E - Physikalisches Institut Heidelberg

Teilchendetektoren Rainer Stamen Vorwort •  „Teilchendetektoren“ – 2SWS Vorlesung + Seminar/Journal Club •  Dies ist eine stark kondensierte Version •  Mehr Beschreibung – Weniger Erklärung •  Grundlegende Konzepte Inhalt • 
• 
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Aufgaben von Teilchendetektoren Wechselwirkung von Teilchen mit Materie Detektoren -­‐ Subdetektoren Detektorsysteme -­‐ Experimente Literatur •  Teilchenphysikbücher –  Grundlegende Konzepte –  Minimum für einen Teilchenphysiker •  Allgemeine Detektorbücher –  Detaillierte Beschreibung aller gängigen Detektoren –  Minimum für einen experimentellen Teilchenphysiker •  Spezielle Detektorbücher –  Details für den „Anwender“ •  ZeitschriTenpublikaUonen April 1, 2014
Gain Stabilization of SiPMs1
arXiv:1403.8104v1 [physics.ins-det] 31 Mar 2014
–  ExperteninformaUonen, neue Entwicklungen Jaroslav Cvachb2 , Gerald Eigena3 , Jiri Kvasnickab , Ivo Polakb , Erik
van der Kraiija and Justas Zalieckasa
a
Department of Physics, University of Bergen, N-5007 Bergen, Norway
b
Institute of Physics (FZU), Prague, Czech Republic
The gain of SiPMs depends both on bias voltage and on temperature.
For stable operations, both need to be kept constant. In an ILC calorimeter with millions of channels, this is a challenging task. It is, therefore,
desirable to compensate for temperature variations by automatically readjusting the bias voltage. We have designed a bias voltage regulator board
to achieve this task. We anticipate an uncertainty on the gain stability at
the level of < 1%. First, we present measurements of the gain dependence
on temperature and bias voltage for several SiPMs from three di↵erent
manufacturers and determine their dV/dT dependence. Next, we demonstrate the performance of the gain stability with the bias voltage regulator
test board on four SiPMs.
PRESENTED AT
International Workshop on Future Linear Colliders,
LCWS13
Tokyo, Japan, 11–15 November 2013
1
Work supported by EC as INFRA project no. 262025, AIDA
2
Work supported by the Ministry of Education, Youth and Sports, Czech Republic, project
LG130131
3
Work supported by the Norwegian Research Council
Methodik'
µ!
l'
µ!
H"
µ!
µ!
Aufgaben von Teilchendetektoren •  IdenUfikaUon der produzierten Teilchen •  BesUmmung von Energie und Impuls der Teilchen •  BesUmmung der fehlenden (transversalen) Energie in einem Ereignis •  BesUmmung des Ursprungsorts (Vertex) der Teilchen •  ... Wechselwirkung von Teilchen mit Materie •  Anregung und IonisaUon von Materie durch (schwere) geladene Teilchen •  Vielfachstreuung •  Wechselwirkung von Photonen mit Materie (Photoeffekt, Compton-­‐Streuung, Paarbildung) •  Bremsstrahlung •  Cerenkovstrahlung •  Übergangsstrahlung •  Vorgänge in SzinUllatoren •  ... ax :
Die Energie reicht nicht aus, um das Atom anzuregen (Quantisierung der Energienivea
quantenmechanischer Systeme).
in : Es gibt nach den Stoßgesetzen einen maximalen Energieübertrag bzw. nach den Gesetz
der Quantenmechanik eine minimale Lokalisierungsmöglichkeit des Elektrons
(Comptonwellenlänge).
Anregung und IonisaUon von Materie durch (schwere, langsame) geladene Teilchen E
v .t
+
z
x
0
F
F
e
F
e
e
Z
} Sto$parameter
b
e
Abbildung 1.11: Physikalisches Modell des Energieverlustes
Semiklassische Ableitung (Bethe und Bloch) -­‐  Impulsübertrag ährend des Vorbeiflugs (Verschiedene ApproximaUonen) ) Energie
übertrag ∆E(b)wauf
ein Atomelektron
bei festem
Stoßparameter
b (siehe Abb.1.
s bewegte
geladeneüTeilchen
am Ort des Elektrons ein Wechselfeld mit den Kompo
-­‐  Summiere ber alle erzeugt
Materieteilchen n der Kraft:
-­‐  BerücksichUge Anregungen (quanUsiert) ux nd IonisaUon (konUnuierlich) ze2
√
F∥ = 2
2
-­‐  Berechnung des Energieverlusts p
ro dE/dx (x + b ) W
x2egstrecke + b2
ze2
b
werden von Primärteilchen Elektronen eingefangen. Dies führt
rektur.
