Parte I la perdita di energia delle particelle cariche
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Parte I la perdita di energia delle particelle cariche
Introduzione ai rivelatori di particelle Introduzione ai rivelatori di particelle Parte I la perdita di energia delle particelle cariche AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 1 Introduzione ai rivelatori di particelle Interazioni con la materia di particelle subnucleari • Ci interessano le particelle stabili, o quelle con vita media lunga rispetto al tempo di attraversamento del detector. Le altre decadono prima di essere rivelate (ma nota lo studio dei vertici secondari di decadimento) • Particelle cariche – Interazioni elettromagnetiche con elettroni e nuclei del mezzo – Se ad alto γanche emissione di radiazione E.M (tipicamente per gli elettroni) – Se adroni, anche interazioni forti con i nuclei che producono altre particelle (cariche o neutre) • Adroni neutri (neutroni, k0) – Interazioni forti con i nuclei • Leptoni neutri (neutrini) – Interazioni deboli con elettroni o nucleoni • Fotoni – Effetto fotoelettrico – Scattering su elettroni atomici – Creazione di coppie e+e- • Fenomeni 1,2,4 rilevanti per il corso AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 2 Introduzione ai rivelatori di particelle la perdita di energia delle particelle cariche Volume dell’atomo è 1015 volte maggiore di quello del nucleo (10-10/10-15)3. Le particelle cariche interagiscono soprattutto con gli elettroni atomici Una particella carica in un mezzo perde energia con molti piccoli urti con gli elettroni continuando la sua traiettoria fino a fermarsi AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 3 Introduzione ai rivelatori di particelle la perdita di energia delle particelle cariche • Processo principale – interazione EM con gli elettroni dell’assorbitore • ionizzazione • eccitazione – l’energia cinetica diminuisce a piccoli passi, fino all’arresto – le particelle sono in generale molto più pesanti degli elettroni, subiscono deflessioni trascurabili • deflessioni importanti negli urti con i nuclei, molto più rari – Range • percorso medio nell’assorbitore • I processi individuali sono soggetti a fluttuazioni statistiche – Range straggling • fluttuazioni del range attorno alla media – Energy straggling • fluttuazioni dell’energia persa in un dato spessore AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 4 Introduzione ai rivelatori di particelle la perdita di energia delle particelle cariche • Perdita di energia media: dE − dx • Si utilizza spesso al posto dello spessore la “mass thickness” – dt=ρdx [g/cm2] • In questo modo la perdita di energia si esprime come dE MeV − [ 2] dt g/cm (moltiplicando per la densità si ottiene la perdita di energia in MeV/cm) • AA 2011/2012 NB spesso nei testi si usa comunque “x”, si capisce dall’unità di misura Carlin - Checchia - Pisent 5 Introduzione ai rivelatori di particelle calcolo della perdita di energia in un mezzo • Impulso I acquisito da un elettrone quando una particella con carica ze passa a distanza b (parametro d’impatto) I = ∫ F dt = e ∫ E⊥ dt =e ∫ E⊥ dt dx dx =e ∫ E⊥ dx v • Utilizzando Gauss per ottenere E⊥ (cilindro centrato sulla traiettoria e passante per l’elettrone) 2ze b 2ze2 I2 2z 2 e4 I= → ΔEK ( b ) = = bv 2me meb 2 v 2 ∫ E⊥ 2π b dx = 4π ze → ∫ E⊥ dx = • Se Ne è la densità di elettroni l’energia persa verso gli elettroni in un volumetto dV attorno a b è dV = 2π b ⋅ db ⋅ dx 4π z 2 e 4 db −dE ( b ) = ΔEk ( b ) N e