Methoden der exp. Teilchenphysik Teilchenidenti ...ekptkuhr/HauptseminarWS0910/...Methoden der exp. Teilchenphysik Teilchenidenti zierungsmethoden Manuel Heider ([email protected])

Methoden der exp. Teilchenphysik

Teilchenidenti�zierungsmethoden

Manuel Heider ([email protected])

08.01.2010

Inhaltsverzeichnis

1 Einleitung 2

2 Methoden der Teilchenidenti�zierung und Funktionsweise der Detektoren 22.1 Detektion von Myonen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22.2 Tscherenkov-Detektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2

2.2.1 Schwellenwert-Detektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32.2.2 Di�erenzieller Tscherenkow-Zähler . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42.2.3 Ring Imaging Cherenkov Detektor (RICH) . . . . . . . . . . . . . . . . . 52.2.4 Detection of Internally Re�ected Cherenkov light (DIRC) . . . . . . . . 8

2.3 Methode des spezi�schen Ionisationsverlustes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102.3.1 Messung des spezi�schen Ionisationsverlusts . . . . . . . . . . . . . . . . 102.3.2 Beispiel: OPAL . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

2.4 Time of Flight(ToF): Flugzeitmessung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122.5 Übergangstrahlung-Detektoren (TRD) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 142.6 Teilchenidenti�zierung in Kalorimetern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 162.7 Zusammenfassung und Ausblick . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

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Methoden der experimentellen Teilchenphysik: Teilchenidenti�zierungsmethoden

1 Einleitung

Die Hochenergiephysik stöÿt mit der Inbetriebnahme des Hadron Coliders LHC in neue Dimen-sionen vor, es werden immer höhere Kollisionsenergien und Luminositäten erreicht. Aber waspassiert bei der Kollision eigentlich? Welche Teilchen entstehen oder zerfallen sofort wieder?Werden noch nicht zuvor beobachtete Teilchen erzeugt? Um diese Fragen beantworten zu kön-nen, müssen die Produkte jeder Kollision bekannt sein. Um ein neues Teilchen zu identi�zierenmüssen die bereits bekannten Teilchen mit hoher Genauigkeit erkannt werden. Auch wenn manein kurzlebiges Teilchen über seine Zerfallsprodukte untersucht, kommt es darauf an, dass manmöglichst alle �Bruchstücke� detektiert und richtig identi�ziert. In der folgenden Ausarbeitungzum Hauptseminarvortrag �Experimentelle Methoden der Teilchenphysik: Teilchenidenti�zie-rungsmethoden� wird auf die für eine Teilchenideti�kation wichtigen Detektortypen und diedahinter stehenden E�ekte, sowie auf einige Beispiele aus der Hochenergiephysik eingegangen.

2 Methoden der Teilchenidenti�zierung und Funktionsweise der

Detektoren

2.1 Detektion von Myonen

Die Detektion von Myonen erweiÿt sich in Speicherringexperimenten als relativ einfach, da siedie einzigen geladenen Teilchen sind, die nach den beiden Kalorimetern noch existieren. Manweiÿt sie mit Gasdetektoren nach, in denen die Myonen beim Durch�ug Atome ionisieren. Lie-fert einer dieser Gasdetektoren ein Signal, kann man ziemlich sicher auf ein Myon schlieÿen.Das Myonnachweissystem des CMS-Detektors etwa besteht aus vier Schichten Gasdetektoren,die jeweils durch ein Eisenjoch getrennt sind. Diese vier Messpunkte dienen mit dem angeleg-tem Magnetfeld dazu, den Impuls der Myonen zu bestimmen. Der Nachweis von Myonen amCMS-Detektor ist wichtig, weil das Higgs-Boson in vier Myonen zerfallen kann. Die weiterengeladenen Teilchen, die von Interesse sind (e−, K, P, π), sind jedoch nicht so einfach zu unter-scheiden; für diese Aufgabe benötigt man eine Kombination verschiedener Detektorsysteme.

