QGP si suppone che i quark non siano confinati. Il passaggio della temperatura dalla normalità a quella dello stato del QGP dovrebbe avvenire, come detto, a circa 170 MeV, corrispondente ad una densità di energia di poco meno di 1 GeV/fm 3. A questa energia ci si aspetta anche il ripristino della simmetria chirale di sapore, in virtù della quale le masse dei quark più leggeri diventerebbero degeneri, assumendo un valore 0. Quando l Hamiltoniana di un sistema (o la Lagrangiana) possiede una certa simmetria ma non ce l ha lo stato fondamentale (cioè lo stato ad energia minore), come ad esempio il vuoto, allora si può parlare di rottura spontanea della simmetria tramite il meccanismo di Goldstone; secondo questa teoria, dovrebbero anche comparire dei bosoni massless chiamati bosoni di Goldstone, che in questo caso vengono identificati come i pioni. Il fatto che il pione presenti una massa piccola ( 140 MeV) ma non nulla, indica che la simmetria chirale è una simmetria parziale della lagrangiana: le masse dei quark non sono nulle [3]. 11

12 Il QGP Condizioni Sperimentali per il QGP La differenza fondamentale fra gli urti tra soli nucleoni e quelli tra ioni e che in quest ultimi i nucleoni sono costretti a collidere in successione con altri nucleoni all interno di una regione molto ristretta, si viene cosı a creare una zona ad alta densita di particelle che puo portare alla costituzione di una fase partonica. L energia disponibile, dovuta all interazione, si manifesta nella formazione di partoni. Il sistema raggiunge una fase di equilibrio in cui quark e gluoni costituiscono i gradi di liberta del sistema e ne influenzano pressione e temperatura. Il sistema in equilibrio termico esercita una pressione sul vuoto circostante ed in seguito a questa si espande e si raffredda; i partoni si condensano e tornano a formare gli adroni, vista la densita critica del sistema (freeze-out chimico). Quando le distanze medie tra gli adroni sono maggiori del raggio dell interazione forte, il sistema continua ad espandersi finche non cessano anche gli urti elastici (freeze-out cinematico). In Fig. 1.4 si vede una rappresentazione spazio-temporale di questa evoluzione. Figura 1.4: Evoluzione di una collisione P b+p b ad alte energie nel centro di massa. In ascissa e riportata la propagazione spaziale dei prodotti e in ordinata l evoluzione temporale. Lo studio del QGP nella fisica delle alte energie e quindi possibile in 12

13 1.2 La transizione di fase della QCD collisioni di ioni pesanti proprio in virtù delle alte densità di energia ed un elevato numero di costituenti. I parametri di riferimento per questo tipo di esperimento sono definiti di seguito. Densità di energia e temperatura critica Nelle collisioni di ioni ultrarelativistici il valore di ε c, densità di energia critica, caratterizza le condizioni iniziali necessarie per la formazione del QGP. Questo valore può essere ottenuto principalmente da calcoli di QCD su reticolo e simulazioni Monte Carlo. La densità di energia ottenuta in Lattice Gauge Teory (LGT) mostra un sistema con una discontinuità in un piccolo range di temperature attorno a T c. Nella regione sotto T c (temperatura critica), i costituenti fondamentali della QCD, quark e gluoni, sono confinati in adroni. Superata T c il sistema si presenta sotto forma di QGP, dove quark e gluoni possono percorre distanze superiori alle dimensioni adroniche. Calcoli con LGT prevedono che con 2 o 3 sapori la temperatura critica sia T c 173 ± 15 MeV e la corrispondente densità di energia critica sia ε c = GeV/fm 3 (vedi Fig. 1.3). Tempo di formazione del QGP Il tempo di formazione del QGP è il tempo necessario perché sia raggiunto un equilibrio termodinamico attraverso le interazioni tra i singoli partoni. Tale tempo è strettamente legato alla densità di costituenti e all intensità dell interazione tra di essi. Tempo di Freeze-Out Il tempo di freeze-out è il tempo oltre il quale cessano le interazioni fra i costituenti nella regione centrale della collisione. Molti degli osservabili finali sono legati ai valori che i parametri termodinamici assumono in questa fase. Come già accennato, si indica con il termine di freeze-out chimico la regione temporale in cui viene fissata la componente adronica del sistema, ovvero quando le interazioni non raggiungono più energie sufficentemente elevate per modificare le strutture interne dei singoli adroni. Con il termine di freeze-out termico o cinetico, invece, ci si riferisce alla cessazione di ogni interazione tra adroni. 13