Bethe-­‐Bloch Formel nergieverlustformel nach Bethe–Bloch lautet (ohne Schalenkorre
"
#
2
2 2 2
dE
z
δ
2mc γ β
2
2 Lρ
2
= 4πre mc
Z 2 ℓn
−β −
.
dx
A
β
I
2
t näherungsweise
I = (10 ± 1) eV · Z
m – Masse des Teilchens findet
[114],des Fig.23.4.
z man
– in
Ladung Teilchens smedium,
KernladungdPrim
ärteilchen.
β= v/c -­‐z G=
eschwindigkeit es Teilchens Z,A – Ladung und Atomzahl der Atome in der Materie I -­‐ IonisaUonsenergie Bethe-­‐Bloch Formel Energieverlust
von Myonen
in Kupfer
Gültigkeitsbereich der Bethe-Bloch-Formel: 0.05 < βγ < 500, m ≥ mMyon
I = (10 ± 1) eV · Z
Bethe-­‐Bloch Formel an in [114], Fig.23.4.
z = Kernladung Primärteilchen.
Energieverlust durch IonisaUon -­‐  Erzeugung einer Teilchenspur -­‐  TeilchenidenUfikaUon ssener Energieverlust geladener Teilchen in Materie als Funktion des
N
bM in
0
p2 v 2
0
4/3 e2
2
Z
gering. 0
influß der Elektronen ist dabei
bM ax
Z 2 z 2 e40
4 Z 2 z 2 e40
Nach
k–St
ößenℓn
gilt eingef
gende
Abk
ürzungen
werden
ührt:
= 8π
nx 2 2
=
2π nx
2 2
ℓn
p2 v 2
bM ax
bM in
Vielfachstreuung >
&
)Θ
k
!
$1/2p v
2
2
4π
2 Θ2 >=
<
Θ
=
k
<
Θ
ES =
mc = 21
i
k M eV
α
m=1
Möglichkeit bM in = 1.2 f m · A1/3 Kernradius
α
X0 =
Bethe-­‐Bloch: geradlinige Teeilchenbahn 2
e2 2
183
2
Z
z
2
0
eweis:
4Z
n
(
)
ℓn
öglichkeit
ΘM AXn≈
1 rad
=
=⇒
Betrachte un Ablenkung mc2 einzelne Z 1/3 Streuprozesse ✯
✟
bM in · p d
· vurch ✟
%#unabhängig &
✟
# zsetaUsUsch $2
2 $2
Streuprozesse s
ind 2
2Z
10
e0
p · v aB 1
4π 2 4
2
✒ .
&
Z2
z
·
α
ℓn
c p·v
< Θ2N >= bM inm=
α
p·v
mc2
2 z e20 Z &
Z 1/3
p v
bM in
#
= aBRechnung
· Z −1/3 Atomradius
(Thomas–Fermi)
ex exakte
wurde von Molière
durchgeführt [24, 25]
< Θ2N > =
8πnx Z 2
p2 v 2
✯ ❍ 2 2 ✟✟
✟
✯
✟
❍
aB✟
·p·v 1
Z❥
·xz ✟
2 2❍
2
2
z 2<
e40Θℓn
∼
x
) z
>=E (
2 Z 4/3S e20p · v
p2X
v 20
s gilt
für eingef
kleine
ngen
werden
ührt:Winkel
(
k
'
!
