Metody eksperymentalne w fizyce wysokich energii

Transkrypt

1 Metody eksperymentalne w fizyce wysokich energii prof. dr hab. A.F.Żarnecki Zakład Czastek i Oddziaływań Fundamentalnych IFD Wykład III Oddziaływanie fotonów i hadronów Detektory gazowe

2 Fotony Przekrój czynny na oddziaływanie z ośrodkiem w funkcji energii W obszarze małych energii dominuje efekt fotoelektryczny (σ p.e. ) Dla energii rzędu 1 MeV istotny wkład od efektu Comptona (σ Compton ) Dla energii powyżej 10 MeV dominuje kreacja par e + e w polu jader (κ nuc ) A.F.Żarnecki Wykład III 1

3 Fotony Efekt fotoelektryczny γ + X e + X + Efekt Comptona γ + e γ + e Dla I K < E γ m e oczekujemy σ p.e. 32m7 e E 7 γ α 4 Z 5 σ th W granicy dużych energii E γ m e σ Compton Z πα2 m e E γ [ ( ) Eγ ln m e ] σ th = 8 3 πr2 e = 8πα2 3m 2 e Þ A.F.Żarnecki Wykład III 2

4 Fotony Efekt Comptona W obszarze małych energii straty energii fotonu sa znikome - rozpraszanie elastyczne. Straty energii dominuja dla E > 2MeV Rozkład energii elektronów: A.F.Żarnecki Wykład III 3

5 Fotony Kreacja par Prawdopodobieństwo, że w wyniku oddziaływania fotonu powstanie para e + e P Pb Fe NaI Ar H 2 O C H Powyżej 1 GeV : praktycznie wyłacznie kreacja par. Dla niższych energii wkład produkcji par rośnie ze wzrostem Z Photon energy (MeV) A.F.Żarnecki Wykład III 4

6 Fotony Spadek intensywności wiazki I(x) = I 0 exp λ - średnia droga swobodna ( x ) λ W obszarze dużych energii (dominuje kreacja par): λ = 9 7 X Absorption length λ (g/cm 2 ) H C Si Fe Sn Pb ev 100 ev 1 kev 10 kev 100 kev 1 MeV 10 MeV 100 MeV 1 GeV 10 GeV 100 GeV Photon energy A.F.Żarnecki Wykład III 5

7 Kaskada E-M Kaskada elektromagnetyczna Wysokoenergetyczny foton wpadajac w materię konwertuje na parę e + e Elektron w polu jader emituje kolejne fotony, które znów konwertuja... Powstaje lawina czastek, która powiela się tak długo jak E e > E c Gdy energie elektronów spadna poniżej E c starty jonizacyjne kaskada wygasa (1/E 0 )de/dt Energy Photons 1/6.8 Electrons 30 GeV electron incident on iron t = depth in radiation lengths Profil podłużny - rozkład Gamma: de dt = E 0 b (bt)a 1 e bt Γ(a) pozycja maksimum [X 0 ] t max = a 1 b ln E E c + C j Number crossing plane C γ = +0.5, C e = 0.5 A.F.Żarnecki Wykład III 6

8 Hadrony Droga na oddziaływanie Prawdopodobieństwo nieelastycznego rozproszenia w funkcji drogi w materiale: ) ( xλi Średnia droga na oddziaływanie maleje z Z, ale nie tak szybko jak X 0 p(x) = 1 λ I exp λ I - średnia droga na oddziaływanie w danym materiale. λ I 35 g/cm 2 A 1/3 λ I X 0 λ I /X 0 13Al 39.4 cm 8.9 cm 4 26F e 16.8 cm 1.76 cm 10 29Cu 15.1 cm 1.43 cm 11 82P b 17.1 cm 0.56 cm 30 Dla E > 1GeV praktycznie nie zależy od energii A.F.Żarnecki Wykład III 7

