Teilchendetektoren in der Hochenergiephysik

Transkript

1 Teilchendetektoren in der Hochenergiephysik Frank Simon MPI for Physics & Excellence Cluster Universe Munich, Germany 41. Maria Laach Herbstschule für Hochenergiephysik Bautzen, September 2009

2 Überblick I. Detektorsysteme in der Teilchenphysik II. Grundlagen des Teilchennachweises Samstag III. Spurdetektoren Gasdetektoren Halbleiterdetektoren Montag IV. Kalorimeter V. Kalorimeter am ILC VI. Ein Blick über den Tellerrand Dienstag 2

3 I. Überblick: Detektoren in der Teilchenphysik 3

4 Die Aufgabe Von der Teilchenkollision... 4

5 Die Aufgabe Von der Teilchenkollision zur Messung... 4

6 Die Aufgabe Von der Teilchenkollision zur Messung zur Bestimmung der Eigenschaften... 4

7 Die Aufgabe Von der Teilchenkollision zur Messung zur Bestimmung der Eigenschaften bis zur vollständigen Erklärung der Reaktion. 4

8 Die Aufgabe Von der Teilchenkollision zur Messung zur Bestimmung der Eigenschaften bis zur vollständigen Erklärung der Reaktion. 4

9 Die Ansprüche an Detektoren Die physikalischen Fragen bestimmen, was für Reaktionen studiert werden! Die Art des Beschleunigers: Hadron- oder Lepton-Collider, Energie, Luminosität... Die physikalischen Fragen und die Art des Beschleunigers bestimmen, was der Detektor können muss: Im Fall der direkten Suche nach neuer Physik an der Teraskala (LHC, ILC): Gute Auflösung bis zu höchsten Teilchenenergien Hohe Ratenverträglichkeit (hohe Luminosität) Hohe Granularität (grosse Teilchendichte) Strahlenhärte (gilt hauptsächlich für Detektoren an Hadron-Collidern) 5

10 Die Bedingungen an Hadron-Collidern Interessante Prozesse sind selten verglichen mit dem Gesamt-WQ: σ(t t)/σ tot 10 8 σ(h, M H = 150 GeV)/σ tot G. Weiglein et al. Physics Reports 426 (2006)

11 Die Bedingungen an Hadron-Collidern Interessante Prozesse sind selten verglichen mit dem Gesamt-WQ: σ(t t)/σ tot 10 8 σ(h, M H = 150 GeV)/σ tot Sehr hohe Ereignisraten sind notwendig! G. Weiglein et al. Physics Reports 426 (2006)

12 Die Bedingungen an Hadron-Collidern Interessante Prozesse sind selten verglichen mit dem Gesamt-WQ: σ(t t)/σ tot 10 8 σ(h, M H = 150 GeV)/σ tot Sehr hohe Ereignisraten sind notwendig! Die Detektoren müssen in der Lage sein, die hohen Raten und die riesigen Datenmengen zu verkraften sie müssen in der Lage sein, die interessanten Ereignisse herauszufischen G. Weiglein et al. Physics Reports 426 (2006)

13 Anforderungen an Detektoren Beispiel LHC: Bunch-Crossing: 40 MHz (alle 25 ns) Bei voller Luminosität: pp - Wirkungsquerschnitt: L = cm 2 s 1 σ pp 100 mb = cm 2 7

14 Anforderungen an Detektoren Beispiel LHC: Bunch-Crossing: 40 MHz (alle 25 ns) Bei voller Luminosität: pp - Wirkungsquerschnitt: L = cm 2 s 1 σ pp 100 mb = cm 2 Ereignisrate ~ 1 GHz, also etwa 25 p+p - Reaktionen pro Bunch-Crossing 7

15 Anforderungen an Detektoren Beispiel LHC: Bunch-Crossing: 40 MHz (alle 25 ns) Bei voller Luminosität: pp - Wirkungsquerschnitt: L = cm 2 s 1 σ pp 100 mb = cm 2 Ereignisrate ~ 1 GHz, also etwa 25 p+p - Reaktionen pro Bunch-Crossing Anforderungen an die Detektoren: hohe Granularität, um die hohe Teilchendichte auflösen zu können Schnelle Auslese, Zwischenspeicherung direkt am Detektor( Pipelines ), typischerweise 128 BX tief Schnelle erste Entscheidung, ob ein Ereignis interessant ist und ausgelesen wird: 3.2 µs Überlegen maximal Hohe Granularität sorgt für grosse Datenmengen: Maximale Rate auf Band/Platte ~ 100 Hz 7

16 Detektoren der Teilchenphysik Nachweis der Reaktionsprodukte von Teilchenkollisionen in Detektorsystemen Signale über elektromagnetische Wechselwirkungen mit dem Detektor-Material 8

17 Detektoren der Teilchenphysik Nachweis der Reaktionsprodukte von Teilchenkollisionen in Detektorsystemen Signale über elektromagnetische Wechselwirkungen mit dem Detektor-Material Tracker: Impuls von geladenen Teilchen durch Ablenkung in Magnetfeldern und genauer Vermessung der Spuren 8

18 Detektoren der Teilchenphysik Nachweis der Reaktionsprodukte von Teilchenkollisionen in Detektorsystemen Signale über elektromagnetische Wechselwirkungen mit dem Detektor-Material Tracker: Impuls von geladenen Teilchen durch Ablenkung in Magnetfeldern und genauer Vermessung der Spuren Kalorimeter: Energiemessung von Photonen, Elektronen und Hadronen durch Totalabsorbtion 8

19 Detektoren der Teilchenphysik Nachweis der Reaktionsprodukte von Teilchenkollisionen in Detektorsystemen Signale über elektromagnetische Wechselwirkungen mit dem Detektor-Material Tracker: Impuls von geladenen Teilchen durch Ablenkung in Magnetfeldern und genauer Vermessung der Spuren Kalorimeter: Energiemessung von Photonen, Elektronen und Hadronen durch Totalabsorbtion Myon-Detektoren: Identifikation und genaue Impulsbestimmung von Myonen ausserhalb des Magnetes 8

20 Die Physik bestimmt die Geometrie Der perfekte Detektor sollte alle Produkte einer Reaktionen mit voller Effizienz und beliebig Auflösung nachweisen können 9

21 Die Physik bestimmt die Geometrie Der perfekte Detektor sollte alle Produkte einer Reaktionen mit voller Effizienz und beliebig Auflösung nachweisen können... in Wirklichkeit müssen wir natürlich Abstriche machen Die optimale Detektorgeometrie wird durch die Physik-Zielsetzung und durch den Beschleuniger vorgegeben 9

22 Die Physik bestimmt die Geometrie Der perfekte Detektor sollte alle Produkte einer Reaktionen mit voller Effizienz und beliebig Auflösung nachweisen können... in Wirklichkeit müssen wir natürlich Abstriche machen Die optimale Detektorgeometrie wird durch die Physik-Zielsetzung und durch den Beschleuniger vorgegeben Fixed-Target Detector Collider Detector LHCB ATLAS 9

23 Die Physik bestimmt die Geometrie Der perfekte Detektor sollte alle Produkte einer Reaktionen mit voller Effizienz und beliebig Auflösung nachweisen können... in Wirklichkeit müssen wir natürlich Abstriche machen Die optimale Detektorgeometrie wird durch die Physik-Zielsetzung und durch den Beschleuniger vorgegeben Fixed-Target Detector Collider Detector LHCB ATLAS ALICE 9

24 Collider-Detektoren: Querschnitt [CMS] Die hohen Energien erfordern grosse Magnetfelder und grosse Detektoren Beispiel hier: CMS, C steht für Compact! 10

25 CMS: Das Schwergewicht Gewicht: T Länge: 21.5 m Durchmesser: 15 m Solenoid-Feld: 4 T 11

26 Teilchen in ATLAS 12

27 ATLAS: Der größte Detektor der Teilchenphysik 46 m 25 m Gewicht: t Zentraler Solenoid: 2 T Muon-Toroid: 4 T Illustration: CERN 13

28 CMS Aufbau Foto: CERN 14

29 ATLAS Aufbau Foto: CERN 15

30 Magnet-Konzepte: ATLAS I Zentrales Toroidfeld im Myon- System: 4 T Geschlossenes Feld, kein Joch Komplexes Feld 2 T Solenoid-Feld für die Spurdetektoren der größte Magnet der Welt! 16

31 Magnet-Konzepte: ATLAS II Endkappen-Toroid: B- Feld für Myonen in Forwärts-Richtung 2T supraleitender Solenoid, Hadronisches Kalorimeter als Magnetjoch Nachteil: Totes Material vor den Kalorimetern 17

32 Magnet-Konzepte: CMS I Grosser Solenoidmagnet: supraleitend, 4 T Magnetfeld umschliesst die Spurdetektoren und Kalorimeter 13 m lang, innerer Radius 5.9 m, I = 20 ka, Masse der Spule 220 t 18

