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Puesta a punto y caracterización de un germanio ultrapuro como detector de Materia Oscura Patricia Villar Gómez Director: Dr. Eduardo García Abancéns Trabajo Fin de Máster Máster en Física y Tecnologías Físicas Universidad de Zaragoza Junio de 2013 ´ Indice general Resumen 1 1. Motivaci´on 1 1.1. La Materia Oscura del Universo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1 1.2. Detecci´on directa de Materia Oscura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2 2. El detector 5 2.1. Semiconductores de germanio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5 2.2. EldetectorCOSME ................................... 6 3. Caracterizaci´on previa del detector 9 3.1. Linealidad de la respuesta . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9 3.2. Resoluci´on en energ´ıa del detector . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11 3.3. Eficienciadeldetector .................................. 12 3.3.1. Fuentedifusa................................... 12 3.3.2. Fuentepuntual.................................. 12 4. Optimizaci´on del detector 15 4.1. Reducci´on del fondo radiactivo gamma . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15 4.2. Reducci´on de microfon´ıa y ruido electr´onico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16 4.2.1. Filtradoportiempo ............................... 17 4.2.2. Filtrado por cociente de canales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18 4.2.3. Comparativa de filtrados . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20 4.3. Reducci´on del fondo de neutrones . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21 4.4. Calibraci´on a baja energ´ıa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23 4.5. Activaci´on cosmog´enica residual . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24 5. Sensibilidad del detector para b´usqueda de Materia Oscura 25 6. Conclusiones 29 Resumen La b´usqueda de sucesos raros opoco probables requiere detectores de radiaci´on con un fondo radiactivo lo m´as bajo posible. En este contexto, los detectores que utilizan diodos semiconductores de germanio han alcanzado una posici´on privilegiada debido a su combinaci´on de excelente resoluci´on tanto energ´etica como temporal y a la radiopureza de sus cristales. Este trabajo presenta la puesta a punto y caracterizaci´on de un germanio ultrapuro como detector de Materia Oscura. El detector, que lleva 23 a˜nos protegido de la radiaci´on c´osmica y los ´ultimos 12 a˜nos inactivo, ha sido instalado en el Laboratorio Subterr´aneo de Canfranc (LSC). Se ha estudiado y caracterizado su respuesta (linealidad, umbral y resoluci´on en energ´ıa, eficiencia intr´ınseca, etc.), se ha analizado y reducido su fondo radiactivo y se han implementado t´ecnicas de filtrado de ruido electr´onico y microfon´ıa. Finalmente se ha estimado su sensibilidad como detector de la Materia Oscura del halo gal´actico. Cap´ıtulo 1 Motivaci´on 1.1. La Materia Oscura del Universo El estudio de la denominada Materia Oscura del Universo es uno de los mayores desaf´ıos actuales de la Cosmolog´ıa, la Astrof´ısica y la F´ısica de Part´ıculas. Existen poderosos argumentos te´oricos y numerosos datos experimentales, procedentes de ´ambitos muy diversos, desde la escala gal´actica hasta la cosmol´ogica, que indican que en el Universo hay mucha m´as materia de la que se ve, es decir, de la que emite alg´un tipo de radiaci´on. Entre las evidencias cabe mencionar la anisotrop´ıa del fondo c´osmico de microondas y las curvas de rotaci´on de las galaxias espirales o los efectos de lente gravitacional observados [1]. ´ Unicamente con la