Costruzione di un prototipo di telescopio per raggi cosmici costituito da barre di scintillatore e fotomoltiplicatori al silicio

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1 ALMA MATER STUDIORUM UNIVERSITÀ DI BOLOGNA FACOLTÀ DI SCIENZE MATEMATICHE, FISICHE E NATURALI Corso di Laurea Triennale in Fisica Costruzione di un prototipo di telescopio per raggi cosmici costituito da barre di scintillatore e fotomoltiplicatori al silicio Relatore: Chiar.mo Prof.Antonio Maria Rossi Candidato: Giorgio Barozzi Co-relatori: Dott. Fabrizio Fabbri Dott. Alessandro Montanari Sessione III Anno Accademico

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3 Indice Introduzione 1 1 Scintillatori Scintillatori organici Scintillatori inorganici Scintillatori vetrosi Scintillatori gassosi Caratteristiche principali Fotorivelatori I tubi fotomoltiplicatori (PMT) Dispositivi a stato solido Fotodiodo a giunzione PN Fotodiodo a giunzione PIN Fotodiodo a valanga (APD) SiPM Struttura Caratterizzazione Caratteristica I-V Segnale Cross-talk ottico After-pulse Parametri Conteggio di fotoni Efficienza nella rivelazione di fotoni Dark count Guadagno Vantaggi i

4 INDICE INDICE 4 Progetto del telescopio e test dei componenti Scintillatori SiPM Realizzazione del telescopio Parte elettronica Parte meccanica Conclusioni 57 Bibliografia 59 ii

5 Introduzione Le attuali ricerche nel campo della fotorivelazione a stato solido hanno portato alla realizzazione di una nuova classe di dispositivi, basati sul silicio, estremamente interessanti per future applicazioni nel campo della fisica delle particelle: i Silicon PhotoMultiplier (SiPM). Questi dispositivi, oltre a conservare i vantaggi dei tubi fotomoltiplicatori, possiedono alcune interessanti caratteristiche tipiche della tecnologia del silicio: fattori di guadagno dell ordine di 10 6, ottima sensibilità al conteggio di singolo fotone, bassissima tensione di lavoro e insensibilità al campo magnetico. Le caratteristiche dei SiPM li rendono particolarmente attraenti per un ampio spettro di applicazioni sperimentali. Questo lavoro di tesi è stato realizzato all interno di un progetto per la costruzione di un prototipo telescopio per muoni cosmici, ad uso dimostrativo, basato sull utilizzo di questi fotorivelatori: si sfrutta la coincidenza dei segnali prodotti da tegole di materiale scintillatore per rivelare il passaggio di particelle provenienti dai raggi cosmici (tipicamente muoni al minimo di ionizzazione) e visualizzarne approssimativamente la direzione di volo con l ausilio di LED luminosi. A differenza di analoghi sistemi basati su altre tecniche di rivelazione, l utilizzo dei SiPM per la lettura degli scintillatori ha permesso di ottenere un sistema facilmente trasportabile e alimentato con una tensione di poche decine di volts. La progettazione e la realizzazione del rivelatore è avvenuta all interno del gruppo di Bologna della collaborazione CMS a LHC. Il lavoro è stato svolto avvalendosi della collaborazione del laboratorio di elettronica e dell officina meccanica della sezione locale dell INFN. Il primo capitolo illustra i principi fisici che regolano il funzionamento degli scintillatori e le principali differenze che caratterizzano i diversi materiali con questa proprietà, sottolineandone i vantaggi e gli svantaggi. Il secondo descrive i sistemi tradizionali di fotorivelazione e i più recenti rivelatori basati sulla fisica dello stato solido, evidenziando i principali pregi e difetti. Il terzo capitolo tratta dettagliatamente i SiPM: si analizzano, in parti- 1

6 INDICE INDICE colare, la loro struttura costruttiva, la loro caratteristica I V e i parametri tipici per la rivelazione di bassi flussi di fotoni. Il quarto capitolo presenta il progetto del telescopio e i risultati dei test effettuati sui componenti di base, per determinarne le caratteristiche operative ottimali. L ultimo capitolo, infine, descrive la realizzazione del telescopio. 2

7 Capitolo 1 Scintillatori I rivelatori a scintillazione sono basati sulla emissione di luce indotta dal passaggio di particelle cariche in opportune sostanze liquide, solide o gassose. La luce di scintillazione può essere sfruttata sia per rivelare il passaggio di particelle o fotoni, che per misurarne la perdita di energia. La rivelazione di radiazione ionizzante per mezzo della luce di scintillazione, prodotta in particolari materiali, è stata una delle prima tecniche impiegate in fisica delle particelle. Oggi viene utilizzata in fisica nucleare e sub nucleare per generare segnali di trigger, per misure di tempi di volo, per effettuare coincidenze, per costruire calorimetri adronici e elettromagnetici, per spettroscopie α,β e γ. Negli scintillatori l energia persa da radiazione e particelle cariche che li attraversano viene in parte riemessa velocemente sotto forma di fotoni. I principali processi di luminescenza sono: Fluorescenza: emissione immediata di radiazione visibile in seguito a eccitazione del materiale. Fosforescenza: emissione a lunghezza d onda e tempi maggiori del processo precedente. Fluorescenza ritardata: emissione con lo spettro identico a quello di fluorescenza, ma in ritardo sull eccitazione. Un buon scintillatore converte la frazione maggiore possibile di energia incidente in luce di fluorescenza, minimizzando le altre due tipologie di emissione. La scelta di un particolare materiale scintillatore, è determinata da alcune caratteristiche fondamentali: Efficienza di scintillazione: rappresenta la frazione dell energia totale incidente che viene convertita in luce. Il suo valore è limitato dalla 3

8 1.1 Scintillatori organici Scintillatori presenza di canali alternativi, non radiativi, offerti dal tipo particolare di materiale impiegato, per la dissipazione di energia (processi di quenching legati al calore o vibrazioni reticolari); inoltre si deve sottolineare che in una scala assoluta quest efficienza è, solitamente, abbastanza bassa. Tipicamente viene espressa in scala assoluta in termini di f otoni/m ev (numero di fotoni normalizzato all energia incidente) o in percentuale rispetto a valori di riferimento [1]. Linearità: la relazione fra energia depositata e luce prodotta dovrebbe essere il più lineare possibile, sul più ampio spettro disponibile. Trasparenza: il materiale deve risultare trasparente alla propria emissione luminosa (minimizzare l auto assorbimento). Risposta temporale: i processi interni che portano alla liberazione dei fotoni devono essere i più veloci possibili (generare impulsi veloci). Specifiche tecniche: il materiale deve adattarsi al meglio alle particolari esigenze sperimentali, come forma e dimensione del rivelatore, tipologia di particelle da rivelare e accoppiamento con successivi dispositivi fotorivelatori. Delle principali categorie di scintillatori, i due tipi maggiormente impiegati sono quelli organici e quelli inorganici: i primi sono caratterizzati da un ottima risposta temporale, i secondi da una buona emissione luminosa e linearità con l energia. 1.1 Scintillatori organici Gli scintillatori organici sono idrocarburi aromatici contenenti anelli benzenici; il processo di scintillazione nasce dalle transizioni degli elettroni liberi di valenza delle molecole e risulta perciò indipendente dal particolare stato d aggregazione del rivelatore. Questa caratteristica rende questa classe di materiali estremamente versatile e di larghe applicazioni. Rispetto ad altre tipologie di scintillatori (in particolare quelli inorganici) risultano migliori per tempi di risposta, costi di produzione e dimensioni ma non per risoluzione energetica. La struttura fondamentale di questi materiali che viene sfruttata è l orbitale molecolare π, in cui sono delocalizzati tutti gli elettroni liberi di valenza, tipica dell anello benzenico di questi composti organici: i livelli molecolari accessibili per gli elettroni eccitati sono limitati ad un set di stati di 4

9 Scintillatori 1.1 Scintillatori organici singoletto S i a spin 0 e uno di stati di tripletto T i a spin 1 ( E 3 4 ev ), a loro volta suddivisi in vari sotto stati vibrazionali ( E 0.15 ev ). Figura 1.1: Stati eccitati della struttura elettronica π e transizioni radiative. A temperatura ambiente l energia media dovuta all agitazione termica è dell ordine di 0, 025 ev e la maggior parte degli elettroni popola lo stato fondamentale S 00. Il passaggio di radiazione ionizzante o di particelle cariche deposita energia nel materiale, eccitandone gli elettroni a stati di singoletto superiori, da cui decadono non radiativamente, con tempi dell ordine del ps, allo stato S 1 (processi di degradazione interna): l effetto globale del deposito di energia nello scintillatore è quindi la popolazione del primo stato eccitato di singoletto. La successiva diseccitazione allo stato fondamentale determina invece l emissione radiativa della luce di fluorescenza, con i tempi determinati dalla vita media dello stato S 1, dell ordine di pochi ns. Per quanto riguarda i processi di emissione come la fosforescenza o la fluorescenza ritardata, si devono considerare anche le transizioni che portano gli elettroni dallo stato S 1 allo stato T 1 (intersystem crossing), caratterizzato da una vita media τ molto maggiore (arriva fino a 10 3 s): la diseccitazione da questo stato a quello fondamentale è responsabile della fosforescenza, mentre la fluorescenza ritardata è dovuta a elettroni che tornano allo stato S 1 e da lì passano allo stato S 0 (Figura 1.1) [5]. 5