33 Magnet-Konzepte: CMS II Der größte Solenoid der Welt! 19

34 II. Grundlagen des Teilchennachweises: Wechselwirkung mit Materie 20

35 Energieverlust in Materie: Bethe-Bloch Die Bethe-Bloch-Formel beschreibt den Energieverlust durch Ionisation ~1/β 2 ~lnγ 2 ~lnγ 2 - δ/2 Gültig im mittleren Impulsbereich Atomare Effekte bei niedrigen Energien und Bremsstrahlung bei hohen Energien separat Z/A Abhängigkeit: grosser Energieverlust in H 1/β 2 bei niedrigen Impulsen: Schwere Teilchen verlieren mehr Minimum bei p/m ~ 3-4: minimum ionizing particle MIP logarithmischer Anstieg bei hohen Impulsen Dichteeffekt durch Polarisation des Absorbers 21

36 Wichtige Konstanten Mittlere Ionisationsenergie: I ~ 16 Z 0.9 ev für Z > 1 Maximaler Energieübertrag: T max 2m e c 2 β 2 γ 2 für m >> me 22

37 Materialabhängigkeit des Energieverlusts Zabsorber Faustformel: Energieverlust von MIPs (βγ ~ 3): 1-2 MeV g -1 cm 2 (Ausnahme: H) 23

38 Energieverlust: Ein genauerer Blick Bethe-Bloch sagt nur etwas über Mittelwerte! Energieverlust ist ein statistischer Prozess 24

39 Energieverlust: Ein genauerer Blick Bethe-Bloch sagt nur etwas über Mittelwerte! Energieverlust ist ein statistischer Prozess Bei genauer Betrachtung: diskrete Streuungen, die zur Ionisation führen Je nach Heftigkeit der Streuung werden ein einzelnes oder mehrere Elektronen erzeugt 24

40 Energieverlust: Ein genauerer Blick Bethe-Bloch sagt nur etwas über Mittelwerte! Energieverlust ist ein statistischer Prozess Bei genauer Betrachtung: diskrete Streuungen, die zur Ionisation führen Je nach Heftigkeit der Streuung werden ein einzelnes oder mehrere Elektronen erzeugt Unterscheidung in primäre und sekundäre Ionisation Primäre Ionisation Poisson-Verteilt pro Längeneinheit Grosse Fluktuationen im Energieverlust pro Reaktion Sekundäre Ionisation Durch hochenergetische primäre Elektronen Manchmal ist die Energie für eine deutliche Sekundärspur ausreichend: δ-elektron 24

41 Energieverlust: Ein genauerer Blick Bethe-Bloch sagt nur etwas über Mittelwerte! Energieverlust ist ein statistischer Prozess Bei genauer Betrachtung: diskrete Streuungen, die zur Ionisation führen Je nach Heftigkeit der Streuung werden ein einzelnes oder mehrere Elektronen erzeugt Unterscheidung in primäre und sekundäre Ionisation Primäre Ionisation Poisson-Verteilt pro Längeneinheit Grosse Fluktuationen im Energieverlust pro Reaktion Sekundäre Ionisation Durch hochenergetische primäre Elektronen Manchmal ist die Energie für eine deutliche Sekundärspur ausreichend: δ-elektron Totale Ionisation =Primäre Ionisation + Sekundäre Ionisation In Gasen (STP) typischerweise: 30 Primäre Reaktionen pro cm, 90 Elektronen pro cm 24

42 Energieverlust: Ein genauerer Blick Beispiel eines Delta-Elektrons in einer Blasenkammer: Deutliche Reichweite! 25

43 Energieverlust in dünnen Schichten Die enorme Schwankungsbreite im Energieübertrag einzelner Reaktionen sorgt für grosse Variationen im Energieverlust in dünnen Detektoren: Ein breites Maximum: Kollisionen mit relativ kleinem Energieverlust Ein langer Schwanz zu hohem Energieverlust: wenige Kollisionen mit grossem Energieverlust, δ-elektronen 26

44 Energieverlust in dünnen Schichten Die enorme Schwankungsbreite im Energieübertrag einzelner Reaktionen sorgt für grosse Variationen im Energieverlust in dünnen Detektoren: Ein breites Maximum: Kollisionen mit relativ kleinem Energieverlust Ein langer Schwanz zu hohem Energieverlust: wenige Kollisionen mit grossem Energieverlust, δ-elektronen Energieverlust in dünnen Schichten wurde erstmals von Landau beschrieben: Landau-Funktion Dünner Absorber: <ΔE> < ~ 10 Tmax Für 500 MeV Pionen: Tmax ~ 9 MeV (Verlust in 9 mm Si) 26

45 Energieverlust durch Photonemission Zwei wichtige Effekte: Cherenkov-Strahlung Überschall-Knall für geladene Teilchen 27

46 Energieverlust durch Photonemission Zwei wichtige Effekte: Cherenkov-Strahlung Überschall-Knall für geladene Teilchen Übergangs-Strahlung Emission von Strahlung beim Übergang eines geladenen Teilchens von einem Medium in ein anderes mit unterschiedlichen optischen Eigenschaften Signifikante Strahlung nur bei sehr grossem γ (O ~ 1000) im kev Bereich: Eignet sich zur Elektron / Pion-Separation 27

47 Energieverlust durch Photonemission Zwei wichtige Effekte: Cherenkov-Strahlung Überschall-Knall für geladene Teilchen Übergangs-Strahlung Emission von Strahlung beim Übergang eines geladenen Teilchens von einem Medium in ein anderes mit unterschiedlichen optischen Eigenschaften Signifikante Strahlung nur bei sehr grossem γ (O ~ 1000) im kev Bereich: Eignet sich zur Elektron / Pion-Separation Beide Effekte tragen nicht nennenswert zum Energieverlust eines Teilchens bei! 27

48 Cherenkov-Strahlung Abstrahlung von Photonen, wenn ein geladenes Teilchen schneller ist als die Lichtgeschwindigkeit im Medium: Konstruktive Interferenz D. Kranich, Dissertation Abstrahlung unter einem charakteristischen Winkel: cosθ c = c t / n vt = 1 nβ Wellenlängen-Maximum im UV-Bereich 28

49 Photonen: Wechselwirkungen Photo-Effekt Compton-Streuung Paar-Erzeugung ν e - ν e+ ν e - ν Kern e - Energieschwelle: 2 me = ~1.022 MeV 29

50 Photonen: Wechselwirkungen Photo-Effekt Compton-Streuung Paar-Erzeugung ν e - ν e+ ν e - ν Kern e - Energieschwelle: 2 me = ~1.022 MeV Im Unterschied zu de/dx bei geladenen Teilchen: Alles-oder-nichts Reaktionen mit bestimmter Wahrscheinlichkeit 29

51 Photonen: Wechselwirkungen Photo-Effekt Compton-Streuung Paar-Erzeugung ν e - ν e+ ν e - ν Kern e - Energieschwelle: 2 me = ~1.022 MeV Im Unterschied zu de/dx bei geladenen Teilchen: Alles-oder-nichts Reaktionen mit bestimmter Wahrscheinlichkeit Abnahme der Photonen-Intensität bei Durchgang durch Materie: I(x) =I 0 e µx 29

52 Photonen in Materie Paarerzeugung im Kernfeld Paarerzeugung im Elektron-Feld Dipol-Riesen Resonanz Bei hohen Energien dominiert Paarerzeugung alles Niedrige Energien: Photoelektrischer Effekt Kohärente Streuung: Rayleigh-Streuung Compton-Streuung Kernanregungen 30

53 Elektronen: Energieverlust Bremsstrahlung dominiert alles bei hohen Energien Bei niedrigem E: Ionisation, zusätzlich Streuung Kritische Energie: Die Energie, bei der die Verluste durch Ionisation und Bremsstrahlung gleich sind 31

54 Elektronen und Photonen: Strahlungslänge Die entscheidende Größe: Strahlungslänge Beschreibt hochenergetische Elektronen und Photonen (Energieverlust durch Bremsstrahlung bzw. e + e - - Paarerzeugung) 32

55 Elektronen und Photonen: Strahlungslänge Die entscheidende Größe: Strahlungslänge Beschreibt hochenergetische Elektronen und Photonen (Energieverlust durch Bremsstrahlung bzw. e + e - - Paarerzeugung) Definiert als die Menge Material, die durchquert werden muss, damit ein Elektron alles bis auf 1/e seiner Energie durch Bremsstrahlung verliert 7/9 der freien Weglänge für Paarproduktion von hochenergetischen Photonen 32

56 Elektronen und Photonen: Strahlungslänge Die entscheidende Größe: Strahlungslänge Beschreibt hochenergetische Elektronen und Photonen (Energieverlust durch Bremsstrahlung bzw. e + e - - Paarerzeugung) Definiert als die Menge Material, die durchquert werden muss, damit ein Elektron alles bis auf 1/e seiner Energie durch Bremsstrahlung verliert 7/9 der freien Weglänge für Paarproduktion von hochenergetischen Photonen empirisch: X 0 = A Z(1+Z) ln(287/ Z) g cm 2 A Z 2 32

57 Elektronen und Photonen: Strahlungslänge Die entscheidende Größe: Strahlungslänge Beschreibt hochenergetische Elektronen und Photonen (Energieverlust durch Bremsstrahlung bzw. e + e - - Paarerzeugung) Definiert als die Menge Material, die durchquert werden muss, damit ein Elektron alles bis auf 1/e seiner Energie durch Bremsstrahlung verliert 7/9 der freien Weglänge für Paarproduktion von hochenergetischen Photonen empirisch: X 0 = A Z(1+Z) ln(287/ Z) g cm 2 A Z 2 Auch bedeutend für die Beschreibung von Vielfachstreuung 32