dV = N dx e 2 me v b AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 6 Introduzione ai rivelatori di particelle Perdita di energia - Bohr • Calcolo l’energia trasferita tra un bMIN e un bMAX. Nota che per bMIN=0 avrei una divergenza, quando invece esiste un massimo di energia trasferita ⎛ bMAX ⎞ dE 4π z 2 e4 − = N ln e ⎜⎝ b ⎟⎠ dx me v 2 MIN ΔE ( bMIN ) = ΔEMAX = 2meγ 2 v 2 (urto frontale) 2z 2 e4 ze2 2 2 ΔE ( bMIN ) = = 2meγ v → bMIN = 2 mebMIN v2 meγ v 2 • Per calcolare bMAX tengo conto che l’urto deve avvenire in un tempo piccolo rispetto alla frequenza orbitale (gli elettroni sono legati) tURTO ≤ T = 1 ν b b → (relativisticamente) v γv b 1 γv tURTO = ≤ →b≤ γv ν ν γv bMAX = ν ⎛ bMAX ⎞ 4π z 2 e4 ⎛ γ 2 me v 3 ⎞ dE 4π z 2 e4 − = N e ln ⎜ = N e ln ⎜ 2 ⎟ dx me v 2 b m v ⎝ ze2ν ⎟⎠ ⎝ MIN ⎠ e tURTO • Funziona bene per particelle massive e materiale con nuclei pesanti. Per stime più precise → Bethe-Bloch AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 7 Introduzione ai rivelatori di particelle Bethe-Bloch dE ⎡ MeV ⎤ 2me c 2γ 2β 2 δ⎞ 2 2 2 Z 1 ⎛ 2 − = 4πN A re me c z ρ −β − ⎟ ⎜ ln dx ⎢⎣ cm ⎥⎦ A β2 ⎝ I 2⎠ • z è la carica della particella incidente (in unità di carica elementare) • Z,A sono numero atomico e peso atomico dell’assorbitore • 4πNAre2mec2=D=0.3071 MeV/(g/cm2) contiene costanti (massa dell’eletrone, raggio classico dell’elettrone, numero di Avogadro) • I è l’energia di eccitazione media dell’assorbitore • I=16Z0.9 eV • β=v/c • γ= 1/√(1-β2) fattore di Lorentz • δè un parametro che descrive la schermatura del campo eletrico della particella incidente dovuta alla polarizzazione del mezzo (effetto densità) AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 8 Introduzione ai rivelatori di particelle mean excitation energy: I 22 20 Iadj / Z (eV) 18 ICRU 37 (1984) (interpolated values are not marked with points) 16 14 Barkas & Berger 1964 12 Bichsel 1992 10 8 0 10 20 30 40 50 Z 60 70 80 90 100 • E’ il parametro più importante che descrive le caratteristiche dell’assorbitore • Dipende anche dallo stato molecolare e dalla fase (per elementi leggeri): • idrogeno atomico I=15eV • idrogeno molecolare I=19.2 eV • idrogeno liquido I=21.8eV AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 9 Introduzione ai rivelatori di particelle Bethe-Bloch: dipendenza dall’energia δ (γ ) ⎞ dE ⎡ MeV ⎤ 2me c 2γ 2 β 2 2 2 2 Z 1 ⎛ 2 − ⎢ = 4 π N r m c z ρ ln − β − A e e dx ⎣ cm ⎥⎦ A β 2 ⎜⎝ I 2 ⎟⎠ • L’equazione è valida per velocità molto superiori a quella degli elettroni atomici – β>>αz (α=1/137) – per velocità inferiori entrano in gioco effetti di cattura degli elettroni atomici (se la particella è uno ione positivo) • per valori di β≤0.96, domina il termine 1/β2 – la perdita di energia diminuisce rapidamente con l’energia • Si arriva ad un minimo molto largo perβγ≈ 4 – βdiventa quasi costante al crescre dell’energia – particelle al minimo di ionizzazione, MIP • poi la ionizzazione ricresce come 2lnγ – relativistic rise • il relativistic rise è poi limitato dal termine δ(correzioni di densità, importanti ad alte energie) AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 10 Introduzione ai rivelatori di particelle Bethe-Bloch, dipendenza dall’energia 1/β2 lnγ2 • Dato un assorbitore, la perdita di energia a parità di momento dipende dalla massa della particella (diverso β) • Se è noto il momento, si può usare per l’identificazione della particella • Al minimo di ionizzazione la perdita di energia è la stessa per tutte AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 