14 Il QGP 1.3 Osservabili attesi nel QGP Quando a LHC si riuscirà a raggiungere uno stato di plasma, la sua osservazione sarà indiretta, poiché le particelle che attraverseranno il rivelatore ALI- CE saranno quelle ordinarie (elettroni, muoni, pioni, protoni, kaoni, fotoni,...). In questo paragrafo sono quindi riportati alcuni segnali che forniranno, secondo quanto aspettato, una prova della formazione del QGP Effetti cinematici Gli effetti cinematici sperimentalmente osservabili sono legati alla determinazione delle variabili termodinamiche, ovvero al numero di gradi di libertà che caratterizzavano il sistema nello stato di plasma. Uno di questi può essere la distribuzione della massa trasversa, che è in funzione della temperatura di freeze-out: f(m T ) e m T T. (1.2) Segnali duri (hard probes) Questi segnali sono legati alla produzione di partoni ad alto impulso trasverso provenienti da collisioni dure nei primissimi istanti dello scontro dei nuclei. Tali particelle possono essere usate per investigare la struttura del plasma poiché subiscono scattering multiplo e perdono energia prima del processo di frammentazione in adroni. In questo caso, fenomeni come l assorbimento dei jet (jet quenching) permettono di studiare le proprietà del mezzo creatosi Segnali elettromagnetici Tali segnali (fotoni e leptoni termici) sarebbero particolarmente significativi in quanto porterebbero informazione sui primi istanti della formazione del QGP, non adronizzando nella fase di freeze-out. Purtroppo, ci si aspettano segnali molto piccoli se confrontati con il background; inoltre risulta molto difficile discriminare la sorgente di tali segnali: in prossimità della temperatura critica, T c, lo spettro dei fotoni diretti è molto simile, nella forma e nell intensità, a quello dei gamma prodotti da un gas adronico. 14

15 1.3 Osservabili attesi nel QGP Aumento della stranezza e produzione del mesone φ Una prova adronica tipica del deconfinamento è l aumento della stranezza. A basse temperature la produzione del quark strange è soppressa a causa della sua massa dinamica molto elevata (m s 500 MeV). In condizioni di deconfinamento la produzione di questo quark dovrebbe avvenire, non solo nei primi istanti della collisione, ma anche all interno del QGP, principalmente a causa di due fattori: i quark u e d sono già abbondantemente presenti e, essendo fermioni, tendono a impedire la formazione di altri stati identici a causa del principio di Pauli; la massa del quark strange si presenta come massa nuda (a causa del ripristino della simmetria chirale, vedi Sez. 1.2) m s T c. La maggior parte dei quark s sono contenuti all interno dei kaoni, di conseguenza è molto importante la misura del rapporto K/π, che può essere confrontato col caso del gas adronico. Ancora più significativa sarebbe la produzione del mesone vettore φ (s s) o di barioni multi-strange come Ξ e Ω, che sarebbero difficilmente prodotti se non in un mezzo deconfinato Soppressione di stati Q Q I quark più pesanti (c e b) possono essere prodotti solo nella fase iniziale della collisione, quando l energia del sistema è tale da poter superare la loro energia di soglia (il loro numero è fissato prima della formazione del QGP). Inoltre, sono prodotti in coppie Q Q (dove con Q vengono indicati i quark pesanti c e b), che all interno del QGP hanno dimensione maggiore del raggio di schermatura. Questo vuol dire che se la densità del mezzo è sufficientemente elevata, altri quark si frappongono tra le coppie c c, che frammentano in mesoni D. Infatti, uno dei primi segnali del QGP osservati all SPS dalla collaborazione NA50 [4] è stata la soppressione della J/ψ (Fig. 1.5). 15

16 Il QGP Figura 1.5: Segnali di soppressione della J/ψ: a sinistra osservata all SPS in funzione della densità di energia [4] e a destra a RHIC in funzione della molteplicità [5]. Il rapporto R AA è definito in Sez Indicazioni sperimentali ottenute La prima indicazione della formazione del QGP è stata ottenuta alla fine degli anni 80 presso il collisionatore SPS del CERN, negli ultimi anni lo studio è stato portato avanti dall acceleratore RHIC presso i laboratori di Long Island. Le caratteristiche dei collider fin qui citati sono: snn (GeV ) SPS RHIC LHC dn ch /dy ε(gev/fm 3 ) V f (fm 3 ) τ QGP (fm/c) < τ 0 (fm/c) < 0.2 Tabella 1.1: Confronto dei collider SPS, RHIC e LHC. Alcuni dei risutati, a cui accenneremo brevemente, che maggiormente 16

17 1.4 Indicazioni sperimentali ottenute caratterizzano il QGP e che sono stati analizzati dai quattro esperimenti attivati presso il RHIC sono: flusso ellittico; rapporti fra particelle; jet quenching Flusso ellittico Uno dei risultati più convincenti prodotti al RHIC è stata l osservazione di un flusso fortemente ellittico nelle collisioni Au-Au a s NN = 200 GeV. Lo scontro tra due nuclei pesanti, generalmente, non avviene frontalmente. Ciò determina, Fig. 1.6, il fatto che la regione di sovrapposizione dei due nuclei sul piano trasverso sia asimmetrica. Figura 1.6: Schematizzazione di una collisione periferica con asimmetria ellittica nella regione d impatto. 17