58 Elektronen und Photonen: Strahlungslänge Die entscheidende Größe: Strahlungslänge Beschreibt hochenergetische Elektronen und Photonen (Energieverlust durch Bremsstrahlung bzw. e + e - - Paarerzeugung) Definiert als die Menge Material, die durchquert werden muss, damit ein Elektron alles bis auf 1/e seiner Energie durch Bremsstrahlung verliert 7/9 der freien Weglänge für Paarproduktion von hochenergetischen Photonen empirisch: X 0 = A Z(1+Z) ln(287/ Z) g cm 2 A Z 2 Auch bedeutend für die Beschreibung von Vielfachstreuung Wird meist in g/cm 2 angegeben, typische Werte: Luft: g/cm 2, entspricht ~ 300 m Wasser: g/cm 2, entspricht ~ 36 cm Aluminium: g/cm 2, entspricht 8.9 cm Wolfram: 6.76 g/cm 2, entspricht 0.35 cm 32

59 Überblick [Erinnnerung] I. Detektorsysteme in der Teilchenphysik II. Grundlagen des Teilchennachweises Samstag III. Spurdetektoren Gasdetektoren Halbleiterdetektoren Montag IV. Kalorimeter V. Kalorimeter am ILC VI. Ein Blick über den Tellerrand Dienstag 33

60 III. Spurdetektoren 34

61 Tracking: Impulsbestimmung im Magnetfeld Geladene Teilchen werden im Magnetfeld abgelenkt: wirkt nur auf die Bewegungskomponente senkrecht zum Feld Radius der Kreisbahn gibt den Transversal-Impuls: p T GeV/c =0.3 B T r m 35

62 Tracking: Impulsbestimmung im Magnetfeld Geladene Teilchen werden im Magnetfeld abgelenkt: wirkt nur auf die Bewegungskomponente senkrecht zum Feld Radius der Kreisbahn gibt den Transversal-Impuls: parallel zum Feld keine Ablenkung: p T GeV/c =0.3 B T r m Teilchen bewegt sich auf einer Helix, der Radius ist durch Feld und pt gegeben Magnetisches Feld 35

63 Tracking: Impulsbestimmung im Magnetfeld Geladene Teilchen werden im Magnetfeld abgelenkt: wirkt nur auf die Bewegungskomponente senkrecht zum Feld Radius der Kreisbahn gibt den Transversal-Impuls: parallel zum Feld keine Ablenkung: p T GeV/c =0.3 B T r m Teilchen bewegt sich auf einer Helix, der Radius ist durch Feld und pt gegeben Für den Gesamt-Impuls brauchen wir noch den Dip Angle : pt λ p p = pt/sinλ Magnetisches Feld pl 35

64 Impulsbestimmung im Magnetfeld II In realen Anwendungen wird üblicherweise nur ein leicht gekrümmtes Spur-Segment gemessen Charakteristische Größe: Sagitta 36

65 Impulsbestimmung im Magnetfeld II In realen Anwendungen wird üblicherweise nur ein leicht gekrümmtes Spur-Segment gemessen Charakteristische Größe: Sagitta Kreisabschnitt: s = r r 2 L2 4 r = s 2 + L2 8s L2 8s (s L) 36

66 Impulsbestimmung im Magnetfeld II In realen Anwendungen wird üblicherweise nur ein leicht gekrümmtes Spur-Segment gemessen Charakteristische Größe: Sagitta Kreisabschnitt: s = r r 2 L2 4 r = s 2 + L2 8s L2 8s (s L) Mit der Radius-Impuls-B-Feld Relation ergibt sich: r = p T 0.3 B s = 0.3 BL2 8 p T 36

67 Impulsbestimmung im Magnetfeld III Mindestens 3 Messpunkte nötig, um Sagitta zu bestimmen bei Messfehlern der Ortspunkte ergibt sich: N σ 2 (s) = 1 N 1 σ 2 (x) für N = 3 gibt es 2 Freiheitsgrade i=1 σ(s) Sagitta Fehler, σ(x) Messfehler eines Punktes 37

68 Impulsbestimmung im Magnetfeld III Mindestens 3 Messpunkte nötig, um Sagitta zu bestimmen bei Messfehlern der Ortspunkte ergibt sich: N σ 2 (s) = 1 N 1 σ 2 (x) für N = 3 gibt es 2 Freiheitsgrade i=1 σ(s) Sagitta Fehler, σ(x) Messfehler eines Punktes σ(s) = mit p T = 3 2 σ(x) σ(p T ) p T 0.3 BL2 8 s = σ(s) s = 3 2 σ(x)8p T 0.3 BL 2 37

69 Impulsbestimmung im Magnetfeld III Mindestens 3 Messpunkte nötig, um Sagitta zu bestimmen bei Messfehlern der Ortspunkte ergibt sich: N σ 2 (s) = 1 N 1 σ 2 (x) für N = 3 gibt es 2 Freiheitsgrade i=1 σ(s) Sagitta Fehler, σ(x) Messfehler eines Punktes σ(s) = mit p T = 3 2 σ(x) σ(p T ) p T 0.3 BL2 8 s = σ(s) s = 3 2 σ(x)8p T 0.3 BL 2 allgemein, für beliebig viele Messpunkte, gilt σ(p T ) p T = σ(x) 0.3 BL 2 720/(N + 4) pt R.L. Gluckstern, NIM 24, 381 (1963) 37

70 Impulsbestimmung im Magnetfeld III Mindestens 3 Messpunkte nötig, um Sagitta zu bestimmen bei Messfehlern der Ortspunkte ergibt sich: N σ 2 (s) = 1 N 1 σ 2 (x) für N = 3 gibt es 2 Freiheitsgrade i=1 σ(s) Sagitta Fehler, σ(x) Messfehler eines Punktes σ(s) = mit p T = 3 2 σ(x) σ(p T ) p T 0.3 BL2 8 s = σ(s) s = 3 2 σ(x)8p T 0.3 BL 2 allgemein, für beliebig viele Messpunkte, gilt σ(p T ) p T = σ(x) 0.3 BL 2 720/(N + 4) pt R.L. Gluckstern, NIM 24, 381 (1963) Je größer das Magnetfeld B, der Hebelarm L, die Zahl der Punktmessungen und je genauer die Ortsauflösung, um so genauer ist die Impulsmessung zb: N =7, L = 0.5, B = 2T, σ(x) = 20 µm, pt = 5 GeV/c: Δpt /pt = 0.5 %, r = 8.3 m, s = 3.75 mm 37

71 Die Kehrseite: Vielfachstreuung! Geladene Teilchen werden beim Durchgang durch Materie gestreut: Vielfachstreuung durch Coulomb-Wechselwirkung θ 0 = θ rms plane = 1 2 θ rms space θ 0 = 13.6 MeV β cp z x/x 0 [ ln(x/x 0 )] gilt für relativistische Teilchen (β = 1), die zentralen 98%, für Materialdicken von 10-3 X0 bis 100 X0 mit Genauigkeiten besser als 11% 38

72 Impulsauflösung: Ortsauflösung & Vielfachstreuung Zwei Komponenten beeinflussen die Impulsauflösung σ(pt)/pt eines Tracking-Systems: Messfehler des Spurdetektors: σ(p T ) p T 39

73 Impulsauflösung: Ortsauflösung & Vielfachstreuung Zwei Komponenten beeinflussen die Impulsauflösung σ(pt)/pt eines Tracking-Systems: Messfehler des Spurdetektors: σ(p T ) p T Beeinflussung des Teilchens durch Vielfachstreuung: θ 1 p und damit auch die Ortsungenauigkeit durch die Streuung: σ(x) MS 1 p 39

74 Impulsauflösung: Ortsauflösung & Vielfachstreuung Zwei Komponenten beeinflussen die Impulsauflösung σ(pt)/pt eines Tracking-Systems: Messfehler des Spurdetektors: σ(p T ) p T Beeinflussung des Teilchens durch Vielfachstreuung: θ 1 p Wir wissen: und damit: und damit auch die Ortsungenauigkeit durch die Streuung: σ(p T ) p T σ(p T ) p T σ(x) MS p T MS = const σ(x) MS 1 p 39

75 Impulsauflösung: Ortsauflösung & Vielfachstreuung Zwei Komponenten beeinflussen die Impulsauflösung σ(pt)/pt eines Tracking-Systems: Messfehler des Spurdetektors: σ(p T ) p T Beeinflussung des Teilchens durch Vielfachstreuung: θ 1 p Wir wissen: und damit: und damit auch die Ortsungenauigkeit durch die Streuung: σ(p T ) p T σ(p T ) p T σ(x) MS p T MS = const σ(x) MS 1 p Die Messung von Teilchen mit niedrigem Impuls wird durch Vielfachstreuung limitiert! Bei höheren Impulsen dominiert die Ortsauflösung der Detektoren 39

76 Ortsauflösung von Spurdetektoren I Hängt von der Detektor-Geometrie und der Ladungssammlung ab: Streifenabstand Ladungsteilung zwischen Streifen 40