masa visible, la velocidad de rotaci´on de las estrellas de una galaxia, por ejemplo, deber´ıa disminuir con la distancia al n´ucleo gal´actico, algo que no ocurre (v´ease figura 1.1). La discrepancia te´orico-experimental se resuelve con la existencia de un halo gal´actico de Materia Oscura. Figura 1.1: Esquema del halo de la V´ıa L´actea (http://physics.uoregon.edu/) y curva de velocidades de rotaci´on de estrellas en la galaxia NGC 3198 (http://bustard.phys.nd.edu/) en funci´on de la distancia al centro de la galaxia. Los puntos representan las observaciones experimentales, la l´ınea discontinua corresponde a la curva esperada para la materia luminosa y la l´ınea continua a la esperada si existe un halo gal´actico de Materia Oscura. 1 Cap´ıtulo 1. Motivaci´on 1.2 Detecci´on directa de Materia Oscura El modelo actual del Universo, denominado ΛCDM, describe un Universo plano aceler´andose en el que un 68 % ser´ıa energ´ıa (denominada Energ´ıa Oscura de la que no se conoce su origen y naturaleza) y el 32 % restante ser´ıa materia. S´olo el 16 % de la materia es bari´onica (y s´olo una cuarta parte de ´esta es luminosa), siendo el 84 % restante Materia Oscura, que no encaja en el Modelo Est´andar de la F´ısica de Part´ıculas y nos lleva a buscar una explicaci´on alternativa. El candidato m´as ampliamente aceptado es el denominado WIMP (acr´onimo en ingl´es de part´ıcula masiva que interacciona d´ebilmente). Figura 1.2: Anisotrop´ıas observadas por el sat´elite Planck en la radiaci´on c´osmica de fondo de microondas (izquierda) y composici´on del Universo en la actualidad seg´un los ´ultimos resultados del sat´elite Planck (derecha) [2]. 1.2. Detecci´on directa de Materia Oscura La detecci´on directa de Materia Oscura de nuestro halo gal´actico busca los retrocesos nucleares producidos como consecuencia de la colisi´on el´astica de las part´ıculas de Materia Oscura con los n´ucleos de materia convencional de los detectores. En su interacci´on con la materia, los WIMPs producir´ıan un peque˜no retroceso nuclear al ser dispersados en colisiones el´asticas con los n´ucleos de un detector. Esta energ´ıa depositada en el material blanco puede ser detectada como fotones, fonones o carga el´ectrica dependiendo de las caracter´ısticas del detector. La se˜nal esperada (v´ease figura 1.3) est´a constituida por retrocesos nucleares de muy bajas energ´ıas, menores de 100 keV y con un ritmo de interacci´on muy peque˜no. Adem´as, esta se˜nal, puede ser enmascarada f´acilmente por el fondo radiactivo del experimento puesto que produce un espectro diferencial decreciente con la energ´ıa de forma aproximadamente exponencial. Los experimentos de detecci´on directa se realizan, en general, en laboratorios subterr´aneos con el objetivo de proteger los detectores de los rayos c´osmicos y evitar tambi´en la activaci´on cosmog´enica de sus componentes. Adem´as, est´an construidos con materiales de elevada radiopureza y para minimizar el nivel de fondo radiactivo ambiental, los experimentos se protegen contra la radiaci´on β/γ y contra los neutrones mediante blindajes, activos o pasivos, adecuados. 