10 1.1 Scintillatori organici Scintillatori Il meccanismo di emissione e il E caratteristico rendono i fotoni di fluorescenza emessi incapaci di eccitare a loro volta altri elettroni: il materiale risulta perciò trasparente alla propria luce di scintillazione, oltre a non manifestare praticamente alcuna dipendenza del tempo di decadimento τ e dell efficienza dalla temperatura. La stretta connessione della luce di scintillazione con le proprietà molecolari e non con proprietà strutturali, tipo reticoli cristallini, rende questi materiali adatti per vari tipi di sviluppi, indipendentemente dallo stato fisico; le necessità sperimentali determinano, volta per volta, le condizioni di utilizzo ottimali: le molecole scintillanti possono essere integrate con altri materiali, possono essere solubilizzate in opportuni solventi, possono essere polimerizzate o utilizzate pure. Lo stato in cui si trovano questi materiali scintillatori ne determina la principale classificazione: cristalli organici; soluzioni organiche liquide; scintillatori plastici; scintillatori organici arricchiti. Cristalli puri Storicamente i primi materiali organici a essere usati, in forma di cristalli puri, furono l antracene (C 14 H 10 ) e lo stilbene (C 14 H 12 ), rispettivamente con la più alta efficienza di scintillazione e con ottime capacita di distinzione fra particelle cariche ed elettroni. Per quanto riguarda l efficienza di scintillazione dell antracene, ad oggi usata come riferimento per gli altri scintillatori organici, il valore tipico è dell ordine di f otoni/m ev mente per lo stilbene circa il 50% dell antracene. Entrambi i materiali sono relativamente fragili e difficili da ottenere in grandi quantità. Soluzioni organiche liquide Sono prodotte miscelando uno scintillatore organico in un solvente appropriato. Eventualmente può essere aggiunto un terzo componente opzionale con funzione di wave lenght shifter, cioè spostare la λ della luce di fluorescenza verso valori maggiori attraverso processi di assorbimento ed emissione, spesso per necessità di accoppiamenti successivi a dispositivi fotorivelatori. L efficienza è il 70% di quella dell antracene. Per la facilità di produzione e per la maneggevolezza sono impiegati spesso in rivelatori di grande volume. 6

11 Scintillatori 1.2 Scintillatori inorganici Scintillatori plastici Si ottengono dalla polimerizzazione di soluzioni liquide contenenti l agente scintillante organico primario, che origina un materiale plastico solido largamente impiegato per la semplicità di modellazione. Per questi materiali, rispetto all antracene, l efficienza di scintillazione è circa il 60%. Come nel caso precedente i bassi costi di fabbricazione e la grande versatilità (si passa da barre di 5 cm a fogli di 50 µm), li rendono ottimi per coprire grandi volumi con scintillatori solidi Scintillatori organici arricchiti Gli scintillatori organici, come categoria generale, sono usati direttamente per la rivelazione di particelle α e β e possono essere facilmente adattati per i neutroni veloci; per quanto riguarda i raggi γ invece, il basso valore di Z dei suoi costituenti principali (idrogeno, carbonio) rende la sezione d urto fotoelettrica molto bassa. Per ottenere, nello spettro ricavato dai fotoni, un fotopicco, sovrapposto al continuo dovuto allo scattering Compton, si interviene aggiungendo al materiale particelle di elementi ad alto Z, tipo piombo o stagno. In questo modo diventa competitivo il processo di conversione fotoelettrica dei raggi γ. 1.2 Scintillatori inorganici Nei materiali inorganici il meccanismo di scintillazione dipende dalla struttura cristallina del materiale stesso, e per questo, a differenza degli scintillatori organici, devono presentarsi necessariamente allo stato solido. Considerando la disposizione dei livelli energetici nel reticolo cristallino di un isolante o di un semiconduttore puro, si evidenziano due bande energetiche disponibili per gli elettroni: la banda di valenza (rappresenta cariche legate ai siti reticolari) e la banda di conduzione (rappresenta portatori liberi di muoversi nel reticolo), separate da un gap di energie proibite. L assorbimento di energia da parte del cristallo comporta il passaggio di un elettrone alla banda di conduzione, lasciando una lacuna in banda di valenza; il successivo processo di ricombinazione porta a un emissione radiativa di energia pari al E gap (Figura 1.2). Nel caso di cristalli puri il fotone, emesso oltre la banda del visibile, corrisponde proprio all energia di eccitazione reticolare E gap : per aumentare la lunghezza d onda di queste emissioni e impedire così anche l auto assorbimento (rendendo cioè i fotoni di energia inferiore al minimo necessario per ri eccitare altri elettroni) si drogano i materiali aggiungono percentuali 7

12 1.2 Scintillatori inorganici Scintillatori Figura 1.2: Ricombinazione radiativa in un semiconduttore. di altri elementi, detti attivatori. La presenza di queste impurità introduce nuovi siti reticolari, modificando la struttura del cristallo puro e introducendo nuovi livelli energetici fra le bande di valenza e di conduzione. Figura 1.3: Andamento dei livelli energetici per semiconduttori drogati. Gli elettroni, promossi in banda di conduzione dal passaggio di radiazione ionizzante, si muovono fino a raggiungere siti di attivatori precedentemente ionizzati da lacuna in moto nella banda di valenza, occupandone i livelli eccitati per tempi caratteristici di 10 7 s. La diseccitazione da questi stati alla banda di valenza corrisponde a E < E gap, cioè a radiazione di lunghezza d onda maggiore del caso precedente: si sposta così il picco di emissioni verso la luce visibile (per scelte opportune del materiale di drogaggio si possono ottenere fotoni nel visibile) e si risolve il problema dell assorbimento dei γ da parte di altri siti reticolari (Figura 1.3) [3]. Uno dei principali vantaggi delle luminescenza mediante impurità attivatrici è la trasparenza del cristallo alla propria emissione: nel caso di sostanza pura, essendo richiesta, per l assorbimento, la stessa energia emessa nella diseccitazione, non può essere trascurato il contributo dei processi di 8

13 Scintillatori 1.2 Scintillatori inorganici auto assorbimento; nel caso di materiali drogati invece, l energia emessa nelle transizioni verso lo stato fondamentale risulta minore di quella necessaria per la creazione di nuove coppie elettrone lacuna. I principali processi di diseccitazione alternativi e competitivi con questi, sono legati a processi di quenching non radiativi, alla creazione di particolari stati metastabili per cui la transizione allo stato fondamentale è proibita o stati che richiedono apporti successivi di energia per poter decadere (responsabili dei processi di fosforescenza). Alcuni dei principali materiali inorganici impiegati come scintillatori sono NaI(T l), CsI(T l), BaF 2 e Bi 4 Ge 3 O 12. NaI(T l) Il sodio iodato cristallino, drogato con tallio, è il materiale di questa categoria con la maggiore produzione luminosa e con un ottima risposta lineare all energia depositata, sia per gli elettroni che per raggi γ, in quasi tutti i range energetici significativi. Per queste sue caratteristiche viene assunto come riferimento per le emissioni degli altri scintillatori inorganici. Presenta una componente luminosa primaria con tempo di decadimento τ = 230 ns e alcune componenti secondarie di fosforescenza più lente (ms). La presenza di questi after glow, unita ai tempi relativamente lunghi anche della componente principale, rende questo materiale inadatto per conteggi ad alta frequenza. La sua efficienza assoluta di scintillazione è circa f otoni/m ev. Realizzato per accrescimento da un cristallo puro, può essere sagomato per compressione di microcristalli. Gli svantaggi tecnici principali sono l alto carattere igroscopico, che ne deteriora rapidamente le proprietà a contatto con l atmosfera e i bassi valori di resistenza a shock termici e meccanici CsI(T l) Il cesio iodato, drogato con tallio, ha capacità di emissione inferiori di un fattore 2 rispetto al NaI(T l) e tempi di decadimento ancora superiori, ma la maggiore densità e la minore igroscopicità lo rendono più facilmente impiegabile, sopratutto nella rivelazione dei γ di alta energia e nei calorimetri elettromagnetici. BaF 2 Il fluoruro di bario puro sopperisce ai problemi temporali tipici di questa categoria (legati al meccanismo stesso di produzione della luce) con una 9

14 1.3 Scintillatori vetrosi Scintillatori componente nello spettro U V (λ = 220 nm) con tempo di decadimento τ = 0.6 ns. Viene utilizzato per misure di tempi di volo a risposta veloce. Il suo svantaggio principale è legato all output luminoso abbastanza limitato (circa il 20% del NaI(T l), tipicamente 9500 fotoni/mev ). Bi 4 Ge 3 O 12 Il bismuto germanato, BGO, è lo scintillatore inorganico a densità maggiore, ρ = 7, 3 g/cm 3, con lo Z più alto, grazie alla presenza del bismuto. Presenta una componente di decadimento principale con τ = 300 ns (legata alle transizioni dello ione Bi 3+ ) e una secondaria (10% del totale) con τ = 60 ns. Nonostante sia impiegato come cristallo puro, risulta trasparente fino a dimensioni di alcuni centimetri. L emissione luminosa è relativamente ridotta, 15 20% del N ai(t l) (8200 fotoni/mev ). 1.3 Scintillatori vetrosi Si tratta di una particolare categoria di vetri silicati, contenenti litio e drogati con attivatori di cerio, che presentano buone proprietà di emissione luminosa nel blu ( 20% dell antracene, 3500 f otoni/m ev ), associata al Ce 3+. L efficienza assoluta di scintillazione si attesta sull 1 2%. Possiedono tempi di decadimento τ 50 ns, che li collocano in posizione intermedia fra gli scintillatori organi e inorganici. Presentano una particolare insensibilità a stress meccanici, chimici, termici e a danni da radiazioni: per queste loro caratteristiche vengono spesso impiegati per conteggi di neutroni, particelle β e raggi γ in situazioni sperimentali proibitive per altri tipi di scintillatori. A loro svantaggio presentano una risposta a particelle cariche non lineare con l energia e per conteggi a basso rate si rischiano interferenze dovute al fondo di emissioni di potassio e torio radioattivi, presenti in basse percentuali nei vetri. 1.4 Scintillatori gassosi Molti gas hanno caratteristiche di luminescenza ma solo alcune categorie, tipo i gas nobili come elio e xenon, vengono impiegate in fisica nucleare e delle alte energie. L emissione è legata alla diseccitazione dei componenti gassosi, successiva al passaggio di radiazione energetica nel mezzo: le componenti veloci si manifestano con tempi τ ns nella regione dell ultravioletto (si può intervenire sulla λ mediante wave lengh shifter). 10