77 Ortsauflösung von Spurdetektoren I Hängt von der Detektor-Geometrie und der Ladungssammlung ab: Streifenabstand Ladungsteilung zwischen Streifen Einfachste Fall: Alle Ladung wird auf einem Streifen gesammelt: 40

78 Ortsauflösung von Spurdetektoren I Hängt von der Detektor-Geometrie und der Ladungssammlung ab: Streifenabstand Ladungsteilung zwischen Streifen Einfachste Fall: Alle Ladung wird auf einem Streifen gesammelt: Teilchendurchgang gibt Signal auf getroffenem Streifen Verteilung der durchgehenden Teilchen über den Streifen ist flach, kein Punkt ist ausgezeichnet Wahrscheinlichkeitsverteilung für Teilchendurchgang: P (x) = 1 d d/2 d/2 P (x) dx =1 40

79 Ortsauflösung von Spurdetektoren I Hängt von der Detektor-Geometrie und der Ladungssammlung ab: Streifenabstand Ladungsteilung zwischen Streifen Einfachste Fall: Alle Ladung wird auf einem Streifen gesammelt: Teilchendurchgang gibt Signal auf getroffenem Streifen Verteilung der durchgehenden Teilchen über den Streifen ist flach, kein Punkt ist ausgezeichnet Wahrscheinlichkeitsverteilung für Teilchendurchgang: P (x) = 1 d d/2 d/2 P (x) dx =1 Der rekonstruierte Punkt des Teilchendurchgangs ist immer die Streifenmitte: x = d/2 d/2 xp(x) dx = 0 40

80 Ortsauflösung von Spurdetektoren II Für die Ortsauflösung in der Koordinate orthogonal zu den Streifen ergibt sich dadurch: σ 2 x = (x x ) 2 = d/2 d/2 x 2 P (x) dx = d

81 Ortsauflösung von Spurdetektoren II Für die Ortsauflösung in der Koordinate orthogonal zu den Streifen ergibt sich dadurch: σ 2 x = (x x ) 2 = d/2 d/2 x 2 P (x) dx = d2 12 damit also ganz allgemein für Streifendetektoren (gilt auch für Drahtkammern etc...): σ = d 12 41

82 Ortsauflösung von Spurdetektoren II Für die Ortsauflösung in der Koordinate orthogonal zu den Streifen ergibt sich dadurch: σ 2 x = (x x ) 2 = d/2 d/2 x 2 P (x) dx = d2 12 damit also ganz allgemein für Streifendetektoren (gilt auch für Drahtkammern etc...): σ = d 12 für Silizium-Detektoren mit 80 µm Streifenabstand (ATLAS) ergibt sich eine Mindestauflösung von ~ 23 µm Wenn die Ladung von mehreren Streifen aufgesammelt wird (und natürlich die Amplituden vom Abstand zum Durchstoßpunkts des Teilchens abhängen) kann durch Schwerpunktsbildung eine deutliche Verbesserung der Auflösung erreicht werden 41

83 Ein Klassischer Spurdetektor: Blasenkammer Meistens mit überhitztem flüssigen H2 gefüllte Kammer, in der Teilchenspuren durch Blasenbildung sichtbar werden Überhitzung wird durch schnelle Expansion erreicht Donald Glasser 1952 (NP 1960) Entdeckung der neutralen Ströme Gargamelle,

84 Ein Klassischer Spurdetektor: Blasenkammer Meistens mit überhitztem flüssigen H2 gefüllte Kammer, in der Teilchenspuren durch Blasenbildung sichtbar werden Überhitzung wird durch schnelle Expansion erreicht Donald Glasser 1952 (NP 1960) Vorteile: Detektormedium ist gleichzeitig das Target, hohe Ortsauflösung, komplettes Abbild der Reaktion Entdeckung der neutralen Ströme Gargamelle, 1972 Entscheidender Nachteil: Sehr langsam, komplexe Analyse der Daten (Untersuchung von Fotos von Hand) notwendig 42

85 BEBC: Eine der Grossen Big European Buble Chamber 3.7 m Durchmesser Bis 1984 am CERN in Betrieb zur Untersuchung von Neutrino- und Hadronreaktionen Fotos: CERN 43

86 IIIa. Gas-Detektoren 44

87 Ionisatioskammer: Der Klassiker Teilchendurchgang erzeugt Elektron- Ionen-Paare in Gasvolumen Elektronen werden in einem starken Elektrischen Feld beschleunigt, es kommt zu einer Lawinenverstärkung Je nach Spannung ist das Signal proportional zur ursprünglich deponierten Ladung oder geht in Sättigung 45

88 Ortsauflösung: Weiterentwicklung der Ionisationskammer Vieldraht- Proportionalkammer MWPC G. Charpak 1968 (Nobel-Preis 1992) 46

89 Ortsinformation durch Zeitmessung: Driftkammer Ist der Zeitpunkt des Teilchendurchgangs durch einen externen Trigger bekannt lässt sich der Ort aus der Ankunftszeit der Ladung am Anodendraht bestimmen Voraussetzung: Feldverteilung im Detektor und dadurch Driftgeschwindigkeitsprofil im Gasvolumen genau bekannt 47

90 Viel Verwendet: Driftrohre Zum Beispiel: ATLAS Muon-System Messung der Driftzeit: Gibt den kleinsten Abstand des Teilchens zum Draht Rechts/Links Ambiguität: Mehrere gegeneinander versetzte Lagen notwendig Ortsauflösung typischerweise ~100 µm 48

91 Viel Verwendet: Driftrohre Zum Beispiel: ATLAS Muon-System Messung der Driftzeit: Gibt den kleinsten Abstand des Teilchens zum Draht Rechts/Links Ambiguität: Mehrere gegeneinander versetzte Lagen notwendig Ortsauflösung typischerweise ~100 µm Foto: CERN 48

92 Zylindrische Driftkammer für Collider-Detektoren Solenoid-Magnetfeld zur Impulsbestimmung parallel zu den Kammer- Drähten 49

93 TPC: 3D-Spurrekonstruktion Das Driftkammer-Prinzip weitergedacht: Kombination von 2D-Ortsinformation und Zeit zur echten 3D-Punkt-Rekonstruktion Auslese an der Anode meist über MWPCs, inzwischen auch neue Entwicklungen 50

94 (Noch) die größte TPC an einem laufenden Collider: STAR Foto: LBL Events mit wenigen Spuren: Au+Au Kollisionen bei 9.2 GeV/Nucleon 4 m Durchmesser, 4.2 m lang 51

95 (Noch) die größte TPC an einem laufenden Collider: STAR Teilchenidentifikation durch den spezifischen Energieverlust de/dx Foto: LBL Events (Pionidentifikation mit wenigen Spuren: geht auch bei Au+Au hoher Kollisionen Energie!) bei 9.2 GeV/Nucleon 4 m Durchmesser, 4.2 m lang 51

96 STAR TPC: Zentrale Au+Au Kollisionen bei 200 GeV Mit einer TPC können sehr komplexe Ereignisse mit riesigen Teilchenzahlen genau rekonstruiert werden Die Limitierung: Lange Auslesezeiten durch die Driftzeit: ~ 40 µs 52

97 Am Start: ALICE 4.9 m Durchmesser, 5 m Länge Erste Ereignisse mit Cosmics Grafik: CERN 53

98 Resistive Plate Chambers Gasdetektor ohne Drähte: Gasvolumen zwischen zwei Platten mit hohem Widerstand (~10 12 Ωcm), beschichtet mit Widerstandsschicht (~1 MΩ/ ) Hohe Spannung (5-10 kv): Bei Teilchendurchgang wird eine Lawine ausgelöst, die durch den hohen Wiederstand sofort wieder gequencht wird 54

99 Resistive Plate Chambers Gasdetektor ohne Drähte: Gasvolumen zwischen zwei Platten mit hohem Widerstand (~10 12 Ωcm), beschichtet mit Widerstandsschicht (~1 MΩ/ ) Hohe Spannung (5-10 kv): Bei Teilchendurchgang wird eine Lawine ausgelöst, die durch den hohen Wiederstand sofort wieder gequencht wird Sehr gute Zeitauflösung: ~ ps: Oft als Trigger-Detektoren verwendet einfache Herstellung auch für grosse Flächen aber: Nur geringe Teilchenraten, Wahl der Materialien entscheidend 54

100 Neue Entwicklungen Deutliche Verbesserung der Ortsauflösung und höhere Teilchenraten durch Micro-Pattern Gas Detectors Eine Vielzahl von Entwicklungen, zt mit massiven Problemen Zwei Technologien haben sich durchgesetzt: MicroMegas: Lawinenverstärkung in einem dünnen Spalt Y. Giomataris et al, NIM A376, 29(1996) 55

101 Neue Entwicklungen GEM: Gas Electron Multiplier: Gasverstärkung in kleinen Löchern in einer Folie 150 µm 50 µm Ladungssammlung auf separater Ebene: 2D-Strukturen möglich, Trennung von Verstärkung und Auslese F. Sauli, NIM A386, 531(1997) 56

102 Neue Entwicklungen GEM: Gas Electron Multiplier: Gasverstärkung in kleinen Löchern in einer Folie 150 µm 50 µm Ladungssammlung auf separater Ebene: 2D-Strukturen möglich, Trennung von Verstärkung und Auslese F. Sauli, NIM A386, 531(1997) Micromegas und GEMs werden in Experimenten eingesetzt, Ortsauflösung ~ 70 µm Hier: COMPASS 56