11 Introduzione ai rivelatori di particelle Bethe-Bloch dipendenze dall’assorbitore 10 ! dE / dx (MeV g!1cm2) 8 6 5 H2 liquid 4 He gas 3 2 1 0.1 Sn Pb 1.0 0.1 0.1 0.1 10 100 "# = p/ Mc Fe Al 1000 10 000 1.0 10 100 Muon momentum (GeV/c) 1000 1.0 10 100 Pion momentum (GeV/c) 1.0 C 10 100 1000 Proton momentum (GeV/c) 1000 10 000 • a parità di βγ l’energy loss dipende dall’assorbitore − dE Z = z 2 f (I) dt A • le dipendenze sono modeste, a parte per i materiali più leggeri (H,He) • naturalmente, il tutto va moltiplicato per la densità AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 12 Introduzione ai rivelatori di particelle B-B dipendenza dall’assorbitore !– dE / dx"min (MeV g –1cm2) 2.5 H2 gas: 4.10 H2 liquid: 3.97 2.35 – 0.28 ln(Z) 2.0 1.5 Solids Gases 1.0 0.5 H He 1 2 Li Be B C NO Ne 5 10 Fe 20 Sn 50 100 Z • al crescere di Z diminuisce Z/A • la differenza tra solidi e gas diminuisce con Z, è rilevante solo per assorbitori leggeri • Il termine z2 è importante, una particella α ionizza il quadruplo di una particella di carica unitaria a parità di altre condizioni AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 13 Introduzione ai rivelatori di particelle esempi di calcolo • Argon gassoso STP • 0 °C, 100 kPa: ρ=1.78×10-3 g/cm3 • Z=18, A=40, I=16Z0.9=215.7 eV ⎞ dE 0.246 ⋅10 −3 ⎛ ⎛ β2 ⎞ 2 − = ln⎜ 8.463⋅ ⎜ 2 2 ⎟ − β ⎟ MeV/cm dx β 1− β ⎠ ⎝ ⎝ ⎠ – minimo per β=0.952, βγ=3.12 – dE/dx =2.66 KeV/cm (1.49 MeV/(g/ cm2) – per βγ=100 aumenta di un fattore 1.54 • Argon liquido • ρ=1.4g/cm3 – cambia il fattore moltiplicativo – dE/dx al minimo = 2.09 MeV/cm – uguale in termini di MeV/(g/cm2) AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 14 Introduzione ai rivelatori di particelle esempi di calcolo • alluminio • ρ=2.7g/cm3, Z=13, A=27, I=16Z0.9=160.9 eV • minimo per β=0.954, βγ=3.175 • dE/dx =4.47 MeV/cm (1.65 MeV/(g/cm2) al minimo di ionizzazione • idrogeno liquido • ρ=0.07g/cm3, Z=1, A=1, I=21.8 eV • minimo per β=0.962, βγ=3.504 • dE/dx =0.287 MeV/cm (4.1MeV/(g/cm2) al minimo di ionizzazione AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 15 Introduzione ai rivelatori di particelle curve di Bragg • Particelle al minimo di ionizzazione perdono una quantità di energia circa costante per unità di lunghezza, fino a che vengono rallentate a βγ< 4 • Poi la perdita di energia cresce con 1/β2 le particelle si portano rapidamente a riposo • Questo fatto viene usato nei trattamenti con radiazioni, in quanto gran parte della dose viene depositata nella parte finale del percorso • calibrazione dell’energia in modo che il range corrisponda alla zona da trattare AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 16 Introduzione ai rivelatori di particelle eccezioni alla B-B • elettroni e positroni – gli elettroni sono in generale ultrarelativistici: γ=4 a 2MeV – nell’urto con gli elettroni atomici non si possono trascurare le deflessioni – differenze tra elettroni e positroni (indistinguibilità) ⎞ dE Z 1 ⎛ γme c 2β γ − 1 − = D ρ 2 ⎜ ln + f (γ )⎟ dx A β ⎝ 2I ⎠ – dove f(γ) è differente per e+ ed e- : f (γ ) elettroni = 1 2γ − 1 1 ⎛ γ − 1⎞ 2 1− β − ln2 + ( ) 2γ 2 ⎜ ⎟ 2 16 ⎝ γ ⎠ 2 β2 ⎛ 14 10 4 ⎞ f (γ ) positroni = 23 + + 2 + 3⎟ ⎜ 24 ⎝ γ + 1 (γ + 1) (γ + 1) ⎠ – la differenza più significativa però è che esistono fenomeni radiativi che diventano presto più importanti delle perdite di energia per collisione AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 17 Introduzione ai rivelatori di particelle eccezioni alla B-B • Channeling • l’assorbitore è un solido cristallino • la particella incidente è allineata con un piano di simmetria del reticolo – la particella viene guidata lungo il canale – perdita di energia ridotta • fenomeni diversi per particelle positive o negative – angolo critico rispetto al piano per avere channeling: φC = zZa0 Ad 1670 β γ • dove d è la distanza interatomica e a0 il raggio di Bohr – l’angolo è piccolo e diminuisce con l’energia φC 1 per β 0.1 – il channeling può essere usato per deflettere e collimare fasci di particelle • Con cristalli piegati si possono ottenere deflessioni equivalenti a quella di un magnete da 100T AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 18 Introduzione ai rivelatori di particelle Range • Integrando la Bethe-Bloch si può pensare di calcolare il range di una particella carica in un assorbitore • R= spazio percorso fino a fermarsi E TOT R(E TOT ) = ∫ 0 −1 ⎛ dE ⎞ dE ⎝ dx ⎠ • Ci sono effetti minori da tenere in considerazione • il moto della particella non sarà esattamente rettilineo (vedi “multiple scattering” più avanti) • la B-B non vale a energie molto basse • Si usano formule semi-empiriche: ( E TOT ) ∫ R(E TOT ) = R0 E MIN ) + E MIN −1 ⎛ dE ⎞ dE ⎝ dx ⎠ • dove EMIN è la minima energia a cui la B-B funziona • Per energie non relativistiche R è proporzionale a ETOT1.75 AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 19 Introduzione ai rivelatori di particelle Range 50000 20000 C Fe 10000 Pb R / M (g cm#2 GeV#1) 5000 2000 H2 liquid He gas 1000 500 200 100 50 20 10 5 2 1 0.1 2 0.02 1.0 5 0.05 2 0.2 0.1 5 !" = p/ Mc 0.5 10.0 1.0 2 5 2.0 5.0 100.0 10.0 Muon momentum (GeV/c) 0.02 0.05 0.1 0.2 0.5 1.0 2.0 Pion momentum (GeV/c) 0.1 0.2 0.5 1.0 2.0 5.0 10.0 20.0 5.0 10.0 50.0 Proton momentum (GeV/c) • Range espresso in R/M, dove M è la massa della particella incidente in GeV/c2 • NB per alte energie (range lungo) bisogna tenere conto anche di radiazione ed interazioni con i nuclei AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 20 Introduzione ai rivelatori di particelle fluttuazioni (straggling) • Grandi spessori: – dt ≥ 1 g/cm2 – numero grande di urti, distribuzione gaussiana della perdita di energia: Z σ 0 = D ⋅ mec z ρ x A D = 0.307MeVcm 2 /mole 2 2 2 – dove x è lo spessore di materiale attraversato – il tutto vale se le perdite di energia sono piccole rispetto all’energia totale • piccole variazioni di velocità • Esempi – x=1cm di Al, • σ=0.45MeV, ΔE=4.5MeV • dispersione di circa il 10% (al minimo di ionizzazione) – muone al minimo di ionizzazione in Pb • dE/dx=12.83 MeV/cm (≈1GeV/m) • σ=8.5MeV in un metro AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 21 Introduzione ai rivelatori di particelle fluttuazioni della perdita di energia • Piccoli spessori – grande fluttuazione della perdita di energia – grandi code ad alti trasferimenti di energia, distribuzione asimmetrica – curve di “Landau” • valore più probabile (picco) molto più piccolo del valore medio 0.50 1.00 " /x (MeV g#1 cm2) 1.50 1.0 2.50 500 MeV pion in silicon 640 !m (149 mg/cm2) 320 !m (74.7 mg/cm2) 160 !m (37.4 mg/cm2) 80 !m (18.7 mg/cm2) 0.8 f (" /x) 2.00 0.6 w 0.4 "p /x 0.2 0.0 100 200 300 Mean energy loss rate 400 " /x (eV/!m) 500 600 – NB spesso il detector sottile non vede queste fluttuazioni • elettroni che ricevono una grande energia (δelectrons) possono sfuggire dal rivelatore • Energia rivelata minore dell’energia persa dalla particella • Fluttuazioni rivelate minori della fluttuazione di energia persa AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 22 Introduzione ai rivelatori di particelle fluttuazioni della perdita di energia ( 1 L (λ ) = e 2 ΔE − ΔE Picco λ= ζ ) ⎛ 1 ⎞ ⎜ − λ +e − λ ⎟ ⎝ 2 ⎠ Z 1 ζ = 2πN r me c z 2 ρx Aβ 2 A e 2 2 ⎛ ⎛ 2me c 2β 2λ2 ⎞ ⎞ ζ 2 ΔE Picco = ζ ⎜ ln⎜ ⎟ + ln + 0.2 − β − δ ⎟ I I ⎠ ⎝ ⎝ ⎠ • Curva di Landau complessa • valori medio e di picco tabulati per i casi più comuni • Esempio: • particella al minimo di ionizzazione (βγ=4) • 1 cm di Ar in condizioni standard • ΔEPicco =1.2keV • ΔEMedio=2.71keV • Rilevante per rivelatori a gas (poco densi) e per rivelatori sottili (silicio) AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 23 Introduzione ai rivelatori di particelle ionization yield • Quante coppie ione-elettrone vengono prodotte lungo la traccia? – Ionizzazione primaria: ioni prodotti direttamente dall’interazione particellaassorbitore – Ionizzazione secondaria: ioni prodotti da elettroni primari sufficientemente energetici • Numero di ioni prodotti – nT=ΔE/W – W potenziale efficace di ionizzazione (maggiore del potenziale di ionizzazione dell’elemento, spesso le interazioni sono con elettroni dei gusci interni) • Esempio – in Ar gassoso a STP, per una MIP • W = 26 eV • nP=29/cm • nT=94/cm – In Si • W=3.6 eV • numero di coppie molto maggiore per unità di t (g/cm2): dE/dx = 3.87 MeV/cm • 30000 coppie per 300μm di Si (circa 4 fC) • valori molto variabili per i vari gas e miscele – tabulati AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 24 Introduzione ai rivelatori di particelle Bremsstrahlung • Radiazione di frenamento – le particelle cariche che vengono frenate emettono energia sotto forma di fotoni (Bremsstrahlung) • la sezione d’urto è proporzionale a 1/m2 ⎛ e2 ⎞ σ ∝⎜ 2⎟ ⎝ mc ⎠ 2 – a energie inferiori a qualche centinaio di GeV, solo gli elettroni perdono sensibilmente energie per radiazione – me/mμ≈ 200 – fattore 40.000 in probabilità di radiazione • L’effetto principale è dovuto allo scattering con il campo elettrico dei nuclei • L’energia radiata per unità di lunghezza è proporzionale all’energia della particella, ed è funzione del materiale – Lunghezza di radiazione X0 − dE E ≈ dx X 0 – X0 = distanza percorsa nel mezzo tale che l’energia diminuisce di un fattore 1/e x – integrando: − E = E 0e AA 2011/2012 X0 Carlin - Checchia - Pisent 25 Introduzione ai rivelatori di particelle Bremsstrahlung • Valore approssimato per X0 (per elettroni) 2 1 Z 183 = 4αr02 N A ρ ln 1 3 X0 A Z 1 α= 137 1 e2 r0 = 4πε 0 mc 2 • Anche l’interazione con gli elettroni del mezzo contribuisce – proporzionale a Z e non a Z2 – inoltre ci sono correzioni coulombiane 1 ρ ⎞ 2 ⎛ 183 ⎛ ⎞ = 4 Z ( Z + 1) N A αr0 ln 1 3 − f (Z) ⎝ ⎝ Z ⎠ X0 A⎠ F(Z) = α 2 ⎛ 1 2 4 6⎞ + 0.202 − 0.036 α + 0.008 α − 0.002 α ⎝1 + α 2 ⎠ α = Z 137 AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 26 Introduzione ai rivelatori di particelle Bremsstrahlung • Lo spettro dell’energia di emissione dE/ dνè costante, quindi il numero di fotoni emessi diminuisce con l’energia • L’energia massima è l’energia cinetica della particella (tutta l’energia emessa in un’unica interazione) • Un fascio di particelle cariche che frena in un materiale emette un fascio di fotoni non monocromatico d(N f hν ) dN f dE 1 = cos t = ⇒ ∝ dν dν dν ν hν max = E k = E − mc 2 = mc 2 (γ − 1) AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 27 Introduzione ai rivelatori di particelle Energia critica • EC • Energia per cui la perdita per radiazione è uguale alla perdita per collisione ⎛ dE ⎞ ⎛ dE ⎞ = ⎝ dx ⎠ rad ⎝ dx ⎠ coll Positrons 0.15 Bremsstrahlung 0.10 Ionization 0.5 Møller (e !) 