15 Scintillatori 1.5 Caratteristiche principali L efficienza di scintillazione complessiva rimane comunque abbastanza bassa a causa di altri processi di diseccitazione non radiativi, come smorzamenti interni o collisioni molecolari. Gli sviluppi più recenti hanno introdotto rivelatori formati da gas nobili condensati in forma di liquidi criogenici o solidi, che presentano efficienze molto maggiori. 1.5 Caratteristiche principali La risposta di luce di un materiale scintillante è strettamente connessa con l efficienza di conversione in fotoni dell energia persa dalla particella per eccitazione; inoltre, la luce prodotta dipende dal tipo di particella e dalla sua energia. Una radiazione ionizzante che attraversa un materiale scintillante crea lungo il suo percorso una quantità di molecole ionizzate o eccitate. Se l energia persa de/dx è piccola, i centri di ionizzazione ed eccitazione sono distanziati fra loro e si possono trascurare la reciproca interazione: la luce L, generata in queste condizioni, è proporzionale all energia depositata nel materiale. Se invece le particelle sono più pesanti o non sono M IP (Minimum ionizing particle), intervengono processi di quenching che sopprimono parzialmente l eccitazione primaria, a causa dell alta densità di centri ionizzati o eccitati, determinando un emissione di luce per unità di lunghezza: dl dx = A de dx 1 + kb de dx dove A rappresenta l efficienza assoluta di scintillazione e kb è il parametro relativo alla densità di centri di ionizzazione [2]. A causa della natura stocastica del processo di emissione di luce di fluorescenza, i fotoni di scintillazione non sono emessi tutti simultaneamente. In uno studio preliminare della risposta temporale di questi materiali viene assunto come istantaneo il popolamento dello stato eccitato, così da poter considerare il profilo temporale dell impulso come formato da una rapidissima componente di salita iniziale, seguita da un decadimento esponenziale: I = I 0 e t/τ Trattazioni più dettagliate devono prendere in considerazione anche il tempo iniziale di transizione, tipicamente frazioni del ns, e le componenti successive, più lente, dovute a fluorescenza e fosforescenza ritardata. Si considerano, infatti, componenti rapide quelle con emissioni significative ( 10% 11

16 1.5 Caratteristiche principali Scintillatori del totale) fino a tempi dell ordine del µs, mentre vengono classificate come componenti lente quelle con tempi caratteristici maggiori. Un aspetto estremamente interessante legato a questo fenomeno consiste nell osservata dipendenza dell intensità relativa delle componenti rapida e lenta dalla perdita di energia de/dx, che rende la forma dell impulso prodotto diversa per tipi di particelle differenti. Le cause di questo effetto sono da ricercare nella diversa dipendenza dei due tipi di emissione dai processi di quenching, che interessano prevalentemente le componenti rapide. Questa proprietà rende allora possibile la discriminazione di particelle di massa diversa (Pulse Shape Discrimination) [2]. 12

17 Capitolo 2 Fotorivelatori I fotorivelatori sono dispositivi finalizzati alla rivelazione di fotoni, mediante la conversione in segnali elettrici misurabili. Sono molto utilizzati in fisica delle particelle, tipicamente accoppiati a scintillatori: per essere rivelati, i fotoni prodotti, in questi materiali, dal passaggio di radiazione energetica necessitano infatti di raccolta e amplificazione. I fotorivelatori fungono sia da trasduttori che da moltiplicatori di carica. Questo processo può essere schematizzato come segue: i fotoni colpiscono la parte sensibile del fotorivelatore generando cariche elettriche (tipicamente elettroni o coppie elettrone-lacuna); la carica prodotta viene raccolta ed eventualmente amplificata; un circuito d uscita produce un segnale elettrico misurabile. I fotorivelatori si dividono in 2 categorie: i dispositivi a vuoto e quelli a stato solido. Nel seguito verranno descritti brevemente i tubi fotomoltiplicatori (PMT), come esempio del primo tipo, e i dispositivi a semiconduttore (fotodiodo a giunzione PN e PIN, fotodiodi a valanga APD) per la seconda categoria. Un approfondimento è dedicato ai SiPM, un particolare tipo di fotodiodio a valanga operante in modalità Geiger (GM APD), basato sulla tecnologia del silicio, utilizzato in questa tesi. In entrambi i dispositivi delle due categorie, una superficie fotosensibile rilascia elettroni quando viene colpita da fotoni di energia sufficiente. Nei tubi fotomoltiplicatori questa superficie è il fotocatodo mentre nei fotodiodi è la regione di svuotamento della giunzione PN, o PIN. Nei PMTs gli elettroni, per generare un segnale apprezzabile, vengono moltiplicati direttamente dal dispositivo (sistema dei dinodi); nei fotodiodi invece, a livello teorico, la carica può essere letta direttamente (a volte però i 13

18 2.1 I tubi fotomoltiplicatori (PMT) Fotorivelatori fotodiodi sono abbinati a sistemi di amplificazione esterni, o contengono loro stessi regioni di moltiplicazione). I primi offrono grandi aree sensibili, tempi morti dell ordine del ns, una buona indipendenza dalle variazioni di temperatura e un basso rumore; i sistemi a stato solido invece risultano insensibili ai campi magnetici, non necessitano di alimentazioni ad alte tensioni e hanno una altissima efficienza nel convertire i fotoni incidenti in elettroni, ma sono penalizzati sia da un maggiore rumore, che ne limita le dimensioni, che dalla dipendenza dalla temperatura. Una condizione essenziale per l utilizzo di un sistema scintillatore foto rivelatore, di qualsiasi natura esso sia, è la compatibilità della lunghezza d onda del fotone prodotto nello scintillatore, con l intervallo di sensibilità del PMT o del fotodiodo. Un modo per superare problemi di questo tipo è impiegare wave lenght shifter, cioè materiali fluorescenti che assorbono fotoni di una certa lunghezza d onda e li riemettono a lunghezza d onda opportune. 2.1 I tubi fotomoltiplicatori (PMT) Sono dispositivi per la rivelazione e amplificazione di segnali luminosi basati sull effetto fotoelettrico e sull emissione secondaria. Sono in grado di fornire guadagni compresi fra 10 3 e 10 8, dando in uscita impulsi di ampiezza proporzionale al numero di fotoni incidenti. Struttura Il blocco costruttivo fondamentale, comune a tutti questi dispositivi, è composto da un fotocatodo per la conversione dei fotoni in elettroni, un sistema di elettrodi per la moltiplicazione degli elettroni e un anodo per la raccolta (Figura 2.1) [2]. Il fotocatodo è un elettrodo rivestito da uno strato fotoemettitore semitrasparente di materiale (tipicamente cesio antimonio Cs 3 Sb, trialcali Na 2 KSb : Cs e bialcali K 2 CsSb, in funzione della λ da rivelare) posto nella parte interna del tubo a vuoto, che emette elettroni per effetto fotoelettrico. La quantità di elettroni primari dipende dal numero dei fotoni incidenti, dalla loro lunghezza d onda, dal tipo di materiale e dall efficienza quantica, intesa come probabilità che un fotone incidente produca un elettrone utile o come rapporto fra elettroni primari e fotoni incidenti. Nella progettazione del fotocatodo si devono considerare effetti antagonisti sia nelle dimensioni che nel 14

19 Fotorivelatori 2.1 I tubi fotomoltiplicatori (PMT) Figura 2.1: scintillatore. Schema di un tubo fotomoltiplicatore accoppiato ad uno tipo di materiale: per spessori maggiori aumenta la probabilità di cattura di fotoni ma diventa più difficoltosa la liberazione di elettroni; per materiali con basso lavoro di estrazione è favorita sia l emissione di fotoelettroni, che generano segnale, che di elettroni termici, che generano rumore di fondo. I dinodi sono la struttura per la moltiplicazione degli elettroni primari e di tutti quelli secondari: attraverso il processo di emissione secondaria, sfruttano l energia cinetica delle particelle incidenti per rilasciare mediamente da 2 a 5 elettroni per ogni singola collisione (tipicamente sono presenti da 10 a 14 dinodi). In questa struttura ogni singolo dinodo puó essere considerato sia come catodo per le emissioni secondarie che come anodo per gli elettroni provenienti dallo stadio precedente. Per ottimizzare questo processo, fortemente dipendente dall energia cinetica e dal lavoro di estrazione, i dinodi vengono posti a potenziale crescente, seguendo geometrie variabili a seconda delle richieste sperimentali. L anodo è l ultimo dei dinodi, dove il processo di moltiplicazione si interrompe e tutti gli elettroni vengono raccolti e convertiti in un segnale fortemente amplificato e di ampiezza direttamente proporzionale al numero di fotoni incidenti che, in definitiva, è proporzionale all energia persa nello scintillatore, accoppiato al PMT, dal passaggio di una particella. Generazione del segnale I fotoni incidenti sul fotocatodo trasferiscono la loro energia agli elettroni che cominciano a migrare verso la superficie del materiale. Se l energia trasferita è superiore alla barriera di potenziale superficiale del catodo gli elettroni 15

20 2.1 I tubi fotomoltiplicatori (PMT) Fotorivelatori diventano liberi. Gli elettroni primari vengono accelerati dalla differenza di potenziale verso il primo elettrodo, dove, in modo analogo a quanto fatto dai fotoni, trasferiscono la loro energia agli elettroni del dinodo, permettendo emissione secondaria. La differenza di potenziale crescente alle quali sono posti i dinodi permette la prosecuzione del processo di accelerazione e amplificazione tramite gli stadi successivi. Il processo si conclude quando viene raggiunto l anodo: il materiale impedisce ulteriore emissione secondaria e raccoglie la carica totale, determinando così la corrente di uscita. Parametri caratteristici Per massimizzare la resa del processo di amplificazione e rendere minime le fonti di rumore e interferenze, i PMTs vengono mantenuti sotto vuoto. Il sistema dei dinodi è disposto per dare un campo elettrico sagomato ad hoc per guidare gli elettroni da un elettrodo al successivo, evitando eventuali interferenze o disturbi, sopratutto nelle fasi iniziali; l emissione secondaria infatti, che regola il processo di moltiplicazione, è fortemente soggetta a fluttuazioni statistiche, come l emissione fotoelettrica iniziale: risultano quindi determinanti i passaggi iniziali di liberazioni di elettroni secondari, tipicamente il primo e il secondo, rispetto alle fasi successive, quando le eventuali fluttuazioni vengono assorbite dall altissimo numero di elettroni. Il guadagno, cioè il numero di elettroni raccolti all anodo per singolo fotoelettrone emesso al catodo, dipende dal numero di dinodi e dalle tensioni applicate. Per il singolo dinodo il guadagno è dato dal rapporto di emissione secondaria δ = (elettroni emessi)/(elettroni incidenti), che risulta proporzionale a: δ Vdinodo α dove V dinodo rappresenta la tensione applicata ed un singolo stadio e α è un fattore sottunitario (0.7 α 0.8) che tiene conto degli elettroni che non vengono raccolti all anodo. Il guadagno totale vale: n G = e se δ è uguale per tutti: G = δ n = [AV α dinodo] n = i=1 16 δ i A n (n + 1) αn V αn V αn

