ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ

ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ
FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ
YÜKSEK LİSANS TEZİ
Sertaç ÖZTÜRK
CMS-CASTOR ALT DETEKTÖRÜNÜN FOTOTÜPLERİNİN KALİTE
KONTROL TESTLERİ
FİZİK ANABİLİM DALI
ADANA, 2007
ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ
FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ
CMS-CASTOR ALT DETEKTÖRÜNÜN FOTOTÜPLERİNİN
KALİTE KONTROL TESTLERİ
Sertaç ÖZTÜRK
YÜKSEK LİSANS TEZİ
FİZİK ANABİLİM DALI
Bu tez ......../…...../ 2007 Tarihinde Aşağıdaki Jüri Üyeleri Tarafından
Oybirliği/Oyçokluğu İle Kabul Edilmiştir.
İmza............……………
İmza...................….…..
İmza..............………
Prof.Dr. Gülsen ÖNENGÜT Doç.Dr. İsa DUMANOĞLU Yrd.Doç.Dr. Sami ARICA
DANIŞMAN
ÜYE
ÜYE
Bu tez Enstitümüz Fizik Anabilim Dalında hazırlanmıştır.
Kod No
Prof. Dr. Aziz ERTUNÇ
Enstitü Müdürü
Bu Çalışma Ç.Ü. Bilimsel Araştırma Projeleri Birimi Tarafından
Desteklenmiştir.
Proje No: FEF.2006.YL.35
 Not: Bu tezde kullanılan özgün ve başka kaynaktan yapılan bildirişlerin, çizelge, şekil ve
fotoğrafların kaynak gösterilmeden kullanımı, 5846 sayılı Fikir ve Sanat Eserleri Kanunundaki
hükümlere tabidir.
ÖZ
YÜKSEK LİSANS
CMS-CASTOR ALT DETEKTÖRÜNÜN FOTOTÜPLERİNİN
KALİTE KONTROL TESTLERİ
Sertaç ÖZTÜRK
ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ
FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ
FİZİK ANABİLİM DALI
Danışman: Prof. Dr. Gülsen ÖNENGÜT
Yıl: 2007 Sayfa: 71
Jüri: Prof. Dr. Gülsen ÖNENGÜT
Doç. Dr. İsa DUMANOĞLU
Yrd. Doç. Dr. Sami ARICA
CASTOR,
CMS
deneyinin
bir
alt
detektörüdür
ve
5,5    7,1
pseudorapidite aralığını kapsayacaktır. CASTOR’ da sinyal, çarpışma sonucu oluşan
rölativisttik yüklü parçacıkların CASTOR detektöründen geçerken oluşturacakları
Cherenkov ışınımıdır. Bu ışınım fototüpler tarafından varlanacak ve parçacıkların
türleri ve enerjileri hakkında bilgi sağlayacaktır. Bu fototüpler CASTOR’ a monte
edilmeden önce yanıtlama zamanı parametreleri (elektron geçiş süresi, sinyalin
yükseliş süresi, puls genişliği), kazanç, karanlık akım, doğrusallık gibi bazı çalışma
parametrelerinin
test
edilmesi
gerekir.
Bu
tez
çalışması
fototüplerinin test sonuçlarını içermektedir.
Anahtar Kelimeler: CMS, CASTOR, BHÇ, Fototüp, Kalorimetre
I
CMS-CASTOR
ABSTRACT
MSc THESIS
THE QUALITY CONTROL TESTS OF CMS-CASTOR SUB
DETECTOR’S PHOTOTUBES
Sertaç ÖZTÜRK
DEPARTMENT OF PHYSICS
INSTITUTE OF NATURAL AND APPLIED SCIENCES
UNIVERSITY OF ÇUKUROVA
Supervisor: Prof. Dr. Gülsen ÖNENGÜT
Year: 2007 Pages: 71
Jury: Prof. Dr. Gülsen ÖNENGÜT
Doç. Dr. İsa DUMANOĞLU
Yrd. Doç. Dr. Sami ARICA
CASTOR is a sub-detector of the CMS experiment and it will cover
5,5    7,1 pseudorapidity range. The signal in CASTOR will be Cherekov light
produced by relativistic charged particles passing through CASTOR after collision.
This light will be detected by PMTs and it will provide information about the type
and energy of particles. Before assembling CASTOR, these PMTs have to be tested
for operational parameters such as timing characteristics (transit time, rise time, pulse
width), gain, dark current, linearity. This tesis includes the test results of CMSCASTOR’s PMTs.
KeyWords: CMS, CASTOR, LHC, Phototube, Calorimeter
II
TEŞEKKÜR
Bu tezin başlangıcından bitişine kadar sahip olduğu engin bilgi ve deneyimini
benden esirgemeyen, değerli zamanını bana ayıran sevgili hocam ve danışmanım
Prof. Dr. Gülsen ÖNENGÜT’ e sonsuz teşekkür ederim.
Tezin oluşum süresince laboratuardaki sistemlerin çalışır hale gelmesinde en
büyük pay sahibi olan Doç. Dr. İsa DUMANOĞLU’ na teşekkür ederim.
Haftasonlarıda dahil olmak üzere Adana yazının sıcağında laboratuarda
beraber çalıştığımız, bana hem bir hoca hem de bir arkadaş olan Dr. Kenan SÖĞÜT’
e teşekkür ederim.
Tezin yazım sürecinde bana destek olan sevgili arkadaşım Hüseyin
ŞAHİNER’ e teşekkür ederim.
Sayesinde buralara geldiğim anneme ve bana hep destek olan nişanlım Filiz
YÜCE’ ye teşekkür ederim.
Ayrıca yardımlarından dolayı tüm Yüksek Enerji Fiziği Grubuna teşekkür
ederim.
III
İÇİNDEKİLER
SAYFA
ÖZ……………………………………………………………………………………I
ABSTRACT…………………………………………………………………………II
TEŞEKKÜR…………………………………………………………………………III
İÇİNDEKİLER…………………...…………………………………………………IV
ÇİZELGELER DİZİNİ……………………………………………………………...VI
ŞEKİLLER DİZİNİ………………………………………………………………...VII
SİMGELER VE KISALTMALAR…………………………………………………..X
1.GİRİŞ……………………………………………………………………………….1
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR…………………………………………………………3
2.1. Büyük Hadron Çarpıştırıcısı (BHÇ)……………………………………..…...3
2.1.1. Hızlandırıcı…………………………………………………………….3
2.1.2. BHÇ Fiziği……………………………………………………………..7
2.2. CMS ( Compact Muon Solenoid) Detektörü…………………………………8
2.2.1. İzleyici………………………………………………………………...11
2.2.2. Elektromanyetik Kalorimetre (EKAL)……………………………….11
2.2.3. Hadronik Kalorimetre (HKAL)………………………………............13
2.2.4. Mıknatıs………………………………………………………............14
2.2.5. Müon Sistemi…………………………………………………............14
2.3. CASTOR (Centauro And Strange Object Research) Detektörü…………….15
2.3.1. CASTOR Dedektörünün Özellikleri………………………….............16
2.3.2. CASTOR Dedektörü İçin Fizik Programı…………………….............19
2.3.2.1. Proton – Proton Etkileşmesi………………………….............21
2.3.2.2. Proton – Çekirdek Etkileşmesi……………………….............21
2.3.2.3. Çekirdek – Çekirdek Etkileşmesi…………………….............22
3. MATERYAL VE METOD……………………………………………………….24
3.1. Fotoçoğaltıcılar……………………………………………………………...24
3.1.1. Temel Yapısı ve Çalışması…………………………………………...24
3.1.2. Fotokatot……………………………………………………………...26
3.1.3. Elektron Görsel Çıkış Sistemi………………………………………...30
IV
3.1.3.1. Toplama Verimliliği………………………………………….31
3.1.4. Elektron Çoğaltıcı Bölüm…………………………………………….32
3.1.4.1. Dinot Biçimi………………………………………………….32
3.1.4.2. Çoğaltıcı Yanıtı : Tek Elektron Spektrumu………………….35
3.1.5. İşleme (Çalışma) Parameteleri………………………………………..36
3.1.5.1. Kazanç ve Voltaj Temini…………………………………….36
3.1.5.2. Voltaj Bölüşümü……………………………………………..38
3.1.5.3. Elektrot Akımı. Doğrusallık…………………………….........40
3.1.6 . Zaman Tepkisi ve Çözünürlüğü……………………………………...41
3.1.7. Gürültü………………………………………………………………..44
3.1.7.1. Karanlık Akım……………………………………………….44
3.1.7.2. İstatistiksel Gürültü…………………………………………..45
3.1.8. Çevresel Faktörler…………………………………………………….46
3.1.8.1. Çevre Işığı……………………………………………………46
3.1.8.2. Manyetik Alan……………………………………………….47
3.1.8.3. Sıcaklık Etkisi………………………………………………..47
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR…………………………………………………48
4.1. Giriş………………………………………………………………………….48
4.2. Çukurova Üniversitesi Yüksek Enerji Fiziği Laboratuarı…………………..50
4.3. Fotoçoğaltıcıların Kalite Kontrol Testleri ve Sonuçları……………………..51
4.3.1 Yanıtlama Zamanı Parametreleri……………………………………...51
4.3.2. Kazanç………………………………………………………………...57
4.3.3. Karanlık Akım………………………………………………………...62
4.3.4. Doğrusallık……………………………………………………………63
4.3.5. Toplama Verimliliği…………………………………………………..65
5. SONUÇ…………………………………………………………………………...67
KAYNAKLAR……………………………………………………………………...69
ÖZGEÇMİŞ…………………………………………………………………………71
V
ÇİZELGELER DİZİNİ
SAYFA
Çizelge 2.1. Genel BHÇ parametreleri (Akgun,2003).…………………….………...6
Çizelge 2.2. CASTOR kalorimetresinin özellikleri (Mavromanolakis,2004)………19
Çizelge 3.1. Fotokatot Karakteristikleri (RTC kataloğu)…………………………...28
Çizelge 4.1. Hamamatsu R5380 fotoçoğaltıcı tüpün özellikleri (Hamatsu,2006)…..49
Çizelge 4.2. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için karanlık akımın ölçülen ve
Hamamatsu firması tarafından verilen değerleri………………….…....63
VI
ŞEKİLLER DİZİNİ
SAYFA
Şekil 2.1. Büyük Hadron Çarpıştırıcısı………………………………………….……5
Şekil 2.2. BHÇ ve LEP için hızlandırma zinciri (Akgun,2003)……………………...5
Şekil 2.3. BHÇ tüneli…………………………………………………………………6
Şekil 2.4. BHÇ’ deki Higgs üretimi için Feynman diyagramları; tt ortak üretimi
(Akgun,2003)…………………………………………………………..…..7
Şekil 2.5. BHÇ’ deki Higgs üretimi için Feynman diyagramları; W,Z ortak üretimi
(Akgun,2003)…………………………………............................................7
Şekil 2.6. CMS detektörünün üç boyutlu görünümü…………………………………9
Şekil 2.7. CMS detektörünün enine görünümü……………………………………...11
Şekil 2.8. CMS detektöründe parçacıkların sahip olduğu iz ve yörüngeler………....11
Şekil 2.9. CMS detektörünün uzunlamasına görünümü…………………………….12
Şekil 2.10. CASTOR detektörünün şematik şekli…………………………………..17
Şekil 2.11. CASTOR detektörü (Gladysz-Dziadus,2006)...……………….………..18
Şekil 2.12. BHÇ’ de Pb-Pb çarpışması için pseudorapidite bölgesine karşı parçacık
sayısı (üstte) ve enerji (aşağıda) dağılımları (Norbeck,2006)….....……..20
Şekil 3.1. Bir fotoçoğaltıcı tübün şematik şekli (Philips,1994)……………….....….24
Şekil 3.2. Çeşitli tür ve boyutlardaki fotoçoğaltıcı tüpler (Hamamatsu,2006).……..25
Şekil 3.3. Çeşitli materyaller için kuantum verimlilik (Electron Tubes,2006).….….27
Şekil 3.4. Fotoemisyon olayı (Philips,1994).………………………………………..29
Şekil 3.5. Tipik
bir
fotoçoğaltıcı
için
elektron
görsel
çıkış
sistemi
(Schonkeren,1970)...………………………………………......................30
Şekil 3.6. Uygulanan potansiyele bağlı olarak toplama verimliliği. (Hamamatsu
,2006)….……………………………...….................................................31
Şekil 3.7.a-d. Fotoçoğaltıcılar için çeşitli dinot biçimleri (Philips,1994): (a) Panjur,
(b) Lineer odaklayıcı, (c) Kutu ve ızgara, (d) Dairesel odaklayıcı………34
Şekil 3.8. Farklı dinot biçimleri için doğrusallık: (a) kutu ve ızgara tipi, (b) standart
voltaj bölüşümü ile panjur tipi, (c) yüksek akım voltaj bölüşümü ile panjur
tipi, (d) çok yüksek akım bölüşümü ile lineer odaklayıcı (EMI,1979)…...34
VII
Şekil 3.9. Mikrokanal levha biçiminin şematik şekli (Philips,1994). Her bir kanal
sürekli bir dinot gibi davranır……………………………..………...........35
Şekil 3.10. Tek elektron spektrumu, (a) lineer odaklayıcı fotoçoğaltıcı için, (b) panjur
tipi fotoçoğaltıcı için. (Schonkeren,1970)……...……..…….…………..36
Şekil 3.11. Gelen elektronun enerjisinin fonksiyonu olarak yaygın olarak kullanılan
dinot materyallerinin ikincil yayınım katsayıları (EMI,1979)…...….….38
Şekil 3.12. Voltaj bölüşüm devreleri. (a) Sadece direnç kullanılan, (b) direnç ve
zener diyot kullanılan voltaj bölüşüm devresi (Hamamatsu,2006).....….39
Şekil 3.13. Transistor
kullanılarak
yapılmış
bir
voltaj
bölüşüm
devresi
(Hamamatsu.2006)….…………………………………………………..40
Şekil 3.14. Farklı aydınlatma şiddetleri altında fotoçoğaltıcı anot ve katotunun akım
-voltaj karakteristikleri (Schonkeren,1970)……………………..……....41
Şekil 3.15. Geçiş süresi farklılığı (Schonkeren,1970)………………………………42
Şekil 3.16. Hızlı bir fotoçoğaltıcının elektron çıkış sistemindeki eşpotansiyel çizgileri
(Null,1971)…….………………………………………………………..44
Şekil 4.1. Çukurova Üniversitesi Yüksek Enerji Fiziği Laboratuarı………………..50
Şekil 4.2. Hamamatsu R5380 fotoçoğaltıcı tüp……………………………………..51
Şekil 4.3. Yanıtlama Zamanı parametreleri…………………………………………51
Şekil 4.4. Yanıtlama zamanı parametreleri ölçüm test düzeneği……………………52
Şekil 4.5. Yanıtlama zamanı parametreleri ölçüm düzeneği fotoğrafı……………...52
Şekil 4.6. LeCroy Osiloskop ekranı………………………………………………...53
Şekil 4.7. Bazı fotoçoğaltıcılar için Yükseliş süresi – Voltaj grafiği………………..54
Şekil 4.8. Bazı fotoçoğaltıcılar için Sinyal genişliği – Voltaj grafiği……………….54
Şekil 4.9. Bazı fotoçoğaltıcılar için Elektron Geçiş Süresi – Voltaj grafiği………...55
Şekil 4.10. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için elektron geçiş süresi dağılımı…..56
Şekil 4.11. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için yükseliş süresi dağılımı………...56
Şekil 4.12. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için sinyal genişliği dağılımı………..57
Şekil 4.13. Anot (solda) ve katot (sağda) tabanı…………………………………….58
Şekil 4.14. Kazanç ölçüm test düzeneği…………………………………………….58
Şekil 4.15. Kazanç test düzeneğinin dışarıdan genel görünümü……………………59
Şekil 4.16. Kazanç test düzeneği……………………………………………………59
VIII
Şekil 4.17. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için kazanç – voltaj grafiği………….60
Şekil 4.18. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için 1000 V daki kazanç dağılımı…...61
Şekil 4.19. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için 1100 V daki kazanç dağılımı…...61
Şekil 4.20. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için karanlık akım – voltaj grafiği…..62
Şekil 4.21. 6982 numaralı fotoçoğaltıcı için 1000 V daki anot akımı – optiksel
yoğunluk grafiği………..………………………………………………..64
Şekil 4.22. 6665 numaralı fotoçoğaltıcı için katot akımı – voltaj grafiği…………...65
IX
SİMGELER VE KISALTMALAR
YEF
: Yüksek Enerji Fiziği
SM
: Standart Model
BHÇ
: Büyük Hadron Çarpıştırıcısı
LEP
: Büyük Elektron Pozitron Hızlandırıcısı
CMS
: Küçük Müon Solenoid
CASTOR: Centauro ve Acayip Cisim Araştırmaları
ZDC
: Sıfır Derece Kalorimetre
CERN
: Avrupa Nükleer Araştırma Merkezi
RHIC
: Rölativisttik Ağır İyon Çarpıştırıcısı
MeV
: Milyon Elektron Volt
GeV
: Milyar Elektron Volt
TeV
: Trilyon Elektron Volt
PS
: Proton Sinkrotron
SPS
: Süper Proton Sinkrotron
PT
: Dik Momentum
QCD
: Kuantum Renk Dinamiği
Λ
: Nükleer Etkileşim Uzunluğu
X0
: Işınım Uzunluğu
A
: Atom Ağırlığı
X
1. GİRİŞ
Sertaç ÖZTÜRK
1. GİRİŞ
Yüksek enerji fiziği, maddeyi oluşturan temel parçacıkları ve etkileşmeleri
inceleyen bir fizik dalıdır. Bu etkileşmeleri açıklamak için standart model (SM)
adında bir kuram geliştirilmiştir. SM atom altı dünyayı anlamamızı sağlayan en
geçerli ve en iyi kuramdır. Birçok deneysel testten başarı ile çıkmasına rağmen, SM’
in açıklayamadığı bazı sorular vardır. Bu da SM’ in ötesinde yeni fikir ve teorilerin
doğmasına neden olmuştur.
Ortaya atılan bu yeni teorilerin geçerli olması için mutlaka deneysel olarak
gözlemlenmesi ve doğrulanması gerekir. Bu amaçla 2007 yılının sonlarına doğru
çalıştırılması planlanan ve dünyanın en büyük ve en güçlü parçacık hızlandırıcısı
olan Büyük Hadron Çarpıştırıcısı (BHÇ) inşa edilmiştir. Çevresi yaklaşık 27 km olan
BHÇ de, kütle merkezi enerjisi 14 TeV olan iki proton hüzmesi kafa kafaya
çarpıştırılacak ve evrenin ilk saniyelerindeki ortam yeniden yaratılacaktır. BHÇ
halkası üzerinde bulunan dört büyük deney; CMS (Compact Muon Solenoid),
ATLAS (A Torodial LHC Apparatus), ALICE (A Large Ion Collider Experiment) ve
LHC-B (A Large Hadron Collider Beauty), bu araştırmalarda önemli rol
oynayacaktır. CMS ve ATLAS detektörleri genel amaçlı detektörler olup, SM’ in
ötesindeki çalışmalar için en uygun detektörlerdir.
CMS detektörü, eklenecek iki ileri kalorimetre (CASTOR VE ZDC) ile
birlikte BHÇ deki ağır iyon çalışmalarında kullanılmak için uygun hale gelecektir.
Ağır iyon-ağır iyon çarpışmalarında nükleer maddeyi çok yüksek enerjilerde
incelemek, kuarkların hapisten kurtuluşunu, kuark-gluon plazmasının özelliklerini
incelemek mümkün olacaktır (Dumanoğlu,2003).
Çukurova Üniversitesi Deneysel Yüksek enerji fiziği grubu 1996 yılından
beri CMS deneyinin alt detektörlerinde çalışmalarını sürdürmektedir. Bu alt
detektörlerden birisi CASTOR (Centauro And STrange Object Research)
kalorimetresidir. Çarpışma sonucu oluşan rölâtivisttik yüklü parçacıkların CASTOR
kalorimetresinden geçerken oluşturacakları Cherenkov ışınımı fotoçoğaltıcı tüpler
tarafından algılanacaktır.
1
1. GİRİŞ
Sertaç ÖZTÜRK
Her bir detektör birer teknoloji harikası olup birçok bileşenden meydana
gelmektedir. Bu bileşenlerden bir tanesi de fotoçoğaltıcı tüplerdir. Fotoçoğaltıcı
tüpler temelde ışığı elektrik sinyaline çeviren aygıtlardır ve oldukça duyarlıdırlar.
Her detektör parça ve bileşeni deneyin gerektirdiği bazı koşulları sağlamak
zorundadır. Dolayısı ile her bir parça detektöre takılmadan önce mutlaka test edilmeli
ve deney kriterlerine uygun olup olmadığı garanti edilmelidir.
CASTOR kalorimetresinde kullanılacak olan fotoçoğaltıcı tüpler Japon
Hamamatsu şirketi tarafından üretilen R5380 üretim numaralı fototüplerdir. Her
detektör parçası gibi, bu fotoçoğaltıcı tüplerin de CASTOR kalorimetresine monte
edilmeden önce test edilmesi gerekir. Bu amaçla, bu fototüplerden 34 tanesi gerekli
kalite kontrol testlerinin yapılması için Çukurova Üniversitesi Yüksek Enerji Fiziği
Laboratuarına gönderilmiştir. Kurulan test düzenekleri ile gerekli testler yapılarak
detektöre yerleştirilmesi için CERN’ e geri yollanmıştır.
Bu çalışmada CASTOR fototüpleri için yapılan kalite kontrol testleri ve test
sonuçları detaylı bir biçimde aktarılmaktadır.
2
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
2.1 Büyük Hadron Çarpıştırıcısı (BHÇ)
2.1.1 Hızlandırıcı
20. yüzyılın sonlarına doğru Standart Model atom altı dünyanın en iyi
betimlemesini yapan bir kuram olarak gelişti ve Standart Model’ in öngördükleri çok
hassas deneylerle test edildi. Bunları çoğu CERN’ deki büyük elektron-pozitron
çarpıştırıcısında (LEP) gerçekleştirildi. LEP, 1989 yılından 2000 nin sonlarına kadar
çalıştı ve Standart Modelin öngördüğü Z ve
W
bozonlarını üretmeyi
(gözlemlemeyi) başardı. Bunlara rağmen Standart Model bazı temel soruları
cevaplamada başarısızdır ve bu da standart modelin ötesinde yeni fizik kuramlarının
oluşmasına neden olmuştur. Bu yeni fiziği araştırmak için CERN’ deki eski LEP
tünelinde yapımı hala devam eden büyük hadron çarpıştırıcısı (BHÇ) inşa edilmeye
başladı. Bitirildiğinde BHÇ, 27 km uzunluğunda dünyadaki en büyük parçacık
çarpıştırıcısı olacak ve kütle merkezi enerjisi
s  14 TeV olan proton – proton (pp)
çarpıştırmalarını gerçekleştirecektir. Bu değer Fermilab’ daki proton-antiproton
çarpıştırıcısından 7 kat daha büyüktür ve yeni ağır parçacıkların üretimini mümkün
kılar (Akgun,2003).
LEP çarpıştırıcısının yeni fiziği araştırma potansiyeli enerjisinden dolayı çok
sınırlıydı. Kütle merkezi enerjisi yaklaşık 200 GeV civarındaydı. Sinkrotron
ışınımından dolayı, parçacıkların hızlandırma oyukları içerisinde kazandıkları enerji
tekrar ışıma yoluyla kayıp edildiğinden ulaşılacak en üst enerji seviyesi
sınırlandırılmıştı. Sinkrotron ışınımı sorunundan kurtulmak için iki yol vardır. Bir
tanesi hızlandırıcının yarıçapını arttırmak, diğeri ise hızlandırılan parçacıkların
kütlesini arttırmaktır (Moortgat,2004).
 E 
4 3 4
V
  ,    1,
3R
c
 