18 Il QGP A causa della forma della regione d interazione, si viene a creare un gradiente di pressione che agisce lungo l asse minore dell ellissoide, generando la disomogeneità in molteplicità ed impulso riscontrata sperimentalmente. Questo tipo di comportamento è tipico di un fluido fortemente interagente, per cui, nel descrivere questa fase, vengono utilizzati modelli idrodinamici (Fig. 1.7) [6, 7]. Figura 1.7: Confronto del parametro d anisotropia del flusso ellittico misurato a RHIC con le previsioni di modelli idrodinamici [6, 7]. La distribuzione osservata segue un andamento del tipo: dn dφ 1 + 2ν 2(p t )cos(2φ) +..., (1.3) dove ν 2 è il parametro di anisotropia, φ è l angolo azimutale e p t l impulso trasverso della reazione. L aspetto saliente dei risultati riportati è la dipendenza di ν 2 dal numero di quark (Fig. 1.7 destra), evidenza che l anisotropia della distribuzione si basa sugli impulsi dei quark e non degli adroni. Il che è spiegabile solamente ammettendo il passaggio ad una fase deconfinata Rapporti fra particelle Durante le collisioni di nuclei pesanti, si rivela un gran numero di particelle (fino a 10 5 per evento), i cui rapporti relativi forniscono informazioni su una 18

19 1.4 Indicazioni sperimentali ottenute possibile transizione di fase. In Fig. 1.8 sono riportati alcuni risultati di RHIC [8] riprodotti anche attraverso un modello statistico, in cui la molteplicità è una funzione di due parametri indipendenti: la temperatura T ed il potenziale bariochimico µ B. Gli altri parametri sono determinati dalle condizioni iniziali che richiedono la conservazione della carica e della stranezza. Figura 1.8: Risultati sperimentali per la misura dei rapporti tra particelle confrontati con un modello statistico (RHIC). I parametri ottenuti dal modello permettono di identificare la curva di transizione nel diagramma di fase (Fig. 1.9). È infatti il freeze-out chimico (Sez ) che governa la composizione degli adroni emessi, mentre dalla misura della distribuzione in momento effettuata sui vari tipi di particelle è possibile risalire alla temperatura del freeze-out cinematico Jet Quenching Un altro importante risultato raggiunto al RHIC è stata la scoperta della soppressione dei jet in un condensato di quark e gluoni ad alta energia. Per tale studio sono stati identificati alcuni osservabili che forniscono una caratterizzazione del numero, della densità dei partoni e delle proprietà di propagazione all interno del sistema prodotto. I jet sono prodotti nell istante della collisione, prima della formazione del QGP, e pertanto si possono considerare come segnali indipendenti da esso. Questo tipo di segnale può essere calibrato attraverso lo studio delle collisioni 19

20 Il QGP Figura 1.9: Freeze-out chimico e cinematico per un energia per particella di 1 GeV. p-p. Il jet, essendo formato da particelle colorate, risentirebbe molto dell attraversamento di un plasma caldo di quark e gluoni. Come conseguenza di ciò, si riscontra una consistente perdita di energia per effetto bremsstrahlung; l entità del meccanismo dipende dalla distanza percorsa dal partone all interno del QGP. In Fig viene graficato il rapporto R AA delle distibuzioni di impulso tra Au Au e p p, normalizzato al numero totale di collisioni previste in virtù della centralità della collisione [9]. R AA (p T ) = 1 d2 N AA /dp T dη N coll d 2 N pp dp T dη (1.4) Si può notare che, mentre i fotoni non subiscono nessun tipo di soppressione (non interagiscono con la carica di colore), i pioni si riducono di un fattore 5. Il fatto che il rapporto R AA per i fotoni sia dell ordine dell unità ci assicura che la normalizzazione è stata eseguita correttamente. 20

21 1.4 Indicazioni sperimentali ottenute Figura 1.10: Andamento del rapporto R AA (definito nel testo) per collisioni centrali a RHIC nel caso di fotoni e pioni neutri in funzione dell impulso [9]. 21

22 22 Il QGP

23 Capitolo 2 Il rivelatore ALICE ALICE (A Large Ion Collider Experiment) è uno dei quattro esperimenti che il prossimo anno entreranno in funzione presso LHC, il nuovo collisionatore in costruzione presso il CERN di Ginevra (Fig. 2.1). Gli altri tre rivelatori sono LHC-b (LHC-beauty), dedicato allo studio delle differenze tra materia ed antimateria, ATLAS (A Toroidal LHC ApparatuS) e CMS (Compact Muon Solenoid), due rivelatori di particelle di grandi dimensioni e largo spettro per la ricerca del bosone di Higgs ed eventuali nuove particelle. La collaborazione ALICE ha come obiettivo lo studio della fisica delle interazioni nucleo-nucleo ad alta energia in cui la materia raggiunge energie critiche e dove è prevista la formazione di un nuovo stato, il plasma di quark e gluoni, di cui abbiamo parlato nel Cap. 1. L esistenza di questo stato della materia e lo studio delle sue proprietà sono elementi fondamentali della QCD e servono per capire il confinamento e la restaurazione della simmetria chirale. Per raggiungere questi obiettivi bisogna identificare adroni, elettroni, muoni e fotoni prodotti nelle collisioni di nuclei pesanti (vedere Sez. 1.3). La ricerca che si svolgerà presso LHC è quindi dedicata alle collisioni p-p a s = 14 TeV e a collisioni di ioni pesanti a s NN = 5.5 TeV. 2.1 I sotto-rivelatori Il sistema di rivelazione di ALICE è composto da vari sotto-detector (Fig. 2.2), ognuno con dei compiti specifici. I più importanti sono: sistema di tracciamento interno (ITS); 23