2.2 Tscherenkov-Detektor

Die verschiedenen Typen von Tscherenkow-Detektoren, die im Folgenden erläutert werden, be-ruhen alle auf dem von Pawel Alexejewitsch Tscherenkow beschriebenen Tscherenkow-E�ekt,der von P. und M. Curie entdeckt wurde:Wenn ein geladenes Teilchen durch ein isolierendes Medium �iegt, ruft es an den Atomen einekurzzeitige Polarisation der Elektronenhülle hervor und induziert damit ein elektrisches Dipol-moment, welches elektromagnetische Wellen abstrahlt. Ist die Teilchengeschwindigkeit kleinerals die Phasengeschwindigkeit der abgestrahlten Wellen (v < c

n), so ergibt sich destruktive In-terferenz, es wird kein Licht emittiert. Gilt jedoch v > c

n , so gibt es einen Winkel ϑc gegen dieFlugrichtung, bei dem sich alle Teilwellen in Phase überlagern; in diese Richtung tritt intensiveStrahlung auf. Den Winkel ϑc erhält man aus Abb. 1:

cosϑc =1βn

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Abbildung 1: Tscherenkow-Strahlung[Demtröder, W.: Experimentalphysik 4, Springer-Verlag 2004 ]

Die Anzahl der abgestrahlten Photonen (pro Längeneinheit und Wellenlänge) beim Durch�ugeines geladenen Teilchens erhält man aus der abgestrahlten Energie (pro Längeneinheit undFrequenzinterval dω):

dE =µ(ω)q2

4πω

(1− c2

v2n2(ω)

)dxdw (1)

d2Nγ

dxdλ=

2παz2

λ2sinϑc (2)

Die Anzahl emittierter Photonen bei sichtbarem Licht ist in der GröÿenordnungNγ ≈ o(100),im UV-Bereich Nγ ≈ o(10). Dabei ist sie proportional zu 1

λ2 , weshalb die Emission von blauen(und UV-) Photonen überwiegt und man die Tscherenkow-Strahlung blau wahrnimmt.

2.2.1 Schwellenwert-Detektor

Ein Schwellenwert-Detektor unterscheidet Teilchen gleichen Impulses und unterschiedlicherMasse anhand der Information, ob Tscherenkow-Licht emittiert wird oder nicht. Dafür wer-den verschiedene Materialien hintereinander angeordnet (Abb. 2). Das leichte Pion verursachtin allen Materialien des Beispiels Tscherenkow-Strahlung, da es die gröÿte Geschwindigkeit beigleichem Impuls hat. Das schwere Proton hingegen ist nur im Aerogel schnell genug. Somiterlaubt ein Tscherenkow-Zähler die Trennung von Pion, Kaon und Proton im impulsselektier-tem Strahl bis ca. 100 GeV. In der Praxis wird eine Kombination von bis zu fünf Radiatorenhintereinander verwendet.

Abbildung 2: Prinzip des Schwellenwert-Detektors

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Als Radiatoren gibt es eine Vielzahl von Materialien, die es erlauben, den Brechungsindexüber einen groÿen Bereich einzustellen. Für Brechungsindizes nahe n = 1 werden Gase verwen-det (teilweise mit variierendem Druck), für groÿe Indizes Festkörper und Flüssigkeiten. DenBereich dazwischen kann man mit den sogenannten Aerogelen abdecken, hochporöse Struktu-ren mit feinen Gaseinschlüssen. In Tabelle 1 sind die Brechungsindizes und die daraus resultie-renden β-Schwellen gebräuclicher Tscherenkow-Radiatoren aufgelistet. Hierbei ist zu beachten,dass in Gasen im Vergleich zu den Festkörpern wesentlich weniger Photonen emittiert werden(z.B. 0,3 pro Zentimeter Luft).

Material n-1 β-SchwelleNatrium 3,22 0,24Bleisul�t 2,91 0,26Diamant 1,42 0,41Zinksul�d 1,37 0,42

Silberchlorid 1,07 0,48Flintglas 0,92 0,52Blei�uorid 0,8 0,55

Clerici-Lösung 0,69 0,59Bleiglas 0,67 0,6

Szintillator 0,58 0,63Plexiglas 0,48 0,66

Borsilikatglas 0,47 0,68Wasser 0,33 0,75Aerogel 0,025 � 0,075 0,93-0,976Pentan 1,7 · 10−3 0,99830CO2 4,3 · 10−4 0,99960Luft 2,9 · 10−4 0,99970H2 1,4 · 10−4 0,99986He 3,3 · 10−5 0,99997