2 Cap´ıtulo 1. Motivaci´on 1.2 Detecci´on directa de Materia Oscura Figura 1.3: Ejemplo de la se˜nal esperada de la Materia Oscura del Universo (http://xenon.astro.columbia.edu/) en tres blancos (Xe, Ge y S) para WIMPs de 100 GeV de masa y con una secci´on eficaz de interacci´on WIMP-nucle´on de 3,6·10−42cm2que interaccionan coherentemente con el n´ucleo. Son muchos los experimentos que se han llevado a cabo o se est´an desarrollando en la actualidad para la detecci´on directa de la Materia Oscura. Entre ellos, cabe citar CDMS en el Laboratorio Subterr´aneo de Soudan en Estados Unidos y EDELWEISS en el Laboratorio Subterr´aneo de Modane en Francia que utilizan bol´ometros de germanio; CRESST en el Laboratorio Subterr´aneo italiano de Gran Sasso que utiliza bol´ometros centelleadores de CaWO4; CoGeNT tambi´en en Soudan, que utiliza un detector semiconductor de germanio; ZEPLIN en el Laboratorio Subterr´aneo de Boulby en el Reino Unido y XENON y WARP, tambi´en en Gran Sasso, utilizan detectores de Xenon l´ıquido los dos primeros y Argon l´ıquido el ´ultimo. Especial menci´on merece el experimento DAMA/LIBRA en operaci´on en Gran Sasso, que con centelleadores de NaI(Tl) ha observado durante 13 ciclos una modulaci´on anual en su se˜nal a baja energ´ıa con 8.9 σde significaci´on estad´ıstica que podr´ıa interpretar como debida a la variaci´on esperada en el ritmo de detecci´on de WIMPs debida a la traslaci´on de la Tierra en torno al Sol. Otros proyectos con diverso nivel de desarrollo son: ArDM y ANAIS en el Laboratorio Subterr´aneo de Canfranc y KIMS, LUX, XMASS etc. en diversos laboratorios repartidos por todo el mundo. Para una revisi´on de la situaci´on presente y futuro pr´oximo v´ease [3]. 3 Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on previa del detector 3.1 Linealidad de la respuesta Figura 3.2: Espectro de fondo obtenido en 55 horas con el detector en el hall C desprovisto de blindaje. Los picos m´as relevantes que se observan en el espectro de la figura 3.2 y sus ritmos de detecci´on se muestran en la tabla 3.1. Se aprecia una significativa contribuci´on de 214Pb y214Bi (debido en su mayor´ıa al 222Rn presente en el aire del laboratorio, como sugiere la no presencia de los picos de la parte superior de la cadena del 238U), los picos de la cadena radiactiva del 232Th (228Ac,212Pb y208Tl) y el pico de 40K. Los rayos X del plomo producidos en el blindaje tambi´en se observan en este espectro. Is´otopo Canal E (keV) Sucesos/hora Γ (keV) Pb X-rays 149.53 ±0.03 72.8 135.5 ±0.1 2.08 ±0.09 Pb X-rays 153.13 ±0.02 75.0 305.2 ±0.2 1.94 ±0.05 Pb X-rays 169.61 ±0.05 84.5 237.8 ±0.2 2.32 ±0.16 212Pb 430.06 ±0.05 238.6 559.5 ±0.3 1.92 ±0.10 214Pb 525.24 ±0.02 295.2 167.3 ±0.1 2.82 ±0.05 214Pb 621.01 ±0.01 351.9 441.5 ±0.2 3.10 ±0.03 208Tl/e-/e+ Anhil. 889.43 ±0.03 511.0 357.6 ±0.2 5.56 ±0.06 208Tl 1011.65 ±0.03 583.2 211.7 ±0.2 4.19 ±0.06 214Bi 1055.72 ±0.02 609.3 361.5 ±0.2 4.30 ±0.04 228Ac 1566.83 ±0.04 911.2 128.6 ±0.1 4.51 ±0.12 214Bi 1920.53 ±0.07 1120.3 83.1 ±0.1 4.69 ±0.25 40K 2495.68 ±0.02 1460.8 366.3 ±0.2 4.79 ±0.05 214Bi 3009.29 ±0.06 1764.5 41.2 ±0.1 4.63 ±0.14 Tabla 3.1: Picos m´as relevantes observados en el espectro de la figura 3.2: posici´on, energ´ıa, ritmo de detecci´on y resoluci´on Γ. Con estos datos se ha estudiado la linealidad de la respuesta del detector obteniendo resultados muy satisfactorios ya que las desviaciones son menores del 0,4 % (v´ease figura 3.3). 10 Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on previa del detector 3.2 Resoluci´on en energ´ıa del detector Figura 3.3: Linealidad de la respuesta con la energ´ıa del detector. Se muestran los residuos de un ajuste lineal energ´ıa-canal. 