21 Fotorivelatori 2.1 I tubi fotomoltiplicatori (PMT) con A costante di proporzionalità fra Vdinodo α tensione fra anodo e catodo: V = V dinodo (n + 1) e δ, n numero di stadi e V Il guadagno può raggiungere fattori di 10 8 per tensioni V = 2500 V. La risposta temporale di un PMT dipende quasi esclusivamente dal processo di moltiplicazione elettronica: l emissione secondaria è un processo statistico e anche se l impulso iniziale è una delta, l impulso di output ha una certa dispersione. I due parametri che si utilizzano per caratterizzare la risposta temporale sono il tempo di salita e il tempo di transito (Valori tipici circa 0.5 ns). In definitiva per un tubo fotomoltiplicatore, i vantaggi principali sono: alta sensibilità; buon rapporto segnale rumore; tempo di risposta; dimensione dell area fotosensibile. Mentre gli svantaggi sono: emissione di elettroni per agitazione termica (processo favorito dalla necessità di avere un basso valore del lavoro di estrazione per il fotocatodo e i dinodi.); scariche elettriche; perdite di corrente; ionizzazione del gas residuo; influenza di campi magnetici esterni (deviando gli elettroni possono compromettere la sensibilità del PMT e rovinarne la linearità della risposta); alti valori delle tensioni di alimentazione del sistema dei dinodi (dalle centinaia alle migliaia di volts). 17

22 2.2 Dispositivi a stato solido Fotorivelatori 2.2 Dispositivi a stato solido Questi rivelatori sfruttano la perdita di energia da parte di radiazione ionizzante in uno strato di materiale semiconduttore, per creare un certo numero di coppie elettrone lacuna: il passaggio di radiazione luminosa rilascia energia, permettendo il passaggio di elettroni o dalla banda di valenza a quella di conduzione (transizione intrinseca) o tra livelli energetici nella banda proibita (transizioni estrinseche), lasciando nella banda più bassa una lacuna (Figura 2.2). I portatori così generati nella banda di conduzione possono essere raccolti, originando un segnale proporzionale all energia depositata dalla radiazione. Figura 2.2: Rappresentazione schematica dei livelli energetici in un semiconduttore. Storicamente il Ge è stato il primo elemento usato come rivelatore a semiconduttore, per l identificazione di particelle e radiazione, in particolare radiazione γ. Oggi le applicazioni specifiche e la natura della radiazione da investigare, determinano la scelta per il tipo di strumentazioni e, soprattutto, materiali. Le ricerche attuali puntano allo sviluppo della tecnologia del silicio, che offre eccellenti prestazioni in molte condizioni operative, grazie al suo valore del gap energetico (E g = 1.12 ev ) e all energia media di creazione di coppie elettrone lacuna (E = 3.62 ev ). 18

23 Fotorivelatori 2.2 Dispositivi a stato solido Fotodiodo a giunzione PN La giunzione PN è l elemento fondamentale nell impiego di materiali semiconduttori sia per l elettronica che per la tecnologia dei fotorivelatori. Figura 2.3: Giunzione PN. Il contatto di due regioni di semiconduttore a drogaggi P e N, genera un flusso di diffusione di cariche, per compensare lo squilibrio nelle concentrazioni delle cariche stesse ai lati della giunzione; gli elettroni migrano verso il materiale drogato P e le lacune verso quello N, fino all interruzione del processo quando i due livelli di Fermi coincidono. All equilibrio la differenza di potenziale di contatto costituisce una barriera per le cariche libere maggioritarie, rispettivamente gli elettroni nella parte drogata N e le lacune nella parte P (Figura 2.3). La ricombinazione neutralizzazione origina una regione di svuotamento, intorno alla giunzione, libera da cariche mobili e neutra, di dimensioni: [ ( 2εo ε r V o 1 W d = + 1 q N a N d )] 1 2 (dove V o è la differenza di potenziale applicata esternamente alla giunzione, N a è la densità di accettori e N d di donatori) con un campo elettrico alla giunzione: E(x) = V/d (q/2ε o ε r ) N d N a (x d/2) Questa zona è fondamentale per i rivelatori a semiconduttore: infatti è qui che il passaggio di radiazione energetica crea coppie elettrone lacuna, che fluendo in direzione opposta, generano un impulso di corrente elettrica I(t) misurabile. 19

24 2.2 Dispositivi a stato solido Fotorivelatori Per avere un buon funzionamento di questi dispositivi si cerca di ottimizzare la dimensione della regione di svuotamento: piccole dimensioni per elevata frequenza di risposta (si riduce il tempo di transito), grandi dimensioni per aumentare l efficienza quantica. Di fatto però la sola giunzione PN non può essere usata direttamente, essendo troppo piccola sia la regione di svuotamento che la differenza di potenziale di contatto. La necessità di allargare la regione a ridosso della giunzione e di instaurarvici un campo E abbastanza intenso per permettere alle cariche create di muoversi e originare una corrente misurabile, si risolve applicando alla giunzione PN una tensione di polarizzazione inversa. Figura 2.4: Polarizzazione inversa della giunzione PN. Nel caso di polarizzazione diretta la corrente cresce rapidamente con il voltaggio esterno applicato: collegando la polarità positiva alla porzione drogata P, si ottiene un abbassamento del potenziale alla giunzione e aumento della conducibilità. Nel caso di polarizzazione inversa (quello operazionale per i fotorivelatori) invece, il potenziale cresce e la regione di svuotamento aumenta. In questa configurazione solo le cariche minoritarie (elettroni nella parte drogata P e lacune in quella N) possono attraversare liberamente la giunzione, dando un debole contributo di corrente inversa di saturazione (Figura 2.4). La regione di svuotamento, infatti, non è del tutto priva di cariche; i materiali semiconduttori presentano impurità e imperfezioni, che generano gap energetici fra le bande: elettroni di valenza possono quindi passare dalla banda di valenza fino a quella di conduzione, creando così una coppia, senza il passaggio di una particella o di radiazione; anche nel caso di semiconduttori 20

25 Fotorivelatori 2.2 Dispositivi a stato solido totalmente privi di impurità, il passaggio fra le bande può avvenire a spese di energia termica. L applicazione di un tensione di polarizzazione inversa mette in movimento le cariche originate termicamente nella depletion region, originando una piccola corrente inversa di saturazione, che nel caso di fotorivelatori viene chiamata dark current. Generazione del segnale Il passaggio di radiazione attraverso la regione di svuotamento produce portatori di cariche liberi che vengono separati e guidati dal campo elettrico E (x) verso gli elettrodi opposti, generando una corrente per volt che per una geometria planare (come il caso della giunzione PN) è del tipo: i = qv dv w dx = qve w dove V w è il potenziale che si ottiene ponendo un elettrodo a 1V e gli altri a terra, q è la carica prodotta in x con una velocità v. In termini di velocità di deriva v = µe = µ Vo (µ mobilità dei portatori d di carica e d dimensione della regione di svuotamento) e di campo elettrico E w = dvw : dx i = qµ V o 1 d d = qµv o d 2 Da quest espressione si può risalire alla carica totale collezionata nei rispettivi tempi di raccolta di elettroni e lacune: t e = x = x v e µ e E = xd µ e V o dove x indica la distanza, da uno degli estremi della regione di svuotamento d, del punto di generazione della coppia elettrone lacuna t h = d x v h trovando, rispettivamente: = d x µ h E Q e = i e t e = qµ e V o d 2 = (d x)d µ h V o xd = q x µ e V o d ( 1 x d V o (d x)d Q h = i h t h = qµ h = q d 2 µ h V o Risulta evidente dalle espressioni come la carica raccolta dipenda dalla posizione di creazione delle coppie; poiché la mobilità degli elettroni è circa tre volte maggiore di quella delle lacune, il segnale di output inizialmente è dovuto unicamente agli elettroni [4]. 21 )

26 2.2 Dispositivi a stato solido Fotorivelatori Parametri caratteristici Le caratteristiche principali che ne determinano il funzionamento sono: l efficienza quantica, la velocità di risposta e il rumore. Efficienza quantica: il numero medio di coppie create per un singolo fotone incidente dipende sia dalle proprietà della regione di svuotamento che dalla lunghezza d onda λ della luce incidente. Per λ troppo grandi la radiazione non ha energia a sufficienza per creare coppie, mentre per λ piccole le coppie vengono create alla superficie del dispositivo e il tempo di ricombinazione non permette alle cariche di raggiungere gli elettrodi. Non può essere trascurata nemmeno la componente di luce riflessa. Velocità di risposta: questo parametro è limitato sia dal tempo di deriva dei portatori nella regione di svuotamento che dal tempo di diffusione fuori dalla regione (sopratutto per questo si può posizionare la giunzione alla superficie). Rumore: il fotodiodo può dare in uscita segnali di origine termica, o di altra natura, che in realtà non provengono da particelle energetiche o radiazione, incidenti (dark count) Fotodiodo a giunzione PIN Per cercare di migliorare le proprietà di assorbimento e conversione della luce di questi dispositivi, è stato sviluppato il diodo a giunzione PIN: questa configurazione, caratterizzata da un ampia regione di svuotamento, preceduta da una minima zona drogata, si ottiene ponendo uno strato di semiconduttore debolmente drogato (intrinseco) fra quelli P e N (Figura 2.5). Ne risulta una zona di svuotamento di dimensioni µm, contro i valori tipici della giunzione PN ( 1 µm). I maggiori valori di µ che caratterizzano il materiale intrinseco rispetto a quelli drogati, compensano l aumento del tempo di transito nell ampia regione di svuotamento. Strutturalmente, oltre agli strati antiriflettente sulla finestra d accesso e riflettente sul lato opposto, si può porre la zona di entrata della luce sulla superficie laterale; in questo modo si riduce la perdita di γ per assorbimento nella regione P. I due principali limiti operazionali, per i fotodiodi PIN, sono rappresentati dalla corrente oscura e dal nuclear counter effect (NCE). 22