21
M
eV
x
# Θ2 $
<
Molière–Formel
⃗i
⃗k =
4 π >1/2= β2 · p · c · z X
Θ
Θ
0
ES =
mc = 21 M eV
α
i=1
α
26
X0 =
Strahlungslänge 2
e
183
-­‐> Charakterisiert die Materie in der 4Z 2 n ( 2 )2 ℓn 1/3
⃗
e
mc
Z
✟
✟
die W2echselwirkung staeindet ✯
%#
&
#
$2
$2
✟
2
1
e0
4π 2 4
✟p · v aB 1
2
2
Θ
n
IonisaUonsdichten: SimulaUon Wechselwirkung von Photonen mit Materie Es gibt drei dominierende Effekte: Photoeffekt γ + Atom -­‐ > Atom+ + e-­‐ Comptoneffekt γ + e-­‐ -­‐> γ + e-­‐ Paarbildung γ + Kern -­‐> e+ + e-­‐ + Kern Weitere Effekte können im Allgemeinen vernachlässigt werden -­‐ 
-­‐ 
-­‐ 
-­‐ 
-­‐ 
-­‐ 
Rayleigh Streuung Thomson Streuung Kernphotoeffekt Kernresonanzstreuung Delbrückstreuung Hadron Paarbildung Relevant bei sehr niedrigen Energien, bzw. sehr niedriger Wirkungsquerschnih Photoeffekt Photonenergie [MeV]
AbsorbUonskoeffizient Abbildung 1.7: Mittlere freie Weglänge von Photonen in verschiedenen Materiali
von Eγ
Kupfer Abbildung 1.8: Absorptionskoeffizient von Cu nahe der Ionisationsenergie
Y Ba2 Cu3 O7 [15]
-­‐ Stark abfallende Energieabhängigkeit des Wirkungsquerschnihs -­‐ Kantenstruktur (Energieniveaus im Atom)-­‐ da die herausgeschlagenen Elektr
Der Photoeffekt besitzt
Schwellen (siehe
Abb.1.7),
sind (Energie der gebundenen Elektronen ist quantisiert !).
Anwendungen des Photoeffekts sind:
Comptoneffekt Streuung von Photonen an schwach gebundenen Hüllenelektronen Energie-­‐Impulserhaltung führt zu fester Beziehung zwischen Energien und Streuwinkeln der Teilchen im Endzustand Wirkungsquerschnih (QFT-­‐1 Vorlesung) Semiklassische Herleitung Photoeffekt und Comptoneffekt in der Praxis Paarbildung e+
" +
"
✠
e
✲ •""
⌢⌣⌢⌣⌢
"
e−
✠
❅
" −
"
✲ •"
⌢⌣⌢⌣⌢
✒ e
❅ ❅•""
"
)✒
⃗
❅•"
q̄
)(⃗
q̄
✓✏
()
Z e2
V (r) =
)
Z
✓✏
✒✑
Z re2
Z V (r) = r
✒✑
gigkeiten erwartet man für den Wirkungsquerschnitt?
gkeiten erwartet man für den Wirkungsquerschnitt?
-­‐ Erzeugung eines Elektron-­‐Positronpaares im Kernfeld -­‐ Schwelleneffekt: E > 2m urch Störungsrechnung 1. Ordnung erklärt werden, bei der das folgende MaPhysik IV):
ch Störungsrechnung 1. Ordnung erklärt werden, bei der das folgende Mahysik IV):
! i⃗q⃗r
e !
< f | Ĥint | i > ∼! i⃗q⃗r d3 re
e r! 3
ˆ
en sind, gilt
µc ∼ σc Z ∼
Z
Eγ
Wechselwirkung von Photonen mit Materie Bindungsenergien sind vernachlässigt worden). Detaillierte Werte für σc und
en Tabellen in [6] und Abb.1.4. Der Einfluß
der Bindung
der Absorptionskanten
Elektronen macht
Abbildung
1.9:
von Arsen in verschiedenen Verbindungen (Wertig
Energien
hin
bemerkbar.
µ
wird
h den Abfall von σc (σCompton ) zu kleinen
b
As −, As2 O3 +, As2 O5 ∗, PKAs
3 F6 o [15]
nimal, d.h. für diese Energie haben Photonen die größte freie Weglänge. Diese
Abschirmung von Gammastrahlung an Elektronenbeschleunigern wichtig.