3
E
mc 2
(2.1)
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
Denklem 2.1 de, R hızlandırıcının yarıçapı, E parçacık enerjisi, m parçacık
kütlesi ve son olarak α ince yapı sabitidir.
Proton elektrondan yaklaşık 2000 kat daha büyük olduğu için, aynı tünelde
enerji kaybı elektronlara kıyasla 2000   1013 kat daha küçüktür. Bu nedenden
4
dolayı bir proton çarpıştırıcısı yapılmasına karar verilmiştir.
BHÇ’ de ışıklık L  10 34 cm 2 s 1 olacaktır ki bu değer günümüzdeki
hızlandırıcıların ışıklığından 100 kat daha büyüktür. İlk üç yıl için BHÇ’ nin
L  2  10 33 cm 2 s 1 ışıklıkla çalıştırılması planlanmaktadır. Işıklık (L), her bir
demetteki parçacık sayısına ( n1 ve n2 ), dönüş frekansına (f) ve demetlerin dik
profiline (  x ve  y ) bağlıdır.
L f
n1 n2
4 x y
(2.2)
BHÇ, pp çarpışmalarının 40 MHz öbek geçiş oranı ile olmasını sağlayacaktır.
Bunun anlamı her 25 ns de bir çarpışmanın gerçekleşeceğidir. Her öbekteki proton
sayısı yaklaşık 1011 olacaktır.
Protonları
yüksek
enerjilere
ulaştırmak
için
bir
hızlandırıcı
serisi
kullanılacaktır. Lineer bir hızlandırıcı protonları 50 MeV’e, Booster 1,4 GeV’e, PS
25 GeV’e, SPS 450 GeV’e ve son olarak BHÇ’ de 7 TeV enerjisine ulaşılacaktır
(Akgun,2003).
BHÇ’ de parçacıkların zıt yönlerde hareket edeceği iki ayrı demet kanalı
vardır. Bu kanallarda demetlerin odaklanmasını sağlayacak dipol mıknatıslar vardır.
Bu mıknatıslar sıvı helyum (1,9 K) sıcaklığında çalışacak ve yaklaşık 8 T lık
manyetik alan oluşturacaklardır.
BHÇ nin dört farklı çarpışma noktasına yerleştirilmiş dört tane deney
yapılacaktır. CMS ve ATLAS çok amaçlı detektörler olup fiziğin geniş bir alanında
araştırmalar yapacaktır. ALICE, Pb-Pb çarpışmaları için, LHCb ise özellikle b-fiziği
alanında çalışmalar yapmak için tasarlanmıştır.
4
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
Şekil 2.1. Büyük Hadron Çarpıştırıcısı
LEP/BHÇ
Proton
iyon
elektron
pozitron
SPS
Booster
PS
EPA
Elektron-pozitron
doğrusal hızlandırıcı
Proton-iyon doğrusal
hızlandırıcı
Şekil 2.2. BHÇ ve LEP için hızlandırma zinciri (Akgun,2003)
5
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
Şekil 2.3. BHÇ tüneli
Çarpışma demet enerjisi
7 TeV
Enjeksiyon demet enerjisi
450 GeV
Dipol alanı şiddeti
8,33 T
Işıklık
10 34 cm 2 s 1
DC demet akımı
0,56 A
Öbek boşluğu
7,48 m
Öbek ayırımı
24,95 ns
Her öbekteki parçacık sayısı
1011
Toplam geçiş açısı
300 μrad
Işıklık ömrü
10 saat
Her bir dönmedeki enerji kaybı
7 keV
Her bir demet için toplam ışınım gücü
8,3 kW
Her demette depolanan enerji
350 MJ
Halkayı doldurma süresi
4,3 dk
Tablo 2.1. Genel BHÇ parametreleri (Akgun,2003)
6
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
2.1.2 BHÇ Fiziği
BHÇ nin ana hedefi, Higgs bozonunun varlığını ve özelliklerini belirlemektir.
Standart Model’ de Higgs bozonunun kütlesinin tahmin edilemediği iyi bilinir. Diğer
taraftan Higgs kütlesi çok ağır olamaz. Aksi durumda pertürbatif rejim işlemez, bu
da Higgs kütlesinde yaklaşık 1000 GeV’ lik bir üst limit oluşturur. Güncel ölçümler
SM Higgs için 114,1 GeV’ lik alt limit verir. BHÇ deneyi SM Higgs bozonunun
bütün kütle aralığında gözlemlenebilmesini sağlayacaktır (Akgun,2003).
Şekil 2.4. BHÇ’ deki Higgs üretimi için Feynman diyagramları; tt ortak üretimi
(Akgun,2003)
Şekil 2.5. BHÇ’ deki Higgs üretimi için Feynman diyagramları; W,Z ortak üretimi
(Akgun,2003)
Standart Model’in parçacık etkileşimlerinin temel teorisi olmadığına inanmak
için çeşitli nedenler vardır. Standart model daha temel bir teorinin düşük
enerjilerdeki yaklaşıklığı gibi görünmektedir. İlk neden hiyerarşi problemi olarak
adlandırılır.
Parçacık
fiziğinde
hiyerarşi
7
problemi,
zayıf
kuvvetin
neden
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
gravitasyonel kuvvetten 10 32 kat daha büyük olduğunu sorar. Her iki kuvvet de doğal
sabitler içerir. Zayıf kuvvet için bu Fermi sabiti, gravitasyonel kuvvet için ise
Newton sabitidir. Standart Model, Fermi sabitine kuantum düzeltmelerini
hesaplamak için kullanıldığında, Fermi sabitinin yalın değeri ile kuantum
düzeltmeleri arasında hassas ihmaller yapılmazsa Fermi sabiti sıra dışı bir biçimde
çok büyük çıkar (http://en.wikipedia.org/wiki/Hierarchy_problem).
SM’ de teori tarafından öngörülmeyen çok fazla sayıda serbest parametre
vardır. Büyük birleşim teorisi bu problemi SM’ in SU(3)×SU(2)×U(1) grubu ile
ifade edilen simetrisi daha yüksek bir simetrinin kendiliğinden kırınımının sonucu
olarak kabullenerek çözer.
SM’ deki bir diğer çelişki, 1016 GeV ’ lik enerji değerinde elektromanyetik,
zayıf ve kuvvetli etkileşmelerin çiftlenim sabitlerinin tek bir değere (αG) doğru
yaklaşması fakat bu birleşmenin tam olarak gerçekleşmemesidir.
Bütün bu problemler evrensel bir bozon-fermiyon simetrisi öngören ve daha
genel bir teori olan süpersimetri (SÜSİ) ile çözülebilir. SÜSİ bilinen parçacıkların
süpersimetrik eşlerini ve bazı yeni ayar bozonlarını öngörmektir. BHÇ bu teorinin
öngördüğü yeni fizik araştırmalarını sağlayacak enerji seviyesine ulaşabilecektir.
BHÇ’ deki yüksek enerjili ağır iyon çarpışmaları kuark-gluon plazmasını
anlamamıza da yardım edecektir (Akgun,2003).
BHÇ ve özellikle LHCb detektörü, b-hadron kesiminde CP kırınımını
araştıracaktır.
2.2 CMS ( Compact Muon Solenoid) Detektörü
CMS, BHÇ’ nin fizik gereksinimlerini karşılamak için tasarlanmış dört
deneyden bir tanesidir. CMS’ in tasarım hedefleri ve gereksinimleri aşağıda
özetlenmektedir (Akgun,2003).
I. Yüksek manyetik alan oluşturmak için güçlü bir süperiletken solenoid,
II.
Mükemmel bir müon sistemi,
III. Yüksek çözünürlüklü elektromanyetik kalorimetre,
8
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
IV. ETKayip ölçümlerini gerçekleştirmek ve yüksek çözünürlükte jet belirlemek
için hadronik kalorimetre,
V. İz momentumlarının ölçümü için iç izleyici sistemi.
Müon odacıkları
İç izleyici
Kristal E-Kal
H-Kal
Çok ileri
kalorimetre
Süperiletken
bobin
Demir
boyunduruk
Şekil 2.6. CMS detektörünün üç boyutlu görünümü
CMS detektörü azimutsal simetri oluşturacak şekilde bir silindirik yapıya
sahiptir. Uzunluğu 21.6 m, çapı 14.6 m ve toplam ağırlığı 14500 tondur. Detektörde
dört tane ana alt sistem vardır. Bunlar; mıknatıs, müon sistemi, izleyici ve
kalorimetrelerdir. Detektörün merkez kısmında, parçacık yönüne paralel olan 4 T’ lık
bir manyetik alan uygulanmaktadır. CMS’ de sağ-el koordinat sistemi geçerlidir. xekseni hızlandırıcı haklanın merkez noktasına doğru, y-ekseni yukarıya doğru ve zekseni de parçacık demetine ve manyetik alana paralel olacak şekilde yönelmiştir. Bu
koordinatlardan başka z-ekseni ile olan kutup açısı θ ve y-ekseni ile olan azimutsal
9
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
açı  olmak üzere iki açı tanımlanır. Genelde kutup açısı yerine pseudorapidite (η)
kullanılır.