Tabelle 1: Brechungsindex und β-Schwelle für verschiedene Tscherenkow-Radiatoren

2.2.2 Di�erenzieller Tscherenkow-Zähler

Es gibt zusätzlich noch die Möglichkeit, ein Geschwindigkeitsintervall mit Hilfe von Total-re�exion zu selektieren. Dieser Typ von Detektoren wird di�erentieller Tscherenkow-Zählergenannt. Der vom Teilchen abgestrahlte Lichtkegel wird zu einem ringförmigen Bild fokussiertund dann mit einer veränderlichen Ringblende ein kleiner Bereich des Emissionswinkels ausge-wählt. Durch Verändern des Radius der Ringblende kann man die Geschwindigkeit der Teilchenüberstreichen. Alternativ kann auch durch Druckveränderung der Brechungsindex eines Gasesvariiert und dadurch das Geschwindigkeitsintervall ausgewählt werden. Zähler, deren Optikchromatische Aberration korrigiert, werden DISC-Zähler genannt. Sie erlauben z.B. eine π-K-Trennung bis zu einem Impuls von 500 GeV. Alle di�erentiellen Tscherenkow-Zähler erfordernjedoch, dass das Teilchen parallel einfällt, daher muss für ein vom Wechselwirkungspunkt einesSpeicherrings ausgehendes Teilchenbündel ein andere Design verwendet werden.

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2.2.3 Ring Imaging Cherenkov Detektor (RICH)

Seguinot und Ypsilantis schlugen daher das Konzept des Ring Imaging Cherenkov Counter(kurz: RICH) vor. Vom Prinzip her wird der Ö�nungswinkel ϑc gemessen und daraus dieGeschwindigkeit ermittelt. Ein Beispiel von vielen für ein RICH-Detektor, der einen groÿenRaumwinkel abdeckt, besteht aus einem sphärischer Spiegel mit dem Radius Rs und ein Ku-gelförmiger Detektor mit Radius Rd = Rs

2 . Der Radiator füllt den Raum zwischen den beidenKugelschalen aus. Der Brennpunkt des Spiegels liegt im Wechselwirkungspunkt, der Kegel desim Radiator erzeugten Tscherenkow-Lichts wird also in ein ringförmiges Bild auf die Detek-torober�äche fokussiert (Abb. 3). In erster Näherung gilt dann θD = ϑc und man kann dasTeilchen bei bekanntem Impuls anhand der Masse identi�zieren:

m =p√

1− β2

cβ

Natürlich kann man auch umgekehrt bei bekannter Teilchensorte den Impuls messen.

Abbildung 3: Prinzip des Ringbild-Tscherenkow-Zählers[Kleinknecht, K.: Detektoren für Teilchenstrahlung, 4. Au�age, Teubner, 2005 ]

Ein wichtiger Bestandteil eines RICH-Zählers ist der Ortsdetektor für emittierte Photonen. Inder Regel versucht man die UV-Photonen zu detektieren, da in diesem Wellenlängenbereich diegröÿte Anzahl Photonen emittiert wird. Der Nachweis erfolgt dann entweder über eine Multi-Wire-Proportional-Chamber (MWPC), bei der dem Kammergas ein photoemp�ndlicher Dampfhinzugefügt wird oder über eine sogenannte MultiStep-Avalanche-Chamber (MSAC)(Abb. 4):Im Bereich C werden die Photonen zu Photoelektronen konvertiert, PA ist ein Vorverstärker,der Bereich T ist lediglich für den Transfer der Elektronen zur Proportionalkammer PC, in derLawinenbildung um die Drähte statt�ndet.

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Abbildung 4: Prinzip der MSAC[Kleinknecht, K.: Detektoren für Teilchenstrahlung, 4. Au�age, Teubner, 2005 ]

RICH-Zähler dieser Art waren bei DELPHI (am LEP-Speicherring) ein wesentlicher Bestand-teil und dienten dazu, π- und K-Mesonen in einem Jet von Teilchen aus Elektron/PositronKollisionen zu identi�zieren. Um einen gröÿeren Impulsbereich abdecken zu können, werdenzwei verschieden Radiatoren nach dem in Abbildung 5 gezeigten Prinzip verwendet. Bei Delphihandelt es sich dabei um eine Flüssig- und einen Gas-Radiator. Die Energieintervalle für denpositiven Nachweis von verschiedenen Teilchen sind in Tabelle 2 aufgelistet, die Schwellenwerteim Gas- und Flüssigradiator sind in Abbildung 6 dargestellt.