9 Hadrony Kaskada hadronowa Wysokoenergetyczne hadrony (neutralne i naładowane) oddziałuja silnie z nukleonami/jadrami ośrodka. Produkowane sa czastki wtórne. Czastki traca także energię na wzbudzenia jader i jonizację. Rozpady π składowa E-M kaskady Krotność czastek N ln E Deekscytacja czastek jader - opóźniona emisja Czastki wtórne moga powodować kolejne reakcje kaskada A.F.Żarnecki Wykład III 8

10 Hadrony Kaskada hadronowa Długość kaskady skaluje się w λ I Pozycja maksimum [λ I ]: t max 0.2ln E[GeV ] Grubość warstwy żelaza potrzebna do zatrzymania kaskady (95% lub 99% energii): % Depth in Iron (cm) % / Bock param. / CDHS data / CCFR data Depth in Iron (λ I ) Single Hadron Energy (GeV) 3 również rośnie logarytmicznie z energia A.F.Żarnecki Wykład III 9

11 Jonizacja w gazach Straty energii na jonizację mówia nam o tym ile energii traci przechodzaca czastka. Stopping power [MeV cm 2 /g] Lindhard- Scharff Nuclear losses µ Anderson- Ziegler Bethe-Bloch µ + on Cu Radiative effects reach 1% [GeV/c] Muon momentum Radiative losses Without δ βγ [MeV/c] Minimum ionization Rozkład przekazów energii E µc p( E) 1 E [TeV/c] Średnio całkowita jonizacja w gazie (N T ) jest 2-3 razy większa niż jonizacja pierwotna (N P ). Jonizacja czastki minimalnej jonizacji (MIP) na 1 cm gazu: N P N T Ne Ar Xe CH CO Wybite elektrony maja często energię wystarczajac a do wtórnej jonizacji A.F.Żarnecki Wykład III 10

12 Budowa Najprostszy licznik gazowy np. licznik Geigera-Mülera Wpadajaca czastka jonizuje gaz między elektrodami. Przyłożone napięcie + swobodne nośniki mierzymy przepływ pradu (impuls ładunku) W geometrii cylindrycznej pole elektryczne zależy od odległości od drutu Przy określonym napięciu pole przy drucie rośnie z malejac a średnica drutu A.F.Żarnecki Wykład III 11

13 Mody pracy Tryb pracy komory zależy od przyłożonego napięcia. Wszystkie mody pracy sa wykorzystywane w praktyce. Najczęściej wykorzystywany jest tryb licznika proporcjonalnego, gdyż pozwala na pomiar poczatkowej jonizacji. A.F.Żarnecki Wykład III 12

14 Wzmocnienie gazowe Elektron dryfujacy w polu elektrycznym, jeśli jest ono wystarczajaco silne, może między kolejnymi zderzeniami zyskać energię wystarczajac a do jonizacji kolejnych atomów. Pierwszy współczynnik Townsend a określa ile nowych elektronów powstaje na jednostkę drogi: dn = α n dx n = n e αx w jednorodnym polu W pierwszym przybliżeniu otrzymujemy eksponencjalna zależność od napięcia n = n e η(v V ) wzmocnienie gazowe A.F.Żarnecki Wykład III 13

15 Wzmocnienie gazowe Warunki odpowiednie do wzmocnienia gazowego najłatwiej wytworzyć w bezpośrednim s asiedztwie cienkiego drutu Możliwe jest powielenie ładunku o cznnik W modzie ograniczonej proporcjonalności nawet do A.F.Żarnecki Wykład III 14

16 Dobór gazu Najlepszy wybór powinien zapewnić: niskie napięcie pracy wysokie wzmocnienie gazowe proporcjonalny mod pracy krótki czas martwy Ze względu na wysoka jonizację często używany jest argon (Ar) Wzbudzone atomy Ar ( E = 11.6eV ) emituja fotony, które moga wybijać elektron z katody. W czystym argonie nie można uzyskać wzmocnienia większego niż Aby zwiększyć wzmonienie trzeba dodać inny gaz, który będzie tłumił wyładowania pochłaniajac fotony. Sa to czasteczki wieloatomowe (pochłanianie wzbudza mody rotacyjne): metan, alkohole, BF 3, CO 2. Wystarczy niewielka domieszka. Typowa mieszanka 90%Ar + 10%CH 4 wzmocnienie do Może to prowadzić do wyładowania. A.F.Żarnecki Wykład III 15