3.2. Resoluci´on en energ´ıa del detector Otra propiedad importante de un detector de radiaci´on es su capacidad para poder discriminar part´ıculas ionizantes de energ´ıas muy pr´oximas entre s´ı. La capacidad del detector para discriminar las energ´ıas de las part´ıculas incidentes es mayor cuanto menor sea la dispersi´on de su funci´on respuesta para una energ´ıa dada. Esto es lo que se denomina resoluci´on en energ´ıa del detector, Γ, que viene dada por la anchura a altura mitad del m´aximo (FWHM) de la funci´on distribuci´on de amplitudes de las se˜nales monoenerg´eticas. As´ı, cuanto menor sea el valor de la resoluci´on del detector, mejor diferenciar´a energ´ıas cercanas entre s´ı. Como ya se ha comentado anteriormente, los detectores semiconductores de germanio presentan mejor resoluci´on en energ´ıa que otros detectores como los de centelleo o de ionizaci´on. Figura 3.4: FWHM(Γ) del detector en funci´on de la energ´ıa. 11 Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on previa del detector 3.3 Eficiencia del detector En la figura 3.4 y en la tabla 3.1 muestran los valores obtenidos con COSME en funci´on de la energ´ıa. Se observa que las resoluciones obtenidas van desde ∼2 keV para los rayos X del plomo (70-80 keV) hasta ∼4.7 keV para energ´ıas del orden de 1-2 MeV. 3.3. Eficiencia del detector Se ha medido la eficiencia del detector para fuente difusa y fuente puntual. Los detectores de radiaci´on dan lugar a un espectro de sucesos en funci´on del n´umero de part´ıculas que han interaccionado con su volumen activo. As´ı podemos calcular la relaci´on entre el n´umero de part´ıculas registradas por el detector y el n´umero de part´ıculas emitidas por la fuente (eficiencia absoluta) o entre el n´umero de part´ıculas registradas por el detector y las que han incidido en el mismo (eficiencia intr´ınseca). 3.3.1. Fuente difusa La eficiencia del detector para una fuente difusa se ha estimado con las medidas realizadas en el hall C sin ning´un blindaje. De esta manera se han visto los picos del 214Pb y214Bi debidos al 222Rn presente en el aire que rodea al detector. La tabla 3.2 y la figura 3.5 muestran las intensidades normalizadas de las contribuciones de 214Pb y214Bi, que son proporcionales a la eficiencia intr´ınseca del detector y son, por tanto, una medida de ´esta en unidades arbitrarias. Por I denotamos las intensidades relativas a 100 desintegraciones del n´ucleo padre [9]. Figura 3.5: Intensidad normalizada (Sucesos ·I−1 s−1) del detector para una fuente difusa. La eficiencia es proporcional a esta magnitud. Is´otopo E (keV) Sucesos ·I−1s−1 214Pb 241.9 60.69 ±0.35 214Pb 295.2 28.49 ±1.25 214Pb 351.9 29.25 ±0.93 214Bi 609.3 16.03 ±0.62 214Bi 1120.3 5.63 ±0.62 214Bi 1460.8 6.04 ±0.63 Tabla 3.2: Intensidades normalizadas de las l´ıneas gamma detectadas para una fuente difusa de rad´on en el aire que rodea al detector en una medida de 7200 segundos. 3.3.2. Fuente puntual Tambi´en se ha medido la eficiencia intr´ınseca del detector de germanio para una fuente puntual utilizando una fuente calibrada de 152Eu (27.7 kBq) localizada en el eje del detector a 25 cm de 12 Cap´ıtulo 3. Caracterizaci´on previa del detector 3.3 Eficiencia del detector la base del criostato de cobre. Los valores obtenidos se muestran en la tabla 3.3 como intensidades normalizadas Sucesos ·I−1s−1y en la figura 3.6 ya convertidos a eficiencia intr´ınseca de pico. Figura 3.6: Eficiencia intr´ınseca de pico del detector para una fuente puntual de 152Eu localizada en el eje del detector a 25 cm de distancia. Is´otopo E (keV) Sucesos ·I−1s−1 152Eu 121.78 1407 ±14 152Eu 244.69 881 ±21 152Eu 295.93 772 ±81 152Eu 344.28 514.9 ±8.6 152Eu 367.78 507 ±47 152Eu 411.12 518 ±30 152Eu 443.96 422 ±23 152Eu 778.90 181.7 ±7.3 152Eu 867.38 138 ±11 152Eu 964.08 191.1 ±7.0 152Eu 1085.87 168.7 ±7.9 152Eu 1112.08 123.5 ±5.8 152Eu 1408.01 109.5 ±4.4 Tabla 3.3: Intensidades normalizadas de las l´ıneas gamma detectadas para una fuente puntual de 152Eu en una medida de 1200 segundos. 