27 Fotorivelatori 2.2 Dispositivi a stato solido Figura 2.5: Schema di diodo PIN e andamento del campo elettrico. La corrente oscura è data principalmente dalla somma dei termini di corrente di diffusione e di generazione; ricordando che la concentrazione di carica in banda di conduzione n i exp{ Eg } si trova: 2KT corrente di diffusione n i 2 (domina ad alta T, quando l altro contributo satura); corrente di generazione n i Il NCE è il conteggio di segnali spuri, dato da particelle o radiazioni diverse da quelle in esame Fotodiodo a valanga (APD) Generalmente i fotodiodi a giunzione PN, o PIN, hanno un guadagno di ordine 1 e necessitano di sistemi di amplificazione. Il problema può essere aggirato impiegando fotodiodi a valanga, caratterizzati da guadagni che possono arrivare fino a 10 5 o I fotodiodi a valanga sfruttano una regione di campo elettrico E (x) intenso per moltiplicare le cariche elettriche attraverso il processo di ionizzazione da impatto; analogamente a quello che avviene nei gas il campo E (x) esterno accelera gli elettroni primari prodotti dalla radiazione incidente e se la loro energia è sufficiente possono liberarne uno o più secondari, i quali a loro volta, accelerati dal campo elettrico, possono produrre coppie terziarie, e così via. 23

28 2.2 Dispositivi a stato solido Fotorivelatori Il processo di moltiplicazione cresce fino a generare una valanga, che produce una corrente molto maggiore di quella dei fotodiodi ordinari, ma comunque proporzionale all energia persa dalla particella incidente [6]. Generazione del segnale Figura 2.6: Schema di funzionamento di un APD. La produzione di un segnale è così articolata (Figura 2.6): La radiazione incidente penetra nello strato di semiconduttore dove incontra subito una zona ( 2 µm) fortemente drogata (p ++ ) in cui ha luogo la conversione in una coppia; come per gli altri fotorivelatori a stato solido, le dimensioni sono un compromesso fra alta efficienza quantica e minimizzazione di segnali spuri (NCE) e di dark current. L elettrone appena prodotto arriva poi alla zona drogata p dove campi dell ordine di 10 kv/cm lo accelerano. L elettrone arriva alla regione drogata n ( 5 µm) dove ha luogo la moltiplicazione (E 100 kv/cm). La valanga di cariche prodotte attraversa ora una regione debolmente drogata, zona di deriva, con una bassa capacità per diminuire il contributo del rumore. Infine le cariche moltiplicate arrivano alla regione (n ++ ), che fa da contatto ohmico insieme alla zona p ++, dove avviene la raccolta. 24

29 Fotorivelatori 2.2 Dispositivi a stato solido Paramentri caratteristici L efficienza quantica è data dalle caratteristiche intrinseche del semiconduttore e può raggiungere valori prossimi al 100% utilizzando finestre di entrata di materiali antiriflettenti, tipo SiO 2 o Si 3 N 4. Il nuclear counter effect (creazione di coppie da parte di particelle al minimo di ionizzazione) può essere trascurato (rispetto a dispositivi tipo il PIN) in quanto solo gli elettroni spuri creati prima della regione di amplificazione e le lacune create subito dopo, vengo amplificate: il loro contributo può essere discriminato rispetto a quello dei fotoelettroni. La corrente oscura (dark current), dovuta al moto di portatori minoritari in caso di polarizzazione inversa (regime operazionale del fotodiodo), è data principalmente dai contributi della corrente superficiale (originata da moti di carica attraverso la superficie dell APD, risulta V bias ) e di quella interna (data dalla generazione termica di portatori, è V bias ). Il maggiore contributo al rumore è dato dalla componente interna prodotta prima e dentro la regione di moltiplicazione. Per i fotodiodi a valanga al silicio, la corrente oscura raggiunge valori dell ordine del na. Trascurando il termine dovuto alla corrente oscura, il guadagno può essere approssimato da M I I P (I corrente in uscita e I P corrente dei fotoelettroni prima della moltiplicazione); questo guadagno in corrente è funzione della tensione di polarizzazione che regola l intensità del campo elettrico e quindi il fattore moltiplicativo. Modalità di funzionamento Il parametro fondamentale che determina il funzionamento di un APD, e la sua modalità d uso, è la tensione di polarizzazione inversa V bias : graficando (Figura 2.7) l andamento della corrente raccolta in funzione della V bias (in scala logaritmica) si possono distinguere le due differenti regioni di funzionamento, proporzionale o in modalità Geiger. Fino alla tensione detta di breakdown, V B, il segnale rimane proporzionale all energia depositata nel dispositivo e il guadagno varia da un fattore 10 ad alcune centinaia; per tensioni negative maggiori invece le dimensioni della regione di svuotamento e il campo elettrico portano il fattore G fino a valori di 10 6, originando una scarica che coinvolge tutto il volume e causa la perdita della proporzionalità: in questa condizione il fotodiodo a valanga si dice operare in modalità Geiger (GM APD), e perde la linearità segnale energia depositata, diventando unicamente un contatore delle particelle incidenti. 25

30 2.2 Dispositivi a stato solido Fotorivelatori Figura 2.7: Caratteristica I V per un singolo GM APD: andamento della corrente inversa in funzione della tensione di polarizzazione, in prossimità del valore di breakdown, corrispondente all intercetta del fit parabolico con l asse delle tensioni[7]. Gli sviluppi più recenti in questo settore hanno prodotto una nuova classe di fotorivelatori al silicio, basati sulla tecnologia dei GM APD: i SiPM. 26

31 Capitolo 3 SiPM Uno dei maggiori risultati nell ambito delle moderne ricerche sui fotodiodi a stato solido, è stata la realizzazione di un nuovo tipo di fotorivelatore, che unisce i vantaggi dei tubi fotomoltiplicatori alle proprietà della tecnologia del silicio. Gli studi iniziali si devono a Golovin e Sadygov [11, 12] e risalgono alla metà degli anni 90. Questo nuovo dispositivo, il Silicon PhotoMultiplier (SiPM), offre elevate sensibilità nel conteggio di singolo γ, alta efficienza quantica, insensibilità ai campi magnetici e basse tensioni di lavoro, insieme ad altre caratteristiche che lo rendono ideale sia per set-up sperimentali dove sia richiesta sensibilità a bassi flussi di fotoni (misure di vite medie e analisi di fluorescenze, analisi di bioluminescenze e rivelatori a luce Cherenkov) che per alti flussi di fotoni (calorimetri ad alta energia) e insensibilità ai campi B (integrazione di tomografia assiale a positroni con risonanza magnetica). Il SiPM è realizzato attraverso una matrice bidimensionale di fotodiodi a valanga, operanti in modalità Geiger (GM APD), letti in parallelo su un uscita comune: il segnale raccolto è dato dalla somma di tutti gli APD colpiti da un fotone e interessati dalla scarica Geiger (i guadagni sono dell ordine di 10 6 ). In questa configurazione ogni singolo pixel della matrice opera come un rivelatore binario (si accende quando colpito da un γ), mentre l insieme si comporta come un rivelatore proporzionale, per flussi di fotoni non troppo elevati. Le micro celle sono connesse in parallelo e vengono polarizzate inversamente a tensioni prossime al valore di breakdown; per questi V bias si genera un campo E (x) tale da permettere ad ogni APD di operare in modalità Geiger [9]. I dati e le caratteristiche specifiche che verranno citati successivamente, si riferiscono ai particolari SiPM impiegati in questo lavoro di tesi, sviluppati e prodotti all ITC-irst (Centro di Ricerca Scientifica e Tecnologica della Fondazione Bruno Kessler) di Trento [7, 8]. 27

32 3.1 Struttura SiPM 3.1 Struttura I singoli fotodiodi che compongono il SiPM, di dimensioni µm 2, sono realizzati da una giunzione N + P (situata a 100 nm dalla superficie), in serie con una resistenza di smorzamento (R quenching 300 KΩ, valore stimabile dal fit della parte lineare della caratteristica corrente tensione del GM APD), che limita la corrente a qualche decina di µa. Per mantenere l isolamento delle singole micro celle e impedire interazione fra i singoli diodi, vengono utilizzate configurazioni al contorno (Una regione non attiva, lungo tutto il bordo), tali da inibire le correnti fra i singoli pixel, ridurre i campi laterali e mantenere l isolamento elettrico La regione attiva è composta da uno strato di silicio drogato P di spessore 4 µm, completamente svuotato di cariche maggioritarie alle tensioni operative (Figura 3.1). Il profilo di drogaggio della struttura, è tale da massimizzare la fotorivelazione per regioni limitate dello spettro. Figura 3.1: Schema di una singola cella GM APD di un SiPM [7]. La matrice completa è realizzata attraverso contatti metallici superficiali e il substrato, che connettono, in parallelo, i singoli pixel. Il risultato di questo mosaico di fotodiodi è una struttura a matrice di celle e dimensioni utili variabili da 1 ad alcuni mm 2 (Figura 3.2). 28