24 Il rivelatore ALICE Figura 2.1: Vista aerea di LHC con la posizione dei quattro esperimenti. camera a proiezione temporale (TPC); rivelatore a radiazione di transizione (TRD); sistema a tempo di volo (TOF); calorimetro elettromagnetico (PHOS); rivelatore Cherenkov (HMPID); rivelatore di molteplicità in avanti (FMD); rivelatore della molteplicità dei fotoni (PMD); rivelatore T0 che fornisce il tempo zero dell evento; rivelatore V0 per la misura del vertice dell interazione; 24

25 2.1 I sotto-rivelatori spettrometro per muoni; calorimetri a zero-gradi (ZDCs). Figura 2.2: Composizione e geometria del rivelatore ALICE. 25

26 Il rivelatore ALICE Il magnete Il magnete utilizzato da ALICE è quello del precedente esperimento L3 del LEP (Large Electron-Positron collider), un solenoide con campo debole e uniforme di 0.5 T nominali, un buon compromesso tra risoluzione in momento, accettanza a basso momento ed efficenza di ricostruzione delle tracce Il rivelatore di vertice (V0) Il V0 è un rivelatore composto da due set indipendenti di contatori a scintillazione [10]. I compiti principali di questo rivelatore sono: misurare la molteplicità di particelle in avanti; produrre un segnale di trigger L0 sia per interazioni p-p che per ioni pesanti; produrre un segnale di veto L0 per interazioni beam-background; produrre un segnale di trigger L0 basato sulla molteplicità in avanti delle collisioni di ioni pesanti; misurare e monitorare la luminosità. I due contatori, chiamati V0A e V0C, sono posizionati ad entrambi i lati del punto nominale di interazione (rispettivamente a -3.4 e +0.9 m) come mostrato in Fig Sistema Interno di Tracciamento (ITS) Questo è il rivelatore più interno [11], quindi più vicino al punto d interazione; i principali compiti di questo rivelatore sono: la ricostruzione del vertice principale dell interazione con una precisione di 100 µm; la localizzazione dei vertici secondari provenienti dal V0 e dei decadimenti degli iperioni e dei mesoni D e B; il tracciamento e l identificazione delle particelle tramite la perdita di energia nel rivelatore; 26

27 2.1 I sotto-rivelatori Figura 2.3: Disposizione dei due contatori del VZERO. il miglioramento della risoluzione angolare e in impulso della TPC. Il software di ricostruzione dell ITS cerca di trovare un prolungamento per tutte le tracce della TPC. Circa il 10% delle tracce totali ricostruite non sono viste dalla TPC per colpa delle zone morte tra i settori, dei decadimenti e del cut-off sul p T. Queste tracce sono ricostruite basandosi unicamente sui dati dell ITS Camera a Proiezione Temporale (TPC) Il sistema principale di ricostruzione delle tracce cariche deve avere una grande efficenza in quanto sono previste molteplicità fino a 8000 particelle cariche per unità di rapidità nelle interazioni nucleo-nucleo. A questo scopo si è scelta una camera a proiezione temporale (Time Projection Chamber, TPC) [12] con raggio interno r int = 85 cm e raggio esterno r ext = 250 cm, il più grande costruito nel suo genere. 27

28 Il rivelatore ALICE Figura 2.4: Event display del decadimento D 0 K + π + in una collisione Pb-Pb (proiezione trasversale). Sono visualizzati i digit nei due layer del Silicon Pixel Detector dell ITS Rivelatore a Radiazione di Transizione (TRD) Questo rivelatore [13] serve da supporto per la TPC nell identificazione elettroni/pioni per il suo fattore di rigetto dei pioni dell ordine di 100 a momenti superiori a 1 GeV/c. Inoltre, misurando la perdita di energia, il TRD aiuterà l identificazione delle particelle cariche Spettrometro per fotoni (PHOS) Lo spettrometro PHOS [14] identificherà fotoni con grande risoluzione in energia e posizione. Per momenti minori di 20 GeV/c, lo spettro dei fotoni diretti è ottenuto, sottraendo da quelli identificati, il contributo dei fotoni di decadimento, dovuto principalmente ai mesoni neutri leggeri (π 0, η, ω, ecc.). Nel range degli alti momenti ( GeV/c) i fotoni sono identificati evento per evento. L efficenza per fotoni di energie tra 0,5 e 40 GeV/c nelle collisioni p p è del 90%. Nelle collisioni P b P b scende a 50%. La contaminazione (dovuta a elettroni, adroni carichi, mesoni neutri e neutroni) resta inferiore al 3%. Per fotoni con energie tra 40 e 120 GeV l efficienza scende al 40%; la contaminazione non supera il 10%. 28