0.05 Bhabha (e +) 0 1 (cm2 g!1) Electrons ! 1 dE ( X0!1) E dx 1.0 Lead (Z = 82) 0.20 Positron annihilation 10 E (MeV) 100 1000 • NB -1/E×dE/dx, la curva di Bremsstrahlung sarebbe piatta se la relazione dE/dx=E/X0 fosse esatta AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 28 Introduzione ai rivelatori di particelle Energia critica 400 200 Ec (MeV) 100 710 MeV ________ Z + 0.92 610 MeV ________ Z + 1.24 50 Solids Gases 20 10 5 H He 1 2 Li Be B C NO Ne 5 10 Z Fe 20 Sn 50 100 • L’energia critica scala con il quadrato del rapporto delle masse 2 ⎛ mµ ⎞ E ≈E ⎜ ⎟ ⎝ me ⎠ µ C µ C • in Fe l’energia critica di un μè 890 GeV (20.7 MeV per un elettrone ) • Formula approssimativa (per l’elettrone): 700MeV EC ≈ Z + 1.2 AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 29 Introduzione ai rivelatori di particelle Energia critica 200 30 E em Ex s" ac tb re m Rossi: Ionization per X0 = electron energy 50 40 ss tr ah l ta o T 70 Br dE /dx × X0 (MeV) 100 lu ng Copper X0 = 12.86 g cm!2 Ec = 19.63 MeV Ionization 20 Brems = ionization 10 2 5 10 20 50 Electron energy (MeV) 100 200 • Definizione di Rossi dell’energia critica • energia in cui la perdita di energia per ionizzazione in una lunghezza di radiazione è uguale all’energia dell’elettrone ⎛ dE ⎞ X 0 = E elettrone ⎝ dx ⎠ ion • sono equivalenti in buona approssimazione AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 30 Introduzione ai rivelatori di particelle Stopping power [MeV cm2/g] Riassunto perdite energia !+ on Cu 100 LindhardScharff 10 !% Bethe-Bloch Radiative AndersonZiegler E!c Radiative losses Radiative Minimum effects ionization reach 1% Nuclear losses Without " 1 0.001 0.01 0.1 1 10 0.1 1 10 100 1 [MeV/c] #$ 100 1000 10 4 10 5 10 6 10 100 1 10 100 [GeV/c] Muon momentum [TeV/c] • muoni positivi su rame • 9 ordini di grandezza di energia del mu! AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 31 Introduzione ai rivelatori di particelle lunghezze di radiazione Materiale Z A X0[g/cm2] X0 [cm] EC [MeV] Idrogeno 1 1.01 61.3 731000 350 Elio 2 4.00 94 530000 250 Litio 3 6.94 83 156 180 Carbonio 6 12.01 43 18.8 90 Azoto 7 14.01 38 30500 85 Ossigeno 8 16 34 24000 75 Alluminio 13 26.98 24 8.9 40 Silicio 14 28.09 22 9.4 39 Ferro 26 55.85 13.9 1.76 20.7 Rame 29 63.55 12.9 1.43 18.8 Argento 47 109.9 9.3 0.89 11.9 Tungsteno 74 183.9 6.8 0.35 8.0 Piombo 82 207.2 6.4 0.56 7.4 Aria 7.3 14.4 37 30000 84 Acqua 7.5 14.2 36 36 83 AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 32 Introduzione ai rivelatori di particelle Miscele • Regole di Bragg – dE/dx 1 dE w1 ⎛ dE ⎞ w 2 ⎛ dE ⎞ = + + ρ dX ρ1 ⎝ dx ⎠ 1 ρ2 ⎝ dx ⎠ 2 – wi sono le frazioni in PESO dei vari elementi – Analogamente per X0 ⎛ 1⎞ ⎛ 1⎞ 1 = w1 ⎜ ⎟ + w 2 ⎜ ⎟ + X0 ⎝ X0 ⎠1 ⎝ X0 ⎠ 2 AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 33 Introduzione ai rivelatori di particelle diffusione multipla x x /2 splane !plane yplane "plane • Le collisioni elastiche con i nuclei sono meno probabili rispetto alle collisioni inelastiche con gli elettroni • elastiche → non contribuiscono alla perdita di energia • Contribuiscono però alla deviazione della traiettoria • Se il materiale non è troppo sottile, si può usare una trattazione statistica degli urti per calcolare le quantità medie (angolo, deviazione dalla retta) AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 34 Introduzione ai rivelatori di particelle diffusione multipla x x /2 splane !plane