!Pe
103 b
Photoeffekt
Paarbildung
! Rayleigh
1b
! Compton
103 b
!p
!p !Interpretation
! Kern
b) Blei (Z = 82)
o ! exper. ! tot
106 b
! [barn / atom]
Comptoneffekt
!Pe
1b
!Kern
1 keV
Paarbildung
Zusammenfassung
E # [MeV]
Die dominanten
Prozesse eines
Photons
Atomen“ sind:
Abbildung
1.10: Prozentualer
Anteil
dermit
wesentlichen
Effekte zum Absorptionskoeffizien
”
dominant für
C (a)
(b) als Funktion Wirkungsquerschnitt
der Photonenergie Eγ –Abhängigkeit
!p und P b Effekt
! Compton
10 eV
Pb
hängt von Modellannahmen ab. Wichtig ist, daß die Nahordnung der Atome (z
amorphes Si, Flüssigkeiten) untersucht werden kann. Es zeigt sich weiterhin, daß die präzise L
der Kanten von der Wertigkeit der Atome abhängt (siehe Abb.1.9). Die EXAFS Untersuchun
Comptoneffekt
liefern insgesamt einen Fingerabdruck“ der jeweiligen Atome und ihrer Umgebung im Festkör
”
(Anwendung z.B. bei Strukturanalyse warmer Supraleiter (Abb.1.8)).
#
e+ e!
!
# e! # e1.1.6
! Rayleigh
Photoeffekt
Wahrscheinlichkeit
! [barn / atom]
106 b
C
Wahrscheinlichkeit
a) Kohlenstoff (Z = 6)
o ! exper. ! tot
1 MeV
E#
! p!
100 GeV
1 GeV Abb.1.10
Photoeffekt
Compton–Effekt
Paarbildung
σph ∼ (Z 4 · · · Z 5 )re2 α3
σc ∼ Zre2
σP ∼ Z 2 re2
15
↘
↘
↗
Eγ < 30 keV
0.03 · · · 5 MeV
> 5 MeV
gibt einen Eindruck davon, wie stark die verschiedenen Prozesse bei unterschiedlich
Energien und Z zur Photoabsorption beitragen.
Bremsstrahlung 2.6
Bremsstrahlung
2.6
Bremsstrahlung
Wenn Elektronen
(und bei sehr hohen Energien auch Müonen E > 100 GeV) durch Materie
laufen, dann verlieren sie nicht nur durch Ionisation und Anregung, sondern auch durch
Wenn Elektronen (und bei
sehr(schnellen, hohen Energienleichten) auch Müonengeladenen E > 100 GeV)Tdurch
Materie
Photonabstrahlung von eilchen im Kernfeld Bremsstrahlung Energie.
Dieser Prozeß kann
auf zwei unterschiedliche
Weisen beschrieben
laufen, dann verlieren sie nicht nur durch Ionisation und Anregung, sondern auch durch
werden:
Bremsstrahlung Energie. Dieser Prozeß kann auf zwei unterschiedliche Weisen beschrieben
Feynman–Graphen
werden:
QuantenfeldtheoreUsches Bild γ
Feynman–Graphen
γ
γ
γ
e-
e-
Z .e
Z .e
Z .e
Z .e
In der Weizsäcker–Williams–Näherung kann man den Bremsstrahlungsprozeß auf die
In der Weizsäcker–Williams–Näherung kann man den Bremsstrahlungsprozeß auf die
Thomson–Streuung zurückführen:
Thomson–Streuung zurückführen:
Semiklassisches Bild: Weizsäcker Williams Labor
e−Ruhsystem
e−Ruhsystem
Labor
"ebene""ebene"
Welle Welle
−
e− e
e−e −
Ze
Ze Ze
Ze
Kerns streuen am Elektron (Abb.2.6). Man beschreibt
Ze
und transformiert ins Laborsystem zurück. Bei hohen
Abbildung 2.6: Weizs
äcker–Williams–N
äherung
erns lorentzkontrahiert
und
transversal
zur Ausbreiweise als
ebene Welledesbehandelt
Photonen
des Coulomb–Feldes
Kerns streuen werden.
am Elektron (Abb.2.6). Man beschreibt
Bremsstrahlung Energiespektrum der erzeugten Photonen Prozeß im Ruhsystem des e− und transformiert ins Laborsystem zurück. Bei hohen
! des Kerns lorentzkontrahiert und transversal zur Ausbreinenist das E
dσ
gien
Coulomb–Feld
γ dE
γ näherungsweise als ebene Welle behandelt werden.
richtung.