33 SiPM 3.2 Caratterizzazione Figura 3.2: Ingrandimento di un SiPM prodotto dall FBK dell ITC irst. 3.2 Caratterizzazione La caratterizzazione dei SiPM richiede la determinazione della dipendenza da temperatura e tensione di polarizzazione della corrente, della tensione di breakdown, della resistenza di smorzamento, dell efficienza di fotorivelazione, del tasso di dark count, del guadagno, della probabilità di cross talk ottico e di after pulse. Queste misure possono essere effettuate, equivalentemente, o sfruttando il dark count (cioè i segnali prodotti da elettroni termici) o illuminando direttamente il SiPM con una sorgente (cioè segnali innescati da γ), in quanto i 2 tipi di segnali sono identici; l unico fattore, in più, da considerare nel secondo tipo di misure è l efficienza di fotorivelazione (photon detection efficiency, Vedi 3.3.2), cioè il rapporto fra il numero di segnali di output e il numero di fotoni incidenti Caratteristica I-V L andamento atteso per la caratteristica corrente-tensione di polarizzazione (V bias ), essendo il segnale in uscita il risultato della lettura in parallelo di n GM APD interessati dal fenomeno di moltiplicazione a valanga, dovrebbe essere sostanzialmente identico a quello tipico del singolo fotodiodo a valanga (Figura 2.7). La configurazione strutturale dei SiPM però (in particolare la possibilità di interazioni fra i singoli pixel della matrice), fa si che il grafico I V sia leggermente differente (Figura 3.3 ): il fatto che l andamento dei punti sperimentali risulti compreso fra i dati corrispondenti a quelli di singolo 29

34 3.2 Caratterizzazione SiPM GM APD, moltiplicati per il numero di pixel del SiPM, evidenzia come la corrente sia, in realtà, un valore medio fra quelli del singolo pixel. Figura 3.3: Andamento I V per un SiPM, confrontato con quello di 2 singoli GM APD [7] Dal grafico può essere estrapolato il valore V B della tensione di breakdown, come vertice della parabola del fit della regione corrispondente a tensioni maggiori di V B. La legge parabolica rimane valida per V = V bias V B (T ) 8 V, poi la corrente diventa tale da rendere confrontabili i tempi di smorzamento della valanga, con i tempi di ricarica della capacita del diodo (τ = R Q C D 25 ns): la carica che attraversa il terminale di output nel tempo di smorzamento non è più trascurabile rispetto alla carica richiesta per la ricarica a V bias e si perde la dipendenza parabolica con il bias. La discrepanza fra il fit e i punti sperimentali, che si evidenzia per V oltre i 5 V, è giustificabile in termini di cross talk ottico fra micro celle (Vedi 3.2.3). 30

35 SiPM 3.2 Caratterizzazione Segnale Il segnale tipico in output da un SiPM è analogo a quello della singola micro cella e presenta il tipico andamento di Figura 3.4. Figura 3.4: Segnali caratteristici di dark count del SiPM, corrispondenti a differenti tensioni di polarizzazione [7]. Si tratta di un rapido impulso, di ampiezza dell ordine di pochi ns, seguito da una coda esponenziale: il picco è dato dalla moltiplicazione a valanga e dalla scarica della capacità del diodo C D, mentre la coda esponenziale è data dal processo di ricarica della capacità totale, successiva allo smorzamento della valanga, caratterizzata da una costante di tempo τ = R Q (C D + C Q ) (La capacità C D è valutata in 50 ff, mentre C Q è una capacità parassita in parallelo alla resistenza di smorzamento R quenching.). La coda esponenziale e la costante di tempo, sono parametri importanti per definire il recovery time del dispositivo, cioè il tempo necessario per ricaricare il diodo al 99% della tensione V B ; è un valore importante in quanto stabilisce una soglia superiore al flusso di fotoni rivelabili, in caso di illuminazione costante. I segnali osservati sono affiancati da eventi spuri (Figura 3.5). Il grafico evidenzia sia segnali singoli che segnali doppi: i primi sono quelli previsti teoricamente e corrispondono a un segnale da un singolo pixel, 31

36 3.2 Caratterizzazione SiPM Figura 3.5: Collezione di segnali singoli ( s ), segnali doppi ( d ) e con after pulse( a ) [7]. mentre i secondi sono associati alla lettura contemporanea di segnale da due pixel (Vedi 3.2.3). L ultimo segnale presenta invece after pulse (Vedi 3.2.4) Cross-talk ottico Questo fenomeno si genera quando, durante il processo di moltiplicazione a valanga, gli elettroni accelerati emettono fotoni γ che vanno a colpire la regione attiva di micro celle adiacenti, innescandovi nuove scariche, come se fossero state colpite da fotoni esterni. Si perde così l indipendenza fra i pixel, portando ad un comportamento non Poissoniano della distribuzione del numero di celle colpite. Segnali originati da questa interazione fra un pixel e n adiacenti, sono identificabili dagli impulsi, con guadagni n volte maggiori di quelli attesi per la rivelazione di un fotone da parte di una singola micro cella. La probabilità di cross-talk ottico, dipendendo dal numero di elettroni che emettono fotoni durante la scarica, aumenta con la tensione di bias; quando V è tale da rendere la carica media, originata da questo fenomeno, considerevole, l andamento corrente-tensione si discosta in maniera apprezzabile dal fit parabolico (Figura 3.3). 32

37 SiPM 3.2 Caratterizzazione After-pulse Gli after pulse sono segnali spuri, successivi al segnale innescato da un fotone; si verificano quando parte delle cariche create durante il processo di moltiplicazione di un fotoelettrone, rimangono intrappolate in impurità della struttura cristallina (livelli energetici nel gap proibito) e vengono rilasciate con un certo ritardo, originando così nuove valanghe e segnali successivi al primario, lungo la sua coda esponenziale (Figura 3.6). Figura 3.6: Serie di 9 esempi di segnale affetto da after pulse (Il progressivo aumento nell ampiezza dei segnali secondari è dovuto all aumento di guadagno corrispondente alla ricarica della capacità del diodo a V bias ) [7]. L evidenza di questo fenomeno è data dallo studio della distribuzione in carica del segnale: i dati sperimentali, per valori differenti di bias, presentano, oltre al picco principale, una coda e un picco associabili a eventi con carica maggiore (Figura 3.7); il numero di eventi caratterizzati da questi impulso secondario, è tale da escludere un origine di dark count (rate di khz) in favore di fenomeni di after pulse. 33

38 3.2 Caratterizzazione SiPM Figura 3.7: Distribuzione di carica del segnale di SiPM, per 3 differenti V bias. Si evidenziano a fianco dei 3 picchi primari, 3 picchi secondari, corrispondenti a eventi meno frequenti rispetto a quelli primari, ma caratterizzati da carica maggiore: gli after pulse [7]. La percentuale di eventi affetti da questa distorsione del segnale dipende da V bias (Figura 3.8 ). Figura 3.8: Andamento della probabilità di after pulse, in funzione della tensione di bias [7]. 34

39 SiPM 3.3 Parametri 3.3 Parametri Conteggio di fotoni Le caratteristiche di funzionamento dei SiPM ne fanno eccellenti dispositivi per il conteggio di fotoni incidenti, con capacità di risoluzione tali da essere operativi anche per flussi di fotoni estremamente ridotti, dell ordine delle unità. Conteggi in queste condizioni posso essere fatti analizzando il dark count (si sfrutta la perfetta analogia dei segnali di origine termica rispetto a quelli originati dai fotoni). Graficando la distribuzione in carica dei segnali in output, in termini di conteggi di canali di ADC (Figura 3.9), si evidenzia l ottima risoluzione dei segnali corrispondenti a 1 singolo fotoelettrone, a 2 (trattandosi del segnale corrispondente alla rivelazione contemporanea da parte di 2 pixel, il numero di conteggi diminuisce rispetto al caso di singolo evento), e cosi via per i successivi. Figura 3.9: Distribuzione in carica dai segnali di dark count, o conteggi di singolo fotone [10]. Senza considerare il primo picco in fig. 3.9, che è associato al valore piedistallo dell ADC, cioè al rumore intrinseco dell elettronica associata al sistema, si può dare un ottima stima del guadagno del SiPM dal valore della distanza fra 2 picchi successivi. Il guadagno G può infatti essere definito 35

40 3.3 Parametri SiPM come il rapporto fra il numero di canali di ADC tra 2 picchi, moltiplicato per la carica relativa al singolo canale e diviso per la carica dell elettrone: G = ADCcount Q ADC Q e Efficienza nella rivelazione di fotoni L efficienza di rivelazione dei fotoni (Photon Detection Efficiency), misura la frazione di fotoni incidenti rivelati in uscita; nel caso del SiPM, la valutazione della PDE richiede, oltre all efficienza quantica, di tenere conto anche di: cariche che non sono in grado di dare segnali di ampiezza sufficiente per essere rivelati; impulsi in uscita non originati dai fotoni incidenti (Vedi 3.2.3, e ) efficienza geometrica ε geom, intesa come frazione sensibile della superficie totale; tempo di recupero del singolo pixel. La PDE è differente dall efficienza quantica, QE, (che rappresenta solo uno dei parametri che determinano la PDE), vista per altri tipi di fotorivelatori, che valuta, invece, il numero di coppie elettrone lacuna create, rispetto al numero di fotoni incidenti: come per altri dispositivi a stato solido basati sul silicio, la QE del SiPM è 70%, mentre l efficienza di rivelazione di γ si attesta su 50% Dark count Nel caso del SiPM, come per tutti i dispositivi a stato solido, la fonte principale del rumore è dovuta all eccitazione termica che, generando cariche nella zona attiva del silicio, vengono amplificate dal rivelatore e producono in output segnali identici a quelli prodotti da fotoni incidenti. I conteggi di segnali spuri in generale, sono imputabili sia a impulsi primari innescati da coppie elettrone lacuna originate, termicamente, nella regione di svuotamento dei singoli pixel, che a after pulse di ampiezza sufficiente per originare una scarica. A differenza degli APD però, il rumore di questo tipo è praticamente trascurabile rispetto al segnale, come conseguenza dei valori di guadagno. 36