   ln tan 
2

(2.3)
Pseudorapidite, y rapiditesinin bir yaklaşımıdır ve denklem 2.4 ile aşağıda
belirtilmiştir.
y
1  E  pz 

ln
2  E  p z 
(2.4)
Burada E ve p sırasıyla parçacığın enerji ve momentumudur. Pseudorapidite,
rapiditenin p >> m ve θ >> 1/γ için çok iyi bir yaklaşımıdır (Akgun,2003).
2.2.1 İzleyici
CMS fizik programının önemli bir parçası, detektörün yüklü parçacık izlerini
belirleme ve onların momentum ve vuruş parametrelerini iyi bir çözünürlükte ölçme
kapasitesine bağlıdır. Deneyimler güçlü manyetik alan içerisindeki kuvvetli izlerin
müon, elektron, foton ve jetlerin belirlenmesi için çok kullanışlı olduğunu
göstermektedir (Moortgat,2004).
CMS izleyici sitemi yüksek PT izlerini ( müonlar, yalıtılmış elektronlar ve
hadronlar) yüksek momentum çözünürlüğü ve verimiyle yeniden yapılandırmak için
kullanılacaktır. Düşük enerjili yüklü parçacıklar ( 1 GeV < PT < 10 GeV ) %85
verimlilikle yeniden yapılandırılırken, enerjisi PT >10 GeV olan parçacıklarda verim
%95 e ulaşacaktır (Yetkin,2006).
İzleyici alt detektörü yüksek parçacık yoğunluklu bir ortamda çalışacaktır. Bu
yüzden detektörün taneli yapıda olması gerekir. Sistem, merkezi bölgedeki piksel
detektörler ile geri kalan kısımlarlardaki silikon şeritlerin birleşimidir (Masetti,2005).
10
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
Şekil 2.7. CMS detektörünün enine görünümü
Şekil 2.8. CMS detektöründe parçacıkların sahip olduğu iz ve yörüngeler
11
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
2.2.2 Elektromanyetik Kalorimetre (EKAL)
Elektromanyetik kalorimetre (PbWO4 kurşun tungstat kristali) elektronların
ve fotonların enerjilerini yüksek duyarlılık ve doğrulukla ölçmek için tasarlanmıştır.
Ayrıca hadronik kalorimetre ile jetlerin enerjilerinin ölçülmesine yardım edecektir.
Şekil 2.9. CMS detektörünün uzunlamasına görünümü
Elektromanyetik
kalorimetre,
m H  150 GeV
için
foton
bozunum
kanalındaki H    fotonları ve 140 GeV  m H  700 GeV kütle aralığı için de
H  ZZ  ve
H  WW bozunum kanallarından gelen elektron ve pozitronları
ölçerek Higgs araştırmalarında çok önemli bir rol oynayacaktır. Bu fizik amaçları
için enerji çözünürlüğü çok iyi olmak zorundadır. Detektör yüksek radyasyonlu
bölge içinde olacağından materyaller radyasyona karşılık dayanıklı olmalıdır.
PbWO4 yüksek yoğunluğa ve küçük Molieŕe yarıçapına sahiptir. Böylece dar
sağanaklara izin verilir ve sintilasyon süreçleri hızlıdır (20 ns).
EKAL fıçı ve kapak bölümlerinin birleşimidir. Fıçı kısmı   1.48 aralığını,
kapak bölümü ise   3 olan aralığı kapsar. EKAL’ da 8  10 5 den fazla kristal
12
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
kullanılacaktır. Yüksek manyetik alandan dolayı fotoçoğaltıcı kullanılması mümkün
değildir. Fıçı bölgesi için silikon avalanj fotodiyot ve kapak bölgesi için de
radyasyona dayanıklı vakum fotodiyot kullanılacaktır. EKAL için enerji çözünürlüğü
aşağıda yazılı olan denklem 2.5 ile belirtilebilir (Akgun,2003).
2
2