13 Cap´ıtulo 4 Optimizaci´on del detector Una vez caracterizado el detector hasta aproximadamente 2 MeV, se traslad´o al hall A del LSC y nos centramos en el estudio y reducci´on del fondo registrado en la regi´on de baja energ´ıa. Esto implica la instalaci´on sucesiva de blindajes contra radiaci´on β/γ y contra neutrones, el aumento de la ganancia del amplificador, y el empleo de un segundo amplificador con una constante de tiempo (shaping time) diferente. Esta diferenciaci´on en los shaping times nos permitir´a encontrar modos de discriminar se˜nales y ruidos. La toma de datos, al igual que en el hall C, se detiene semanalmente para reponer el nitr´ogeno del dewar y realizar una calibraci´on en energ´ıa con la fuente de 137Cs en sirga. Figura 4.1: Instalaci´on del detector COSME en el hall A del LSC. 4.1. Reducci´on del fondo radiactivo gamma Una vez caracterizado el detector, centramos nuestros esfuerzos en la reducci´on del nivel de fondo que se encontraba en 8 ·108sucesos/a˜no en el rango de 100 a 1000 keV. Una vez operativo el detector en el hall A, se midi´o el fondo radiactivo con diferentes implementaciones. La figura muestra el ritmo de detecci´on del detector con las diferentes configuraciones tras la instalaci´on del 15 Cap´ıtulo 4. Optimizaci´on del detector 4.2 Reducci´on de microfon´ıa y ruido electr´onico blindaje de plomo y caja de PVC. Una contribuci´on tambi´en importante al fondo tiene su origen en la concentraci´on de rad´on en la cavidad interna que rodea al detector. El 222Rn,220Rn y el 219Rn son is´otopos originados en las cadenas radiactivas naturales del 238U,232T h y235U, respectivamente. Esta contaminaci´on natural, localizada principalmente en las paredes y materiales de construcci´on, contamina con rad´on el aire del laboratorio. Puesto que el 220Rn y el 219Rn tienen una vida media muy corta (55 s y 3.92 s respectivamente), su contribuci´on a nuestro fondo es muy poco probable, siendo ´unicamente relevante la contribuc´on del 222Rn, cuya vida media es de 3.82 d´ıas. La mayor parte del 222Rn es extra´ıdo por el flujo cont´ınuo del nitr´ogeno gas que se evapora del dewar de enfriamiento reduci´endose el ritmo de detecci´on entre 100 y 1000 keV a 25000 sucesos/a˜no. Se sell´o con silicona la junta del dedo fr´ıo con el dewar y se puso cinta adhesiva en la tapa de ´este obteniendo una reducci´on significativa, a unos 9000 sucesos/a˜no, debido a la clara mejora en la eliminaci´on del rad´on. Posteriormente se increment´o el flujo de nitr´ogeno un factor 5, utilizando el suministro de nitr´ogeno gas del LSC, pero no se observ´o una mejora apreciable. Figura 4.2: Ritmo de detecci´on en el rango entre 100 y 1000 keV en funci´on del tiempo (t=0 corresponde a la instalaci´on del blindaje de plomo) en distintas configuraciones en el hall A. Se observa una clara reducci´on del ritmo al sellar la tapa del dewar de LN2, pero no se reduce al aumentar el flujo de LN2. 4.2. Reducci´on de microfon´ıa y ruido electr´onico Con el blindaje de plomo y el blindaje antirad´on debidamente instalados, la contribuci´on principal en la regi´on de baja energ´ıa es el ruido microf´onico (producido por el ruido ambiental, burbujas y turbulencias en el nitr´ogeno l´ıquido del dewar afectando al criostato del detector, ruido electr´onico, etc.). La electr´onica utilizada en esta etapa del experimento y la adquisici´on de datos est´a dise˜nada para reducir las contribuciones de la microfon´ıa y ruido electr´onico. Para ello se dispone de una adquisici´on con duplicaci´on de las v´ıas de adquisici´on, de manera que cualquier suceso que no sea coincidente en ambas v´ıas ser´a rechazado. La se˜nal procedente del preamplificador y separada en 16 Cap´ıtulo 4. Optimizaci´on del detector 4.2 Reducci´on de microfon´ıa y ruido electr´onico dos v´ıas se conecta a dos amplificadores lineales (Canberra 2020) con diferentes