41 SiPM 3.3 Parametri Il numero di falsi eventi per secondo, è influenzato dall area sensibile del SiPM, dalla tensione di polarizzazione e dalla temperatura. La dipendenza da V bias è lineare e il fit dei dati sperimentali permette di risalire a V B (Figura 3.10). Figura 3.10: Frequenza di dark count in funzione di V bias [7]. Variando le tensioni applicate è possibile mantenere fisso il guadagno e studiare la dipendenza del dark count dalla temperatura (Figura 3.11). Si evidenzia un trend decrescente da 1 2 MHz/mm 2 a temperatura ambiente, a 200 Hz/mm 2 a temperature intorno ai 100 K (Questa caratteristica limita le capacità operative del SiPM per singoli conteggi di γ, su larga area e a temperatura ambiente) Guadagno L andamento tipico del guadagno, per un SiPM, è riportato in Figura La dipendenza da V bias è lineare (a differenza dell andamento esponenziale dell APD) e il fit dei dati sperimentali permette di risalire a V B, potenziale di breakdown. Il guadagno, per questo strumento, può essere valutato in vari modi: ricorrendo a misure su impulsi di dark count (Vedi 3.3.3); dalla corrente inversa di saturazione e dal tasso di dark count (G = I sat /(dc q)); 37

42 3.3 Parametri SiPM Figura 3.11: Frequenza di dark count in funzione della temperatura (L andamento è normalizzato al mm 2 ) [8]. Figura 3.12: Andamento del guadagno in funzione di V bias per il SiPM [7]. 38

43 SiPM 3.4 Vantaggi dallo spostamento dei picchi della distribuzione in carica del fondo di rumore (Vedi Figura 3.9), in funzione di V bias. Le tecniche più usate sono la seconda e la terza, in ottimo accordo fra loro; l unica discrepanza che si evidenzia (minore del 7%), è dovuta al fatto che l ultima tiene in considerazione anche i contributi di cross talk ottico (Vedi 3.2.3) e after pulse (Vedi 3.2.4). Per quanto riguarda la dipendenza del guadagno dalla temperatura, il fattore che li connette è la tensione di breakdown: alla sua crescita con T corrisponde una diminuzione del guadagno (Fiugura 3.13). Figura 3.13: Andamento del guadagno in funzione della temperatura [8]. 3.4 Vantaggi In definitiva questi tipi di dispositivi presentano una serie di vantaggi rispetto agli analoghi della categoria (sia a vuoto che a stato solido): Piccole dimensioni ( 2 mm 2 ); Operatività a temperatura ambiente; Insensibilità ai campi magnetici; 39

44 3.4 Vantaggi SiPM Basse tensioni di polarizzazione (sotto i 100 V, tipicamente V ); Bassa risoluzione temporale ( 100 ps ); Basso tempo morto ( 20 ns ); Alta efficienza quantica ( 70% minimo); Alta sensibilità al conteggio di singolo fotone; Alti valori di guadagno (da 10 5 a 10 6 ); Prezzi. E chiaro che grazie a questa lunga serie di vantaggi, i silicon photon multiplier rappresentano una tecnologia ad ampio spettro di applicazioni. 40

45 Capitolo 4 Progetto del telescopio e test dei componenti Il telescopio per muoni cosmici, sviluppato in questo lavoro di tesi, è strutturato su 4 piani distinti, formati ciascuno da tre tegole di materiale scintillatore plastico affiancate, di dimensioni cm 3 (Figura 4.1). Figura 4.1: Schema del telescopio: l accensione dei LED corrispondenti alle tegole di scintillatore attraversate da un raggio cosmico, permette di visualizzarne la traccia. La luce prodotta dal passaggio di µ cosmici viene raccolta tramite una fibra ottica WLS (wave length shifter) verde collocata in una scanalatura centrale che attraversa la tegola per tutta la sua lunghezza. Un capo della fibra è alluminizzato e l altro capo è posto a contatto di un SiPM per la rivelazione del segnale e successiva visualizzazione mediante una matrice di LED posta sul fronte dello strumento. 41

46 4.1 Scintillatori Progetto del telescopio e test dei componenti Le dimensioni di ciascun piano sono cm 2 con una distanza fra i piani variabile da 30 cm a 60 cm, per consentire la tracciatura di µ cosmici più o meno inclinati rispetto allo zenit. La realizzazione del telescopio ha richiesto innanzitutto una serie di test per verificare la funzionalità dei componenti fondamentali, gli scintillatori e i SiPM. 4.1 Scintillatori Il test effettuato con gli scintillatori è stato finalizzato sia a verificare la possibilità di avere un segnale utile, in termini di altezza, in corrispondenza del passaggio di un raggio cosmico, sia a valutare una soglia minima in tensione, per discriminare i segnali utili dal rumore di fondo, in funzione delle dimensioni dello scintillatore e della posizione della fibra ottica utilizzata per la raccolta della luce. Figura 4.2: Foto del set-up sperimentale utilizzato per i test sullo scintillatore. Si notano il telescopio per il trigger sui raggi cosmici, la tegola con la fibra ottica, il SiPM e il circuito pre amplificatore. 42

47 Progetto del telescopio e test dei componenti 4.1 Scintillatori La strumentazione utilizzata per questo tipo di misurazione (Figura 4.2) è costituita da: una scatola buia, necessaria per isolare la strumentazione fotosensibile dalla luce esterna; un SiPM (prodotto dalla FBK di Trento.); un circuito di alimentazione (generatore di tensione TTi PL601, fondoscala 60V /1.5A a lettura digitale, con sensibilità al centesimo di volt, operato a V bias = V ) e un pre amplificatore (AMP0611 Photonique S.A., 10x-20x per alimentazione da 4V a 10V) per il SiPM; un sistema di trigger per raggi cosmici, formato da due scintillatori a barretta di mm 3 sovrapposti, accoppiati mediante guide di luce a due fotomoltiplicatori tradizionali (fototubi Hamamatsu R7600U) come mostrato in figura 4.2; un crate NIM contenente i moduli di elettronica veloce usati per la logica di trigger e per l alimentazione dei fototubi; un oscilloscopio digitale per visualizzare il segnale prodotto dal SiPM (LeCroy waverunner 104xi, 1 GHz, 1 GS/s); un crate VME contenente un modulo ADC (CAEN v792, 4096 canali, sensibilità 100 fc/canale), un hard disk e una CPU, per misurare la carica del segnale analogico prodotto dal raggio cosmico e convertito dall ADC in segnale digitale. L acquisizione dai registri dell ADC avviene mediante un programma in C++ descritto in [13]. Il materiale scintillatore esaminato, identico a quello impiegato per il telescopio, è costituito da una tegola di dimensioni cm 3. Sulla base di alcuni studi preliminari descritti in [14, 15], si è deciso di collocare la fibra per la raccolta della luce, di tipo WLS (wave length shifter) verde, in una scanalatura profonda 2 mm posta al centro della tegola di scintillatore (Figura 4.3). Per fissare la fibra allo scintillatore si è usata una resina epossidica bicomponente specifica per gli accoppiamenti ottici con scintillatori plastici (colla Bicron BC 600, con indice di rifrazione 1.56 e trasmissione > 98% per lunghezze d onda superiori ai 400 nm). La fibra ottica, del diametro di 1 mm e alluminizzata ad un capo, è posta direttamente a battuta sulla matrice di pixel del SiPM con l aiuto di un blocchetto di plexiglass contenente il fotorivelatore (Figura 4.4), dotato di un foro di 1 mm di diametro che funge da guida. 43

48 4.1 Scintillatori Progetto del telescopio e test dei componenti Figura 4.3: La tegola di scintillatore del telescopio ( cm3 ), utilizzata per il test. Si nota la fibra ottica collocata nella scanalatura al centro della tegola. Figura 4.4: Dettaglio del sistema di guida della fibra sul fotorivelatore: si evidenziano la fibra, il foro di guida nel blocchetto di plexiglass e gli elettrodi per l alimentazione e la raccolta del segnale dal SiPM, collocato all interno del blocchetto. 44

49 Progetto del telescopio e test dei componenti 4.1 Scintillatori Sono state raccolte tre serie di dati in corrispondenza di differenti posizioni del telescopio di trigger sulla tegola: al centro, al bordo e sul fondo. In questo modo è stato possibile controllare la risposta del sistema per differenti posizioni di passaggio dei raggi cosmici. Le tre distribuzioni ottenute (Figure 4.5, 4.6 e 4.7) evidenziano come i punti selezionati diano sostanzialmente lo stesso segnale. Si distinguono, oltre al picco centrale, i conteggi di valori in overflow e dei piedistalli (utili per valutare l efficienza di rivelazione del sistema). Figura 4.5: Distribuzione 1: trigger posto sulla fibra, a metà lunghezza. La carica elettrica mediamente raccolta dall ADC al passaggio di muoni cosmici, corrisponde ad un segnale in tensione di altezza tipicamente superiore ai 200 mv, abbondantemente al di sopra del valore corrispondente al rumore di fondo (tipicamente mv ). Le dimensioni dello scintillatore (spessore in particolare) e la posizione della fibra ottica risultano quindi idonei a generare e raccogliere una quantità di luce sufficiente per la logica successiva e per l accensione di un LED. 45

50 4.1 Scintillatori Progetto del telescopio e test dei componenti Figura 4.6: Distribuzione 2: trigger posto sul bordo, a metà lunghezza. Figura 4.7: Distribuzione 3: trigger posto nell angolo, dalla parte opposta rispetto al SiPM. 46

51 Progetto del telescopio e test dei componenti 4.2 SiPM 4.2 SiPM Il prototipo richiede 12 SiPM funzionanti per cui si è proceduto alla caratterizzazione I-V dei SiPM da utilizzare per la costruzione del telescopio, per valutarne la correttezza di funzionamento e in particolare per determinare la tensione di breakdown, V B. La strumentazione utilizzata per la caratterizzazione I V dei SiPM è mostrata in figura 4.8: Figura 4.8: Foto del set-up sperimentale per la caratterizzazione dei SiPM. Si notano il generatore di tensione, il picoamperometro, il SiPM (protetto da nastro isolante) la gabbia di Faraday e l isolamento luminoso. un generatore di tensione TTi QL355, con risoluzione al mv, fondo scala 35 V ; un picoamperometro KEITHLEY 6514 per misure da ±100 aa a ±21 ma, con precisione rispettivamente: Range 200 pa 2 na 20 na 200 na 2 µa Accuracy ±(%rdg+counts) una scatola metallica per isolare il SiPM dal rumore elettromagnetico ambientale (gabbia di Faraday); una scatola buia per isolare il sistema dalla luce esterna; 47