103 MPGDs, auf die Spitze getrieben Kombination von Gasdetektoren mit Silizium Integration von MPGDs mit Pixel-Auslesechips 14 mm 57

104 MPGDs, auf die Spitze getrieben Kombination von Gasdetektoren mit Silizium Integration von MPGDs mit Pixel-Auslesechips Verstärkungsstrukturen und Auslese aus Silizium 14 mm 57

105 MPGDs, auf die Spitze getrieben Kombination von Gasdetektoren mit Silizium Integration von MPGDs mit Pixel-Auslesechips Verstärkungsstrukturen und Auslese aus Silizium 14 mm Vorteile von Gasdetektoren: Geringe Masse Gas kann ständig ausgetauscht werden: Keine Strahlungsschäden! (gilt natürlich nicht für die Elektronik...) 57

106 IIIb. Halbleiter-Detektoren 58

107 Halbleiter-Detektoren: PN-Übergang Durch Kombination von verschieden dotiertem Si entsteht ein PN-Übergang Donator (zb Phosphor) stellt Elektronen zur Verfügung: n-dotierung Akzeptor (zb Bor) stellt Löcher zur Verfügung: p-dotierung Die Überschüsse gleichen sich bei Kontakt durch Diffusion aus, es entsteht eine Raumladungszohne und ein entsprchendes Feld am Übergang 59

108 Halbleiter-Detektoren: Ladungssammlung Anlegen einer externen Sperrspannung vergrößert die Verarmungszone durch abziehen aller freien Ladungsträger Erzeugte Elektronen und Löcher werden zu den Elektronen abgesaugt, bevor sie im Si rekombinieren können Durchgehende Teilchen erzeugen Elektron-Loch-Paare (in Si: 3.6 ev pro Paar nötig, zum Vergleich: 20 ev - 40 ev in Gaszählern) Durch hohe Dichte und niedrige Ionisationsschwelle sind sehr dünne, kompakte Detektoren mit sehr guter Ortsauflösung möglich 60

109 Ortsauflösung: Streifendetektoren Silizium erlaubt feinste Strukturen, und damit hervorrangende Ortsauflösung typische Streifenabstände 50 µm Der Preis: Extrem hohe Kanalzahlen, erfordert hoch integrierte Elektronik! 61

110 2D - Auflösung mit Silizium Zweidimensionale Auflösung durch Sammlung von Elektronen und Löchern auf orthogonalen Streifen Aber: Auf einer Seite befindet sich dann die Elektronik auf hohem Potential (durch Bias- Spannung über dem Detektor) 62

111 Belastungsgrenzen: Strahlenschäden Kristalschäden im Silizium durch nicht-ionisierenden Energieverlust (NIEL) Änderung der effiktiven Dotierung: Höhere Spannung nötig Erhöhung der Leckströme: Mehr Rauschen, mehr elektrische Leistung, thermische Probleme Mehr Ladungseinfang an Störstellen: Signalverlust Oberflächenschäden durch ionisiernden Energieverlust (IEL) führen zu höherem Rauschen Effekte durch Strahlenschäden können reduziert werden, wenn die Detektoren gekühlt werden CMS Tracker Silizium bei -20 C, ATLAS bei -8 C 63

112 Die Grenzen von Streifendetektoren Bei hoher Teilchendichte gibt es Ambiguitäten bei der Streifenauslese: Spurrekonstruktion bricht zusammen Ortsauflösung ist nur in einer Koordinate gut, meist nicht ausreichend, um sekundäre Zerfalls-Vertices zu rekonstruieren 64

113 Pixel-Detektoren: Prinzip CMS Pixel Schema Hybrid Pixels CMS Pixels: ~65 M Kanäle 150 x 150 µm ATLAS Pixels: ~80 M Kanäle 50 x 400 µm (lang in z oder r) Pixel-Detektoren ermöglichen Spurrekonstruktion bei hoher Teilchendichte ohne Ambiguitäten Gute Ortsauflösung in zwei Koordinaten (abhängig von Pixelgröße und Ladungsteilung zwischen Pixeln) Extrem hohe Kanalzahl: Komplexe Auslese, vor allem wenn es schnell gehen muss 65

114 Pixel-Detektoren: Prinzip CMS Pixel Schema Hybrid Pixels CMS Pixels: ~65 M Kanäle 150 x 150 µm ATLAS Pixels: ~80 M Kanäle 50 x 400 µm (lang in z oder r) Pixel-Detektoren ermöglichen Spurrekonstruktion bei hoher Teilchendichte ohne Ambiguitäten Gute Ortsauflösung in zwei Koordinaten (abhängig von Pixelgröße und Ladungsteilung zwischen Pixeln) Extrem hohe Kanalzahl: Komplexe Auslese, vor allem wenn es schnell gehen muss... und relativ viel Material! 65

115 Alternative Pixeldetektoren: Aktive Pixel Ein Beispiel: DEPFETs (DEPleted Field Effect Transistor) Ladung eines durchgehenden Teilchens wird im Pixel gespeichert Die Ladung moduliert den Strom, wenn der Pixel zur Auslese angesteuert wird (Transistor!) Intrinsische Verstärkung! Gutes Signal/Rauschen auch bei kleiner Ladung: Dünne Detektoren können verwendet werden! Wird im Moment für den Pixeldetektor für Belle-II entwickelt 66

116 Aktive Pixel: Dünne Detektoren, Langsame Auslese Auslese durch einzelnes Ansteuern der Pixel: typisch 80 ns pro Pixel Langsame Auslese: gesamter Zyklus 10 µs Elektronik nur an den Modulenden: Kein zusätzliches Material im aktiven Bereich Silizium auf 50 µm abgedünnt 67

117 Die Zukunftstechnologie: 3D Silicon Der Traum: Alles auf einem Chip Sensitiver Detektor Analoge Pulsverarbeitung Digitalisierung Kommunikation und Steuerung 68

118 Die Zukunftstechnologie: 3D Silicon Der Traum: Alles auf einem Chip Sensitiver Detektor Analoge Pulsverarbeitung Digitalisierung Kommunikation und Steuerung Verwendung mehrerer dünner Si-Schichten, die auf verschiedener Technologie basieren können Wichtig: Die elektrischen Verbindungen zwischen den Schichten Zur Zeit werden verschiedene Technologien entwickelt und erprobt... 68

119 IV. Kalorimeter 69

120 Das Konzept Ursprünglich aus der Thermodynamik Die Gesamtenergie, die zb in einer chemischen Reaktion freigesetzt wird, wird über Temperaturerhöhung gemessen In der Teilchenphysik: Messung der Energie eines Teilchens durch Totalabsorbtion 70

121 Das Konzept Ursprünglich aus der Thermodynamik Die Gesamtenergie, die zb in einer chemischen Reaktion freigesetzt wird, wird über Temperaturerhöhung gemessen In der Teilchenphysik: Messung der Energie eines Teilchens durch Totalabsorbtion Aber: Extrem kleine Energien! 1 cal ~ 10 7 TeV Etwas aufwändigere Methoden zur Energiebestimmung notwendig... 70

122 Elektromagnetische Kaskaden Hochenergetische Elektronen und Photonen (Energie deutlich oberhalb der Paarerzeugungsschwelle, also viele MeV) führen zu elektromagnetischen Schauern in Materie: Ein Wechselspiel zwischen Bremsstrahlung und Paarerzeugung, bis die Energie aufgebraucht is Bremsstrahlung Primäres Photon Paarerzeugung Längenskala des Schauers ist durch die Strahlungslänge X0 vorgegeben 71

123 Homogene Kalorimeter Grundsätzlich unterscheiden wir zwei Arten von Kalorimetern (je nach verwendeter Technik): Homogene Kalorimeter Das Absorber-Material ist aktiv; die gesamte deponierte Energie wird in ein Detektor-Signal umgewandelt Pro: Sehr gute Energieauflösung Kontra: Segmentierung schwierig, Wahl der Materialien eingeschränkt, sehr kompakte Kalorimeter meist nicht möglich Teilchen Absorber + Detektor Auslese tief genug, um den Schauer zu absorbieren 72

124 Sampling-Kalorimeter Sampling-Kalorimeter Eine Schichtstruktur aus passivem Absorber-Material und aktivem Detektor- Material; nur ein kleiner Teil der deponierten Energie wird gesehen Pro: Segmentierung (transversal und lateral), kompakte Detektoren durch sehr dichte Absorber Kontra: Energieauflösung wird durch Fluktuationen begrenzt Teilchen Auslese tief genug, um den Schauer zu absorbieren 73

125 Sampling-Kalorimeter Sampling-Kalorimeter Eine Schichtstruktur aus passivem Absorber-Material und aktivem Detektor- Material; nur ein kleiner Teil der deponierten Energie wird gesehen Pro: Segmentierung (transversal und lateral), kompakte Detektoren durch sehr dichte Absorber Kontra: Energieauflösung wird durch Fluktuationen begrenzt Teilchen tief genug, um den Schauer zu absorbieren Auslese Wichtige Größe: Sampling Fraction Bestimmt, welcher Anteil der Energie einesdurchgehenden Teilchens im aktiven Material gesehen wird. Typischerweise im Prozentbereich 73