29 2.2 Il sistema a tempo di volo (TOF) Spettrometro per muoni Alcune particelle importanti per lo studio del QGP (come J/ψ, ψ, Υ, Υ, Υ ) possono essere rivelate attraverso il loro decadimento in µ + µ. La qualità della ricostruzione dello spettrometro per muoni [15] dipende dal livello del background. Usando le previsioni peggiori si riesce comunque ad avere un efficenza del 95% nella ricostruzione delle tracce e la ricostruzione della massa del Υ è migliore di 100 MeV/c Il sistema a tempo di volo (TOF) La tecnica del tempo di volo (Time Of Flight, TOF) [17] serve a condurre misure di velocità, che accoppiate con quelle dell impulso effettuate dalla TPC, permettono la ricostruzione delle masse delle particelle e quindi la loro identificazione. Se si misura il tempo di volo con due rivelatori che hanno risoluzione temporale δt posti a distanza L, la risoluzione è δβ βc = 2( )δt. β L Se è noto l impulso, una misura di velocità può determinare la massa della particella. La sensibilità della misura peggiora all aumentare dell impulso, quando cioè β 1. Sapendo che p = mβcγ δm m = δ(βγ) βγ = γ3 δβ βγ = 1 δβ 1 β 2 β (2.1) La separazione in massa ottenuta col TOF per π/k/p è mostrata in Fig. 2.5 Le caratteristiche richieste per il TOF sono [17]: grande accettanza ( 2 unità di rapidità); alta efficenza (>95%); ottima risoluzione temporale intrinseca (<100 ps); alta granularità/bassa occupancy ( 10 5 canali); garantire il funzionamento in presenza di rate elevati (50 Hz/cm 2 ); buona uniformità di risposta; modularità e semplicità di costruzione. 29

30 Il rivelatore ALICE Figura 2.5: Separazione in massa come funzione dell impulso ottenuta con il TOF, risultato dalla simulazione di 200 eventi di tipo Pb-Pb (elaborati con HIJING) [16] con una risoluzione globale del TOF di 80 ps. La corrispondente distribuzione della massa per 0.5 < p < 4.2 GeV/c è mostrata sulla destra, in scala logaritmica e lineare Geometria del TOF Il sistema del TOF copre, nella regione centrale di pseudorapidità 1 ( η < 0.9), una superficie cilindrica posta tra 3.7 e 4 m dal fascio con accettanza polare θ 90 o < 45 o sull intero angolo azimutale φ. L area del detector è 1 La pseudorapidità, η, è una coordinata spaziale associata all angolo che una particella forma con l asse del fascio. È definita come: η = ln [ tan ( θ 2)]. 30

31 2.2 Il sistema a tempo di volo (TOF) 150 m 2. Il TOF è suddiviso in 18 settori in φ e 5 moduli lungo la direzione del fascio per un totale di 90 moduli e 1638 camere MRPC (Multigap Resistive Plate Chamber) di tipo strip. L area attiva di ogni strip è di cm 2. Contando che ogni strip è dotata di elettrodi di lettura dei segnali suddivisi in 96 pad ciascuno, il numero totale di canali di read-out è Il design è stato concepito valutando i risultati delle simulazioni, la flessibilità della soluzione proposta, le prestazioni del detector e la necessità di minimizzare le aree morte all interno dei moduli. In particolare è importante minimizzare l incidenza trasversa delle particelle per evitare che una singola traccia dia due segnali in due pad adiacenti, aumentando l occupazione dei canali. Per risolvere questo inconveniente le strip sono state posizionate in modo che l angolo formato con l asse del cilindro aumenti progressivamente, da 0 nella parte centrale (θ = 90 ), fino a 45 all estremo del modulo esterno (θ = 45 ). Per evitare le zone morte, le strip adiacenti all interno di un modulo sono sovrapposte di 2 mm e nei moduli adiacenti la sovrapposizione continua (Fig. 2.6) Le MRPC A causa della grande superficie ( 150 m 2 ) la scelta di un detector a gas è risultata quella ottimale. L elemento di base del TOF è quindi costituito da camere a piani paralleli resistivi multigap (Multigap Resistive Plate Chamber, MRPC). Il concetto chiave di questa tecnologia è che il campo elettrico, intenso e uniforme in tutto il volume sensibile del gas, fa seguire ad ogni ionizzazione, prodotta dal passagio di una particella carica, un effetto valanga che genera il segnale sugli elettrodi. I vantaggi principali di questa tecnologia sono: il funzionamento avviene a pressione atmosferica; la tensione di lavoro è bassa; il segnale è la somma dei segnali prodotti da più gap; il tempo di risposta è piccolo 50 ps; l impronta lasciata dalla carica sul pad è molto concentrata. 31

32 Il rivelatore ALICE Figura 2.6: Orientazione delle strip nei diversi tipi di moduli, l angolo formato con il punto nominale dell interazione è sempre di 90. I risultati in efficienza e risoluzione temporale ottenuti con questa tecnica sono riportati in Fig In Fig. 2.8 è riportata la sezione trasversale di una MRPC a doppio stack; come si può notare, l involucro esterno è un pannello di honeycomb spesso 10 mm incollato sulla superficie esterna dei due circuiti prestampati PCB che ospitano i 96 pad catodici di raccolta del segnale. La parte interna è divisa in due dal PCB centrale con pad anodici; ai lati di questo dei vetri interni separano i vari gap spessi 250 µm riempiti con una miscela di gas non infiammabile (composta al 90% di freon C 2 H 2 F 4, al 5% di isobutano C 4 H 10 e al 5% di esafluoruro di zolfo SF 6 ). All esterno si vedono le viti di plexiglass che mantengono la solidità della struttura e fanno da sostegno per i fili di 32