   n 2
a
 
 
  c 2
   


E
 E (GeV )   E (GeV ) 
(2.5)
Burada ilk terim istatistiksel hata terimidir ve foton istatistiklerindeki ve duş
içerisindeki dalgalanmaları içerir.  n ; elektroniklerden kaynaklanan gürültü
terimidir ve c ; kalibrasyon hatalarından ve diğer sistematik etkilerden kaynaklanan
sabit terimdir.
2.2.3 Hadronik Kalorimetre (HKAL)
Hadronik kalorimetre (HKAL) manyetik bobinin içinde kalan en dıştaki
detektördür ve EKAL’ ı saran bir yapıdadır. HKAL, EKAL ile birlikte jetlerin enerji
ve yön ölçümlerini sağlayacaktır. Ayrıca toplam görünür ve kayıp enine enerjiyi de
ölçecektir. İyi bir kayıp enerji çözünürlüğü başarmak için kalorimetrenin   5
bölgesini kapsaması gerekir. HKAL, üç adet alt detektörden oluşmaktadır. Hadronik
fıçı (HB) ve hadronik kapak (HE)   3 ’ lük pseudorapidite bölgesini örter ve 4 T’
lık manyetik alan içerisinde bulunur. İleri kalorimetre (HF) manyetik bobinin ve
müon sisteminin dışındadır ve   5 ’ lik pseudorapidite aralığını örter.
HB ve HE, 50 mm kalınlığında bakır soğurucu ve 4 mm kalınlığında plastik
sintilatör levhalardan oluşan örnekleyici kalorimetrelerdir. Işık hibrit fotodiyotlar
aracılığı ile varlanacaktır. HKAL, kalorimetrenin kalınlığında bütün hadronik
sağnakları elde etmek için tasarlanmış olmasına rağmen,   0 ’ da yüklü pionlar
için yaklaşık beş nükleer etkileşim uzunluğu, hadronik dağılımların uçlarındaki
düşük enerjiyi elde etmek için yeterli değildir. Bu jet enerjilerinin tam olarak
13
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
ölçülememesine sebep olur ve bu da yeni fizik bulguları için çok duyarlı olan enine
kayıp enerji ölçümlerini etkiler. Bu problemden kaçınmak ve hadronik sağanaktaki
enerji dağılımının uçlarını yakalamak için bir sintilatör katmanı süperiletken bobin
ile muon odacıklarının arasına,   1.4 aralığına yerleştirilmiştir (Moortgat,2004).
HF detektörü etkileşim noktasından 11 m uzaklıkta ve 3    5 pseudorapidite
bölgesinde yer almaktadır. HF kalorimetresi enine kayıp enerji ölçümünü
geliştirecektir.
2.2.4 Mıknatıs
Hadron
çarpışmalarında
genelde
son
durumda
bulunan
parçacıklar
müonlardır. Müonların ve diğer yüklü parçacıkların yörüngelerinin eğriliği
momentum ölçümleri ve yük bilgisi için gereklidir. Ayrıca mıknatıs sisteminin
tasarımı, detektörün tasarımını da etkiler.
CMS detektörünün mıknatısı, 13 m uzunluğunda ve 5,9 m iç yarıçapında bir
uzun süperiletken selenoittir ve 4 T şiddetinde tek biçimli bir manyetik alan
oluşturacaktır. Manyetik
akı 1,8
m
kalınlığında doyuma
ulaşmış
demir
boyunduruktan geçerek geri döner. Boyunduruk, her biri 3 demir tabakadan yapılmış
beş adet fıçı halkası ve iki adet kapaktan meydana gelmektedir. İç bobin yarıçapı
izleyici ve kalorimetreleri barındırmak için yeteri kadar büyüktür. Bu yüzden
mıknatıs ağırlık, büyüklük ve yapısal sertlik (rijitlik) açısından CMS detektörünün
ana elementidir ve diğer bütün fıçı detektör bileşenlerini desteklemek için temel
yapısal element olarak kullanılır.
2.2.5 Müon Sistemi
İyi bir müon belirleme ve momentum ölçüm sistemi, CMS deneyinin temel
konseptidir. Müonlar, Higgs ve SÜSİ araştırmaları için sadece onları keşfetmekle
kalmaz, aynı zamanda onların özelliklerini belirlemede de önemli ipuçları ve işaretler
sunar. Müonları belirlemede, müonların yüksek girişkenlik gücüne güvenilir. Bu
14
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
yüzden müon detektörleri, diğer bütün yüklü parçacıkların durdurulduğu varsayılan
manyetik alanın ve kalorimetrelerin dışındadır. Müon sistemi tetikleyici ilginç
olaylar için önemli bir rol oynar. Müon tetiklemesi esnek ( pT eşik değeri
ayarlanabilir) ve hızlı (çarpışmadan sonra 3 μs içinde karar verebilir) olmalıdır.
Müon sistemi aralarında demir tabakalar bulunan dört tane müon
istasyonundan oluşmuştur. Bir fıçı kısmı (   1.2 ) ve iki tane kapak ( 0.9    2.4 )
olacak şeklinde parçalara bölünmüştür. Son müon istasyonundan önce soğurucunun
toplam kalınlığı iyi bir müon belirlemesine izin verecek 16 etkileşim uzunluğundadır.
Müon sisteminde müonları varlamak ve ölçmek için üç farklı teknoloji kullanılır.
Bunlar fıçı bölgesindeki sürüklenme tüpleri, kapak bölgesindeki katot şerit odacıkları
ve fıçı ve kapak bölgelerinin her ikisinde yer alan dirençli plaka odacıklarıdır.
2.3 CASTOR (Centauro And Strange Object Research) Detektörü
Şimdiki ve gelecekteki yüksek enerji ağır iyon deneyleri temel olarak yüksek
sıcaklıklı baryonsuz rapidite bölgelerini çalışmak üzerine yoğunlaşmıştır. Baryon
miktarının çok olduğu bölgede görülmesi beklenen yeni olgunun potansiyel olarak
zengin olması CERN ağır iyon programının tanımlanmasına ve BHÇ’ deki ileri faz
uzayının araştırılmasına yol açmıştır. Farklı kuark yoğuşmalarının görülmesi ile
kuarklar arasındaki faz geçişleri çok ilgi çekici hale gelmiştir. Renk süper iletkenliği,
renk süper akışkanlığı ya da uç noktalardaki faz geçişi mertebelerinin değişimi
karakteristik deneysel sonuçlara yol açar. Ayrıca kozmik ışınlardan ve hızlandırıcı
deneylerinden gelen bazı sonuçlar çok küçük açılarda parçacık üretimini ilginç
kılmıştır. RHIC (Relativistic Heavy Ion Collider) ve HERA (Hadron Elektron Ring
Anlage)’ dan alınan verilere dayanarak önerilen ve Renk Cam Yoğuşumu (Colour
Glass Condensate) olarak adlandırılan QCD maddesinin önerilen yeni biçiminin
BHÇ’ de kontrol edilmesi gerekmektedir. BHÇ’ de ileri doğrultuda küçük Bjorken-x
(derin esnek olmayan saçılmada kullanılan bir ölçekleme değişkeni, gözlenen bir
parçacığın taşıdığı momentum kesrini verir) değerlerine erişilebilecektir (GladyszDziadus,2006).
15
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
CASTOR projesi kozmik ışın deneylerinde kaydedilen anormal gözlemler
sonucu ortaya atılmıştır. Başlangıçta BHÇ’ deki kurşun-kurşun çarpışmalarında ileri
bölgede görünmesi beklenen farklı radikal dalgalanmaları çalışmayı hedefleyen
projenin fizik programı son zamanlarda zenginleştirilmiştir. CASTOR pp ve pA
çarpışmalarında sadece ağır iyon çalışmalarına değil aynı zamanda difraktif ve
düşük-x fiziğine katkı sağlayacaktır. CASTOR QCD’ nin ~10-6-10-7 Bjorken-x deki
tedirginmesiz bölgeyi test etme imkanını sağlayacaktır.
CASTOR projesinin esinlendiği ilginç olay Chacaltaya Dağında ve Pamirler’
de yapılan kozmik ışın deneylerinde keşfedilmiştir. Bu deneylerde kullanılan tipik
detektörler bir kuşun soğurucu ve duyarlı tabakaların sandviç biçiminde
konulmasıyla oluşturulan alt ve üst odalardan meydana gelmektedir. Üst oda
temelde, bir kozmik ışın parçacığının havada bir çekirdekle etkileşmesi sonucu
oluşan elektromanyetik bileşeni tespit etmektir. Detektörün alt kısmında hadronlar
gözlenmektedir. Genellikle üst detektörde görünen olayların bir kısmı, alt detektöre
doğru olan devamından birkaç kat daha büyüktür. Bu gibi bir cihazda kaydedilen
normal bir olayda hadronik kısım, toplam görünür enerjinin %30’ undan daha azını
oluşturmaktadır. Bu yüzden olaylardaki farklı durum büyük bir sürprizdi. Centauro
olarak adlandırılan bu ilginç olaylar, elektromanyetik bileşenin güçlü bir şekilde
azalmasıyla (bazen sıfıra yakın) ve anormal hadron fazlalığıyla karakterize edilir ve
1015 eV un yukarısındaki enerjilerde gözlemlenir (Gladysz-Dziadus,2006).
BHÇ çok yüksek enerjili kozmik ışın alanını etkili bir şekilde araştıracak ilk
hızlandırıcı olacaktır. BHÇ ile birlikte, CASTOR bu araştırmada önemli bir rol
oynayacaktır. CASTOR, CMS deneyinde bir alt detektör olarak kullanılacak ve 0,5°
ile
0,09°
5,5    7,1
aralığındaki
açı
bölgesini
kaplayacaktır.
Pb-Pb
çarpışmalarında üretilen enerjinin büyük bir kısmı CASTOR ve HF detektörleri
tarafından belirlenecektir (Norbeck ve ark.,2006).
2.3.1 CASTOR Detektörünün Özellikleri
CASTOR detektöründe soğurucu madde, olası en küçük duş ebadını vermesi
için tungstendir. Duşun elektron pozitron bileşeni tungsten tabakalar arasındaki ince
16
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
kuvartz plakalar tarafından örneklenir. Hadronlar için sinyali oluşturan  0
bileşenidir. Relativistik elektronlar ve pozitronlar kuvartz plakalardan geçerken
Cherenkov ışınımı oluştururlar. Kuvartzın kullanılmasının nedeni radyasyonun
verdiği zararlara karşı dayanıklı olmasından dolayıdır. CASTOR detektörünün 10 ile
100 MGy aralığında radyasyona maruz kalması beklenmektedir. Kuvartz plakalar
Cherenkov ışınımını verimli bir şekilde yakalamak için 45° lik bir açıyla
eğdirilmiştir. Yedi tane kuvartz plakadan gelen ışık, 22,5° lik azimutsal açı ile
yerleştirilmiş, hava dolu ışık kılavuzları tarafından toplanır. Bu ışık kılavuzları
fotoçoğaltıcı tüplere bağlıdır ve üretilen sinyal toplanan ışık miktarı ile orantılı
olacaktır (Norbeck ve ark.,2006).
Şekil 2.10. CASTOR detektörünün şematik şekli
Foton ve elektron gibi elektromanyetik parçacıklar, pion ve proton gibi
hadronik parçacıklara nazaran detektör içinde daha az yol kat ederler. Bu yüzden
detektörün ilk 11,5 cm lik kısmı, sırasıyla kalınlıkları 3 mm ve 1,5 mm olan tungsten
ve kuvartz plakalara sahiptir. 1,25 m olan hadronik kısımda bu değer sırasıyla 5 mm
ve 2 mm dir.
17
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
Hava merkezli
ışık kılavuzu
Fotoçoğaltıcı tüp
Aktif bölge
Tungsten-Kuvartz
plakalar
Demet
Okuma
üniteleri
Tungsten tabaka
Kuvartz tabaka
Yarı sekizgen
Şekil 2.11. CASTOR detektörü (Gladysz-Dziadus,2006)
Bu tasarımla, hadronlar tarafından üretilen elektron ve pozitron duşunun çapı
birkaç cm mertebesindedir ve diğer tip kalorimetrelerden daha yüksektir. Ayrıca ışık
kısa bir zaman periyodunda üretilir ki bu sintilatör temelli detektörlerden çok daha
hızlıdır.
CASTOR detektörünün önünde, olay bölgesinden gelen parçacıkların tam
olarak giriş noktasını belirlemek için ince bir iz detektörü olacaktır. Gelen demetin,
gaz molekülleri ya da demetin geçtiği borunun çeperi ile etkileşmesi gibi bazı
kaygılar vardır. Bu etkileşim ürünleri CASTOR’ un son kısmından içeriye doğru
girecektir. Fakat kuvartz plakalar 45° lik açıya sahip oldukları için, CASTOR’ un
arkasından giren parçacıkların oluşturdukları ışık çıkışı az olacaktır.
CASTOR gibi karmaşık detektörler önemli elektronik gelişimler gerektirir.
Elektroniğin, her 25 ns de yeni bir olay okuması gerektiği ve uzun yıllar boyunca
yüksek radyasyon ortamında korunmasız olarak çalışacağı BHÇ’ de bu koşullara
meydan okunmaktadır. CASTOR önemli bir biçimde HF detektörüne benzemektedir
ve bu da HF sistemlerinin hemen hemen değişiklik yapmadan, CASTOR için
kopyalanmasını mümkün kılar (Norbeck ve ark.,2006).
18
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Amaç
Sertaç ÖZTÜRK
Pb-Pb çarpışmalarında hadronik duşun boylamsal profilini ve
hadronik ve elektromanyetik bileşenlerin enerjilerinin ölçümü
Etkileşim noktasından 16,4 m uzaklıkta,
Konum
5,46    7,14
pseudorapidite aralığında ve 2π azimutsal biçimde
Azimutsal yapıyı oluşturan 8 bölüm, demet yönü ile 45° lik
Yapısı
açıyla eğdirilmiş her bölümde 230 tane ardışık absorblayıcı-fiber
katman, derinlik 10 λI, λI başına 1 ışık kılavuzu + 1 fotoçoğaltıcı
(toplam 80 tane fotoçoğaltıcı)
Tungsten (W: λI=10 cm, X0=0,365 cm, Yoğunluk=18,5 gr/cm3),
Soğurucu
her bir bölümde 230 tane katman ve her bir katmanın kalınlığı
0,3 cm
Kuvartz dolgu (  =0,6 mm), sert plastik kaplama (  =0,64 mm),
Fiber
absorblayıcı katman başına 2 adet fiber düzlem
Doluluk Oranı
Fiber Hacmi
 %29,5
Sogurucu Hacmi
e  için
σ(E)/E
  için
%(21  0,3)
E (GeV )
%(95  2)
E (GeV )
 %(0  0,04) ,
 %(6,5  0,3)
Işık Kazancı
e  (   ) için GeV başına ~40 fotoelektron
Toplam Doz
~300 krad
Tablo 2.2. CASTOR kalorimetresinin özellikleri (Mavromanolakis,2004)
2.3.2 CASTOR Detektörü İçin Fizik Programı
CASTOR detektörünün eklenmesi ile CMS deneyinin kapasitesi, protonproton ve ağır iyon çarpışmalarının her ikisi için de genişleyecektir. HF ve sıfır
decere kalorimetre (ZDC) gibi merkezi kalorimetrelerle birlikte parçacık akışının
hemen hemen hermetik bir ölçümü ve enerjisi bulunacaktır. CASTOR tarafından
19
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
kaplanan pseudorapidite bölgesi özellikle önemlidir. Şekil 2.12 de bu durum
gösterilmektedir.
dN/dη, Foton
dN/dη, Yüklü
dE/dη, Elektro-Manyetik
dE/dη, Hadronik
Şekil 2.12. BHÇ’ de Pb-Pb çarpışması için pseudorapidite bölgesine karşı parçacık
sayısı (üstte) ve enerji (aşağıda) dağılımları (Norbeck ve ark.,2006)
En üstteki ilk iki histogram, Pb çekirdeklerinin merkezi çarpışmasından
meydana gelen parçacık sayısı - pseudorapidite dağılımını göstermektedir. Alttaki iki
histogram ise enerji dağılımını gösterir. CASTOR detektörünün bulunduğu bölge
(pozitif η değerleri için) kırmızı bir şerit ile gösterilmiştir. Az miktarda parçacığın
kalorimetreyi etkilemesine rağmen, yine de hadronik ve elektromanyetik toplam
20
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
enerji akışının büyük bir kısmını taşırlar. Proton– Proton çarpışmaları için enerji
dağılımı daha yüksek |η| aralığına kaymıştır ve CASTOR’ da önemli sinyaller
oluşturur.
Pb-Pb çarpışmaları için CASTOR, RHIC’ de elde edilen en küçük x
değerinden 200 kat daha küçük x değerine izin verecektir. İlerleyen bölümlerde
CASTOR detektörünün önemli rol oynayacağı bazı fizik konuları irdelenecektir
(Norbeck ve ark.,2006).
2.3.2.1 Proton – Proton Etkileşmesi
BHÇ’ deki proton-proton çarpışmalarındaki ilk amaç Higgs bozonu ve
süpersimetrik parçacıklar gibi Standart Model’ in ötesindeki fiziği araştırmaktır. Bu
olayları gözlemlemek için çok yüksek ışıklık gerektiğinden dolayı, CASTOR
kalorimetresi özellikle bu özel çalışma için kullanışlı değildir. Yine de proton-proton
programına önemli pratik ve temel katkılar sağlamak için kullanılabilir. Hızlı yanıt
zamanı ve nispeten büyük enerji depozitesinde dolayı CASTOR, BHÇ’ nin ilk
çalıştırıldığı zamanlarda bir ışıklık monitörü olarak yararlı olabilir.
Enerji kayıp mekanizması gibi bazı temel özelliklerin araştırılması Higgs
bozonunun keşfi kadar heyecan verici olmasa da bu gibi çalışmalar QCD (Kuantum
Renk Dinamiği)’ yi anlamaya yönelik önemli katkılar sağlayacaktır. Çok ileri
açılardaki ölçümler, protonların alçak–x bileşenlerinin etkileşimleri hakkında
araştırma yapmaya izin vermektedir (Norbeck ve ark.,2006).
2.3.2.2 Proton – Çekirdek Etkileşmesi
Proton–çekirdek
etkileşmesi,
proton–proton
ve
çekirdek–çekirdek
etkileşmeleri arasında bir orta sistem sunar. İlgi çekici yeni fizik olaylarını ileri
sürerken bu çalışmalar daha küçük ve daha büyük sistemler arasındaki farkları
yorumlamada kullanılabilir. Örneğin RHIC deneyinde gözlemlenen, çekirdek–
çekirdek çarpışmalarında meydana gelen fakat döteron-çekirdek çarpışmalarında
gözlemlenmeyen jet söndürme bir çıkış kanalı etkisidir ve büyük hacimde yüksek
21
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
enerji yoğunluklu maddenin yaratılmasından kaynaklanır. Yüksek pseudorapidite
verisi enerji akışının çalışılması için çok önemlidir.
BHÇ’ de mümkün olacak kütle merkezi enerjisi, çok yüksek enerjili kozmik
ışınların atmosferdeki atomlarla veya diğer elementlerle yaptığı çarpışmalardakine
yakındır.
Kütle
numarası
A=14-16
olan
çekirdekler
için
proton-çekirdek
çarpışmasının temel parametrelerinin ölçümü ultra yüksek enerjili kozmik ışın
verilerini açıklamada yararlı olacaktır (Norbeck ve ark.,2006).
2.3.2.3 Çekirdek – Çekirdek Etkileşmesi
RHIC
deneyinden
gelen
veriler,
ultra-rölativistik
çekirdek–çekirdek
çarpışmaları sonucunda oluşan çok yüksek enerji yoğunluklu sistemin partonik
olduğunu göstermiştir. Güncel çalışmalar maddenin bu yeni halinin özelliklerini daha
ayrıntılı araştırmaya odaklanmıştır. CMS bu çalışmalara çok önemli katkılar
yapabilir ve CASTOR detektörü çok önemli veriler sağlayacaktır. Şekil 2.12 de
görüldüğü gibi çekirdek–çekirdek çarpışmaları, CASTOR detektörü tarafından
kaplanan kinematik bölgede, enerjinin büyük bir kısmı depozit edilir. Azimutsal
kesimlemesinden dolayı CASTOR etkileşim düzleminin kesin bir hesaplamasını
üretebilir.
Gluon doygunluğu, çekirdek-çekirdek çarpışmalarındaki en önemli olaydır.
Ana fikir, momentum kesrinin azalmasıyla arttığı bilinen gluon sayısının belli bir
kritik yoğunluğun aşılmasıyla doyuma ulaşmasıdır. Bu durumda gluonlar önemli bir
biçimde birbirleri ile örtüşür (üst üste biner). Örtüşen gluonlar renkli cam yoğuşumu
olarak adlandırılır. Çünkü gluonların renk kuantum özelliği vardır ve yüksek faz
uzayında camsı bir yapıya sahiptir. Böyle bir durum için dolaylı kanıt RHIC den
gelen verilerde gözlemlenmiştir. Böyle yeni bir durumun etkisi üretilen parçacıkların
sayısı gibi diğer gözlemler ile açıklanabilir. CASTOR, RHIC’ de en ileri detektörde
bile elde edilenden daha küçük momentum kesir değerlerini ölçebilecektir. Bu veriler
sadece büyük renkli cam yoğuşumu etkisinin sonuçlarını ortaya çıkarmakla
kalmayacak aynı zamanda gluon dağılımındaki daha farklı değişimleri de
gözlemleyecektir.
22
2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR
Sertaç ÖZTÜRK
1144 TeV lik kütle merkezi enerjilisinde gerçekleşecek Pb-Pb çarpışmaları
olası manyetik monopoller üretmek için en uygun çevreyi oluşturacaktır. Manyetik
tek kutupların oldukça ağır ve çiftler halinde üretilebileceği beklenmektedir. Bir
klasik Dirac tek kutubu e
2
ya da 68.5e değerinde bir kutup kuvvetine sahiptir.
BHÇ enerjisinde dahi tek kutupların yüksek enine enerji ile üretilmesi olası değildir.
Fakat CMS’ in 4 T lık manyetik alanının etkisiyle hızlandırılacağından metre başına
82 GeV lik enerji kazanımı olacaktır. Hemen hemen hiçbir parçacığın üretilmediği
merkezden uzaktaki çarpışmalarda CASTOR’ da yaklaşık 1 TeV enerjili bir nesne
olarak ortaya çıkabilir. Uzunlamasına (boylamsal) enerji kaybı profiline bakılarak
diğer 1 TeV enerjili nesnelerden kolaylıkla ayırt edilebilir. Uygun koşullar altında
diğer kutup CMS’ in diğer sonunda bulunan CASTOR’ da ortaya çıkabilir.
BHÇ’ deki kütle merkezi enerjisi en yüksek enerjili kozmik ışınların
enerjilerine eşittir. CASTOR’ da “normal” olayların çalışılması, kozmik ışın
deneyleri için öncelikle enerjinin iyi bir kalibrasyonunu sağlayacaktır. Kozmik ışın
olayları alışılmışın dışında enerji kaybı profili gösterir. Enerjik kozmik ışınlar için,
Centauro, Chiron, Geminion gibi isimlerle tanımlanan yaklaşık %3’ lük egzotik
ürünler vardır. Bunlar enerji kaybı profillerine ve parçacık türlerinin oranına
bakılarak birbirinden ayırt edilir. En fazla egzotik olay kozmik demir çekirdeklerinin
atmosfer ile etkileşmesi sonucu oluşur. Bunlardan daha fazla egzotik ürün Pb-Pb
çarpışmalarında üretilebilir. Eğer CASTOR kozmik ışınlarda görülen türde olaylar
üretmezse, birincil kozmik ışınlar egzotik parçacıklar olabilir (Norbeck ve
ark.,2006).
Diğer birçok fizik konusu çok küçük açılardaki verileri kullanarak verimli bir
biçimde belirtilebilir. Yukarıda bahsettiğimiz fizik araştırmaları için CASTOR
detektörü hayati bir öneme sahiptir. CASTOR da üretilen sinyaller fotoçoğaltıcı
tüpler tarafından varlanacağından, fotoçoğaltıcı tüplerin seçimi ve doğru çalışma
aralıklarının belirlenmesi çok önemlidir. Fotaçoğaltıcı tüpler ile ilgili bilgi bir sonraki
bölümde aktarılmaktadır.
23
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
3. MATERYAL VE METOD
3.1 Fotoçoğaltıcılar
Fotoçoğaltıcılar, ışığı ölçülebilir bir elektrik akımına dönüştüren aygıtlardır.
Oldukça duyarlıdırlar ve nükleer ve yüksek enerji fiziğinde daha çok sintilatör
detektörü ile birlikte kullanılırlar. Kullanımları oldukça çeşitlidir. Bu bölümde
fotoçoğaltıcıların temel yapısını ve özelliklerini tartışacağız.
3.1.1 Temel Yapısı ve Çalışması
Şekil 3.1, bir tipik fotoçoğaltıcının şematik şeklini göstermektedir.
Fotoçoğaltıcılar, foto duyarlılığı yüksek materyalden yapılmış bir katot, takiben bir
elektron toplayıcı sistem, bir elektron çoğaltıcı bölüm ( dinotlar ) ve son olarak son
sinyalin alındığı bir anottan meydana gelmektedir. Bütün parçalar havası boşaltılmış
bir cam tübe yerleştirilmiştir.
Cam
Fotokatot
Odaklayıcı
elektrot
Görsel giriş
sistemi
Hızlandırıcı
elektrot
İlk dinot
Zarf
Çoğaltıcılar
Son dinot
Anot
Ayak
Pompalama
gövdesi
Taban
Anahtar
Şekil 3.1. Bir fotoçoğaltıcı tübün şematik şekli (Philips,1994)
24
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
Şekil 3.2. Çeşitli tür ve boyutlardaki fotoçoğaltıcı tüpler (Hamamatsu,2006)
Çalışması boyunca bir yüksek voltaj katot, dinot ve anoda uygulanır. Gelen
bir foton fotokatotu etkilediği zaman, fotoelektrik etki ile bir elektron yayımlanır.
Uygulanan yüksek voltajdan dolayı, elektron ilk dinota doğru yönelir ve hızlanır. İlk
dinota çarparak enerjisinin bir kısmını dinottaki elektronlara transfer eder. Bu, ikincil
elektronların yayımlanmasına neden olur. Bu elektronlar da bir sonraki diğer dinota
yönelir ve hızlanmaya devam eder. Elektronlar sıradaki dinota çarpar ve yeni
elektronların yayımlanmasını sağlar. Bu olay böylece devam eder ve bir elektron
şelalesi dinotlardan aşağıya doğru oluşturulur. Anotta bu şelale, kuvvetlendirilebilir
ve analiz edilebilir bir akım vermek için toplanır.
Fotoçoğaltıcılar sürekli bir biçimde; örneğin sabit bir aydınlatma altında, ya
da sintilatör sayımında olduğu gibi puls biçiminde çalıştırılabilir. Her iki durumda
da, eğer katot ve dinot sisteminin doğrusal olduğunu kabul edersek, fotoçoğaltıcının
çıkışında oluşan akım, doğrudan gelen fotonların sayısıyla orantılı olacaktır.
Fotoçoğaltıcılara bağlı bir sintilatör çiftinden oluşan bir radyasyon detektörü sadece
25
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
parçacığın varlığı hakkında bilgi vermeyecek, aynı zamanda parçacığın enerjisi
hakkında da bilgi verecektir (Leo,1993).
Şimdi fotoçoğaltıcıların çeşitli parçalarını daha ayrıntılı inceleyelim.
3.1.2 Fotokatot
Gördüğümüz gibi fotokatot, gelen ışığı fotoelektrik etki ile bir elektron
akımına çevirir. Bu ışığın geçişini kolaylaştırmak için fotoçoğaltıcının camının içine
ince bir katman halinde foto duyarlılığı yüksek bir materyal konulur. Bu genellikle
kuartz ya da camdan yapılmıştır. Einstein’ın çok iyi bilinen fotoelektrik etki formülü,
E  h   ,
(3.1)
şeklindedir. Burada E, yayımlanan elektronun kinetik enerjisi, ν; gelen fotonun
frekansı,  ise iş fonksiyonudur. Fotoelektrik olayının olabilmesi için, minimum bir
ν frekansı gerektiği açık bir şekilde görülmektedir. Fotoelektrik dönüşümü için
verimlilik, gelen ışığın frekansına ve materyalin yapısına bağlı olarak değişmektedir.
Bu genel spektral tepki kuantum verimlilik, ( ) , ile ifade edilir ve
 ( ) 
saliverilen fotoelektron sayisi
,
katota gelen foton sayisi  
(3.2)
şeklinde tanımlanır. Burada λ, gelen fotonun dalga boyudur. Bir denk nicelik katot
ışınım duyarlılığıdır ve
S ( ) 
Ik
,
P ( )
(3.3)
bağıntısı ile verilir. Burada I k ; fotokatottan yayımlanan fotoelektrik akımı, P ( )
ise gelen ışığın parlaklık (ışınım) gücüdür. Katot ışınım duyarlılığı genellikle
amper/watt birimi ile verilir ve kuantum verimliliği cinsinden,
26
3. MATERYAL METOD
S ( )   ( )
Sertaç ÖZTÜRK
e
,
hc
(3.4)
şeklinde yazılır. S(λ) nın birimi A/W ve λ nın birimi nanometre olmak üzere
S ( ) 
 ( )
[A/W],
1240
(3.5)
Kuantum Verimlilik, %
dir (Leo,1993).
Göreli Yoğunluk, %
Plastik
Dalgaboyu, nm
Şekil 3.3. Çeşitli materyaller için kuantum verimlilik (Electron Tubes,2006)
27
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
Şekil 3.3, bugün fotoçoğaltıcılarda kullanılan bazı fotoelektrik materyallerin
kuantum verimlik – dalgaboyu (λ) grafiğini göstermektedir. Bir fotoçoğaltıcı
seçilirken göz önünde bulundurulan ilk şey, gelen ışığın dalgaboyu için o
fotoçoğaltıcının duyarlılığıdır. Şekil 3.3 de gösterilen fotokatotlar için verimlilik
tepesi yaklaşık olarak 400 nm civarındadır ve sintilator ile kullanmak için oldukça
uygundur. En yaygın kullanılan fotokatot türleri tablo 3.1 de verilmiştir.
Zirveye Ulaştığı
Kuantum
Dalgaboyu, λ (nm)
Verimlilik
Ag-O-Cs
800
0.36
S4
SbCs
400
16
S11 (A)
SbCS
440
17
Süper A
SbCs
440
22
S13 (U)
SbCs
440
17
S20 (T)
SbNa-KCs
420
20
S20R
SbNa-KCs
550
8
TU
SbNa-KCs
420
20
Bialkali
SbRb-Cs
420
26
Bialkali D
Sb-K-Cs
400
26
SB
Cs-Te
235
10
Katot Tipi
Bileşimi
S1(C)
Tablo 3.1. Fotokatot Karakteristikleri (RTC katalogu)
Bugün kullanılan çoğu fotokatot yarı iletken materyallerden yapılmıştır.
Metal ya da diğer fotoelektrik malzemeden ziyade yarı iletken seçimi, bir fotonu
kullanılabilir bir elektrona çevirmek için çok daha fazla kuantum verimliliğe sahip
olmasından kaynaklanır. Gerçekte çoğu metalde, kuantum verimlilik % 0,1 den daha
büyük değildir. Bunun anlamı, bir fotoelektronun yayımlanması için ortalama 1000
tane fotonun gerekmesidir. Yarı iletkenler ise yaklaşık olarak % 10 ile % 30 arasında
kuantum verimliliğe sahiptir. Bu fark maddelerin kendine özgü yapılarından
28
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
kaynaklanır. Örnek olarak, bir elektronun madde içinde, x derinliğinde bir foton
soğurduğunu varsayalım. Yüzeye hareketi sırasında bu elektron, yol boyunca atomik
elektronlarla çarpışacağı için ΔE ≈ x(dE/dx) şeklinde enerji kaybına uğrayacaktır.
Metallerde bu atomik elektronlar yaklaşık olarak serbesttirler ve büyük enerji
transferine neden olurlar. Dolayısı ile dE/dx oranı büyüktür. Bu yüzden potansiyel
engeli geçerek yeterli enerji ile yüzeye ulaşma olasılığı azdır. Bu sonuçtan dolayı
kullanılacak materyalin hacmi ince bir katman şeklinde kısıtlanır. Bu katmanın
kalınlığı kaçış derinliği olarak adlandırılır (Leo,1993).
Şekil 3.4. Fotoemisyon olayı (Philips,1994)
Metallerin aksine yarı iletkenler, enerji bandında sadece birkaç serbest
elektrona sahiptirler ve geri kalan elektronlar atoma sıkı sıkı bağlıdır. Valans
bandından salınan elektron yüzeye ulaşmadan önce sadece birkaç serbest elektron ile
etkileşecektir. Dolayısıyla fotoelektronun yeterli enerji ile yüzeye ulaşma ihtimali
daha olasıdır. Kaçış derinliği ve verimlilik daha fazladır.
Fotokatotların yapımındaki yeni bir gelişme de galyum fosfat (GaP) gibi
negatif elektron eğilimli materyal kullanımıdır. Bu materyallerde yüzeye yakın bant
yapısı, iletim bandının alt enerji seviyesi vakum potansiyelinin üstünde olsun diye
eğdirilmiştir. İş fonksiyonu bu yüzden negatiftir. Bir potansiyel engel olmaksızın, bir
elektronun kaçması için sadece yüzeye ulaşacak kadar enerjiye sahip olması
yeterlidir. Bu tip materyaller % 80’ne varan kuantum verimliliğe sahip olabilirler.
29
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
3.1.3 Elektron Görsel Çıkış Sistemi
Fotokatottan elektronlar yayımlandıktan sonra bu elektronlar, elektron
çoğaltıcı bölümün birinci kısmına odaklandırılmalı ve toplanmalıdır. Bu iş elektrongörsel çıkış sistemi tarafından yapılır. Çoğu fotoçoğaltıcıda odaklama ve toplama
işlemi, uygun biçimdeki bir elektrik alanın uygulanmasıyla sağlanır. Manyetik alan
ya da elektrik ve manyetik alanın bir birleşimi temelde kullanılabilir. Fakat bu
kullanım oldukça azdır. Şekil 3.5 bir tipik elektron görsel çıkış sisteminin şematik
gösterimini vermektedir. Bazı eşpotansiyel çizgileri, birkaç olası elektron yolu
boyunca gösterilmiştir.
Eşpotansiyel çizgileri
Hızlandırıcı elektrot
Fotokatot
1. dinot
Elektron
yolları
Odaklayıcı elektrot
Şekil 3.5. Tipik bir fotoçoğaltıcı için elektron görsel çıkış sistemi (Schonkeren,1970)
Tasarımın şekline bakmaksızın iki önemli gereksinim karşımıza çıkmaktadır.
1) Toplayıcı sistem mümkün olduğu kadar verimli olmalıdır. Yani mümkün
olduğu kadar çok elektron, elektron çoğaltıcı bölüme ulaşmalıdır,
2) Yayımlanan bir elektron için katottan birinci dinota gidinceye kadar geçen
zaman, elektronların yayımlandığı noktalardan mümkün olduğu kadar
bağımsız olmalıdır.
30
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
İkinci gereksinim özellikle hızlı fotoçoğaltıcılar için önemlidir. (Hızlı
fotoçoğaltıcılar
detektörün
zaman
çözünürlüğünü
belirlemek
için,
zaman
deneylerinde kullanılırlar)
3.1.3.1 Toplama Verimliliği
Bir fotoçoğaltıcının elektron çoğaltma mekanizması, elektronlar her bir
dinotta verimli biçimde çoğaltılsın diye elektronların yörüngeleri dikkate alınarak
tasarlanır. Yine de bazı elektronlar çoğaltma işlemine hiçbir katkıda bulunmadan
yörüngelerinden sapabilirler. Fotokatottan yayımlanan elektronların ilk dinotun etkin
alanına ulaşma olasılığı toplama verimliliği (α) olarak adlandırılır. Etkin alan
fotoelektronların yörüngelerinden sapmaksızın birbirini izleyen dinotlarda verimli bir
biçimde çoğaltılabildikleri ilk dinotun alanıdır. İkinci ve sonraki dinotlarda çoğalıma
katkıda bulunmayan ikincil elektronlar olmasına rağmen bunların genel toplama
verimliliğine katkısı azdır. Dolayısı ile ilk dinottaki fotoelektron toplama verimliliği
çok önemlidir. Şekil 3.6 giriş çapı 28 mm olan bir fotoçoğaltıcı tübün (Hamamatsu
R6095) toplama verimliliğini, katot ile ilk dinot arasına uygulanan potansiyel farkın
bir fonksiyonu olarak göstermektedir. Eğer katot ile ilk dinot arasındaki potansiyel
Göreli toplama verimliliği, %
fark düşük ise ilk dinottaki etkin alana ulaşan fotoelektron sayısı da azdır.
Katot ile ilk dynot arasındaki potansiyel fark, V
Şekil 3.6. Uygulanan potansiyele bağlı olarak toplama verimliliği
31
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
3.1.4 Elektron Çoğaltıcı Bölüm
Elektron çoğaltıcı sistem, fotoçoğaltıcının anotunda ölçülebilir bir akım
üretmek için dinotları kullanarak zayıf olan ilk fotoelektron akımını güçlendirir. Her
elektrotun kazancı ikincil yayınım faktörü (δ) olarak bilinir. İkincil elektron
yayımlanması fotoelektrik olayı gibidir. Sadece fotonun yerini elektron almıştır.
Çarpışma sırasında enerji, dinot materyalindeki elektronlara transfer edilir. Fotokatot
da olduğu gibi dinotlarda da yarı iletken madde kullanılmaktadır.
Fotoçoğaltıcı boyunca elektronları yönlendirmek ve hızlandırmak için
dinotlar arasına sabit bir elektrik alan uygulanması gerekir. Bu yüzden ikincil
yayımlamayı yapacak olan materyal iletken bir madde üzerine yerleştirilir. En yaygın
olanları Ag-Mg, Cu-Be ve Cs-Sb alaşımlarıdır. İyi bir dinot materyalinin
gereksinimleri (Leo,1993);
1) Yüksek ikincil yayınım faktörü (δ), yani birincil elektron başına
yayımlanan ikincil elektron sayısının ortalamasın yüksek olması;
2) Yüksek akım altında ikincil yayınımın kararlı olması;
3) Düşük termoiyonik yayınım, yani düşük gürültü.
Çoğu fotoçoğaltıcı 10 ile 14 tane dinottan oluşur ki böylece 10 7 ye kadar
kazanç elde edilebilir. Fotokatotda olduğu gibi, dinotlarda da özellikle GaP gibi
negatif eğilimli maddeler kullanılır. Böylece her dinotun kazancı büyük miktarda
artar ve fotoçoğaltıcıda kullanılacak olan dinot sayısı azaltılmış olur. Örneğin GaP
maddesi kullanılan 5 dinotlu fotoçoğaltıcı ile 14 dinotlu bir fotoçoğaltıcının kazancı
hemen hemen aynıdır. Dinot sayısındaki bu azalma zaman parametrelerindeki
dalgalanmalarıda azaltır.
3.1.4.1 Dinot Biçimi
Dinot dizileri birçok yolla yapılabilir ve dinot biçimine bağlı olarak
fotoçoğaltıcının yanıt zamanı ve doğrusallık aralığı etkilenmektedir.
32
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
Günümüzde 5 tip biçim kullanılmaktadır.
1) Panjur tipi,
2) Kutu ve ızgara tipi,
3) Lineer odaklayıcı ,
4) Dairesel odaklayıcı,
5) Mikrokanal levha.
İlk dört biçim daha geleneksel yapılardır ve şekil 3.7 de gösterilmektedir.
Panjur tipi biçimde dinotlar, elektron şelalesi eksenine göre 45° lik açı ile geniş
şeritler halinde yerleştirilmiştir. Bu birincil elektrona geniş bir giriş alanı sunan basit
bir sistemdir. Dezavantajı ise direk geçen birincil elektronların bir kısmını
engellemek imkansızdır. Bu düşük kazanca ve geçiş süresindeki büyük değişimlere
neden olur. Bu durumdan kutu ve ızgara tipi, lineer odaklayıcı ve dairesel odaklayıcı
biçimli dinotlar kullanılarak kaçınılabilir. Böylece elektronlar bir dinottan diğerine
yansıyabilirler. Bu son dinot biçimlerinin diğer avantajları ise; (1) boşluk verimli bir
şekilde kullanılır ve böylece fazla miktarda dinot kullanılabilir, (2) katot ve anot çok
iyi izole edilir, böylece geribesleme riski ortadan kalkar.
Şekil 3.8 de çeşitli dinot biçimleri için tepki doğrusallıkları kıyaslanmaktadır.
Genel performanslarına bakıldığında lineer odaklayıcı biçimin daha cazip olduğu
açıktır. Fakat bazı özel uygulamalarda bu değişir. Örneğin, eğer makul bir akım elde
edilmek isteniyorsa panjur tipi dinot biçimi, daha düşük maliyetle lineer odaklayıcı
biçim kadar iyi iş yapabilir.
Son zamanlarda mikrokanal levha çoğaltıcılar kullanılan yeni bir tasarım
ortaya çıkmıştır. Bu sistem temelde görüntü yoğunlaştırmada kullanılmak için icat
edilmiştir. Cam bir plakaya birbirlerine paralel mikroskobik kanallar (çapları
yaklaşık 10-100μm civarındadır) açılmasından meydana gelir. Kanalların iç
yüzeyleri ikincil elektron yayımlanmasını sağlamak için yarıiletken malzeme ile
kaplanmıştır. Elektronlar kanala girdiğinde delik boyunca hızlandırılır ve kanal
duvarına çarptığında ikincil elektron yayımlanmasına neden olur (Leo,1993).
33
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
(a)
(b)
(c)
(d)
Şekil 3.7.a-d. Fotoçoğaltıcılar için çeşitli dinot biçimleri (Philips,1994): (a) Panjur,
(b) Lineer odaklayıcı, (c) Kutu ve ızgara, (d) Dairesel odaklayıcı
Şekil 3.8. Farklı dinot biçimleri için doğrusallık: (a) kutu ve ızgara tipi, (b) standart
voltaj bölüşümü ile panjur tipi, (c) yüksek akım voltaj bölüşümü ile panjur
tipi, (d) çok yüksek akım bölüşümü ile lineer odaklayıcı (EMI,1979)
34
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
Bu elektronlar da hızlandırılıp kanalın duvarına tekrar çarparlar. Aslında her
bir kanal sürekli bir dinot gibi davranır.
İlk elektron
İkincil elektronlar
Şekil 3.9. Mikrokanal levha biçiminin şematik şekli (Philips,1994). Her bir kanal
sürekli bir dinot gibi davranır
3.1.4.2 Çoğaltıcı Yanıtı: Tek Elektron Spektrumu
İdeal olarak elektron çoğaltıcı sistem, sistemine giren bütün aynı enerjili
elektronlar için sabit bir kazanç oluşturmalıdır. Fakat gerçekte ikincil yayınım
sürecinin istatistiksel doğasından dolayı bu mümkün değildir. Sisteme giren aynı
enerjili tek elektronlar farklı sayıda ikincil elektronlar üretecek ve bu da kazançta
dalgalanmalara neden olacaktır. Verilen bir çoğaltıcı zincirinde dalgalanmanın
yayılımının iyi bir ölçümü tek elektron spektrumudur. Bu, çoğaltıcı sisteme giren tek
bir elektrondan kaynaklanan fotoçoğaltıcı çıkış pulslarının spektrumudur. Bu dağılım
esasen elektron çoğaltıcının tepkisini verir ve bir zayıf ışık kaynağı ile ölçülebilir.
Çıkış pulsu biçimi, her bir elektron için genelde farklı olacaktır. Tüm pulslarını
birleştirerek, genliği toplam yük ile orantılı olan bir yeni puls elde edilir. Herbir
olayın kazanca karşı grafiği çoğaltıcının tepkisini ve kazançtaki dalgalanmaları verir.
35
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
b=0
b=0.2
deneysel
Olasılık (Keyfi birim)
Olasılık (Keyfi birim)
b=0
b=0.05
deneysel
δ=6
δ=2.6
δ=3.2
Puls yüksekliği
Puls yüksekliği
Şekil 3.10. Tek elektron spektrumu, (a) lineer odaklayıcı fotoçoğaltıcı için, (b) panjur
tipi fotoçoğaltıcı için (Schonkeren,1970)
Şekil 3.10 da bir lineer odaklayıcı fotoçoğaltıcı ile bir panjur tipi fotoçoğaltıcı
için bazı ölçülmüş tek elektron dağılımları gösterilmektedir. Bu tayflar en iyi Polya
dağılımı ile tanımlanır (aynı zamanda negatif binom dağılımı veya bileşik Poisson
dağılımı olarak da adlandırılır). Şekil 3.10 da gösterilen b parametresi dinotun yüzeyi
üzerindeki ikinci yayınım faktörünün kusursuz benzerlikten RMS sapmasıdır.
Şekilde görüldüğü gibi panjur tipi fotoçoğaltıcı, lineer odaklayıcı fotoçoğaltıcıya
göre daha fazla dalgalanmaya sahiptir (Leo,1993).
3.1.5 İşleme (Çalışma) Parameteleri
3.1.5.1 Kazanç ve Voltaj Temini
Bir fotoçoğaltıcının çoğaltıcı faktörü ya da kazancı, elektron çoğaltıcı
bölümdeki dinotların sayısına ya da ikincil yayınım faktörüne (δ, gelen ilk elektronun
enerjisinin fonksiyonudur) bağlıdır. Şekil 3.11 çeşitli materyaller için bu bağımlılığı
göstermektedir. Çoğaltıcı zincirde her bir dinot için ikincil yayınım faktörü,
  KVd
(3.6)
36
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
şeklinde tanımlanır. Burada Vd ; dinotlar arasındaki potansiyel fark, K ise bir orantı
sabitidir. Tüm dinotlar arasına eşit voltaj uygulandığını varsayarsak, fotoçoğaltıcı
için kazanç
G   n  KVd 
n
(3.7)
dir.
Denklem 3.7 den, fotoçoğaltıcıya bir minimum voltaj, Vb , uygulayarak, belli
bir kazanç için gerekli olan dinot sayısı, n, hesaplanılır. Böylece aşağıdaki ifade elde
edilir.
Vb  nVd 
n 1n
G
K
(3.8)
Bu ifadeyi minimum yapan n değerini bulmak için, n’ e göre türevini alıp
sıfıra eşitlersek;
1
dVb
1 1
n G n
 G n
ln G  0
dn
K
K n2
(3.9)
n  ln G
(3.10)
bulunur.
Bir fotoçoğaltıcının minimum voltajda çalışması istenilir. Daha yüksek voltaj
kullanımı sık sık geçiş zamanı yayılımı ve diğer parametrelerde uyuşmazlıklara
neden olur (Leo,1993).
37
Sertaç ÖZTÜRK
İkincil yayınım oranı,δ
3. MATERYAL METOD
Katot ile ilk dynot arasındaki potansiyel fark, V
Şekil 3.11. Gelen elektronun enerjisinin fonksiyonu olarak yaygın olarak kullanılan
dinot materyallerinin ikincil yayınım katsayıları (EMI,1979)
Dikkat edilmesi gereken önemli bir bağıntı da uygulanan voltaja göre
kazançtaki değişimdir. Denklem 3.7 den,
dV
dV
dG
n d n b ,
Vb
Vd
G
(3.11)
ifadesi hesaplanır. Bu ifadenin anlamı, n=10 olan bir fotoçoğaltıcı için Vb deki %1
lik bir değişim, kazançda %10 luk bir değişime neden olacaktır demektir.
3.1.5.2 Voltaj Bölüşümü
Önceki bölümde dinotlara uygulanan voltaj paylaşımının nasıl önemli
olduğunu gördük. İdealde piller en kararlı voltaj kaynağıdır, fakat çok fazla sayıda
kullanılması gerektiğinden pratik değildir. En yaygın metot, bir voltaj bölüştürücü ile
birlikte stabilize edilmiş bir yüksek voltaj uygulamasıdır. Bu sistem her dinota
38
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
gerekli olan voltajı sağlayacak şekilde yerleştirilmiş bir direnç zincirinden meydana
gelmektedir. Daha iyi ayarlamalara izin vermesi için değişken dirençlerde
kullanılabilir.
(a)
(b)
Şekil 3.12. Voltaj bölüşüm devreleri. (a) Sadece direnç kullanılan, (b) direnç ve
zener diyot kullanılan voltaj bölüşüm devresi (Hamamatsu,2006)
Bir bölüştürücünün tasarımında tüp içindeki akım değişimlerine neden olan
dinotlar arasındaki büyük potansiyel değişimlerini önlemek oldukça önemlidir. Bu
gibi değişimler fotoçoğaltıcının kazancında ve doğrusallığında farklılıklara neden
olur. Bundan dolayı, direnç zinciri içinden geçen akım (bleeder akımı) tüp akımı ile
kıyaslandığında büyük olmalıdır. Anot akımına bağlı olarak kazançtaki değişim,
G I an n(1   )  1