126 Energieauflösung von Kalorimetern Die Energieauflösung eines Kalorimeters ist beschrieben durch σ E = Stochastischer Term a a E b E c Auflösung hängt von der Zahl der Teilchen und der Zahl der Reaktionsereignisse im Detektor ab, proportional zur Energie Rausch- Term b Elektronisches Rauschen u. ä., unabhängig von der Energie Konstanter Term c Energieunabhängige Beiträge direkt zur Auflösung: Verschmierung z.b. durch Inhomogenitäten in der Detektorsensitivität... Zusätzlich: Longitudinaler und transversaler Energieverlust, Reaktionen vor dem Teilcheneintritt ins Kalorimeter, tote Zonen,... 74

127 Elektromagnetische Kalorimeter: Grundgrößen Moliere -Radius ρm: radiale Schauerausdehnung, 90% der Schauer-Energie ist in einem Zylinder mit Radius 1 ρm enthalten Schauer-Maximum tmax: Tiefe mit der maximalen Teilchenzahl, tmax ~ ln(e0/ε) + t0 in X0, mit t0 = -0.5 für e -, +0.5 für γ Länge für 95% Containment: tmax Z in X0 kritische Energie: ɛ = 610(710)MeV Z+1.24(0.92) Longitudinal profile e -, 1 GeV, 10 GeV, 100 GeV, 1 TeV Radial profile e -, 1 GeV, 10 GeV, 100 GeV, 1 TeV simulations for PbWO4 75

128 Technik der Energiemessung in Kalorimetern Am häufigsten angewendet: Messung der Energiedeposition durch Szintillation Szintillatoren geben Licht ab, wenn sie von ionisierenden Teilchen durchquert werden Anregung von metastabilen Zuständen in Molekülen (organischer Szint) oder Störstellen in Kristallen (anorganische Szint) anorganisch: 76

129 Nachweis von Photonen: Photomultiplier Die klassische Methode zum Nachweis von Photonen: Konversion des Photons in ein Elektron durch den Photo-Effekt auf der Photokathode, dann Verstärkung durch die Dynoden Einsetzbar in einem weiten Wellenlängenbereich, von UV bis IR, gute Effizienzen erreichbar: bis zu ~ 25%, einzelne Photonen können detektiert werden Grosse aktive Flächen möglich: SuperKamiokande verwendet PMTs mit einer aktiven Fläche mit einem Durchmesser von 460 mm 77

130 Homogene EM Kalorimeter: Anorganische Kristalle Hohe Reinheit: Gute Transmission des Szintillationslichts Hohe Dichte: Bestimmt die Tiefe des Kalorimeters Beispiel: CMS ECAL PbWO4: Schneller, dichter Szintillator, Dichte ~ 8.3 g/cm 3 (!) ρm 2.2 cm, X cm niedrige Lichtausbeute: ~ 100 photons / MeV, Temperaturabhängigkeit -2%/ 78

131 Sampling-Kalorimeter: STAR ECAL Scintillatorplatten zwischen Blei-Absorbern Das Licht jeder Platte wird von einer Wellenlängenschieber-Faser gesammelt Fasern leiten das Licht zu PMTs ausserhalb des Magnetfeldes 79

132 Homogen vs Sampling: Die Auflösung! Neutrale Pionen STAR π 0 η 0 CMS 20GeV beam Stochastischer Term: STAR: ~ 14% CMS: 2.8% 80

133 Homogen vs Sampling: Die Auflösung! Neutrale Pionen STAR π 0 η 0 CMS 20GeV beam Stochastischer Term: STAR: ~ 14% CMS: 2.8% Aber: Homogene Kalorimeter sind sehr teuer! Und: In Kombination mit Hadron-Kalorimetern meist eine deutlich schlechtere hadronische Energieauflösung 80

134 Sampling-Kalorimeter mit anderer Technik: ATLAS LAr Barrel EMC Das Barrel HCAL benutzt Szintillator-Stahl- Technik Endkappen - EMC und HCAL ECAL: Pb-LAr, mit Akkordeon-Geometrie 81

135 LAr Kalorimeter LAr: Dichte 1.4 g/cm 3, X0 14 cm relativ gute sampling fraction Ladung wird durch Ionisation durch durchgehende Teilchen produziert Ladungssammlung auf den Elektroden (keine Verstärkung!) hohe Reinheit der kryogenischen Flüssigkeit erforderlich, die Accordeon-Geometrie vereinfacht die Auslese und ermöglicht hohe Teilchenraten (kurze Driftwege) 82

136 Hadronische Schauer Im Kalorimeter-Material entwickelt sich eine hadronische Kaskade: In inelastischen Reaktionen werden weitere Hadronen erzeugt Längenskala des Schauers ist durch die nukleare Wechselwirkungslänge λi vorgegeben Wechselwirkungslänge: Wahrscheinlichkeit, dass keine hadronische Reaktion nach Wegstrecke x stattgefunden hat: P = e x λ I 83

137 Hadronische Schauer Im Kalorimeter-Material entwickelt sich eine hadronische Kaskade: In inelastischen Reaktionen werden weitere Hadronen erzeugt Längenskala des Schauers ist durch die nukleare Wechselwirkungslänge λi vorgegeben Wechselwirkungslänge: λi X0 Wahrscheinlichkeit, dass keine hadronische Polystyren 81.7 cm 43.8 cm Reaktion nach Wegstrecke x stattgefunden hat: λi > X0 für alles jenseits von Be PbWO 20.2 cm 0.9 cm Fe P = e x λ I 16.7 cm 1.8 cm W 9.9 cm 0.35 cm 83

138 Hadronische Schauer: Die Details Hadronische Schauer sind sehr viel komplizierter als elektromagnetische: Eine Vielzahl von Kern-Prozessen zusätzlich zu hochenergetischen hadronischen Reaktionen hochenergetische sekundäre Hadronen: tragen einen signifikanten Teil des Impulses des Primärteilchens [e.g. O(GeV)] ein signifikanter Teil der Gesamtenergie geht in Kernprozesse: Kern-Anregung, Spallation, Nukleon-Abdampfung,... Teilchen im MeV-Bereich Spezieller Fall: Neutrale Pionen (1/3 aller erzeugter Pionen),zerfallen praktisch instantan in zwei Photonen Beginn eines elektromagnetischen Subschauers 84

139 Hadronischer Schauer: Zusammensetzung Der Anteil elektromagnetischer Energie nimmt mit der Schauerenergie zu π 0 sind eine Einbahnstrasse: was einmal em ist, wird nicht mehr hadronisch Viele Photonen und langsame Neutronen aus Kernprozessen werden mit Verzögerung emittiert (O(µs)), werden oft nicht von der Elektronik erfasst Bindungsenergie wird nicht erfasst Das Signal eines Kalorimeters ist unterschiedlich für Elektronen und Pionen der selben Energie: Typischerweise e/π > 1 C. Fabjan, F. Gianotti, Rev. Mod. Phys. 75, 1243 (2003) 85

140 Auflösung von Hadronischen Kalorimetern Die allgemeinen Überlegungen für Kalorimeter gelten auch hier, also: stochastischer, rausch- und konstanter Term aber: Fluktuationen im Verhältnis von em und hadronischen Subschaueren verschlechtern die Auflösung für Detektoren mit e/π 1 Nicht-Linearität durch Energieabhängigkeit des em-anteils Nicht gausförmige Verteilungen bewirken Abweichungen vom 1/ E Verhalten Beispiel hier: em: σ/e = 0.1/ E had: σ/e = 0.5/ E e/π = 1.4 C. Fabjan, F. Gianotti, Rev. Mod. Phys. 75, 1243 (2003) 86

141 Verbesserte Energieauflösung: Kompensation Der Detektor-Parameter e/π wird durch die Geometrie und Materialien bestimmt Um e/π = 1 (Kompensation) zu erreichen, muss das Signal des Kalorimeters für Hadronen erhöht werden, Aktives Material mit Sensitivität für langsame Neutronen: Plastik-Szintillator mit H möglich: Erhöhung der Neutronenaktivität durch bestimmte Absorber, zb Uran Kompensation ist bei geeigneter Wahl des Sampling-Verhältnisses möglich 87

142 Verbesserte Energieauflösung: Kompensation Der Detektor-Parameter e/π wird durch die Geometrie und Materialien bestimmt Um e/π = 1 (Kompensation) zu erreichen, muss das Signal des Kalorimeters für Hadronen erhöht werden, Aktives Material mit Sensitivität für langsame Neutronen: Plastik-Szintillator mit H möglich: Erhöhung der Neutronenaktivität durch bestimmte Absorber, zb Uran Kompensation ist bei geeigneter Wahl des Sampling-Verhältnisses möglich Aber: kein (oder fast kein) Material vor dem Kalorimeter! Kleine Sampling-Verhältnisse (Absorber mit kleinem X0): Schlechte EM-Auflösung 87

143 ATLAS Barrel HCAL fiber tiles Edelstahl / Szintillator - Sampling Kalorimeter Szintillator-Zellen parallel zur Achse der einfallenden Teilchen Auslese mit 2 Fasern pro Zelle (an jeder Seite eine) 3 longitudinal separat auslesbare Segmente, Fasern werden gebündelt und mit PMTs ausserhalb des Magnetfeldes ausgelesen 88