33 2.2 Il sistema a tempo di volo (TOF) Figura 2.7: Risultati del test beam su più strip, che dimostrano l ottima efficienza (>99.9%) delle strip e la loro risoluzione intrinseca da record ( 50 ps). nylon che creano i gap; ancora oltre vi sono i pin metallici per il trasporto della tensione dei catodi alla parte centrale e i connettori dei cavi flat per il trasporto del segnale alla scheda di front-end Elettronica del TOF Come è stato accennato precedentemente, il numero di canali in uscita dal TOF è e la risoluzione temporale globale deve essere < 100 ps; questo implica un ottimizzazione della componente elettronica del sistema. Le componenti essenziali del sistema elettronico [17] sono due: l elettronica di front-end e le schede di read-out. Un primo amplificatore e discriminatore del segnale deve essere posizionato il più vicino possibile alle MRPC; per svolgere questo compito sono state sviluppate delle schede dette Front-End Analogue card (FEA) [18] che saranno posizionate all esterno di ogni modulo. Il segnale digitale uscente dalle schede FEA, la cui larghezza è direttamente proporzionale alla durata sopra soglia del segnale entrante, è poi letto da una scheda TDC chiamata TRM (TDC Read-out Module). Alle estremità di ogni supermodulo sono posizionati due alloggiamenti al cui interno si trovano 19 TRM; i componenti principali delle schede TRM 33

34 Il rivelatore ALICE Figura 2.8: Sezione trasversale di una strip MRPC a doppio stack. sono dei chip HPTDC a 8 canali sviluppati dal gruppo di microelettronica del CERN. Il TOF usa questi chip HPTDC nella configurazione ad alta risoluzione ottenendo, dopo la calibrazione, una risoluzione di 25 ps. In questi alloggiamenti, la parte del read-out è affidata a dei Data Read-out Module (DRM). L ultimo componente di questi alloggiamenti sono i Local Trigger Module (LTM) che forniscono il voltaggio per la soglia delle FEA, controllano lo stato del detector (temperatura, voltaggio, soglia) e spediscono 34

35 2.2 Il sistema a tempo di volo (TOF) il segnale analizzato al Cosmic and Topology Trigger Module (CTTM) che prende la decisione finale del trigger. I risultati delle analisi del CTTM verranno poi inviati al Central Trigger Processor (CTP) di ALICE. Il CTTM (Fig. 2.9 e 2.10) è quindi il cuore del sistema di trigger del TOF, è il modulo che prende le decisioni operative. Come si vede in Fig la raccolta dei dati del TOF è divisa tra la parte frontale e quella posteriore. Su questi due insiemi di dati, che vengono raccolti da due ricevitori LVDS (Low Voltage Differential Signal), viene operata una prima analisi (in contemporanea) da due matrici FPGA (Field-Programmable Gate Array) Altera Stratix che hanno in ingresso 864 bit e i cui compiti primari sono: dare un conteggio degli hit totali per i trigger minimum bias 2 ; rilevare le coincidenze back-to-back per il riconoscimento dei muoni cosmici; confrontare i dati con le condizioni per trigger ultra peripheral 3 ; operare come buffer per i dati ed eliminare i dati relativi ai canali vuoti; inviare i dati analizzati ad un terzo FPGA, sempre del tipo Altera Stratix. Il terzo FPGA (FPGA21) opera una somma dei dati che gli sono stati inviati, genera un segnale di trigger L0 (livello di trigger più veloce, µs) e manda un segnale al processore CTP, 800 ns dopo il tempo di interazione. In Tab. 2.1 sono riportati i tempi di attesa per ogni passaggio elettronico. Source Time of MRPC, FEA to LTM LTM to CTTM Total flight FEA LTM cable CTTM cable Delay (ns) Tabella 2.1: Tempi di attesa per il trigger L0 del TOF. 2 Il minimum bias nelle collisioni p-p è il criterio minimale di selezione degli eventi, in cui si richede solamente che sia avvenuta una reazione. 3 Le collisioni ultraperiferiche nelle collisioni nucleo-nucleo sono caratterizzate da distanze limite tra i centri dei nuclei coinvolti, in questi eventi si dovrebbero osservare pochissime particelle dovute al decadimento delle risonanze. 35

36 Il rivelatore ALICE Figura 2.9: Visone frontale e posteriore della scheda CTTM. Nella foto di sinistra si possono notare i tre array FPGA e i canali di uscita della scheda; a destra si vedono gli ingressi dei segnali provenienti dai moduli di trigger LTM del TOF. Figura 2.10: Particolare dei circuiti della scheda CTTM 36

37 2.2 Il sistema a tempo di volo (TOF) La caratteristica principale dell apparato di trigger è l alta flessibilità che è stata ottenuta. L utilizzo di FPGA per l analisi dei dati rende questo processo modificabile in qualsiasi momento a livello software e permette la ricerca (tramite trigger) di molti tipi di eventi, anche combinata con altri rivelatori. Il numero di tipologie di trigger per il livello 0 è comunque limitato dal CTP di ALICE che può ricevere in ingresso un massimo di 24 input. Per i trigger L1, gli hit ricevuti e archiviati in una RAM vengono riprocessati, il maggiore tempo a disposizione (5.3 µs) permette di eseguire operazioni più complesse in FPGA21. Considerando l altissima quantità di radiazioni a cui saranno sottoposte tutte queste attrezzature elettroniche, è stato svolto un intenso programma di test, non trovando diminuzioni significative di efficienza e affidabilità della strumentazione. 37