,
G
I bl (n  1)(1   )
(3.12)
bağıntısıyla hesaplanır. Burada I an ; ortalama anot akımı, I bl ; bleeder akımı, n; dinot
sayısı, δ; ikincil yayınım faktörüdür.
Bir fotoçoğaltıcı, dinotlarının potansiyeli fotokatota göre negatif olduğu
sürece ya bir pozitif, ya da bir negatif yüksek voltaj ile çalışabilir. Eğer pozitif bir
yüksek voltaj uygulanırsa, fotokatot ile sintilatör veya dedektörün dış zarfı arasında
meydana
gelebilen
sahte
yük
boşalımlarından
kaçınmak
için
fotokatot
topraklanmalıdır. Fotokatodu topraklamak aynı zamanda bu bileşenden gelen
gürültüyü
de
minimize
edecektir.
Direk
39
olarak
dedektör
elektroniği
ile
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
birleştirilmesine izin vermek için fotoçoğaltıcının anotuda topraklanabilir. Zaman
uygulamaları için bu çok avantajlıdır.
Şekil 3.13. Transistör kullanılarak yapılmış bir voltaj bölüşüm devresi
Fotoçoğaltıcı tüplerin yüksek sayım hızıyla çalıştığı sintilatör sayımı gibi puls
uygulamalarında bazen doğrusallıkla ilgili çıkışta sorunlar ortaya çıkar. Bu durumda
son basamaklarda dirençlerle birlikte transistör kullanmak akıma bir limit koyarak
çıkıştaki doğrusallıktaki bozulmaları düzeltebilir. Şekil 3.13, Hamamatsu R329
fototüpü için FNAL tarafından tasarlanmış bir voltaj bölüşüm devresidir.
Transistor kullanılırken aşağıdaki hususlara dikkat edilmelidir;
1. Yeterli akımın toplayıcı içerisinden geçmesi için seçilen transistörler yüksek
bir h fe değerine sahip olmalıdır,
2. Seçilen transistörler ve kullanılan kapasitörler iyi bir frekans karakteristiğine
sahip olmalıdır,
3. Transistörlerin ekleneceği basamak sayısı fotoçoğaltıcının çalışma durumuna
bakılarak belirlenmelidir.
3.1.5.3 Elektrot Akımı ve Doğrusallık
Bir fotoçoğaltıcının doğrusallığı dinot şeklinin tipine ve tüp içindeki akıma
kuvvetli bir şekilde bağlıdır. Genelde fotoçoğaltıcı doğrusallığı her dinottaki akımın
40
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
onu takip eden diğer dinot tarafından bütünüyle toplanmasını gerektirir. Böylece ilk
katot akımı ile tam orantılı bir akım elde edilir. Akımın toplanması, dinotlar arasına
uygulanan voltaja bağlıdır. Şekil 3.14, fotokatotda ki çeşitli aydınlatma şiddetleri için
uygulanan voltaja göre anot ve katot akımının fonksiyonel bağımlılığını
göstermektedir. Akım bütün akımın toplandığı doyum seviyesine ulaşıncaya kadar
uygulanan voltaja bağlı olarak artar. Voltajdaki ilk bağımlılık, yayınım yapan
elektrotun çevresinde oluşan alan yükünün varlığıdır. Bu elektron bulutu bu
bölgedeki elektrik alanını sıfırlama eğilimindedir ve sonradan yayımlanan
elektronların hızlanmasını engeller. Voltaj arttırıldığı zaman, bu alan yükü ortadan
kaybolur ve yayımlanan bütün akımlar toplanır.
Vk-S(1) (V)
Va-S(N) (V)
Şekil 3.14. Farklı aydınlatma şiddetleri altında fotoçoğaltıcı anot ve katotunun akımvoltaj karakteristikleri. (Schonkeren,1970)
Fotoçoğaltıcının özdirenci önemli bir faktördür. Bu direnç normalde birkaç
MΩ mertebesinde olacak kadar yüksektir.
3.1.6 Zaman Tepkisi ve Çözünürlüğü
Başlıca iki faktör fotoçoğaltıcıların zaman kararlılığını etkiler:
1) Elektronların fotoçoğaltıcı boyunca geçiş sürelerindeki değişimler,
2) İstatistiksel gürültüden kaynaklanan dalgalanmalar.
41
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
Eş potansiyel çizgileri
Hızlandırıcı
elektrot
Fotokatot
1. dinot
Odaklayıcı elektrot
Şekil 3.15. Geçiş süresi farklılığı (Schonkeren,1970)
Geçiş süresi farklılıkları, elektron tarafından kat edilen yolun uzunluğundaki
ve fotokatot tarafından yayımlanan elektronların enerjilerindeki değişimlerden
kaynaklanır. Şekil 3.15 tipik bir fotoçoğaltıcıda katodun farklı noktalarından
yayımlanan elektronlar için belli bir zaman periyodunda kat edilen mesafeleri
göstermektedir. Bu zaman süresince, dinot ekseni doğrultusunda yayımlanan
elektron dinota ulaşırken, kenarlardan yayımlanan elektronlar sadece yolun yaklaşık
olarak 1/3 ünü almıştır. Kısaca kenarlardan yayımlanan elektronlar için birinci dinot
mesafesi daha uzundur. Bu etki geçiş süresi farklılığı olarak bilinir ve sistemin
geometrisine bağlıdır. Bu mesafeleri daha eşit yapmak için küresel bir katot
kullanmak mantıklıdır. Daha kullanışlı bir yol ise kenarlardan yayımlanan
elektronları daha fazla hızlandırmak için bu eksen üzerinde elektrik alanın
ayarlanmasıdır (Leo,1993).
Geometriksel etkilerden başka, yayımlanan elektronların yönünden ve
enerjisinden kaynaklanan değişimler de olacaktır. Yüksek enerji ile yayımlanan bir
elektron, daha düşük enerjili bir elektrona göre daha hızlı hareket edecek ve birinci
dinota daha erken ulaşmış olacaktır. Benzer şekilde katotdan dik doğrultuda
yayımlanan bir elektron yüzeyden daha paralel yayımlanan bir elektrona göre daha
42
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
erken birinci dinota ulaşacaktır. Bu etki geçiş süresi yayılımı olarak adlandırılır ve
elektronun katottan ayrıldığı noktaya bağlıdır. Eğer bir fotoelektronun ilk hızını
fotokatota göre dik ve paralel bileşen hızları toplamı biçiminde yazarsak
v  v   v II
(3.13)
geçiş süresi yayılımı aşağıdaki formül şeklinde ifade edilebilir.
t  
2meW
e2 E 2
(3.14)
Burada me : elektron kütlesi, 9,1  10 28 g ; e: elektron yükü, 1,6  10 19 C ; E:
elektrik alan şiddeti [V/m]; W: katota dik enerji bileşenidir ki; v  / 2me bağıntısıyla
hesaplanır.
Bazı tipik değerler için, E=4 kV/m, W=0,4 eV ise Δt yaklaşık olarak 0,5 ns
dir. Modern hızlı fotoçoğaltıcılarda geçiş süresi 0,2 ns ile 0,5 ns arasında olmalıdır ki
buda bu etkinin önemini vurgular. Yayılımı azaltmak için, elektrik alan şekil 3.15 de
görüldüğü gibi arttırılmalıdır.
Şekil 3.16 da gösterilen bir hızlı fotoçoğaltıcının giriş sistemi şekil 3.5 deki
klasik biçim ile karşılaştırılmalıdır. En modern fotoçoğaltıcılarda odaklayıcı ve
hızlandırıcı elektrotlardaki voltaj ayarlanabilir. Genellikle en iyi değerler deneme
yanılma ile bulunur (Leo,1993).
Fotoçoğaltıcılarda zaman dalgalanmalarının ikinci nedeni, fotoelektrik etkinin
ve ikincil yayınım sürecinin istatistiksel doğasıdır. Bu, istatistiksel gürültü olarak
bilinir ve fotoçoğaltıcının zaman çözünürlüğünde bir temel sınırlama oluşturur. Bu
konu daha ayrıntılı olarak bir sonraki bölümde tartışılacaktır.
43
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
Şekil 3.16. Hızlı bir fotoçoğaltıcının elektron çıkış sistemindeki eşpotansiyel çizgileri
(Null,1971)
3.1.7 Gürültü
3.1.7.1 Karanlık Akım
Bir fotoçoğaltıcı aydınlatılmasa bile küçük bir akım hala akar. Bu akım
karanlık akım olarak adlandırılır ve çeşitli kaynaklardan ortaya çıkar:
1) Katot ve dinotlarki termoiyonik yayınım,
2) Sızıntı akımlar,
3) Radyoaktif kirlilik,
4) İyonizasyon olayı,
5) Işık olayı.
Isısal gürültü en temel bileşendir. Bu dağılım Richardson denklemi ile
tanımlanır.
44
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
  e 
I  AT 2 exp