Es
kann
also
nti-
m.lativistischen Grenzfall hat man einen
teckimpuls in der Zeit, d.h. ein kontiliches Spektrum im Frequenzraum.
ultate
dσ
Eγ dE
γ
!
1
1
✲ Eγ /Ee
Energieverlust der geladenen Teilchen 1
1
✲ Eγ /Ee
findet:
2
L · ρ 183re2
L·ρ
rdE
2
e 183 =
e = −4Z
Ee Eln
1/3
=
−
Ee
ln
dx
A
137
Z
1/3
A
137
Z
↑
↑
↑ X0
↑
Stärke
↑
↑
↑ # Kerne Wkq. Photonenspektrum
Coulombfeld
Kerne Wkq. Photonenspektrum
−
Ee
X0
Detektoren •  Spurdetektoren –  DriTkammern –  Siliziumdetektoren •  Kalorimeter –  ElektromagneUsche Kalorimeter –  Hadronische Kalorimeter o
effekt ein e− –Cluster
im Zählrohr erzeugt, so wandert dieser zum
den Multiplikationsfaktor
he wird dann eine Townsend–Lawine ausgelöst.
inem Zählrohr
n
= eαx
verschiedene
Arbeitsbereiche
no
M =
Geiger Müller Zählrohr (Abb.7.9)
:en Feld gilt α = α (E)
Ladungen werden eingesammelt
⃗ = αerzeugte
(x).
!x
hr :
Signal
∼ primär erzeugter Ladung
α(x) dx
x
e
ProportionalitätM: =Signal
nahezu ∼ erzeugter Ladung
rohr :
Signal groß, Lawinen bilden sich
Zählrohr
über den gesamten Draht aus
2
1
+♠
und großen Werten des Anodendraht–Durchmessers tritt anstelle der
mer–Mode (siehe Kap.7.7) auf. In diesem Fall wird die Anode durch
′′′′
der Townsend–Lawine
erzeugten
Ionen abgeschirmt.
Messungen
bekannt.
eschwindigkeit vD (e− ) ≫ vD (Ion), erhält man unter Berücksichtigung der
Streuung eine tropfenartige Lawinenform (Abb.7.6)
..
Proportionalitat
-­‐  IonisaUon des Gases im Zählrohr -­‐  DriT der Elektronen zur Anode -­‐  SignalcharakterisUk hängt von der 7.5: Townsend Lawine in der Nähe des Anodendrahtes eines Zählrohrs [55]
Anodenspannung ab Detektoren den Multiplikationsfaktor nicht beliebig anwachsen lassen, weil es
Anode
kenbildung kommt. Nach Raether ist die Grenze der Funkenbildung gegeben
α · x = 20 ! M = 108
o
no
den Multiplikationsfaktor
⃗ = αn(x). αx
Feld gilt α = α (E)
M =
= e
no
! x2
α(x) dx
⃗ =
Mα (x).
= e x1
en Feld gilt α = α (E)
hlrohr
Zählrohr
Geiger Müller Zählrohr M = e
! x2
x1
+♠
α(x) dx
+♠
′′′′
′′′′
sungen bekannt.
Messungen
bekannt.
− )−≫ v (Ion), erhält man unter Berücksichtigung der
eschwindigkeit vvDD
(e(e
hwindigkeit
) ≫D vD (Ion), erhält man unter Berücksichtigung
Streuung eine tropfenartige Lawinenform (Abb.7.6)
der
euung eine tropfenartige Lawinenform (Abb.7.6)
-­‐  IonisaUon des Gases im Zählrohr -­‐  DriT der Elektronen zur Anode -­‐  SignalcharakterisUk hängt von der 7.5: Townsend Lawine in der Nähe des Anodendrahtes eines Zählrohrs [55]
Anodenspannung ab Detektoren den Multiplikationsfaktor nicht beliebig anwachsen lassen, weil es
Anode
kenbildung kommt. Nach Raether ist die Grenze der Funkenbildung gegeben
-­‐  Lawinenbildung im Geiger-­‐Müller 5: Townsend Lawine in der Nähe des Anodendrahtes eines Zählrohrs [55]
α · x = 20 ! M = 10
Bereich -­‐> gleichförmige Pulse Anode
8
Man setzt Moleküle (Alkohol) ein, um Ar + –Ionen zu löschen und U V –Quanten zu absorbieren (CH4+ + Metall e− → CH4 + Metall+ + e− tritt wegen der kleinen Ionisationsenergie nicht auf). Man arbeitet daher mit Edelgasen, denen organische Molekülgase
beigemischt sind.