yplane "plane • Ingrediente principale: scattering di Rutherford dσ 1 2 2 2 (mec ) = z1 z 2 re 2 4 dΩ 4 sin (θ 2) (βp) 2 • dominano i piccoli angoli • nuclei in generale molto più pesanti delle particelle (trasferimento di energia piccolo) AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 35 Introduzione ai rivelatori di particelle diffusione multipla • Approssimazione gaussiana per piccoli angoli x x /2 splane !plane yplane "plane • probabilià di trovare una deviazione (proiettata nel piano) ϑ 2 compresa tra ϑ e ϑ − 1 +dϑ 2ϑ 02 dp(ϑ ) = 2πϑ 0 e dϑ 14.1MeV /c x ⎛ x ⎞ ϑ0 = z ⎜1 + log10 ⎟ pβ X0 ⎝ X0 ⎠ • ϑ0 angolo quadratico medio • p in MeV/c, β e z della particella incidente • x spessore attraversato AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 36 Introduzione ai rivelatori di particelle diffusione multipla • Approssimazione gaussiana per piccoli angoli x x /2 splane !plane yplane "plane 1 y = xϑ 0 3 1 RMS ψ plane = ϑ0 3 RMS plane RMS ϑ space = 2ϑ 0 • pione con p=1 GeV/c (β=0.9905) su una foglio di acciaio di 1mm (X0=1.76 cm) • ϑ0=2.92×10-3 ≈ 0.17° – NB per grandi spessori p diminuisce → programmi di simulazione AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 37 Introduzione ai rivelatori di particelle backscattering • Nello scattering multiplo sono comunque possibili diffusioni a grande angolo – per gli elettroni, non è improbabile uno scattering all’indietro • elettroni di energia limitata (sotto 10 MeV) hanno probabilità di backscattering non trascurabili, – in particolare da nuclei pesanti come Pb • Coefficiente di backscattering o “albedo” – rapporto tra numero di elettroni con angolo di scattering >90° e numero di elettroni incidenti – fino a 0.5 per elettroni di energia <1MeV su oro • rilevante per gli sciami elettromagnetici nei calorimetri AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 38 Introduzione ai rivelatori di particelle altre perdite di energia • produzione diretta di coppie e+e– importante per muoni ad alta energia – μ+ nucleo -> μ+ e+e- + nucleo dE − dx = bPAIR (Z, A, E) ⋅ E pairproduction – il parametro bPAIR varia poco con E per alte energie. Attorno a 100 GeV in Ferro: dE − dx pair MeV MeV = 0.3 2 = 2.34 g /cm cm – da confrontare con circa 1GeV/m per ionizzazione. Al crescere di E compete con la bremsstrahlung. AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 39 Introduzione ai rivelatori di particelle perdite di energia dei muoni • Dato un assorbitore, per i muoni di alta energia si può scrivere • -dE/dx = a(E)+bTOTAL(E)×E • domina il termine bTOTAL(E) in cui bremsstrahlung e pair production sono comparabili • Vedi figura, in Fe 9 106 b(E ) (g!1 cm2) 8 Iron 7 btotal 6 5 4 bpair 3 bbremsstrahlung 2 1 0 1 AA 2011/2012 bnuclear 10 102 103 Muon energy (GeV) Carlin - Checchia - Pisent 104 105 40 Introduzione ai rivelatori di particelle altre perdite di energia • Interazioni nucleari degli adroni – soprattutto processi inelastici – interazione forte, adroni secondari prodotti nel processo – lunghezza di interazione λI • descrive l’assorbimento esponenziale degli adroni con lo spessore attraversato x N = N 0e − λI – lunghezza di interazione in Fe è circa 17cm • per spessori comparabili, non ha più senso parlare di dE/dx perché l’adrone interagisce e crea uno sciame – Dettagli nel capitolo dei calorimetri adronici AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 41 Introduzione ai rivelatori di particelle radiazione Cherenkov • onda d’urto elettromagnetica – si genera quando la velocità