shaping time y dos convertidores anal´ogico-digitales (ADC) (Canberra 8701) para finalmente ser enviados al ordenador donde se resgistran los valores de ambos ADC (adc0 y adc1), el instante en que se produce el suceso y una m´ascara que indica si el suceso ha sido coincidente en ambas v´ıas o en su defecto, en cu´al de ellas se ha producido. Figura 4.3: Esquema de la electr´onica de adquisici´on de COSME implementada en el hall A. A modo de ejemplo, en los siguientes apartados, vamos a mostrar sobre una medida de 7 d´ıas la efectividad de los distintos m´etodos de filtrado que se han implementado. 4.2.1. Filtrado por tiempo Es bien conocido que algunos ruidos microf´onicos no se distribuyen en el tiempo de manera uniforme, sino que se producen en bursts or´afagas de sucesos acumulados en el tiempo, mientras que el fondo radiactivo de nuestro experimento sigue la estad´ıstica de Poisson. De esta manera, podemos distinguir entre se˜nales reales y sucesos producidos por microfon´ıa. El filtrado por tiempo consiste en rechazar aquellos sucesos que se encuentren separados por un intervalo temporal ∆t menor que un determinado valor, que en nuestro caso se ha establecido en 1 segundo. Para ello se cre´o un script que filtraba el espectro mediante el programa de an´alisis de datos ROOT [10]. Para obtener informaci´on temporal de los datos obtenidos hemos calculado la distribuci´on de intervalo temporal entre sucesos consecutivos (figura 4.4). Este gr´afico representa el n´umero de veces que el intervalo entre dos sucesos consecutivos est´a comprendido entre tyt+dt segundos frente al tiempo ten segundos. Como se puede apreciar, la distribuci´on obtenida se asemeja a una exponencial, como predice la estad´ıstica de Poisson, a excepci´on de los sucesos con un intervalo temporal menor que 1 segundo que como se ha comentado anteriormente los identificamos con sucesos provenientes de microfon´ıa. El resultado de eliminar estos sucesos en los datos de una semana se muestra en la figura 4.5. Se trata de sucesos de muy baja energ´ıa, en torno a 3.5 - 4 keV. 17 Cap´ıtulo 4. Optimizaci´on del detector 4.2 Reducci´on de microfon´ıa y ruido electr´onico Figura 4.4: Distribuci´on experimental de la separaci´on temporal entre dos sucesos consecutivos. En el recuadro superior derecho puede verse un detalle de la regi´on de intervalos temporales peque˜nos. Figura 4.5: Espectro de fondo de 7 d´ıas sin aplicarle ning´un filtro (l´ınea discontinua) y espectro resultante tras aplicarle el filtrado temporal (l´ınea continua). 4.2.2. Filtrado por cociente de canales Al ajustar la electr´onica de un experimento, el shaping time de los amplificadores se elige en funci´on de las caracter´ısticas del detector y del preamplificador. Cualquier pulso de origen externo, como microfon´ıas o ruido electr´onico, tendr´a una forma diferente a la de los pulsos originados en el detector y ser´a amplificado de una forma diferente para diferentes shaping time. Por tanto, el cociente de amplitudes obtenido en las dos v´ıas con diferentes shaping time ser´a distinto para se˜nales y para microfon´ıas o ruido electr´onico. Puesto que cuando se calibra el detector con la 18 Cap´ıtulo 4. Optimizaci´on del detector 4.2 Reducci´on de microfon´ıa y ruido electr´onico fuente de 137Cs el ritmo de sucesos es del orden de 105s/h, la contribuci´on de la microfon´ıa es pr´acticamente despreciable. Esto nos permitir´a obtener informaci´on, con elevada estad´ıstica sobre los cocientes de canales de las se˜nales provenientes del detector. Para cada valor del adc0 hemos estimado la media x0y la varianza σ2de la distribuci´on de cocientes de canales y hemos establecido una banda