E - Physikalisches Institut Heidelberg
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Teilchendetektoren Rainer Stamen Vorwort • „Teilchendetektoren“ – 2SWS Vorlesung + Seminar/Journal Club • Dies ist eine stark kondensierte Version • Mehr Beschreibung – Weniger Erklärung • Grundlegende Konzepte Inhalt • • • • 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$$ $$$$$$$$$$$$$$$$ p T = qB# $ $ $ $ $ *+@$B%($-8#$/%/#0-1/$*%/4%0#0-$-() Impuls eines geladenen Teilchens $$$$$$$$$$$$$$$$ p T = qB# $ !05-"G$$$$$$$ p T [ GeV ] = 0.3B [ T ]# [ m ] L L⁄2 $ $ 0.3B & L ---------- = sin --- % --- $I&%($"/)66$ $ ) ! $ % --- = ------------------# # 2 2 pT ?L $ 0.3 L B 1$ $ )Error Relative RelativeMomentum Momentum Error ? s = # 1 – cos ---* % # ) 1 – ) 1 – --- -----* * = # ----- % ------- ---------'[ GeV ' 8 p 0. 2 4 (( 2( p' !05-"G$$$$$$$ ]8 = 2 M ?K 2 T $ 2 T 8 pT + ( pT ) +s B%($-8#$"5/46#$*)"#$%&$-8(##$/#)"1(#/#0-"G$ 3 -5E#$/%/#0-1/$(#"%61-5%0$5"$H5E#0$9CG$ s = x 2 – -------------( x 1 + x 3-) ⁄ 2=$!$---ds- ==d x 2 –---d+ x 1x⁄ 2& –----------------d x3 ⁄ 2 2 pT s 2 0.3BL L⁄2 $ $ ---------- = sin --- % --- $I&%($"/) # 2 2 J5-8$ + x % d x i $10*%((#6)-#>$#((%($%&$"50H6#$ /#)"1(#/#0-G J5-8$-()0"E#("#$/%/#0-1/$ + x2 3 2 2 $$$$$$$ + 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 • hhp://www.e5.physik.uni-­‐dortmund.de/index.php? opUon=com_content&view=category&layout=blog&id=55&Itemid=93