 kT 
(3.15)
Burada A bir sabit,  iş fonksiyonu, T sıcaklık [K] ve k Boltzmann sabitidir.
Sıcaklığı azalmak gürültünün bu bileşenini azaltır (Leo,1993).
Sızıntı akımları elektrotlardan kaynaklanır ve tabandaki pinlerin karanlık
akıma büyük bir katkısı vardır.
Radyoaktif materyaller fotokatotdan ya da dinotlardan elektron yayınımına
neden olabilirler. Radyasyon ya doğrudan elektrotlara çarpar ya da kendiliğinden
floresans olayına neden olur. Her iki durumda da, küçük bir akım ortaya çıkar.
Fotoçoğaltıcı içinde kalan artık gazlar da ölçülebilir bir akıma neden olabilir.
Bu gaz atomları elektronlar tarafından iyonize edilir ve zıt yüklerden dolayı bunlar
katota veya dinotlara doğru hızlanarak bir akım oluşturacaktır.
Genelde karanlık akım çok küçük olmalıdır ve çoğu fotoçoğaltıcıda birkaç
nanoamperi geçmemelidir.
3.1.7.2 İstatistiksel Gürültü
İstatistiksel gürültü, fotoyayınım ve ikincil yayınım sürecinin istatistiksel
doğasının doğrudan bir sonucudur. Sabit bir yoğunluktaki ışık için yayımlanan
fotoelektron sayısı ve yayımlanan ikincil elektron sayısı zamanla dalgalanmalar
gösterecektir. Bu gürültü genelde kısa gürültü ya da Schottky etkisi olarak bilinir ve
ortalama anot akımı civarındaki dalgalanmanın değişimi ile ölçülür.
Bir fotoçoğaltıcıda istatistiksel dalgalanmaların iki kaynağı vardır.
1) Fotokatot,
2) Elektron çoğaltıcı sistem.
Birinci neden fotoelektrik etkinin istatistiksel doğasından ortaya çıkar ve
temel bir fizik sınırlamasının sonucudur. Sabit aydınlatma altındaki bir fotoçoğaltıcı
için bu dalgalanma bir zaman periyodunda (τ) fotokatottaki olay foton sayısı için
45
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
Poisson dağılımı varsayılarak ve serbest bırakılan fotoelektron sayısı için binom
olasılık dağılımı varsayılarak hesaplanabilir. Böylece
I 2  Ie
(3.16)