144 ATLAS HCAL Auflösung Energieauflösung im Teststrahl (Kombination von LAr ECAL Barrel HCAL) wird erreicht durch Gewichten der Signale in den einzelnen Segmenten nach ihrer Energiedichte (Software-Kompensation) Linearität besser als 2% für 20 GeV bis 300 GeV Erwartete Energieauflösung für Jets 50%/ E 3% 89

145 Überblick [Erinnnerung] I. Detektorsysteme in der Teilchenphysik II. Grundlagen des Teilchennachweises Samstag III. Spurdetektoren Gasdetektoren Halbleiterdetektoren Montag IV. Kalorimeter V. Kalorimeter am ILC VI. Ein Blick über den Tellerrand Dienstag 90

146 V. Kalorimeter am International Linear Collider 91

147 Hadron vs Lepton Colliders 92

148 e + e - vs Proton-Proton In e + e - Kollisionen ist der Wirkungsquerschnitt für interessante Prozesse vergleichbar mit dem totalen Wirkungsquerschnitt (innerhalb Faktor ~100) Bei pp-kollisionen sind die interessanten Prozesse ca des totalen WQs Sehr viel kleinerer totaler WQ in e + e - : σee ~ σpp Extreme Ereignisraten bei p+p (LHC: 25 Ereignisse pro bunch-crossing (25 ns) ) Niedrige Raten in e + e -, kein Pile-Up Elektronen sind elementar: Kein underlying event Ein e + e - Detektor sollte anders aussehen als ein LHC-Detektor! 93

149 e + e - : Einfache Ereignisse Nur Spuren, die tatsächlich zur Reaktion gehören! Niedrige Ereignisrate erlaubt den triggerlosen Betrieb: Jedes Ereignis wird aufgezeichnet 94

150 e + e - : Einfache Ereignisse Nur Spuren, die tatsächlich zur Reaktion gehören! Niedrige Ereignisrate erlaubt den triggerlosen Betrieb: Jedes Ereignis wird aufgezeichnet Das Beispiel hier: e + e ZHH q qb bb b 94

151 Der International Linear Collider ILC Geplanter e + e - Collider bei 500 GeV (Upgrade bis 1 TeV) Es wird auch an Konzepten für einen 3 TeV Collider gearbeitet ( CLIC) Hohe Luminosität: 2 x cm -2 s -1 Länge ~ 31 km 2 Detektoren (teilen sich eine IR über Push-Pull ) Kosten der Maschine (geschätzt) ~ 6.7 G$, plus ~ Mann-Jahre Mindestens 7 Jahre von Genehmigung bis Betrieb 95

152 ILC - Detectors Optimiert für Präzisionsmessungen Rekonstruktion des gesamten Endzustands: Hermetische Abdeckung! Viele Anforderung (vor allem an den Tracker) kommen durch präzise Higgs-Physik Eine extreme Forderung: Jet-Energie-Auflösung einen Faktor 2 besser als der Stand der Technik (ATLAS, LEP): Höchste Präzision auch in Endzuständen nur mit Hadronen (Beispiel: Unterscheidung von W und Z in hadronischen Zerfällen) 96

153 Detektor-Konzepte für den ILC Drei Konzepte: Zwei sehr weit entwickelt, eins noch relativ grob SiD ILD 4 th complete silicon tracker 1.3 m outer radius 5 T Magnet SiW ECAL Digital HCAL Si-Vertex, TPC 1.8 m outer radius T Magnet SiW ECAL Analog Scint/Fe HCAL or digital HCAL Si-Vertex, TPC 1.4 m outer radius 3.5 T Magnet (dual Solenoid) Crystal-ECAL Dual Readout Fiber HCAL 97

154 Particle Flow: Der Weg zur optimalen Jet-Auflösung Typische Zusammensetzung eines Jets: 62% geladene Teilchen (hauptsächlich Hadronen) 27% Photonen (hauptsächlich aus Pion-Zerfall) 10% langlebige neutrale Hadronen (n, KL) 1% Neutrinos 98

155 Particle Flow: Der Weg zur optimalen Jet-Auflösung Typische Zusammensetzung eines Jets: 62% geladene Teilchen (hauptsächlich Hadronen) 27% Photonen (hauptsächlich aus Pion-Zerfall) 10% langlebige neutrale Hadronen (n, KL) 1% Neutrinos 70% eines Jets sieht man im HCAL 98

156 Particle Flow: Der Weg zur optimalen Jet-Auflösung Typische Zusammensetzung eines Jets: 62% geladene Teilchen (hauptsächlich Hadronen) 27% Photonen (hauptsächlich aus Pion-Zerfall) 10% langlebige neutrale Hadronen (n, KL) 1% Neutrinos 70% eines Jets sieht man im HCAL Klassische Jet-Rekonstruktion: Messung in den Kalorimetern, Auflösung dominiert von der (schlechten) HCAL-Auflösung Particle Flow: Kombination aller Detektoren, alle geladenen Teilchen werden im Tracker gemessen, nur neutrale Hadronen im HCAL 98

157 Particle Flow: Die Herausforderungen Doppelzählen von Energie vermeiden! Gar nicht so einfach: Geladene Hadronen sieht man im Tracker und im Kalorimeter! HCAL ECAL 99

158 Particle Flow: Die Herausforderungen Doppelzählen von Energie vermeiden! Gar nicht so einfach: Geladene Hadronen sieht man im Tracker und im Kalorimeter! HCAL ECAL Neutrale Teilchen finden! Auch nicht leicht: Trennung einzelner Schauer! 99

159 Particle Flow: Die Herausforderungen Doppelzählen von Energie vermeiden! Gar nicht so einfach: Geladene Hadronen sieht man im Tracker und im Kalorimeter! HCAL ECAL Neutrale Teilchen finden! Auch nicht leicht: Trennung einzelner Schauer! Die Lösung: extreme Granularität in den Kalorimetern: Trennung der Schauer einzelner Teilchen Eine Technik für das HCAL: Kleine Szintillator-Zellen Kleine Photon-Detektoren sind notwendig! 99

160 Nachweis von Photonen mit Silizium Silizium-Detektoren können auch zum Nachweis sichtbarer Photonen verwendet werden, allerdings: Photo-Effekt erzeugt nur ein einziges Elektron-Loch Paar (ganz anders als für geladene Teilchen): Verstärkung von ganz entscheidender Bedeutung Übliche Verstärkungen von bis zu einigen 100 reichen nicht, um einzelne Photonen hocheffizient und mit exzellenter Genauigkeit nachzuweisen 100

161 Nachweis von Photonen mit Silizium Silizium-Detektoren können auch zum Nachweis sichtbarer Photonen verwendet werden, allerdings: Photo-Effekt erzeugt nur ein einziges Elektron-Loch Paar (ganz anders als für geladene Teilchen): Verstärkung von ganz entscheidender Bedeutung Übliche Verstärkungen von bis zu einigen 100 reichen nicht, um einzelne Photonen hocheffizient und mit exzellenter Genauigkeit nachzuweisen Avalanche Photo Diode APD Gain ~ 100 No Gain 100

162 Neuartige Photosensoren: Silizium Photomultiplier Höchste Verstärkung (~ 10 6 ) durch Betrieb von APDs im Geiger mode: Ein einzelnes Photon löst eine Lawine aus, die Diode arbeitet digital: Ja / Nein, keine Abhängigkeit des Stroms von der Zahl der Photonen 101

163 Neuartige Photosensoren: Silizium Photomultiplier Höchste Verstärkung (~ 10 6 ) durch Betrieb von APDs im Geiger mode: Ein einzelnes Photon löst eine Lawine aus, die Diode arbeitet digital: Ja / Nein, keine Abhängigkeit des Stroms von der Zahl der Photonen Der Trick: Viele kleine APDs auf einem Chip, ausgelesen wird die Summe aller Signale: Einfache Handhabung: Nur ein einziger Kanal (wie ein PMT) Extreme Verstärkung: Einzelne Photonen kein Problem! N x 101

164 Silizium Photomultiplier: SiPM 102

165 SiPM Signale Niedrige Lichtintensität Höhere Lichtintensität Einzelne Photonen werden aufgelöst! 103

166 CALICE Calorimeter Setup 40 GeV negative pions Si-W ECAL 1x1 cm 2 lateral segmentation 30 layers, ~ 0.9 λ, 30 X0 ~ 10 k channels Analog HCAL 3x3-12x12 cm 2 lateral segmentation 38 layers, ~ 4.5 λ ~ 8 k channels Tail Catcher / Muon Tracker 5 x 100 cm 2 Scintillator Strips 16 layers ~ 300 channels 104

167 New Concepts: Highly Granular Calorimeters CALICE (CAlorimeter for a LInear Collider Experiment) HCAL prototype: highly granular readout: 3 x 3 cm 2 scintillator tiles, 38 layers (~4.7 λint), each tile with individual SiPM readout scintillator tile with WLS fiber Silicon photo-multiplier tiles in one layer 105

168 CALICE: Detailierte Studien Hadronischer Schauer identified tracks Genauer Blick auf die Substruktur Beam 25 GeV π - ECAL upstream 106