MulU-­‐Wire ProporUonal Chamber (Charpak, Nobelpreis 1992) 7.4 Vieldrahtproportionalkammern
(MWPC)
Teilchenbahn
Kathode
s
❤
❤
❤
❤
❤
❤
❤
❤
❤
Anodendrähte
20 µm Detektoraufbau ist in Abb.7.11 gezeigt. Typische Zahlenwerte (SFM–Detektor) :
ℓDer typische
2a = 20 µ, s = 2 mm, ℓ = 8 mm.
Kathode
In der Nähe der Anodendrähte hat das Feld Zylindersymmetrie, in der Nähe der Kathoden
ist das Feld konstant, d.h. dort driften die primär erzeugten Elektronen. Der Feldverlauf
zeigt die folgenden einfachen Abhängigkeiten (Abb.7.12).
Abbildung 7.11: Schematischer Aufbau einer Vieldrahtproportionalkammer
Dieser Detektortyp wurde von G. Charpak [85] erfunden, der für diese Arbeit 1992 mit dem
Nobelpreis ausgezeichnet wurde.
134
Abbildung 7.12: Feldverlauf in einer MWPC a) Potentiallinien und Driftweg b) Feldverlauf
als Funktion des Abstands von der Anode [55]
DriTzeit unterstützt SpurrekonstrukUon Charpak’s Erfolg [86] basiert auf folgenden einfachen Ideen :
t zwei Typen von Driftkammern, die auch wir nacheinander besprechen
• Bau eines Zylinders mit möglichst wenig Material
DriTkammer mmern mit kleinen Zellen (ARGUS, CLEO)• Einhalten der geometrischen Parameter (Kreisquerschnitt, Positionierung des Anode
drahtes in der Mitte)
kammer ist der Prototyp dieser Driftkammerversion (siehe
Abb.7.17).
• Stabilität,
um Drahtspannung zu halten
Eine technische Realisierung zeigt das nachfolgende Bild (Abb.7.18).
a)
b)
Stahlrohr
..
Al−Trager
Abbildung 7.18: a) Aufbau einer Straw Tube und b) eines Systems von Straw Tubes.
Man erreicht σ = 30 µ, das Signal ist schnell, d.h. man kann bei hohen Raten arbeiten.
7.5.2
-­‐  Grosse Anzahl von Signaldrähten (> 104) -­‐  Möglichst homogenes E-­‐Feld -­‐  KombinaUon mit Magnepeld durch eine Soleonidspule Driftkammern mit großen Zellen (JADE, H1)
Es handelt sich um sogenannte Jet–Kammern (Abb.7.19), die für den Nachweis von Teilche
jets geeignet sind.
Elektrodenanordnung in der ARGUS–Driftkammer. Eingezeichnet sind die
und Linien ARGUS-­‐Experiment konstanter Driftzeit ( - - - )
ARGUS DriTkammer DriTkammer Siliziumdetektoren pn-­‐Übergang als Detektor Abbildung 1.19: Schema der Wirkungsweise eines Halbleiterzählers
-­‐ IonisaUon in der Verarmungszone Kamera (stereo)
-­‐ Ladungstrennung durch elektrisches Feld Glas und Kathode -­‐ DriT der IonisaUonsladung zu Anode ..
Flussigkeit
Kolben
arged particle crosses detector and creates electron hole
airs
se drift to nearestSiliziumdetektoren electrodes
position determination
Streifen- oder PixelElektroden
+
- +
V
+
+
+
-­‐ Siliziumscheibe (~300 µm) -­‐ Anodenschicht (unten) -­‐ Kathode (Streifen oder Pixel) +
+
-
-
Siliziumdetektoren: ATLAS Modul ry close
to the sensor or on the sensor
als are used
ored
ATLAS Silicon Tracker
2m
Siliziumdetektoren 5.6 m
1m
1.6 m
40 MHz event rate; > 50 kW power
17 thousand silicon sensors (60 m2 )
6 M silicon strips (80 m x 12.8 cm)
80 M pixels (50 m x 400 m)
• Precision carbon fiber support cylinder carries modules, cables, optical
fiber, and cooling tubes
• EvaporativeFirst
cooling
system based
on C3F
pixel detector)
Cosmic
Particle
Tracks
2006)
8 (same for(Summer
Siliziumdetektoren Barrel 6 at CERN
35
Excellent build precision!