Abbildung 5: Prinzip des Barrel-RICH Detektors

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particle Liquid radiator Gas radiatorp = 1.0atm p = 1.3atm

γlow = 1.7 γlow = 11.3 γlow = 19.9 γlow = 43.9 γlow = 16.7 γlow = 38.5Emin Emax Emin Emax Emin Emax[GeV] [GeV] [GeV] [GeV] [GeV] [GeV]

e 0.0009 0.0058 0.0102 0.0224 0.0085 0.0197µ 0.18 1.2 2.1 4.6 1.8 4.1π 0.24 1.6 2.8 6.1 2.3 5.4K 0.84 5.6 9.8 21.7 8.4 19.0p 1.6 10.6 18.7 41.2 15.7 36.1

Tabelle 2: Energieintervalle des Barrel-RICH-Detektors von Delphi

Abbildung 6: Schwellenwerte im Gas- und Flüssigradiator

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Abbildung 7: Schnitt durch den DELPHI-Barrel-RICH[Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A323 (1992) 351-362 North-

Holland ]

Der Schnitt durch den BRICH (BarrelRICH) von DELPHI (Abb. 7) zeigt ein Viertel des ge-samten Tscherenkowzählers. Man erkennt ein niederenergetisches sowie ein hochenergetieschesTeilchen die nur im Gas- bzw. im Flüssig- und Gasradiator Tscherenkowstrahlung erzeugen.Als Radiatoren wurden bei DELPHI �üssiges Per�uorhexan und gasförmiges Per�uorpentan ge-wählt. Als Photonendetektor kommt eine MWPC zum Einsatz, die auf 25 ◦C geheiztes TMAEenthält. Die freie Weglänge für Photonen beträgt 2,6 cm während die Photoelektronen einemittlere freie Weglänge von ca. 10 m besitzen. Der BRICH konnte damit über ein weites Im-pulsintervall eine gute Teilchenidenti�zierung liefern.

2.2.4 Detection of Internally Re�ected Cherenkov light (DIRC)

Eine andere Form eines Ring Imaging Cherenkov-Zählers ist im BaBar-Detektor am SLACrealisiert. Er musste dünn und hinsichtlich der Strahlungslänge homogen sein, auÿerdem würdeein gröÿerer Radius für das weiter auÿen gelgenen Kalorimeter mehr Kosten aufgrund gröÿe-ren Volumens bedeuten. Blair Ratcli� hatte die geniale Idee, Quarz nicht nur als Radiator,sondern zugleich auch als Lichtleiter einzusetzen. Dies ermöglicht eine wenige Zentimeter di-cke Radiatorschicht (hier: Quarzglas) und die Platzierung der Photodetektoren auÿerhalb derSchichtstruktur des Detektors (Abb. 8). Ein weiterer Vorteil der Anordnung ist, dass keinekomplizierten Versorgunssysteme wie Heizung oder Gaszu�uss im Detektor benötigt werden.

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Abbildung 8: Prinzip des DIRC[I. Adam et al. /Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 538 (2005)

S.281�357 ]

Beim BaBar-Experiment wird damit eine Teilchenidenti�zierung bis zu 4,2 GeVc realisiert. Die

E�zienzmatrix (Abb. 9) gibt an mit welcher E�zienz bei verschiedenen Energien die Partikelrichtig identi�ziert werden. Daneben kann man die gemessenen Tscherenkow-Winkel über derEnergie sehen, die durchgezogenen Linien sind die Vorhersagen. Besonders wichtig war amBaBar-Experiment die Unterscheidung von Pion und Kaon, da ein B-Meson bevorzugt in einK− und ein B̄-Meson in ein K+ zerfällt.