38 Il rivelatore ALICE Figura 2.11: Schema logico del funzionamento della scheda CTTM. 38

39 Capitolo 3 Il Trigger Un sistema di trigger efficiente è molto importante per ALICE poiché esso seleziona il volume di dati che dovranno essere analizzati, facendo così risparmiare tempo di calcolo e spazio di archiviazione dati. 3.1 Trigger di ALICE Il sistema di trigger di ALICE deve operare sia in condizioni di collisioni ioneione che protone-protone. In questo capitolo ci si concentrerà sulla seconda configurazione, dove il trigger consiste principalmente nella selezione di eventi minimum bias, con la possibilità di definire un priority stream (ossia un canale prioritario) per gli eventi rari, come quelli dimuonici. I rivelatori coinvolti per questo tipo di trigger sono tre: V0, ITS e TOF. Passiamo quindi ad un analisi più dettagliata dei metodi utilizzati per ogni singolo rivelatore V0 Il rivelatore V0 è molto importante per il trigger di ALICE poiché, oltre alla selezione degli eventi p-p, ha anche il compito di porre un veto nelle interazioni dei protoni con il gas residuo del tubo a vuoto (interazioni beamgas). Il principio che sta alla base del trigger del V0 [20] è il diverso tempo di arrivo delle particelle prodotte negli eventi p-p e beam-gas (Fig. 3.1). 39

40 Il Trigger Figura 3.1: Tempi d arrivo sul V0. Si definisce t 0 il tempo in cui i protoni provenienti dalle due direzioni incrociano il punto nominale di interazione: questo è il tempo di clock di LHC che viene passato al trigger del V0. Le particelle che si formano in un interazione p-p arrivano al contatore V0A (V0C) approssimativamente a 11.3 ns (3.0 ns) dopo t 0. Per un interazione beam-gas a z < 90 cm (oltre il contatore V0C) i tempi di arrivo su V0C sono attorno ai 3.0 ns prima di t 0, rimanendo inalterati quelli su V0A. Le particelle prodotte a z > 340 cm (prima del contatore V0A) arriveranno su V0A 11.3 ns prima di t 0, raggiungendo V0C approssimativamente 3.0 ns dopo t 0. Le interazioni di beam-gas che avvengono tra i due contatori del V0 sono indistinguibili dalle interazioni p-p. I risultati che verranno mostrati sono frutto di un analisi accurata, che ha tenuto conto dei diversi fattori che possono influenzare le misure, come il fatto che i bunch dei fasci non siano puntiformi, ma abbiano un estensione spaziale che può modificare leggermente il luogo e il tempo dell interazione. Questi risultati sono stati ottenuti mediante la simulazione dell intero apparato sperimentale di ALICE nell ambito di ALIROOT [21] 40

41 3.1 Trigger di ALICE Il trigger del V0 utilizza i differenti tempi di arrivo per definire quattro finestre temporali chiamate BBA, BBC, BGA e BGC, dove BB significa beambeam (interazioni p-p) e BG beam-gas. Le finestre temporali sono centrate a +11.3, +3.0, e -3.0 ns rispetto a t 0 rispettivamente per BBA, BBC, BGA e BGC. Il trigger è formato da combinazioni logiche di questi valori: V0.AND: BBA and BBC; V0.OR: BBA or BBC; V0.BG: BGA or BGC ITS Il detector ITS è composto da tre coppie di rivelatori cilindrici paralleli che coprono la stessa regione angolare attorno al punto di interazione; questi sono: Silicon Pixel Detector (SPD); Silicon Drift Detector (SDD); Silicon Strip Detector (SSD). Per la selezione degli eventi viene utilizzato solo il Silicon Pixel Detector, i cui costituenti principali sono sensori di 200 µm di spessore collegati a 5 chip di front-end. Questi sono alloggiati su due strati concentrici che coprono la regione centrale di pseudorapidità. Il primo strato contiene 400 chip, mentre il secondo ne alloggia 800; ogni chip produce un segnale di trigger e questi 1200 canali combinati logicamente formano il global fast-or (ITS.FO). Il rumore di fondo (raggi cosmici, radiazioni secondarie,...) non è un problema poichè la soglia per un segnale supera di 100 σ il fondo (background) atteso. Bisogna però notare che il trigger FO è sincrono con il clock di 10 MHz del rivelatore. Ciò significa che il segnale è integrato su 100 ns, ovvero 4 bunch crossing del funzionamento nominale di LHC. 41