17 Odczyt W wyniku przejścia czastki czastki rejestrowany jest impuls ładnuku. Jedynie 1 2% tego impulsu powstaje w momencie gdy elektrony z kaskady otaczajacej drut docieraja do jekgo powierzchni. Większość rejestrowanego ładunku indukuje się w wyniku dryfu jonów. Oczekiwany przepływ ładunku: Typowy układ i kształt impulsu: DETECTOR BIAS C b PREAMPLIFIER PULSE SHAPER BIAS RESISTOR R b DETECTOR C d C c R s OUTPUT A.F.Żarnecki Wykład III 16

18 Komory wielodrutowe MWPC - Multi Wire Proportional Chamber Wiele równoległych drutów (anod) pomiędzy dwoma płaszczyznami katodowymi. Działa tak samo jak szereg pojedynczych komór A.F.Żarnecki Wykład III 17

19 MWPC Można rejestrować impulsy z poszczególnych drutów. Można też rejestrować ładunki indukowane na katodzie. Możliwy jest podział dwóch płaszczyzn w prostopadłych kierunkach dwuwymiarowy odczyt pozycji. Podział ładunku pomiędzy sasiednie paski (strips) pozycja wyznaczana metoda środka ciężkości (CoG) może być znacznie dokładniejsza niż szerokość paska. A.F.Żarnecki Wykład III 18

20 MWPC Efektywność komór wielodrutowych spada przy wysokich strumieniach czastek. Wiaże się to z mała mobilnościa (prędkościa dryfu) powstajacych w wyniku wzmocnienia gazowego jonów. Zalegajace w pobliżu drutu jony obniżaja pole elektryczne i zmniejszaja wzmocnienie gazowe. A.F.Żarnecki Wykład III 19

21 Nowe rozwiazania Druty sa słabym punktem MWPC. Bardzo komplikuja produkcję, sa delikatne i nie moga być zbyt blisko siebie - ogranicza to dokładność pomiaru. Można je zastapić drukowanymi: anode 7 µm coating 1 µm gas mixture Ne(40%)-DME(60%) cathode 93 µm thickness 0.6 µm pitch 200 µm MSGC - Micro Strip Gas Chamber J_V_255 ścieżkami drift plane 3 mm 0.3 mm glass substrate Brak drutów łatwiejszy montaż, stabilność mechaniczna. A.F.Żarnecki Wykład III 20

22 Nowe rozwiazania Pole elektryczne: MSGC - Micro Strip Gas Chamber Więcej drutów - możliwy wyższy rate: A.F.Żarnecki Wykład III 21

23 Micromegas Waski obszar, oddzielony siatka, w którym następuje powielanie ładunku. Liczniki gazowe HV1 100 µm Micromesh Anode plane Drift gap Amplification gap e E 2 40 kv/cm HV2 Particle Płaszczyzna anodowa może być podzielona na dowolnie małe elementy odczytu. A.F.Żarnecki Wykład III 22

24 GEM Gas Electron Multiplier Obszar wysokiego pola elektrycznego można też uzyskać w małych otworach dwustronnie metalizowanego izolatora Bardzo wysokie wzmocnienie (powielenie ładunku) można uzyskać stosujac kilka warstw GEM 50 µm 140 µm A.F.Żarnecki Wykład III 23