Abbildung 9: E�ziensmatrix und Winkelmessung über der Energie[I. Adam et al. /Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 538 (2005)

S.281�357 ]

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2.3 Methode des spezi�schen Ionisationsverlustes

Der Energieverlust eines geladenen Teilchens durch Ionisation wird durch die Bethe-Gleichungbeschrieben:

dE

dx= − z2e4ne

4πε20v2me·(

ln2mev

2γ2

〈Eb〉− β2

)(3)

Dabei ist me die Elektronenmasse, z die Ladungszahl des Teilchens, 〈Eb〉 die mittlere Bin-dungsenergie eines Elektrons und ne die Elektronendichte im Medium.dEdx ist abhängig von der Geschwindigkeit des Teilchens, trägt man also dE

dx über den Impuls pauf, so separieren die Kurven für unterschiedliche Teilchen (Abb. 10). Dies erfordert wiederumeine Bestimmung des Impulses oder aber der Gesamtenergie des Teilchens. Zum Messen desspez. Ionisationsverlustes eignen sich Szintillatoren, Spurkammern, Drahtkammern (Driftkam-mer, TPC) oder aber auch eine einfach Photoplatte. Die Prinzipien dieser Detektoren wurdenbereits in den vorherigen Vorträgen besprochen. Ein Vorteil der Spurkammer ist es, dass sowohlder Impuls als auch der spezi�sche Ionisationsverlust gemessen werden kann.

Abbildung 10: Mittlerer Energieverlust verschiedener Teilchen[Kleinknecht, K.: Detektoren für Teilchenstrahlung, 4. Au�age, Teubner, 2005 ]

2.3.1 Messung des spezi�schen Ionisationsverlusts

Den Transversalimpuls erhält man aus der Krümmung der Bahn in der Spurkammer (sie-he dazu: Hauptseminarvortrag Spurrekonstruktion von Blasenkammern bis zu Silizium-Pixel-Detektoren, Frank Roscher, 11.12.2009), die Komponente parallel zur Strahlachse erhält manaus weiteren Spurparametern. Daraus ergibt sich der Gesamtimpuls p =

√p2t + p2

z, der nunauch für die Teilchenidenti�zierung mit den Cherenkov-Detektoren verwendet werden kann.Der spezi�sche Ionisationsverlust wird nun aus der deponierten Ladung beim Durchgang durcheine bestimmte Strecke (Gröÿenordnung 1 cm) bestimmt. Durch Mehrfachmessungen in ver-schiedenen Schichten des Detektors kann die Messung verbessert werden. Bei 100 Einzelmes-sungen kann eine relative Genauigkeit von ≈ 2% erreicht werden. Dabei hat man immer dasProblem, dass zwar die Anzahl der Primär-Ionisationen Poissonverteilt ist, die Sekundärio-nisationen jedoch zu einer Landauverteilung führen, die bekanntlich einen langen Ausläuferzu groÿen Werten hat. Es kann also vorkommen, dass man in einer Schicht einen deutlich zugroÿen Wert misst, der dann den Mittelwert stark beein�usst und die Au�ösung begrenzt. Mankann dem mit der bekannten �truncated mean�-Methode begegnen und die oberen 20 − 30%

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der Werte abschneiden (Abb. 11).

Abbildung 11: Landau-Verteilung mit weiten Ausläufern[Grupen and Schwartz: Particle Detectors, Second Edition, Cambridge Univerity Press,

2008, S. 279 ]

Zwei verschiedenen Teilchensorten kann man jedoch nur unterscheiden, wenn nicht nur dieAu�ösung, sondern auch die Di�erenz der Mittelwerte des Energieverlusts der unterschiedlichenTeilchensorten ausreichend groÿ ist. Diese Charakteristische Gröÿe, die stark Impulsabhängigist, wird separation power genannt und ist de�niert als

seperationpower =Separation

Aufloesung(4)

Ein Beispiel für die separation power �ndet man in Abb. 12, die Daten stammen vom OPAL-Detektor, der im Folgenden beschrieben wird.

Abbildung 12: separation power von OPAL

2.3.2 Beispiel: OPAL

Der OPAL-Detektor war ein Experiment am LEP-Speicherring des CERN und wurde von 1989bis 2000 betrieben. Das Layout des Detektors war wie üblich: innen Tracking Detektoren unddanach Kalorimeter (Abb. 13). Das Tracking-System bestand aus (von innen nach auÿen) einem�silicon microvertex detector�, einer �central vertex chamber� und einer �central jet chamber�.