52 4.2 SiPM Progetto del telescopio e test dei componenti L utilizzo della gabbia di Faraday si è reso necessario a causa dell elevata sensibilità dell amperometro al rumore elettromagnetico ambientale. La caratterizzazione è stata effettuata senza preamplificazione dei SiPM. La raccolta dati è stata compiuta, a intervalli di 1 V, per tensioni comprese fra 15 V e 40 V ; le tensioni comprese fra i 35 V e i 40 V, fuori dal range del generatore, sono state ottenute aggiungendo, in serie, i 5 V necessari a quelli forniti dall alimentatore principale. Figura 4.9: Caratteristiche I V dei 12 SiPM da utilizzare nel telescopio. Si notano le due differenti regioni di funzionamento,proporzionale e Geiger, separate dalla tensione di breakdown V B. Il risultato del test è mostrato in figura 4.9. Le curve di caratterizzazione I V per 12 SiPM sono perfettamente compatibili con quelle pubblicate dall FBK[7], produttrice dei fotorivelatori. Dal grafico si evidenzia chiaramente come i SiPM analizzati appartengano a due differenti gruppi, caratterizzati da un diverso valore della tensione di breakdown (V B = 30 V e V B = 31 V ): ciò può essere dovuto a differenze nei wafer di silicio da cui sono stati ottenuti i SiPM. 48

53 Capitolo 5 Realizzazione del telescopio Lo sviluppo e la costruzione della parte elettronica e della parte meccanica del prototipo sono state effettuate in parallelo. Per ogni piano sono state preparate le tegole di scintillatore, i blocchetti per l alloggiamento dei SiPM e la loro connessione con le fibre e i circuiti integrati per un primo livello di elettronica. I segnali in uscita dai quattro piani, indipendenti fra loro, sono stati poi connessi ad una scheda logica centrale, necessaria per individuare gli eventi originati dal passaggio di un muone cosmico tramite coincidenza fra tegole di piani diversi e per accendere i LED, posti sul fronte dello strumento, in corrispondenza degli scintillatori attraversati dalla particella. I circuiti integrati per la gestione dei segnali, dai SiPM ai LED, sono stati progettati e realizzati presso il laboratorio di elettronica della sede locale dell INFN, mentre l officina meccanica si è occupata della lavorazione degli scintillatori. 5.1 Parte elettronica L elettronica si articola su due livelli (Figura 5.1). Un primo livello, comune ad ogni fotomoltiplicatore, è costituito da un circuito contenente un amplificatore, un comparatore e i sistemi di distribuzione delle tensioni di alimentazione dei vari componenti necessari per convertire l impulso prodotto dai SiPM in un segnale digitale. Nel secondo livello, una scheda logica (Figura 5.3) comune a tutti e 12 i fotomoltiplicatori, raccoglie i segnali digitali, effettua la logica di coincidenza attraverso un FPGA (Field Programmable Gate Array) ed ha la funzione di gestire l accensione dei LED. Di seguito vengono descritti in maggior dettaglio i componenti più rilevanti di questa parte del progetto. 49

54 5.1 Parte elettronica Realizzazione del telescopio Figura 5.1: Schema del circuito elettronico per la gestione dei segnali prodotti dai SiPM. Amplificatore: formato da due transistor in successione, un NPN in configurazione a emettitore comune e un NPN in configurazione a collettore comune; il primo livello ha il compito di fornire la maggior parte del guadagno (un fattore 35 ) e invertire il segnale in ingresso; il secondo livello di amplificazione invece, oltre ad aggiungere un ulteriore fattore di guadagno di 5 (per un valore complessivo di 40 ), serve principalmente per adattare l impedenza dell uscita di emettitore dell amplificatore con gli stadi successivi (Figura 5.2). Comparatore: circuito integrato con uscita TTL differenziale, utilizzato per discriminare e convertire l impulso, amplificato, in uscita dal SiPM in un segnale digitale di altezza 3 V e aumentarne la lunghezza temporale dal centinaio di ns a qualche microsecondo (Figura 5.2). Il circuito, che lavora in logica negativa, permette di fissare un valore di tensione di soglia minimo: quando il segnale in input supera questo valore, in output si ha un livello logico basso, mentre appena il segnale scende sotto soglia si ha la commutazione dell output ad un livello logico alto (il tempo di switch è di 4 ns). È a questo livello che viene regolata la soglia per eliminare il rumore di fondo, di origine termica, dei SiPM: alimentando l elettronica del sistema con V cc = 3.0 V, è bastato fissare la soglia del comparatore a V soglia = 2.9 V per escludere tutti i segnali di ampiezza inferiore a 100 mv. 50

55 Realizzazione del telescopio 5.1 Parte elettronica Figura 5.2: Foto del primo prototipo di circuito per l amplificazione e comparazione del segnale prodotto dal SiPM. FPGA: dispositivo digitale formato da più macrocelle (insieme di porte logiche) connesse fra loro attraverso una matrice di connessioni e switch programmabili (Field Programmable Gate Array); l utente, attraverso il linguaggio di programmazione VHDL (Very High Speed Integrated Circuits Hardware Description Language) può, in un primo momento, progettare e simulare la struttura interna dell FPGA e successivamente, con la creazione di un file di programmazione, interagire e implementare direttamente l FPGA o attraverso un interfaccia con il programma o attraverso una EPROM in cui è stato memorizzato il file di programmazione. Per il corretto funzionamento l FPGA utilizzata (ALTERA FLEX 10K) richiede, oltre all EPROM e alle connessioni di interfaccia, anche un oscillatore a frequenza 10 M Hz per generare il segnale di clock. In più sono state aggiunte, nella scheda logica, 4 linee di ingresso per selezionare dall esterno differenti funzioni implementate nell FPGA: il test dei LED, la possibilità di mantenere visualizzata una traccia o la modalità di funzionamento automatico. La parte di elettronica comune a tutti i segnali è stata realizzata su una scheda logica unica (Figura 5.4) che contiene, oltre all FPGA e i circuiti necessari al suo funzionamento, connettori per le linee di input dai SiPM e di output verso i LED, il regolatore di corrente per alimentare i LED a V cc = 5.0 V e l FPGA a V cc = 3.3 V e i transistor necessari per pilotare i 51

56 5.1 Parte elettronica Realizzazione del telescopio Figura 5.3: Schema della scheda logica contenente l FPGA per realizzare la logica di coincidenza e l accensione dei LED. Figura 5.4: Foto del circuito per la gestione della logica di coincidenza. 52

57 Realizzazione del telescopio 5.2 Parte meccanica LED (la corrente in uscita dai pin dell FPGA non e sufficiente per pilotare direttamente l accensione dei LED). 5.2 Parte meccanica La parte costruttiva meccanica del telescopio e stata realizzata in 4 fasi distinte: Scintillatori Il materiale scintillatore e stato preparato in 12 tegole, tagliate alle dimensioni nominali di cm3, lavorate sulle facce laterali e lavorate con una fresa a controllo automatico (punta da 1 mm) per l incisione della scanalatura per la fibra. Figura 5.5: Dettaglio della fresatura a controllo automatico per la lavorazione delle tegole. Le fibre sono state poi collocate nella scanalatura alla profondita di 2 mm e incollate come descritto nel cap.4 e mostrato in figura 4.3. Frontalini Il sistema per connettere le tre fibre, provenienti dagli scintillatori di un singolo piano, ai relativi SiPM attraverso i blocchetti di plexiglass, e stato realizzato con 4 frontalini di alluminio, scavati da un lato per potervi alloggiare il fotorivelatore e forati dall altra per inserirvi la fibra ottica. 53

58 5.2 Parte meccanica Realizzazione del telescopio Figura 5.6: Particolare del frontalino di connessione fra il SiPM e la fibra dello scintillatore. La struttura risultante permette un certo gioco per regolare la posizione delle singole fibre rispetto ai SiPM. Isolamento luminoso A causa dell estrema sensibilita alla luce dei SiPM, i singoli elementi scintillatore fotorivelatore sono stati isolati dall esterno. Le tegole sono state impacchettate singolarmente utilizzando un rivestimento di plastica nera, per evitare l ingresso di luce e ridurre la dispersione della luce di scintillazione. Il sistema delle tre tegole di ogni piano, del frontalino e dei rispettivi SiPM e stato posto fra due piani di alluminio, chiusi sui lati e sigillato con silicone nero. 54

59 Realizzazione del telescopio 5.2 Parte meccanica Figura 5.7: Foto di uno dei 4 moduli con le 3 tegole di scintillatore, prima di essere sigillato con il nastro isolante e il silicone nero. Figura 5.8: Foto di uno dei 4 moduli: oltre al modulo isolato con il nastro nero, sono evidenti i circuiti per l elettronica con le loro alimentazioni, i cavi per il segnale di output e il frontalino con i LED. 55

60 5.2 Parte meccanica Realizzazione del telescopio Montaggio Per il montaggio completo di un singolo modulo, dopo averlo isolato, sono stati applicati ai tre SiPM le rispettive schede per l elettronica ed è stata fatta la cablatura necessaria per portare le alimentazioni ai LED, ai SiPM e all elettronica (rispettivamente 12, 33.5 e 5 volts) e per raccogliere i segnali digitali in uscita dai comparatori. Il piano è stato concluso applicando il frontalino con i tre LED (Figura 5.8). L assemblaggio definitivo del rivelatore è stato compiuto collocando i quattro moduli sui rispettivi piani di alloggiamento e connettendo i cavi dei segnali alla scheda per la gestione della logica di trigger (Figura 5.9). Figura 5.9: Foto del telescopio assemblato: si notano i 4 piani, con i rispettivi moduli, frontalini per i LED e la cablatura necessaria per le alimentazioni e per raccogliere i segnali in uscita, verso l FPGA. 56