42 3.2 Trigger del TOF Il Trigger In questo lavoro di tesi si è voluta testare la possibilità di integrare nel sistema di trigger di ALICE le informazioni provenienti dal TOF. Sebbene in questo elaborato verranno riportate le prestazioni del trigger minimum bias per collisioni p-p, il TOF fornirà un segnale di trigger per un ampia gamma di eventi, la maggior parte dei quali al livello 0 (L0) (Sez ). Raggi cosmici multi-muonici Per la rivelazione dei raggi cosmici una semplice coincidenza di un modulo superiore del TOF con uno inferiore, in una finestra temporale di 50 ns, produrrebbe un fake trigger rate (ossia un rumore di coincidenze accidentali) di 8 KHz; questo rate deve essere confrontato con quello dei muoni cosmici che è di pochi Hz/(m 2 sr). Un trigger di questo genere può essere utile solo se usato in coincidenza con quello di un altro sotto-rivelatore, come ACORDE, uno scintillatore situato sul tetto di ALICE. Una possibilità interessante per il TOF da solo è offerta dagli eventi multi-muonici. Collisioni ultra-periferiche Le collisioni ultra-periferiche sono caratterizzate da grandi aree vuote tra le particelle prodotte; per identificare questo tipo di eventi è necessario un trigger di basso livello sensibile alla produzione di poche particelle cariche nella regione centrale di rapidità con una forta correlazione angolare. In ALICE il TOF è un candidato naturale per questo compito. Alta molteplicità Eventi che producono alta molteplicità negli stati finali sono attesi durante le collisioni p-p; per la selezione di questi eventi si considera la molteplicità media e si richiede che quella osservata sia più alta di un ordine di grandezza. Topologia a jet Come detto precedentemente, uno studio del rate dei jet è molto importante per gli obiettivi della collaborazione ALICE, la loro identificazione risulta però abbastanza complessa a causa delle differenti situazioni che si possono 42

43 3.2 Trigger del TOF verificare. In condizioni di più jet, per esempio, ci possono essere difficoltà nella risoluzione di due jet vicini p-p Minimum Bias Il minimum bias nelle collisioni p-p è il criterio minimale di selezione degli eventi, in cui si richede solamente che sia avvenuta una reazione; questo implica la presenza di eventi anche con bassa molteplicità. Si effettua quindi un trigger di livello 0 in condizioni di alta granularità, dove la CTTM riceve in ingresso 1728 canali, ognuno corrispondente all OR di 96 pad (corrispondenti a un maxipad, 1000 cm 3 ). L intervallo temporale in cui sono integrati i segnali delle maxipad è stato assunto pari a 25 ns, ossia all intervallo tra bunch crossing successivi. In Fig. 3.2 è presentata l efficienza del TOF nella selezione di questo tipo di eventi, confrontata con il fake trigger rate dovuto alle particelle che arrivano nel tempo di osservazione del bunch crossing successivo, il tutto in funzione della soglia (threshold). Figura 3.2: Efficienza di trigger del TOF in funzione della soglia. 43

44 Il Trigger La soglia rappresenta il numero minimo di maxipad accesi che il TOF deve rilevare per far partire il segnale di trigger. La soglia di utilizzo del TOF dovrebbe essere di 2 4 maxipad, a seconda della configurazione finale di trigger. Questa scelta dipende principalmente dal background intrinseco del rivelatore (dovuto alla componente elettronica, alla radiazione cosmica,... ); in Fig. 3.3 si può notare come per una soglia di 4 pad il fake trigger rate atteso è 10 Hz.La configurazione con la soglia fissata a 2 pad è da prendere in considerazione solo nel caso in cui il segnale del TOF sia in AND con un altro segnale indipendente, per esempio con quello dell ITS, nel qual caso il TOF darebbe il segnale di clock, mentre l ITS ridurrebbe il background di un fattore Figura 3.3: Fake trigger rate del TOF per diverse scelte della soglia. 3.3 Trigger col TOF Tutti i risultati qui mostrati sono frutto di un intensa fase di simulazione basata su 6400 eventi generati con PYTHIA [22] (simulatore Monte Carlo 44

45 3.3 Trigger col TOF per eventi p-p) ed analizzati con ALIROOT, software che riproduce tutte le caratteristiche del rivelatore ALICE e le interazioni con le particelle. Come prima cosa sono mostrate le configurazioni di trigger proposte nel Physics Performance Report [19]; vengono successivamente analizzati i possibili utilizzi del TOF per aumentarne l efficienza. MB1: (ITS.FO or V0.OR) and (notbg) MB2: (ITS.FO) and (V0.OR) and (notbg) MB3: (ITS.FO) and (V0.AND) and (notbg) La prima opzione (MB1) presenta altissima efficienza (92.7%) e una contaminazione da beam-gas pari a 8.8%, ma potrà essere utilizzata solo se l integrazione su 100 ns (4 bunch crossing) effettuata dall ITS non costituirà un problema. Figura 3.4: Efficienza di trigger per MB1 nelle varie configurazioni col TOF. A sinistra si vede l efficienza totale in funzione della soglia; nel grafico di destra l efficienza è divisa per tipo di processo (0 per processi non diffrattivi, 1 per singoli diffrattivi, 2 per doppi diffrattivi), in cui la threshold del TOF è fissata a 4. In Fig. 3.4 è anche possibile vedere come l aggiunta del TOF non apporti nessun cambiamento; la causa è la grande accettanza che questa configurazione presenta. 45