ifadesi ile verilen rms sapması bulunur. Burada I: katot akımı; e: elektronun yüküdür.
Diğer bir neden elektron çoğaltıcı sistemden kaynaklanan dalgalanmalardır.
Bu sadece ikincil yayınımın istatistiksel doğasından değil, aynı zamanda elektron
geçiş sürelerindeki farklılıklardan, dinotlar üzerindeki farklı ikincil yayınım
faktörlerinden ve bazı diğer faktörlerden kaynaklanır. Çoğaltıcı gürültüsü genelde
toplam istatistiksel gürültünün %10’ nundan büyük değildir.
3.1.8 Çevresel Faktörler
3.1.8.1 Çevre Işığı
Fotoçoğaltıcılar oldukça yüksek fotoduyarlıklı olduklarından voltaj altında
çevre ışığına maruz bırakılmamalıdır. Bu gibi durumda, tüp içinde oluşan yüksek
akım fotoçoğaltıcının kararsızlığını artırabilir ya da bütünüyle fotoçoğaltıcıyı
mahvedebilir. Bazı durumlarda bir tüp karanlıkta uzun bir süre tutulduktan sonra
düzelebilir. Fakat karanlık akımda dikkate değer bir artış olması oldukça olasıdır.
Düşük voltaj altında olmasa dahi fotoçoğaltıcıları aşırı aydınlık yerlerde tutmamak
en iyisidir.
3.1.8.2 Manyetik Alan
Manyetik alan fotoçoğaltıcıların çalışmasını etkileyen en önemli faktörlerden
biridir. Küçük bir manyetik alan fotoçoğaltıcı içindeki elektronların yörüngelerinden
sapması için yeterli olacaktır ve bu da verimliliği etkileyecektir. Bir fotoçoğaltıcının
manyetik alana en duyarlı kısmı elektron toplama sistemidir. Burada elektronlar
46
3. MATERYAL METOD
Sertaç ÖZTÜRK
öylesine sapabilir ki hiçbir elektron ilk dinota ulaşamaz. Genel olarak şu sonuçlar
çıkartılabilir.
1) Manyetik akı arttıkça anot akımı azalır,
2) Alanın etkisi, fotoçoğaltıcının ekseni boyunca uygulandığında en azdır.
En yaygın uygulama, fotoçoğaltıcının çevresini bir metal kafes ile
çevrelemektir. Bu yöntem hem ekonomik, hem de yapımı kolaydır (Leo,1993).
3.1.8.3 Sıcaklık Etkisi
Çoğu normal fotoçoğaltıcı için sıcaklığın etkisi diğer faktörlere kıyasla
genelde daha azdır. Uygulamaya bağlı olarak bir rol oynamaktadır. Örneğin
Richardson denklemi ile verilen karanlık gürültü sıcaklığın bir fonksiyonudur ve
sıcaklığa göre değişmektedir.
Katotun spektral duyarlılığı sıcaklığa bağlılık göstermekle birlikte bu etki
katotun yapısına ve türüne göre değişmektedir. Sıcaklıkla birlikte band yapısı, fermi
seviyesi ve katottun direnci değişecektir. Fakat bu değişimlerin tam olarak etkisini
öngörmek zordur. Genel kabul 25 °C ile 50 °C aralığında sıcaklığın artışı ≈-%0.5 lik
bir değişime neden olmaktadır.
İkincil yayımın faktörünün doğrudan sıcaklığa bağlı olmamasına rağmen
dinotun yüzey özelliklerine göre sıcaklıktan dolaylı biçimde etkilenebilir.
47
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
4.1 Giriş
CMS – CASTOR kalorimetresinde sinyal, rölativisttik yüklü parçacıkların
kuartz plakalardan geçerken oluşturacakları Cherenkov ışınımıdır. Oluşan bu
Cherenkov ışınımı fotoçoğaltıcı tüpler yardımıyla varlanacak ve ölçülecektir.
Deneyde fotoçoğaltıcıdan gelen sinyal bize parçacıklarla ilgili bilgileri sağlayacaktır.
Fakat her fotoçoğaltıcı tüp her detektör için uygun değildir. Kullanılacak olan
fotoçoğaltıcı tüplerin bazı kriterlere uymaları gerekmektedir. Örneğin CASTOR
kalorimetresindeki ışığın dalgaboyu 300-600 nm aralığında olduğu için seçilen
fotoçoğaltıcıların bu dalgaboylarında iyi bir kuantum verimliliğine sahip olması
gerekmektedir. Bir fotoçoğaltıcı tüp seçerken aşağıdaki özellikler dikkatte alınır.