25 RPC Resisitve Plate Chambers Współczesna wersja komory iskrowej HV 1 mm 1 cm Foam Bakelite Gas Bakelite Foam 2 mm Aluminum x pickup strips Insulator Graphite 2 mm 2 mm Graphite Insulator y pickup strips Spacers Aluminum Napięcie między równoległymi płytami jest na tyle duże, że przejście czastki powoduje wyładowanie. Warstwa izolatora ogranicza zakres przestrzenny wyładowania. bakielit (ρ = Ωcm) lub szkło (ρ = Ωcm) Wyładowanie obniża lokalna efektywność rejestracji. Czas relaksacji rzedu µs s ograniczenie do khz/cm 2 A.F.Żarnecki Wykład III 24

26 Dryf ładunków Prędkość dryfu elektronów w gazie w funkcji natężenia pola: Prędkość dryfu bardzo zależy do mieszanki gazowej i od przyłożonego napięcia. Dla niektórych mieszanek prędkość dryfu bardzo słabo zależy od napięcia (w pewnym przedziale wartości) korzystny wybór dla układów o niejednorodnym polu A.F.Żarnecki Wykład III 25

27 Komora dryfowa Pomiar czasu dryfu elektronów umożliwia rekonstrukcję pozycji przechodzacej czastki. Możliwe jest to nawet w przypadku zwykłych komór A także w przypadku komór typu MWPC y-axis [cm] (b) Drift chamber Komory mionowe dla eksperymentu ATLAS x-axis [cm] dodatkowe druty zwiększaja zbierania ładunku efektywność A.F.Żarnecki Wykład III 26

28 Komora dryfowa Ale najczęściej spotykamy konstrukcje dedykowane do pomiaru czasu dryfu Konstrukcja pojedynczej komory Wersja uproszczona: Wysoka jednorodność pola. Możliwe długości dryfu do kilku cm. Pomiar czasu dryfu wyzwalany innym detektorem A.F.Żarnecki Wykład III 27

29 Komora dryfowa Pojedyncza cela komory dryfowej detektora CDF przy Tevatronie: Pełen detektor Rekonstruowany przypadek A.F.Żarnecki Wykład III 28

30 Komora dryfowa Dokładność pomiaru pozycji czastki jest ograniczona przez dyfuzję ładunku Dyfuzja w kierunku poprzecznym do kierunku dryfu (σ T ) większa niż wzdłuż kierunku dryfu (σ L ) Pole magnetyczne wzdłuż kierunku dryfu zmniejsza dyfuzję ładunku Możliwe zmniejszenie dyfuzji nawet o czynnik 10 A.F.Żarnecki Wykład III 29

31 Komora projekcji czasowej TPC Idea: komora wielodrutowa z bardzo długim obszarem dryfu Typowa konstrukcja Outer containment volume Central electrode Inner containment volume End-plate ALICE TPC (5m długości, 5m średnicy) Długa droga dryfu duże opóźnienie sygnału (10 100µs) A.F.Żarnecki Wykład III 30

32 Komora projekcji czasowej TPC Przekrój poprzeczny 1/4 komory kalorymetr 200 TPC mocowanie kable kalorym 150 izolacja zewn. 100 katoda centralna MSGC 50 izolacja wewn. 0 elektronika dodatkowe komory Ogromna zaleta: bardzo mało materiału (tylko gaz) - czastki nie oddziałuja A.F.Żarnecki Wykład III 31

33 Komora projekcji czasowej TPC TPC zapewnia bardzo dokładn a rekonstrukcję torów także przy wysokiej krotności Możliwy też dokładny pomiar jonizacji (identyfikacja czastek) STAR NA49 A.F.Żarnecki Wykład III 32

34 Komora projekcji czasowej TPC TPC sa powszechnie używane w FWE Zasada ich działania praktycznie się nie zmieniła Zmieniaja się wciaż metody odczytu - można stosować wszystkie technologie detektorów gazowych: MSGC, Micromegas, GEM... Istotnym ograniczeniem, podobnie jak w przypadku innych detektorów gazowych sa gromadzace się jony dodatnie. Niezbędne efektywne oddzielenie obszaru aktywnego od obszaru powielania ładunku A.F.Żarnecki Wykład III 33