Resolution will improve
after alignment and for
higher momentum tracks
Momentum
Measurement
in Magnetic
Momentum
Measurement
in B Field Field
Spurdetektoren: Impulsmessung " =
/#)"1(#/#0-$%&$-()*+$*1(E)-1(#$
1
Pa r t i c l e D e t e c t o r
.%/#0-1/$5"$>#-#(/50#>$9C$/#)"1(#/#0-$%&$-()*+$*1(E)-1(#$ " = 1 ⁄ # $50$F$&5#6>G
.#)"1(#$")H5--)$ s $%&$-8#$-()*+@$B%($-8#$/%/#0-1/$*%/4%0#0-$-()0"E#("#$-%$F$&5#6>G$$
$$$$$$$$$$$$$$$$ p T = qB# $
$ $ $ $
*+@$B%($-8#$/%/#0-1/$*%/4%0#0-$-()
Impuls eines geladenen Teilchens $$$$$$$$$$$$$$$$ p T = qB# $
!05-"G$$$$$$$ p T [ GeV ] = 0.3B [ T ]# [ m ]
L
L⁄2
$ $
0.3B & L
---------- = sin --- % --- $I&%($"/)66$ $ ) ! $ % --- = ------------------#
#
2 2
pT
?L
$
0.3 L B
1$
$
)Error
Relative
RelativeMomentum
Momentum
Error
?
s = #
1 – cos ---* % # ) 1 – ) 1 – --- -----* * = # ----- % ------- ---------'[ GeV
'
8 p 0.
2 4 ((
2( p'
!05-"G$$$$$$$
]8 =
2
M
?K
2
T
$
2
T
8 pT
+ ( pT )
+s
B%($-8#$"5/46#$*)"#$%&$-8(##$/#)"1(#/#0-"G$
3
-5E#$/%/#0-1/$(#"%61-5%0$5"$H5E#0$9CG$
s = x 2 – -------------( x 1 + x 3-) ⁄ 2=$!$---ds- ==d x 2 –---d+
x 1x⁄ 2& –----------------d x3 ⁄ 2 2
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s
2
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/#)"1(#/#0-G
J5-8$-()0"E#("#$/%/#0-1/$
+ x2
3
2
2
$$$$$$$ + s = + x + ------ & 2 = --- + x2
5-8$50*(#)"50H$F$&5#6> Spurdetektoren 4 gut 2den Impuls von können )66C$J5-8$()>5)6$#?-#0"5%0$%&$>#-#*-%(
niederenergeUschen geladenen Teilchen messen car ste n.n iebuhr@d es y. de
Tracking in HEP: 2
2
1
Par ticle Detectors 2
Kalorimeter •  Energiemessung von geladenen und neutralen Teilchen durch totale AbsorbUon •  ElektromagneUsche Kalorimeter –  Elektronen, Photonen •  Hadronische Kalorimeter –  Protonen, Neutronen, geladene Pionen ElektromagneUscher Schauer EnergieabsorbUon von Elektronen und Photonen in einem dichten Medium KombinaUon aus Bremsstrahlungs-­‐ und Paarbildungsprozessen CharakterisUsche Längenskale ist die Strahlungslänge X0 NiederenergeUsche Teilchen am Ende der Kaskade erzeugen Signal (Licht oder Ladung) Kalorimetertypen Homogene Kalorimeter: AkUves Medium + Signaldetektor + Elektronik Sampling Kalorimeter: Passives Medium + AkUves Medium + Signaldetektor + Elektronik 37 CMS Kristallkalorimeter 38 Sampling Kalorimeter Possible setups
Scintillators as active layer;
signal readout via photo multipliers
Absorber
Scintillator
Light guide
Photo detector
Scintillators as active
layer; wave length shifter
to convert light
Scintillator
(blue light)
Wavelength shifter
Charge amplifier
Absorber as
electrodes
HV
Ionization chambers
between absorber
plates
Argon
Active medium: LAr; absorber
embedded in liquid serve as electrodes
Electrodes
Analogue
signal
39 Sampling Kalorimeter: ATLAS LAr Accordion structure: No gaps, cracks, holes in φ