de aceptaci´on de sucesos x0−5σ≤CC ≥x0+ 3σ, (v´ease figura 4.6). Figura 4.6: Cociente de canales entre las dos v´ıas de adquisici´on en funci´on del canal de una de ellas para una calibraci´on de 137Cs. Las l´ıneas continuas muestran el valor medio y los valores l´ımites de nuestra banda de aceptaci´on de sucesos. En la tabla 4.1 se muestra la eficiencia en aceptaci´on de sucesos para diferentes ventanas de canales en la calibraci´on de 137Cs. Este criterio de filtrado de microfon´ıas y ruido electr´onico ha sido aplicado a la medida ejemplo de una semana obteniendo los resultados mostrados en la figura 4.7. El filtrado produce un resultado similar al filtrado temporal aunque ligeramente distinto. Figura 4.7: En la figura de izquierda se muestra el criterio de filtrado por cociente de canales (banda de aceptaci´on de sucesos) aplicado al espectro de 7 d´ıas y a la derecha se muestra el espectro sin aplicarle ning´un filtro (l´ınea discontinua) y el resultante tras aplicar el filtrado por cociente de canales (l´ınea continua). 19 Cap´ıtulo 5. Sensibilidad del detector para b´usqueda de Materia Oscura σSI WIMP−nucleon ≥S m·t·REf Ei dR dE·dt ·(MW IMP −nucleo MW IMP −nucleon )2·A2·dE (5.2) donde µWIMP−nucleo yµW IMP−nucleon son las correspondientes masas reducidas, dR dE·dt es el ritmo diferencial de interacci´on de los WIMPs y Ael n´umero m´asico del n´ucleo. Figura 5.1: Curvas de exclusi´on en el plano secci´on eficaz WIMP-nucle´on versus masa del WIMP que se obtendr´ıan al 95 % C.L. con el detector COSME en el caso de interacciones Spin-Independent (SI) con una exposici´on de 1 kg ·a˜no. La regi´on exclu´ıda es la que queda por encima de cada curva. La curva (a) ha sido obtenida utilizando una ventana de energ´ıa de 4 a 10 keV y suponiendo un fondo plano de 2,75 sucesos ·keV −1kg−1d´ıa−1. Esta curva representa la sensibilidad actual del detector que tiene un umbral de (3,68±0,59)keV . Las otras 3 curvas muestran la sensibilidad que se obtendr´ıa mejorando el umbral y/o fondo radiactivo: (b) umbral de 1 keV (y por tanto ventana de 1 a 4 keV) con el mismo fondo, (c) ventana de 4 a 10 keV con un fondo de 0,01sucesos·keV −1kg−1 d´ıa−1, (d) ventana de 1 a 4 keV con un fondo de 0,01sucesos·keV −1kg−1d´ıa−1. Como comparaci´on se muestran las curvas de exclusi´on de los experimentos actualmente m´as sensibles [12]. En la interacci´on Spin-Dependent las secciones eficaces dependen del esp´ın del n´ucleo, Jy de los valores esperados de los operadores del esp´ın del prot´on y del neutr´on, < Sp,n >2y por tanto las secciones eficaces exclu´ıdas ser´an aquellas para las que σSD WIMP−nucleon ≥S m·t·4 3REf Ei dR dE·dt ·(µW IMP −nucleo µW IMP −p,n )2·< Sp,n >2·J+1 J·dE (5.3) En este caso se espera observar un acoplamiento de los WIMPs a los n´ucleos con esp´ın (n´ucleos con n´umero impar de protones y/o neutrones) por lo que se utilizan blancos cuyos n´ucleos tienen protones y/o neutrones desapareados. En el caso del germanio, el ´unico is´otopo natural que contribuye a esta interacci´on es el 73Ge (7.8 % abundancia isot´opica). Al ser un N-impar, la principal contribuci´on al esp´ın viene de los neutrones. 