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Die beiden inneren Detektorkomponenten dienen der Lokalisierung von Zerfall-Vertices undder besseren Bestimmung des Impulses, was essentiell für die spätere Identi�zierung ist. In derJet-Kammer werden viele Messpunkte genommen, um die Spur zu rekonstruieren und ebenfallsden Impuls zu bestimmen. Weiterhin wird dort die dE

dx -Messung durchgeführt, um die Teilchenzu identi�zieren. Die Kammer ist vier Meter lang und hat einen inneren Radius von 0,5m undeinen äuÿeren Radius von 3,7m. Das sensitive Volumen ist in 24 gleiche Sektoren unterteilt.In jeder Sektion sind 159 Drähte gespannt. Diese liefern den Radius über die Drahtposition,Phi wird über die Zuordnung zu einer Sektion ermittelt und die Z-Position erhält man aus dersogenannten �charge division�: auf beiden Seiten der Drähte wird gemessen, wie viel Ladungankommt. Aus dem Verhältnis der beiden Messwerte kann man folgern, welchem Messpunktdas Teilchen näher war.

Abbildung 13: Layout des OPAL-Detektors[http://opal.web.cern.ch/Opal/plots/detector/detector.html ]

Ein Versuch, die Methode zu verbessern, ist das sogenannte Cluster Counting. Dabei wirdnicht die erzeugte Gesamtladung gemessen, sondern nur die Anzahl der Primärionisationen, diePoisson-verteilt ist, gezählt. Mit dieser Methode sind theoretisch bessere Au�ösungen möglich,weil es keine störenden Landau-Ausläufer mehr gibt. Die Anzahl der Primärionisationen werdenmit speziellen Detektorpads gezählt, die eine hinreichend gute Ortsau�ösung besitzen, um dieElektronen-Cluster, die einen Abstand von etwa 300 µm besitzen, unterscheiden zu können.Falls ein Detektor anspricht, zählt man eine Primärionisation unabhängig von der detektiertenLadungsmenge. Ein Problem, das dabei noch gelöst werden muss, ist die Tatsache, dass sichdie Cluster während der Phase des driftens durch Di�usion vergröÿern oder gar au�ösen.

2.4 Time of Flight(ToF): Flugzeitmessung

Wie der Name schon sagt: Misst man die Zeit, die ein Teilchen mit bekanntem Impuls für eine

de�nierte Strecke benötigt, erhält man daraus die Geschwindigkeit und über m = p√

c2t2

L2 − 1die Masse und somit die Identität des Teilchens. Die erreichbare Zeitau�ösung gibt unmittelbardie Grenze dieses Verfahrens an, erreicht man Beispielsweise eine Au�ösung von ≈ 100 ps beieiner Strecke von L = 3,5 m, so kann man Teilchen bis zu einem Impuls von ca. 2,1 GeV nochtrennen(σ = 3). 99% der am LHC bei Pb-Pb-Kollisionen erzeugten neuen Teilchen werden einenImpuls von ungefähr 1−1,5GeV haben, sodass die Flugzeitmessung eine attraktive Alternative

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zu Cherenkov-zählern und dE/dx-Messungen darstellt.Zwei verschiedene Teilchen gleichen Impulses haben die Flugzeitdi�erenz

∆t = L(1v1

+1v2

) ≈ Lc

p2(m2

1 −m22) ∝ 1

p2(5)

Abbildung 14: Teilchenseparation durch ToF bei verschiedenen Längen und Zeitau�ösungen[I. Adam et al. /Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 433 (1999)

S.542-553 ]

Zur Messung können Szintillationszähler mit sehr schnellen Photomultiplier verwendet wer-den, die Zylinderförmig um den Wechselwirkungspunkt angeordnet sind. Bei dieser Anordnungwird die Zeit zwischen Kollision und erreichen des Zylindermantels gemessen. Szintillationszäh-ler können zwar relativ leicht hergestellt und aufgebaut werden, bei einer Detektor�äche vonüber 100 m2 sind sie aber schlichtweg zu teuer. Eine Alternative dazu bilden simple Gasde-tektoren, zum Beispiel (single/double gap) Parallelplattenzähler (Abb. 15) oder aber auch derPestov Spark Counter(Abb. 16). Sie erreichen Au�ösungen, die bei 100-300 ps liegen.