Fotoçoğaltıcı tüpün kuantum verimliliği,

Fotoelektron toplama verimliliği,

Kazanç,

Karanlık akım,

Doğrusallık,

Fotoçoğaltıcı tüpün yanıtlama zamanı parametreleri;
-
Sinyalin yükseliş süresi,
-
Elektron geçiş süresi,
-
Pulsun genişliği.
Bu amaçla Hamamatsu şirketi tarafından üretilen R5380 üretim numaralı
fotoçoğaltıcılar CASTOR kalorimetresinde kullanılmak üzere seçilmiştir. R5380
fotoçoğaltıcısına ait bilgiler tablo 4.1 de verilmektedir.
48
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Üretim Numarası
R5380
Biçimi
Lineer Odaklayıcı
Genişlik
25 mm
Aktif Bölge
22 mm
λ (En küçük )
300 nm
λ (En büyük)
650 nm
Pik Duyarlılığı ( λ )
420 nm
Katot Işınım Duyarlılığı
85 mA/W
Cam Yapısı
Borosilikat
Katot Yapısı
Bialkali
Katot Parlaklık Duyarlılığı
125 μA/lm
Anot Parlaklık Duyarlılığı
0,75 A/lm
Kazanç
6000
Karanlık Akım
1 nA
Sinyalin Yükseliş Süresi
1,6 ns
Elektron Geçiş Süresi
12 ns
Dinot Sayısı
6
Uygulanan Voltaj
1000 V
Tablo 4.1. Hamamatsu R5380 fotoçoğaltıcı tüpün özellikleri (Hamamatsu,2006)
CASTOR kalorimetresinde 80 tane foto çoğaltıcı tüp kullanılacaktır. Tüm
yüksek enerji fiziği deneylerinde kullanılmak istenen malzemeler için üretici
firmadan deney kriterlerini sağlayacak malzeme üretmesi beklenir. Ancak bu
kriterlerin sağlandığını garanti etmek için bu malzeme detektöre takılmadan önce
fizikçiler tarafından test edilmektedir. Bu amaçla CASTOR kalorimetresinde
kullanılacak olan fotoçoğaltıcı tüplerden 34 tanesi bazı testler yapılmak üzere
Çukurova Üniversitesi Yüksek Enerji Fiziği laboratuarına gönderilmiştir.
49
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
4.2 Çukurova Üniversitesi Yüksek Enerji Fiziği Laboratuarı
Çukurova Üniversitesi Yüksek Enerji Fiziği Laboratuarı 2005 yılında, bir
DPT (Devlet Planlama Teşkilatı) projesi desteği ile kurulmuştur. Burada yapılan ilk
önemli çalışma CASTOR fotoçoğaltıcı tüplerinin kalite kontrol testleridir.
Şekil 4.1. Çukurova Üniversitesi Yüksek Enerji Fiziği Laboratuarı
Bunun için iki adet karanlık kutu yaptırıldı. Bunlardan bir tanesi zaman
yanıtlama parametreleri ölçümleri için, diğeri ise; kazanç, karanlık akım, doğrusallık
ve toplama verimliliği ölçümleri almak için kullanılmıştır. İki test düzeneği
birbirinden farklıdır. Zaman yanıtlama parametrelerini ölçerken amaç osiloskopta
fotoçoğaltıcı sinyalini görmekken, diğer sistemde amaç fotoçoğaltıcının anot akımını
ölçmektir. Fotoçoğaltıcıya uygulanan gerilimi değiştirmek ve verileri kayıt etmek
için LabView’ de yazılan programlardan faydalanıldı.
50
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Şekil 4.2. Hamamatsu R5380 fotoçoğaltıcı tüp
4.3 Fotoçoğaltıcıların Kalite Kontrol Testleri ve Sonuçları
4.3.1 Yanıtlama Zamanı Parametreleri
Bir fotoçoğaltıcının yanıtlama zamanı parametreleri; sinyalin yükseliş süresi,
elektron geçiş süresi ve puls genişliğini içerir. Bu parametreler aynı test düzeneğinde
ve aynı anda belirlenir. Elektronun geçiş süresi, fotokatottan yayımlanan foto
elektronun dinotları geçerek anota ulaşması için geçen süredir. Elektronun geçiş
süresi uygulanan voltaja ve dinot biçimine bağlıdır.
Sinyalin yükseliş süresi, sinyalin %10 dan %90 a kadar çıkması için geçen
süredir. Puls genişliği ise bir sinyalin yarı maksimumdaki genişliğidir.
Yükseliş
süresi
Elektronun geçiş süresi
Şekil 4.3. Yanıtlama zamanı parametreleri (Philips,1994)
51
Alçalış
süresi
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Ölçümler alınırken ışık kaynağı olarak 337 nm dalga boyuna sahip pulslu bir
lazer kullanıldı. Lazer ışığının şiddetini azaltmak için lazerin önüne optiksel
yoğunluğu yüksek filtre yerleştirildi. Lazer demeti, bir demet saptırıcıya gönderildi.
Geçen ışık bir filtreden daha geçerek fotoçoğaltıcıya, saçılan demet ise osiloskopta
bir referans sinyali oluşturmak için pin diyota doğru yönlendirildi. Referans sinyali
elektronun geçiş süresini ölçmek için kullanıldı.
Osiloskop
Pin Diyot
Fotoçoğaltıcı
9V Güç
Kaynağı
337 nm Laser
Filtre
Demet
Saptırıcı
Filtre
Yüksek
Voltaj
Şekil 4.4. Yanıtlama zamanı parametreleri ölçüm test düzeneği
Şekil 4.5. Yanıtlama zamanı parametreleri ölçüm düzeneği
52
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Tüm sistem karanlık bir kutu için yerleştirildi. Burada fotoçoğaltıcıdan
osiloskopa giden kablo ile pin diyottan osiloskopa giden kablo özdeş olmalıdır. Her
bir fotoçoğaltıcı için voltaj, 700 V’ dan 1600 V’ a kadar LabView’ de yazılan bir
program kullanılarak bilgisayar aracılığıyla 100’er 100’er arttırılarak veriler alındı.
Bütün ölçümler programlanabilir LeCroy marka osiloskop tarafından otomatik olarak
yapıldı. Lazerden fotoçoğaltıcıya tek tek ışık demetleri gönderilerek osiloskop
tarafından veriler otomatik olarak alındı. 100 tane veri olduğu zaman bunların
ortalaması
hesaplanarak
o
voltaj
değerindeki
yanıtlama
zamanı
olarak
değerlendirildi.
Şekil 4.6. LeCroy Osiloskop ekranı
Yukarıdaki şekil veri alınırken osiloskop ekranını göstermektedir. Burada
fotoçoğaltıcı sinyali kırmızı, pin diyot sinyali ise sarı renkli olan sinyaldir. Ayrıca
şekil 4.6. da tek bir sinyal için yanıtlama zamanı parametre aralıkları ve verilerin
53
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
okunduğu kısım belirtilmiştir. Elektronun geçiş süresi ölçülürken, pin diyot ve
fotoçoğaltıcı sinyalinin pik değerlerinin %50 si arasındaki zaman farkı alındı.
Fotoçoğaltıcı demet saptırıcıya pin diyota nazaran 16 cm daha uzak olduğundan, 0.53
ns lik zaman farkı osiloskopta okunan elektron geçiş süresi değerinden çıkartıldı.
6675
2,9
6700
6702
6713
6978
6981
6986
2,7
Zaman (ns)
2,5
2,3
2,1
1,9
1,7
1,5
500
700
900
1100
1300
Yüksek Voltaj (Volt)
1500
1700
Şekil 4.7. Bazı fotoçoğaltıcılar için Yükseliş süresi – Voltaj grafiği
6675
4,5
6700
6702
4
6713
Zaman (ns)
6978
3,5
6981
6986
3
2,5
2
500
700
900
1100
1300
Yüksek Voltaj (Volt)
Şekil 4.8. Bazı fotoçoğaltıcılar için Sinyal genişliği – Voltaj grafiği
54
1500
1700
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
6675
6700
6702
16
Zaman (ns)
15
6713
6978
6981
14
6986
13
12
11
10
500
700
900
1100
1300
Yüksek Voltaj (Volt)
1500
1700
Şekil 4.9. Bazı fotoçoğaltıcılar için Elektron Geçiş Süresi – Voltaj grafiği
İyi belirlenmiş zaman yanıtlama parametreleri kalorimetrenin düzgün
çalışması için önemlidir. Fotoçoğaltıcılar her bir olay için sinyal üretmeli ve yeni
sinyallere hazır duruma gelmelidir. Varlama işlemi için geçen toplam süre, sinyal
genişliği ve elektron geçiş süresinin toplamıdır. Birbirini izleyen çarpışmalar 25 ns
aralıklarla meydana geldiğinden, sinyalin genişliği ve elektron geçiş süresinin
birleşimi bu değerden az olmalıdır.
Şekil 4.10,4.11 ve 4.12 yanıtlama zamanı parametrelerinin 1000 V daki
dağılımlarını göstermektedir.
55
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Elektron Geçiş Süresi (ns)
Şekil 4.10. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için elektron geçiş süresi dağılımı
Yükseliş Süresi (ns)
Şekil 4.11. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için yükseliş süresi dağılımı
56
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Sinyal Genişliği (ns)
Şekil 4.12. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için sinyal genişliği dağılımı
4.3.2. Kazanç
İkinci karanlık kutuda kazanç, karanlık akım, doğrusallık ve toplama
verimliliği ölçüldü. Temelde bu test düzeneği fotoçoğaltıcının çıkışındaki anot
akımını ölçmek için tasarlanmış bir sistemdir.
Bir fotoçoğaltıcının kazancı, anot akımının katot akımına bölünmesiyle elde
edilir ( G=Ia/Ik ). Dolayısı ile anot ve katot akımının ayrı ayrı ölçülmesi gerekir.
Bunun için iki farklı fotoçoğaltıcı tabanı kullanıldı. Bunlar anot ve katot tabanı
olarak adlandırılır. İkisi arasındaki temel fark ise anot tabanında, katot ile anot
arasına tüm dinotları kapsayan bir potansiyel fark uygulanırken, katot tabanında
sadece katot ile ilk dinot arasına gerilim uygulanır. Diğer dinotlar ve anot kısa devre
olmuştur. Bu test düzeneğinde ışık kaynağı olarak halojen bir tungsten lamba
kullanıldı. Kutu içinde meydana gelebilecek istenmeyen yansımaları önlemek için
kutunun iç yüzeyi siyah pamuklu bir kumaş ile kaplandı.
57
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Şekil 4.13. Anot (solda) ve katot (sağda) tabanı
Şekil 4.14, kazanç ölçüm test düzeneğini göstermektedir. Halojen lambanın
önüne ışık şiddetini azaltmak için filtreler yerleştirildi. Bunlardan biri mavi renk
filtresi, diğeri ise mavi ışık dalga boyları (~400 nm-450 nm) arasında ortalama 2
optiksel yoğunluğa sahip absorblayıcı filtredir. Fotoçoğaltıcıdaki anot akımının
1 mA’ i geçmesi fotoçoğaltıcının yanmasına neden olabilir. Dolayısı ile ışık
şiddetinin ve filtrelerin çok iyi ayarlanması gerekir. Fotoçoğaltıcıya 500 V dan 1600
V a kadar, voltaj 50’şer 50’şer artırılarak potansiyel farklar uygulandı. Her bir
voltajdaki anot akımı Keitley marka bir pikoampermetre tarafından okundu. Voltaj
değişimi ve anot akımı ölçümleri için LabView de yazılan programlardan
faydalanıldı ve okunan anot akımları bilgisayara kaydedildi.
Fotoçoğaltıcı
Mavi
Pikoampermetre
Filtre
Tungsten
Lamba
Spektrometre
Yüksek
Voltaj
Şekil 4.14. Kazanç ölçüm test düzeneği
58
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Şekil 4.15. Kazanç test düzeneğinin dışarıdan genel görünümü
Şekil 4.16. Kazanç test düzeneği
59
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Katot akımı ölçümleri için anot tabanı, katot tabanı ile değiştirildi. Halojen
tungsten lambanın önündeki absorplayıcı filtre kaldırıldı. Daha sonra voltaj 115 V
dan 368 V a kadar 11,5 V aralıklarla artırılarak, fotoçoğaltıcının katot akımları yine
aynı yöntem ile ölçülüp bilgisayara kaydedildi. Alınan her ölçüm için bir de ışık
şiddeti spektrometre tarafından alındı. Böylece sabit ışık şiddeti altında verilerin
alındığı garanti edilmiş olundu. Fotoçoğaltıcının ışık kaynağına olan uzaklığı
ölçümleri etkileyeceğinden, anot ve katot
tabanları değiştirildikten
sonra
fotoçoğaltıcının tungsten lambaya uzaklığının aynı olduğunu belirlemek için,
tahtadan yapılmış bir fotoçoğaltıcı yuvası kullanıldı.
Bir fotoçoğaltıcının kazancı anot akımının katot akımına bölünmesiyle elde
edilir. Örneğin 1000 V daki kazancı hesaplarken, 1000 V daki anot akımını ona
karşılık gelen katot akımına (230 V daki) bölüp 100 ile çarpmamız gerekir. Oranı
100 (102) ile çarpmamızın nedeni katot akımını ölçerken ortalama optiksel
yoğunluğu 2 olan absorplayıcı filtreyi kullanmamızdır. Bundan dolayı filtre etkisini
de göz önüne almamız gerekir.
3,50E+04
3,00E+04
Kazanç
2,50E+04
2,00E+04
1,50E+04
1,00E+04
5,00E+03
0,00E+00
400
600
800
1000
1200
1400
Yüksek Voltaj (V)
Şekil 4.17. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için kazanç – voltaj grafiği
60
1600
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Kazanç
Şekil 4.18. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için 1000 V daki kazanç dağılımı
Kazanç
Şekil 4.19. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için 1100 V daki kazanç dağılımı
61
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
4.3.3. Karanlık Akım
Bir fotoçoğaltıcı aydınlatma altında olmadığında bile küçük bir akım hala
akmaya devam eder. Buna karanlık akım denir ve kısaca gürültü olarak
tanımlanabilir. Fotokatot ve dinotlardaki termoiyonik yayınım, fotoçoğaltıcının
içindeki ya da dışındaki bağlantılardan meydana gelen sızıntı akımları, alan yayınımı
gibi çeşitli süreçlerin sonucu olarak ortaya çıkar. Genelde çoğu fotoçoğaltıcı bu
etkiyi minimum yapacak şekilde tasarlanır ve üretilir. Sinyal/gürültü oranını
maksimum yapmak için CASTOR fotoçoğaltıcılarının karanlık akımı mümkün
olduğu kadar düşük olmalıdır.
25
Karanlık Akım (nA)
20
15
10
5
0
300
500
700
900
1100
1300
1500
1700
-5
Yüksek Voltaj (V)
Şekil 4.20. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için karanlık akım – voltaj grafiği
Karanlık akım ölçülürken anot tabanı kullanıldı. Veriler alınmadan önce
fotoçoğaltıcı karanlık kutu içine yerleştirilip 30 dk boyunca 1000 V luk gerilim
uygulandı. Sonra 500 V’ dan 1600 V’ a kadar voltaj 100’er 100’ er arttırıldı ve
Keitley marka pikoampemetre tarafından anot karanlık akımı ölçüldü.
62
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Fotoçoğaltıcı
Numarası
6665
6674
6675
6695
6697
6700
6701
6702
6703
6704
6705
6706
6707
6708
6709
6710
6711
Ölçülen
(nA)
9,87
2,76
2,77
0,016
0,015
0,094
0,039
0,023
0,018
0,067
0,107
0,043
0,016
0,011
0,097
0,013
0,011
Sertaç ÖZTÜRK
Hamamatsu Fotoçoğaltıcı
(nA)
Numarası
7,7
6712
1,9
6713
4
6716
0,05
6717
0,06
6971
0,13
6975
0,08
6978
0,08
6979
0,05
6980
0,1
6981
0,17
6982
0,06
6983
0,03
6984
0,13
6985
0,04
6986
0,03
6987
0,02
6990
Ölçülen
(nA)
0,026
0,011
0,075
0,066
0,048
0,21
0,14
0,082
0,085
0,016
0,043
0,068
2,44
0,08
0,086
0,103
0,25
Hamamatsu
(nA)
0,05
0,02
0,14
0,13
0,04
0,16
0,07
0,08
0,05
0,03
0,04
0,05
0,08
0,08
0,09
0,11
0,19
Tablo 4.2. Test edilen bütün fotoçoğaltıcılar için karanlık akımın ölçülen ve
Hamamatsu firması tarafından verilen değerleri
Tablo 4.2, 1000 V’ da laboratuarda ölçülen karanlık akım değerleri ile
Hamamatsu
firmasının
gönderdiği
değerlerin
her
bir
fotoçoğaltıcı
için
karşılaştırmasını göstermektedir. Test edilen fotoçoğaltıcılar içerisinde sadece 4
tanesinin karanlık akımı 1 nA’ den yüksek çıktı. Özellikle 6984 numaralı
fotoçoğaltıcıda oldukça kararsız karanlık akım değerleri gözlemlendi ve Hamamatsu
firmasının ölçtüğü değerden çok daha yüksek bir değer bulundu.
4.3.4. Doğrusallık
Bir kalorimetrenin verimi ve güvenilirliği kullanılan fotoçoğaltıcıların geniş
ışık şiddeti aralığında doğrusal olmasına bağlıdır. Bir fotoçoğaltıcı varlanan ışığın
şiddetiyle orantılı sinyal üretir. Eğer bir fotoçoğaltıcının çıkışı (toplam yük veya
akıma göre) gelen ışık şiddetinin miktarı ile orantılı biçimde doğrusalsa, o
fotoçoğaltıcı doğrusaldır. Doğrusallık iki farklı yolla ölçülebilir. DC doğrusallık
63
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
sürekli bir ışık kaynağı ile belirlenir ve temelde fotoçoğaltıcının dinamik aralıklarını
gösterir. Puls doğrusallığı ise fotoçoğaltıcının bir sinyalden sonra geri dönüp yeni
sinyale hazır olma karakteristiklerini gösterir (Akgun,2003).
Laboratuarda CASTOR fotoçoğaltıcılarının doğrusallıkları ölçülürken DC
metottan faydalanıldı. Bunun için aynı halojen tungsten lamba kullanıldı. Işık
kaynağının önüne farklı optiksel yoğunluklara sahip absorplayıcı filtreler
yerleştirilerek fotoçoğaltıcının değişik ışık şiddeti miktarları için aydınlatılması
sağlandı. Fotoçoğaltıcının çıkışındaki anot akımı Keitley marka pikoampermetre
tarafından okundu.
Optiksel Yoğunluk
1,00E-03
0
1
2
3
4
5
6
7
1,00E-04
2
R = 0,9918
Anot Akımı
1,00E-05
1,00E-06
1,00E-07
1,00E-08
1,00E-09
1,00E-10
Şekil 4.21. 6982 numaralı fotoçoğaltıcı için 1000 V’ daki anot akımı – optiksel
yoğunluk grafiği
Şekil 4.21, 6982 numaralı fotoçoğaltıcı için DC doğrusallık ölçümünü
göstermektedir. R 2  0,9918  1 olması, fotoçoğaltıcının bu ışık şiddeti aralığında iyi
bir doğrusallığa sahip olduğunu söylemektedir.
64
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
4.3.5. Toplama Verimliliği
Fotoçoğaltıcıya gelen ışık fotokatotdan fotoelektrik etki ile elektronlar
kopartır. Yayımlanan elektronların sayısı fotoçoğaltıcının kuantum verimliliğine
bağlıdır. CASTOR fotoçoğaltıcıları için fotokatot bialkaliden yapılmıştır ve 420 nm
dalga boyunda kuantum verimlilik %28 dir. Bunun anlamı, fotokatota 100 tane foton
çarptığında, yaklaşık olarak 28 tane fotoelektronun fotokatottan yayımlanmasıdır.
Aynı ışık şiddeti altında, fotokatottan hemen hemen eşit miktarda
fotoelektron yayımlanması ve katot akımının uygulanan voltaja bağlı olmaması
beklenir. Fakat gerçekte böyle değildir. Fotokatottan yayımlanan fotoelektronlar her
yöne doğru olup, bunları ilk dinota doğru odaklayacak ve hızlandıracak bir elektrik
alan gerekmektedir. Oluşan elektrik alan şiddeti uygulanan voltaj ile orantılıdır. Belli
bir voltaj değerinden sonra elektrik alan şiddeti o kadar kuvvetlidir ki yayımlanan
tüm fotoelektronları toplayıp ilk dinota gönderir. Bu voltaj değerinden sonra gerilim
arttırılsa dahi katot akımının sabit kalması beklenir.
Filtresiz
250
O.Y.=0,1
O.Y.=0,3
Katot Akımı (nA)
200
150
100
50
0
0
50
100
150
Voltaj (V)
200
250
Şekil 4.22. 6665 numaralı fotoçoğaltıcı için katot akımı – voltaj grafiği
65
300
4. ARAŞTIRMA VE BULGULAR
Sertaç ÖZTÜRK
Halojen tungsten lambanın önüne farklı optiksel yoğunluklu (O.Y.) filtreler
yerleştirilerek fotoçoğaltıcının katot akımları ölçüldü. Beklenildiği gibi yaklaşık 100
V civarında katot akımı doyuma ulaştı.
66
5. SONUÇ
Sertaç ÖZTÜRK
5. SONUÇ
CASTOR kalorimetresinin fotoçoğaltıcıları için 1000 V’ da aranılan kriterler
tablo 5.1 de gösterilmektedir.
Kazanç
 10 3 ,10 4
Karanlık Akım
< 1 nA
Elektron Geçiş Süresi
< 25 ns
Sinyalin Yükseliş Süresi
< 5 ns
Puls Genişliği
< 15 ns
Tablo 5.1. CASTOR fotoçoğaltıcıları için istenilen özellikler.
Ölçülen kazanç değerleri Hamamatsu şirketinin verdiği değerlerden biraz
farklı çıktı. Hamamatsu şirketi 1000 V’ daki kazancı 6000 olarak göstermiş olmasına
rağmen sadece birkaç fotoçoğaltıcıda bu değer ve üstü ölçüldü. Şekil 4.18 ve şekil
4.19 da açıkça görüldüğü gibi yapılan testler sonucu yaklaşık olarak 1100 volt da
kazanç 6000 olarak ölçüldü. Bu çalışmanın bir benzeri Iowa Üniversitesinde yapılan
HF detektörünün fotoçoğaltıcılarının kalite kontrol testleridir (Akgun,2003). Burada
test edilen Hamamatsu R7525 fotoçoğaltıcıları için kazanç 1000 V’ da 50000 olarak
Hamamatsu şirketi tarafından gösterilmesine rağmen yapılan testler sonucu bu
kazanç değerine yaklaşık 1100 V’ da ulaşılmıştır. Dolayısıyla elde ettiğimiz kazanç
değeri ölçümleri daha önceki benzer çalışmalar ile uyum içerisindedir. Ayrıca bazı
fotoçoğaltıcılar için 1000 V’ da 6000 ve üzeri kazanç değeri ölçülmesi sistemin
güvenilirliğinin de bir göstergesidir.
Bir sinyal için toplam varlanma süresi elektron geçiş süresi ile puls
genişliğinin toplamıdır. Her 25 ns’ de yeni çarpışmanın gerçekleştirileceği BHÇ’ de
elektron geçiş süresi ve puls genişliğinin toplamı bu değerden küçük olmalıdır. Şekil
67
5. SONUÇ
Sertaç ÖZTÜRK
4.10, 4.11 ve 4.12’ deki yanıtlama zamanı parametreleri test sonuçlarına baktığımız
da CASTOR detektörü için istenilen şartların sağlandığı görülmektedir. Test edilen
bütün fotoçoğaltıcılar 1000 V’ da yaklaşık 13 ns’ lik geçiş süresine sahiptir. Düşük
voltajda dahi elektron geçiş süresi 16 ns’ nin altında ölçülmüştür. Test edilen bütün
fotoçoğaltıcılar için puls genişliği 3 ns civarında dağılım göstermektedir. Dolayısı ile
sinyalin toplam varlanma süresi 25 ns’ nin altındadır ve bu bizim istediğimiz
sonuçtur. Sinyalin yükseliş süresi için dağılım 2 ns civarındadır. İstenilen 5 ns’ den
küçük olma şartı şağlanmıştır.
Karanlık akım ölçümlerinde, sadece 4 tane fotoçoğaltıcıda (6665, 6674, 6675,
6984) 1 nA’ den fazla karanlık akım değeri ölçülmüştür. Özellikle 6984 numaralı
fotoçoğaltıcı oldukça kararsız bir davranış göstermiş ve Hamamatsu şirketinin
ölçtüğü karanlık akım değerinden çok daha yüksek çıkmıştır.
Bu çalışmanın bir başka önemi ise ilk kez Türkiye’ de yapılan bir çalışma ile
CMS deneyine donanım anlamında bir katkı sağlanmış olmasıdır.
68
KAYNAKLAR
AKGUN,U., 2002. Timing, Gain, and Dark Current Measurements of PMTs from
Three Different Manufacturers for HF Calorimeter, CMS Internal Note: IN
2002/032
AKGUN, U., 2003. CMS HF Calorimeter PMTs and  c Lifetime Measurement,
Iowa University, USA
AKGUN. U., 2002. Single and Double Pulse Linearity Studies Performed on
Candidate PMTs for HF Calorimeter, CMS Internal Note: IN 2002/030
CMS Tecnical Desing Report, 2004. CERN/LHCC
DUMANOGLU, İ., 2003. CERN’deki Büyük Hadron Çarpıştırıcısındak CMS
Deneyi, VIII. Ulusal Nükleer Bilimler ve Teknolojileri Kongresi, 15-17
Ekim, Erciyes Üniversitesi, Kayseri
ELECTRON TUBES, 2006. Photomultipliers, U.K.
EMI, 1979. Photomultiplier Catalog, England
GLADYSZ-DZIADUS, E., 2005. CASTOR: Centauro and Strange Object Research
Exotic Aspects of Forward Physics at the LHC, Krakow, Poland
HAMAMATSU PHOTONICS, 2006. Photomultiplier Tubes Basics and Application
Third Edition, Japan
HAMAMATSU PHOTONICS K.K., 1999. Photomultiplier Tubes, Basics and
Applications. Editorial Committee, Japan
HAMAMATSU PHOTONICS K.K., 2004. Photomultiplier Tubes and Assemblies
For Scintillation Counter and High Energy Physics, Japan
HOFMAN, D.J., Heavy Ion Physics with CMS, University of Illinois, SA
LEO, W.R., 1993.Techniques for Nuclear and Particle Physics Experiments, New
York
MASETTI, G., 2005. Search for the MSSM Neutral Higgs Bosons with the CMS
Experiment at LHC, Bologna, Italy
69
MAVROMANOLAKIS, G., 2003. Quartz fiber calorimetry and calorimeters,
Cambridge, UK
MOORTGAT, F., 2004.Discovey Potential of MSSM higgs Bosons Using
supersymmetric Decay Modes with the CMS Detector, Antwerpen
NORBECK, E., 2006. Physics at Very Small Angles with CASTOR at CMS, 22nd
Winter Workshop on Nuclear Dynamics, USA
PHILIPS PHOTONICS, 1994. Photomultiplier Tubes, Principles and Applications,
France
YETKİN, T., 2006. Search for Susy in Missing Transverse Energy Plus Multijet
Topologies at
s = 14 TeV and Geant4 Simulation of the CMS Forward
Calorimeter in the 2004 Test Beam, Ç.Ü., Adana
70
ÖZGEÇMİŞ
1982 yılında Malatya’ da doğdum. İlköğretim ve lise eğitimini Malatya’ da
tamamladıktan sonra 1999 yılında Eskişehir Osmangazi Üniversitesi Fizik Bölümünü
kazandım. 2003 yılında fizik bölümünden mezun oldum ve aynı yıl Çukurova
Üniversitesi Fen Bilimleri Enstitüsünde Fizik Anabilim Dalında tezli yüksek lisans
programına başladım. 2006 yılında fizik bölümüne araştırma görevlisi olarak
atandım. Halen bu göreve devam etmekteyim.
71