40 Wechselwirkung von Hadronen mit Materie 1st Schri*: Intra-­‐Nukleare Kaskade Inter-­‐Nukleare Kaskadede 41 Wechselwirkung von Hadronen mit Materie 2nd Schri*: Verdampfung hochangeregter Kerbe Spaltung hochangeregter Kerne 42 Hadronische Schauer Cascade energy distribution:
[Example: 5 GeV proton in lead-scintillator calorimeter]
Ionization energy of charged particles (p,π,μ) Electromagnetic shower (π0,η0,e) Neutrons Photons from nuclear de-excitation
Non-detectable energy (nuclear binding, neutrinos)
1980 MeV [40%]
760 MeV [15%]
520 MeV [10%]
310 MeV [ 6%]
1430 MeV [29%]
5000 MeV [29%]
Subject to large fluctua8ons 43 Hadronische Schauer 20
250 GeV
proton
altitude above sea level [km]
Simulated airshower 250 GeV
photon
15
10
5
0
lateral shower width [km]
0
lateral shower width [km]
44 +5
ATLAS Tile Calorimeter 45 ParUcle ID Typical HEP detector consist of two calorimeter systems: electromagneUc and hadronic Different setups chosen for opUmal energy resoluUon But: Hadronic energy measured in both parts of the calorimeter Schematic of a
typical HEP calorimeter
EM
Electrons
Photons
Had
EM
Taus
Hadrons
Had
EM
Needs careful consideraUon of different response Jets
Had
46 ResoluUon: Master Formula (E)
E
=
a
p
E
b
E
c
a – stochasUc term (fluctuaUons) b – noise term c – constant term (miscalibraUon, inhomogeniUes) Kalorimeter sind gut zur Messung hochenergeUscher Teilchen 47 Vergleich: Spurdetektoren vs. Kalorimeter Bei niedrigen Energien/Impulsen sind Spurdetektoren besser. Bei hohen Energien sind Kalorimeter besser 48 Detektorsysteme -­‐ Experimente •  Viele Beschleunigerexperimente sind Vielzweckexperimente •  Hohes Anforderungsprofil an die Detektoren •  Moderne Detektoren sind immer KombinaUonen von verschiedenen Technologien Typical Collider Detectors Muons
Electron
Photon
Hadrons
Tracking Detector
EM-Calorimeter
Hadronic Calorimeter
Magnet
Muon Detector
50 ATLAS 51 ATLAS im „Rohbau“
52 Der Innere Detektor
Übergangsstrahlungs-­‐Spurdetektor •  4mm Strohhalm Detektoren •  350 000 Kanäle Silizium Streifen Detektor: •  80 µm x 62 mm •  6.2 Millionen Kanäle Silizium Pixel Detektor: •  50 x 400 µm •  80 Millionen Kanäle Auflösung •  Impulsmessung: σ/pT ≈ 5 ⋅ 10-­‐4 pT ⊕ 0.001 •  Impact Param.: σ(d0) ≈ 15 μm @ 20 GeV RekonstrukUon, IdenUfikaUon und 53 Impulsmessung geladener Teilchen Das Kalorimetersystem
Elektromagne8sches Kalorimeter •  Flüssig Argon Technologie •  120 000 Kanäle Hadronisches Kalorimeter •  Flüssig Argon Technologie -­‐ 70 000 Kanäle •  Tile Kalorimeter -­‐ 10 000 Kanäle Energiemessung von Elektronen, Photonen und Hadronen Auflösung •  EM: σ(E)/E = 10%/√E ⊕ 0.7 % •  Had. (jets): σ(E)/E = 50%/√E ⊕ 3 % 54 Das Myonsystem
Präzisionskammern •  DriTröhren •  360 000 Kanäle Triggerkammern •  ResisUve Plate chambers •  Thin Gap chambers •  680 000 Kanäle IdenUfikaUon und Impulsmessung von Myonen Auflösung •  ΔpT/pT < 10% bei 1 TeV 55 Quellen •  Skript: D. Wegener: Detektoren • 
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