Abbildung 15: Prinzip einer Parallel Plate Chamber[W. Klempt /Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 433 (1999)

S.542-553 ]

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Abbildung 16: Pestov Spark Counter[W. Klempt /Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 433 (1999)

S.542-553 ]

In aktuellen Studien wurde mit einem Proximity Focusing RICH-Detektor mit �micro-channel-plate�-PMTs (Abb. 17) eine Zeitau�ösung von unter 10 ps erreicht. Dabei wurde das Ö�nungs-fenster der PMTs benutzt, um auch Tscherenkow-Photonen von langsameren Teilchen zu er-halten, die zuvor ohne Tscherenkow-Strahlung durch den Aerogel-Radiator ge�ogen sind. EineZusätzliche 1cm dicke Quarzschicht vor den PMTs erhöht die Anzahl emittierter Photonen.

Abbildung 17: Prinzip eines Proximity-focusing RICH-Detektors als TOF-Zähler

2.5 Übergangstrahlung-Detektoren (TRD)

Übergangsstrahlung wurde 1946 von Ginzburg und Frank vorhergesagt und 1959 das erste malim optischen Bereich beobachtet. Sie entsteht, wenn ein geladenes Teilchen eine Grenz�ächezweier Medien mit unterschiedlicher Dielektrizitätskonstante ε passiert. Aufgrund der sehr ge-ringen Energiemenge, die bei einem Übergang emittiert wird, wurde die Übergangsstrahlunglange Zeit experimentell vernachlässigt, da man keine praktischen Nutzen darin sah. Als manjedoch fand, dass ultrarelativistische Teilchen Übergangsstrahlung im Röntgenbereich emittie-ren, wurde das Interesse geweckt: Die Abgestrahlte Energie ist proportional zu γ, was eineEnergiebestimmung sehr schneller Teilchen ermöglicht.

W =13α~ωpγ (6)

Dabei ist ωp die Plasmafrequenz des Mediums. Bei γ ≈ 103 haben die Photonen eine Ener-gie von einigen keV, die Anzahl pro Grenzübergang ist in der Gröÿenordnung n = 1

137 . DerAbstrahlungswinkel verhält sich umgekehrt proportional zu γ, wodurch die Strahlung nahezu

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parallel zur Teilchenspur emittiert wird. Ein üblicher Detektor besteht aus vielen Übergängen(100-1000) und einem Photonendetektor am Ende oder mehrere Photonendetektoren zwischeneiner Gruppe von Schichten. Dies beugt der Absorption von erzeugten Photonen durch dieRadiatorfolien vor. Da in diesem Energiebereich die Absorption proportional zu Z5 ist, werdenfür die Radiatoren Elemente mit kleinen Werten der Kernladungszahl verwendet (Abb. 18).Um möglichst viele Übergänge zu erreichen, werden z.B. Fleece-Folien verwendet, in der dasTeilchen viele Fasern passiert, oder Schaum-Radiatoren, bei denen die Übergänge zwischenMaterial und Gaseinschluss statt�nden. Bei der Schichtdicke ist zu beachten, dass Interferenzauftreten kann.

Abbildung 18: Kernladungszahlen der häu�g verwendeten Radiatoren

Als Photonendetektoren verwendet man Proportional-Kammern mit Gasen hoher Kernla-dungszahl, da möglichst alle erzeugten Photonen detektiert werden sollen. Dabei deponiertnatürlich auch das geladenen Teilchen Ladung durch Ionisation im Detektor. Man kann aberdurch ein Magnetfeld das Teilchen vorher ablenken, so dass nur die Photonen die Kammer er-reichen. Dies ist aber in einem Groÿdetektor, bei dem der TRD nur eine Schicht darstellt, wegender 4π-Abdeckung und dem Platz für den Magneten nicht praktikabel. Es hat sich vielmehrdas Prinzip durchgesetzt, dass in der Proportionalkammer der Ionisationsverlust des Teilchensund die Energie der Photonen gemessen wird. Man erhält die durch die Röntgenquanten abge-gebene Energie, indem man den Mittelwert von dE/dx subtrahiert.Als Beispiel sei hier die Trennung von π und e− gezeigt (Abb. 19): Bei einer Energie von15GeV/c haben Elektronen einen γ-Faktor von γ = 30000 während Pionen nur γ = 20 haben.Die Übergangsstrahlung trägt daher bei den Elektronen einen wesentlichen Teil zur depo-nierten Ladung in der Gaskammer bei, während man bei Pionen nur die durch den Ionisa-tionsverlust erzeugte Ladung beobachtet. Dies erlaubt bei Hintereinanderschaltung mehrererRadiator/Detektor-Anordnungen eine gute Separation.