della particella nel mezzo è maggiore della velocità della luce • βc ≥ c/n • β≥ 1/n AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 42 Introduzione ai rivelatori di particelle Cherenkov • La particella carica polarizza gli atomi – n ≈ √ke costante dielettrica relativa del mezzo 1. se v<c/n la polarizzazione è simmetrica e i dipoli non emettono radiazione 2. se v>c/n la polarizzazione è asimmetrica ed i dipoli emettono radiazione AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 43 Introduzione ai rivelatori di particelle Cherenkov • Dalla geometria: – cosϑc= 1/n(ω)β – nota che l’indice di rifrazione dipende dalla frequenza della luce emessa (dispersione) • l’angolo dipende dalla frequenza delle luce – l’angolo cresce con β e n • vetro, n≈1.5, β≈1 si ottiene ϑc ≈ 48° AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 44 Introduzione ai rivelatori di particelle Cherenkov • numero di fotoni emesso: ⎞ d 2 N 2π z 2α ⎛ 1 = 1− ⎜ 2 2⎟ 2 dxd λ λ ⎝ n (λ ) β ⎠ • spettro va come 1/λ2 – ma a piccole lunghezze d’onda (sopra l‘UV) n=1 quindi non c’è emissione Cherenkov • integrando si può ottenere numero di fotoni emessi nel visibile (400÷700nm) in vetro dN 1 ⎞ 2 ⎛ 1 2 = 2π z α ⎜ − sen ϑ C ⎟ dx ⎝ λmin λmax ⎠ – 273 fotoni/cm AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 45 Introduzione ai rivelatori di particelle perdita di energia per radiazione Cherenkov • Perdita di energia per radiazione Cherenkov 2 dE 4 π ⎛ 1 ⎞ 2 − =z ⎜1− 2 2 ⎟ νdν ∫ dx c ⎝ β n(ν ) ⎠ – integrata sulle frequenze per cui β>1/ n(ν) • La perdita di energia è piccola – 5% per idrogeno, 1% per Z>5, rispetto alla ionizzazione – comunque già contenuta nella Bethe Bloch • Cherenkov importante perché la radiazione può essere utilizzata per identificare le particelle (PID) – effetto soglia, presente se β>1/n(ν) – se è noto p =βγmc, misurando β si risale alla massa AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 46 Introduzione ai rivelatori di particelle Radiazione di transizione • dipolo elettrico: vuoto n=1) dielettrico (n>1) - + carica immagine – dipolo elettrico variabile (si annulla quando la carica entra nel dielettrico) – emissione di radiazione E.M. – presente anche sotto la soglia Cherenkov – trascurabile dal punto di vista di dE/dx AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 47 Introduzione ai rivelatori di particelle Radiazione di transizione • Angolo di emissione ϑ ≈ 1/γ • Energia media emessa per singola transizione α E = z ω P ⋅ γ 3 2 nee 2 ωP = , ε 0 me n e = ρN A Z A – energia cresce con γ – proporzionale alla frequenza di plasma: hωP = 20÷30eV per radiatori tipici – E=320eV per γ=4×103 e ωP=33eV – metà dell’energia è irradiata nel range: 0.1 < γω <1 ω P – quindi con energie negli X soffici per grandi γ • se l’energia media è ≈ 300eV, la probabilità di radiare un fotone da 10kEv ≈ 3% • conviene usare molte transizioni (stack di qualche centinaio di fogli di radiatore) • Interessante la dipenenza da γ (e non da β), possibile discriminare particelle ad alto γ AA 2011/2012 Carlin - Checchia - Pisent 48 Introduzione ai rivelatori di particelle la radiazione di transizione • frequenza di plasma – consideriamo un gas di ioni negativi e positivi (plasma) – se si spostano di una piccola quantità x le due distribuzioni, si ottiene una forza di richiamo elastica, con pulsazione ωP. σ n e xe E= = ε0 ε0 2 2 n e xe d x Fe = −eE = − = me 2 ε0 dt 2 2 d x n e xe =0 2 + dt meε 0 ωP = AA 2011/2012 - E + + + + + + + x nee 2 meε 0 Carlin - Checchia - Pisent 49