26 Cap´ıtulo 5. Sensibilidad del detector para b´usqueda de Materia Oscura En las figuras 5.1 y 5.2 se muestra la sensibilidad que tiene el detector con los valores de umbral energ´etico y fondo obtenidos y c´omo se podr´ıa incrementar esta sensibilidad si se bajase el umbral a1 keV y/o el fondo radiactivo a 0,01 sucesos ·keV −1kg−1d´ıa−1. Figura 5.2: Curvas de exclusi´on en el plano secci´on eficaz WIMP-neutr´on versus masa del WIMP que se obtendr´ıan al 95 % C.L. con el detector COSME en el caso de interacciones Spin-Dependent (SD) con una exposici´on de 1 kg ·a˜no. La regi´on exclu´ıda es la que queda por encima de cada curva. La curva (a) ha sido obtenida utilizando una ventana de energ´ıa de 4 a 10 keV y suponiendo un fondo plano de 2,75 sucesos ·keV −1kg−1d´ıa−1. Esta curva representa la sensibilidad actual del detector que tiene un umbral de (3,68±0,59)keV . Las otras 3 curvas muestran la sensibilidad que se obtendr´ıa mejorando el umbral y/o fondo radiactivo: (b) umbral de 1 keV (y por tanto ventana de 1 a 4 keV) con el mismo fondo, (c) ventana de 4 a 10 keV con un fondo de 0,01sucesos·keV −1kg−1 d´ıa−1, (d) ventana de 1 a 4 keV con un fondo de 0,01sucesos·keV −1kg−1d´ıa−1. Como comparaci´on se muestran las curvas de exclusi´on de los experimentos actualmente m´as sensibles [13]. Es obvio que a´un con las mejores prestaciones, COSME no tiene la sensibilidad necesaria para la b´usqueda de WIMPs con interacciones SD. Como consecuencia de lo anterior cabe decir que el detector se encuentra en este momento lejos de los experimentos m´as competitivos (que usan germanio u otros blancos), pero con una mejora en el fondo y sobre todo en el umbral energ´etico podr´ıa llegar a ser competitivo para la b´usqueda de WIMPs ligeros con interacciones independientes del esp´ın, que se ven favorecidos por los ´ultimos resultados de algunos experimentos como CoGeNT [7], CRESST [14] y CDMS [15]. 27 Cap´ıtulo 6 Conclusiones En este trabajo se ha puesto a punto y caracterizado en el Laboratorio Subterr´aneo de Canfranc un detector de germanio ultrapuro, denominado COSME, como detector de Materia Oscura. Se ha estudiado la linealidad de la respuesta obteniendo desviaciones menores del 0.4 % y se ha estimado un umbral energ´etico de Eth = (3,68 ±0,59) keV . Tambi´en se ha medido la eficiencia del detector, tanto para fuente difusa (222Rn) como para una fuente puntual de 152Eu. Se ha analizado y reducido su fondo radiactivo con la implementaci´on de diferentes t´ecnicas: blindaje pasivo de plomo, purga del rad´on que rodea al detector mediante un flujo continuo de nitr´ogeno gas, mejora en el sellado del tap´on del dewar de LN2 y aumento del flujo de ´este. Adem´as se ha aplicado un filtrado temporal y un filtrado por cociente de canales que eliminan en gran parte la microfon´ıa y ruido electr´onico, un 85.7 % de los sucesos registrados en el detector en las proximidades del umbral energ´etico. Por ´ultimo se han a˜nadido tanques de agua borada para moderar los neutrones provenientes de la roca. De esta forma hemos estimado el fondo que era debido a los neutrones r´apidos presentes en el laboratorio y hemos reducido el fondo de nuestro experimento a (2,75 ±0,03) sucesos ·keV −1kg−1d´ıa−1en la regi´on de 4 a 10 keV. Se ha estudiado la activaci´on cosmog´enica residual que presenta el detector debido a su exposici´on a la radiaci´on c´osmica en 1990 durante su fabricaci´on y traslado en avi´on desde Estados Unidos hasta Espa˜na. En concreto, se ha estudiado el caso del 3Hque tiene un periodo de semidesintegraci´on de 12.33 a˜nos, concluyendo que su contribuci´on al fondo actual de nuestro experimento es despreciable (menor que unos 0,03 sucesos ·keV −1kg−1d´ıa−1). Finalmente se ha estimado la sensibilidad del detector para la detecci´on de la Materia Oscura del halo gal´actico. En este aspecto, el detector se encuentra actualmente lejos de los experimentos m´as competitivos. Sin embargo, con una mejora en el fondo y sobre todo en el umbral energ´etico, el detector COSME podr´ıa llegar a ser competitivo para la b´usqueda de WIMPs ligeros con interacciones independientes del esp´ın. 29 Bibliograf´ıa [1] N. 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