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Abbildung 19: Pion-Elektron-Trennung[Boris Dolgoshein /Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A326 (1993)

S.434-469: Transition radiation detectors]

Auch hier lässt sich die Methode des Cluster Countings anwenden. Dies unterdrückt wieder-um den störenden Landau-Schwanz und hilft so bei der Klassi�zierung.

2.6 Teilchenidenti�zierung in Kalorimetern

Mit kalorimetern kann nicht nur die Energie von Teilchen bestimmt werden, sie dienen auchdazu Elektronen (leptonen) von Hadronen zu unterscheiden. Die Identi�zierung beruht auf denUnterschieden der Schauerausbreitung im Kalorimeter. Elektromagnetische Schauer sind durchdie Strahlungslänge X0, Hadronische Schauer durch die �freie Weglänge� λI charakterisiert.In der Regel ist λI wesentlich gröÿer als die Strahlungslänge, was eine identi�zierung alleinanhand der Eindringtiefe zulässt (Abb. 20). Auch der Anfangspunkt des Schauers dient indieser Hinsicht als Kriterium.

Abbildung 20: Longitudinale Schauerentwicklung, 100 GeV[Grupen and Schwartz: Particle Detectors, Second Edition, Cambridge Univerity Press,

2008, S. 293 ]

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Da bei hadronischen Schauer auch neue Hadronen entstehen, die wiederum einen Schauerauslösen, sind diese im Vergleich zu elektromagentischen Schauern deutlich breiter. Auch hierist über einen �compactness�-Parameter eine Teilchenidenti�zierung möglich.Kalorimeter können auch exzellent zur Trennung von Myonen und Pionen bzw. Elektronen

verwendet werden. Sie durch�iegen das gesamte Kalorimeter und hinterlassen nur eine klei-ne Menge Energie im Vergleich zu Elektron/Pion. Der Unterschied ist deutlich erkennbar inAbbildung 21

Abbildung 21: Verteilung der Amplituden von 50 GeV Elektronen bzw. Myonen[Grupen and Schwartz: Particle Detectors, Second Edition, Cambridge Univerity Press,

2008, S.295 ]

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2.7 Zusammenfassung und Ausblick

Für die Identi�zierung von Teilchen reicht oftmals schon eine Detektorkomponeten aus, aller-dings nur für ien beschränktes Impulsintervall. Möchte man eine sichere Identi�zierung für allegeladenen Teilchen über den gesamten Impulsbereich des Experiments gewähren, muss maneine aufeinander abgestimmte Kombination aus den Verschiedenen Messmethoden verwenden.In Tabelle 3. ist Beispielsweise die Anwendbarkeit der Einzelnen Methoden zur Pion/Kaon-Trennung aufgezeigt.Die heutige Hochenergiephysik beschränkt sich nicht mehr auf den Nachweis geladener Teil-chen, vielmehr liegen die Interessen heute darin, nicht direkt beobachtbare Teilchen zu �nden,z.B. das Higgs-Boson oder Supersymmetrische Teilchen. Diese kann man im Allgemeinen auchüber die Zerfallsprodukte und somit über die geladenen Teilchen identi�zieren. In diese Ka-tegorie gehören auch das B-Tagging, bei dem Sekundär- und Tertiär-Vertices Aufschluss überdie Konversion von b-Quarks zu c-Quarks geben. Ebenso ist die Top-Quark-identi�zierung vonInteresse, da die Masse des Top-Quarks bisher relativ ungenau bekannt ist. Eine weiter Aufga-benstellung des Detektors ist der Nachweis von ungeladenen Hadronen, was zum Beispiel mitdem Prinzip der invarianten Masse erfolgen kann.

Flugzeit p < 1,5 GeVSchwellentscherenkow p < 45 GeV

RICH p < 65 GeVIonisationsmessung 1,5 < p < 45 GeVÜbergangsstrahlung γ >1000

Tabelle 3: Impulsbereiche für die Pion/Kaon-Trennung mit verschiedenen Detektoren

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Literatur

• P. Giacomelli: The CMS muon detector

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Methoden der exp. Teilchenphysik Teilchenidenti ...ekptkuhr/HauptseminarWS0910/...Methoden der exp. Teilchenphysik Teilchenidenti zierungsmethoden Manuel Heider ([email protected])