169 CALICE: Detailierte Studien Hadronischer Schauer identified tracks Genauer Blick auf die Substruktur Beam 25 GeV π - ECAL upstream Energy (norm.) data LHEP QGSP BERT Vergleich mit Simulationen: Verbesserung existierender Schauermodelle! CALICE preliminary t [!] 106

170 Alternativen: Digitale Kalorimeter Die Zahl der Teilchen in einem Schauer ist sehr gut mit der Energie korreliert: Im Prinzip reicht Teilchenzählen zur Energiemessung! Konzept eines Digitalen Kalorimeters: Aktive Detektoren mit kleinen Zellen, die jeweils nur Ja oder Nein zählen Der Vorteil: Einfache, kompakte Detektoren können verwendet werden: RPCs, MPGDs Höhere Granularität (gut für Particle Flow) Der Nachteil: Schlechtere Auflösung bei dichten Schauern, ins besondere in em Sub- Schauern 107

171 Alternativen: Digitale Kalorimeter Die Zahl der Teilchen in einem Schauer ist sehr gut mit der Energie korreliert: Im Prinzip reicht Teilchenzählen zur Energiemessung! Konzept eines Digitalen Kalorimeters: Aktive Detektoren mit kleinen Zellen, die jeweils nur Ja oder Nein zählen Der Vorteil: Einfache, kompakte Detektoren können verwendet werden: RPCs, MPGDs Höhere Granularität (gut für Particle Flow) Der Nachteil: Schlechtere Auflösung bei dichten Schauern, ins besondere in em Sub- Schauern Prototyp im Bau! 107

172 Jenseits von PFA: Dual Readout Neuer Ansatz zur Kompensation: Elektromagnetische Komponente im Schauer extra messen! Die Idee: DREAM (Dual REAdout Module)Zwei Arten von aktiven Detektoren: Szintillierende Fasern: Sehen alle geladene Teilchen Cherenkov Fasern (Quartz): Sehen nur hochrelativistische Teilchen im Schauer (Elektronen!)... eingebettet in den Absorber (Kupfer) 108

173 Der DREAM Money Plot Starke Fluktuation der elektromagnetischen Komponente Deutliche Korrelation zwischen Gesamtsignal (scint) und em- Komponente (Ch) 109

174 Der DREAM Money Plot Starke Fluktuation der elektromagnetischen Komponente Deutliche Korrelation zwischen Gesamtsignal (scint) und em- Komponente (Ch) Grosser konstanter Term durch Leakage: Der Test-Detektor war zu klein! 109

175 VII. Über den Tellerrand: Zwei (oder drei) Beispiele aus der Astroteilchen-Physik 110

176 Detektoren: Nicht nur an Beschleunigern! Die Methoden der Teichenphysik finden immer mehr auch in der Astroteilchenphysik Anwendung Oft etwas andere Anforderungen: Suche nach extrem seltenen Ereignissen Grosse Flächen oder Volumina müssen abgedeckt werden Gute Unterdrückung von Untergrund Hohe Effizienz: Kein Ereignis darf verloren gehen Datenraten, Strahlungsschäden etc oft kein Problem 111

177 Untersuchung der Höchstenergetischen Teilchen Nur 1 Teilchen pro km 2 und Jahrhundert! Extrem große Detektoren werden benötigt! 112

178 Untersuchung der Höchstenergetischen Teilchen Nur 1 Teilchen pro km 2 und Jahrhundert! Extrem große Detektoren werden benötigt! Die Atmosphäre als Kalorimeter: Nukleare Wechselwirkungslänge λi ~ 90 g/cm 2 Strahlungslänge X0 ~ 36.6 g/cm 2 Dicke der Atmosphäre: ~ 1035 g/cm 2 ~ 11 λi, ~ 28 X0 Erinnerung: Strahlungslänge: Energieverlust von Elektronen in Materie: Nukleare Wechselwirkungslänge: Durchschnittliche Wegstrecke bis zu einer Kernreaktion, Wahrscheinlichkeit dass keine Reaktion stattfindet: E e (x) e x X 0 P (x) =e x λ I 112

179 Ausgedehnte Luftschauer Hauptsächlich elektromagnetisch: Photonen, Elektronen Schauermaximum: ~ ln(e0/a) R.Engel, ISAPP

180 Ausgedehnte Luftschauer Hauptsächlich elektromagnetisch: Photonen, Elektronen Schauermaximum: ~ ln(e0/a) Grosse Teilchenzahl im Schauer! R.Engel, ISAPP

181 Zwei Techniken Die Atmosphäre als homogenes Kalorimeter: Energiemessung durch beobachtung von Floureszenz- Licht 114

182 Zwei Techniken Die Atmosphäre als homogenes Kalorimeter: Energiemessung durch beobachtung von Floureszenz- Licht Geht nur bei absoluter Dunkelheit und Klarem Himmel! 114

183 Zwei Techniken Die Atmosphäre als homogenes Kalorimeter: Energiemessung durch beobachtung von Floureszenz- Licht Geht nur bei absoluter Dunkelheit und Klarem Himmel! Ein 1-Lagen Sampling Kalorimeter mit 11 λ Absorber Energiemessung aus der Teilchenmultiplizität am Boden 114

184 Zwei Techniken Die Atmosphäre als homogenes Kalorimeter: Energiemessung durch beobachtung von Floureszenz- Licht Geht nur bei absoluter Dunkelheit und Klarem Himmel! Ein 1-Lagen Sampling Kalorimeter mit 11 λ Absorber Energiemessung aus der Teilchenmultiplizität am Boden Geht immer, aber relativ grosse Unsicherheiten! 114

185 AUGER-Süd: Argentinische Pampa 1600 Wasser-Cherenkov- Detektoren am Boden 4 Floureszenz-Stationen mit je 6 Teleskopen Abgedeckte Fläche: 3000 km 2 (10 x München) 115

186 AUGER-Detektor: Ground Array Kommunikations-Antenne GPS-Empfänger Photo-Multiplier Batterie Solarzelle Wasser-Tank 12 m 3 reines Wasser 116

187 AUGER Installation 117

188 AUGER Floureszenz-Teleskope 118

189 AUGER Floureszenz-Teleskope 440 PMTs, 1.5 pro Pixel 119

190 AUGER 4-Fach-Hybrid Energieauflösung bei ev: ~ 20%, bestimmt durch Vergleich von Floureszenz- und Oberflächendetektoren 120

191 Auger: Der Größenvergleich M. Mostafa, LP09 121

192 Das andere Extrem: Suche nach WIMPs Nachweis der Streuung von WIMPs (extrem seltene Ereignisse, da der Wirkungsquerschnitt so klein ist): Kryogenische Detektoren: Nachweis kleinster Energie-Überträge Richtungs-empfindlicher Nachweis: Vermessung der Spur des Stosspartners Vorteil: Beobachtung zeitlicher Modulation Annahme: Das Sonnensystem bewegt sich relativ zur Dunklen Materie in unserer Galaxie Ankunftsrichtung der Teilchen ändert sich mit der Tages- und Jahreszeit Nachteil: Gas-Detektoren mit niedrigem Druck sind geeignet, aber die Masse, und damit die Wechselwirkungsrate, ist klein 122

193 CRESST Cryogenic Rare Event Search with Superconducting Thermometers Supraleitende W-Thermometer: Stossenergie wird in Phononen umgewandelt, erwärmt das Thermometer, R-Änderung wird mit SQUIDs detektiert 123

194 CRESST Messmethode Alles entscheidend: Unterdrückung von Untergrund-Ereignissen Untergrund: α, β, γ, n Doppelte Auslese: Phononen und Szintillationslicht im CaWO4 - Kristall α, β, γ, haben deutlich höheres Szintillationssignal als schwere, neutrale Teilchen Kohärente WIMP-Streuung an Kernen: σ ~ A 2 WIMP-Signal vor allem bei W- Rückstössen Stösse an Kernen unter der gestr. Linie Stösse an W unter der roten Linie 124

195 Airshower Cherenkov Teleskope Cherenkov-Licht wird durch Elektronen im Schauer in etwa 10 km Höhe erzeugt Am Erdboden wird eine Fläche mit Radius ~120 m beschienen Nachweis mit einem Teleskop innerhalb dieser Fläche möglich 125

196 Airshower Cherenkov Teleskope Cherenkov-Licht wird durch Elektronen im Schauer in etwa 10 km Höhe erzeugt Am Erdboden wird eine Fläche mit Radius ~120 m beschienen Nachweis mit einem Teleskop innerhalb dieser Fläche möglich Cherenkov-Licht wird nach vorne emittiert, Fluoureszenz ist isotrop (aber viel zu schwach bei den Energien um die es hier geht

197 Die grossen IACTs der Welt 126

198 MAGIC: Das grösste Cherenkov-Teleskop 17 m Spiegeldurchmesser (240 m 2 ) Leichtbauweise (Kohlefaser) Aktive Spiegelsteuerung: Korrektur von mechanischen Verzerrungen 127

199 MAGIC: Kamera Kamera mit 576 hochempfindlichen Photon-Detektoren: Photomultiplier (PMT) Gesichtsfeld des Teleskops ~ 3 128

200 MAGIC Lasersystem zur Justierung der Spiegel 129