Moderne Teilchendetektoren an
Hochenergieexperimenten und Ihre Physik
22. November 2005
Daniel Britzger
Moderne Teilchendetektoren an Hochenergieexperiementen und Ihre Physik
Daniel Britzger, LMU München
Gliederung
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Geschichte
Übersicht der Elementarteilchen
Wechselwirkung von geladenen Teilchen mit Materie
Wechselwirkung von Photonen mit Materie
Hadronische Wechselwirkung
Was möchte man messen?
Moderne Detektortypen
Halbleiterdetektoren
Aufbau eines Großdetektors
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Historischer Rückblick
Wilson’sche Nebelkammer (1912)
Wasserdamfgesättigte Luft
(Nobelpreis 1927)
Blasenkammer
Plötzliche Druckabsenkung -> sieden
Donald A. Glaser (Nobelpreis 1960)
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Historischer Rückblick
Kernspurplatten
Photoaktive Emulsion AgBr
Funkenkammern
Hochspannung an parallelen Platten,
edelgasgefüllter Zwischenraum
Entdeckungen mit Kernspurplatten und Funkenkammern:
- Pion & schwere subatomare Teilchen (Nobelpreis 1950 - Powell )
- kosmische Höhenstrahlung (Nobelpreis 1936 - Hess)
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Elementarteilchen
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Elementarteilchen
Elementarteilchen und
ihre Wechselwirkungen
Quarks nur gebunden
(Hadronen)
Austauschteilchen
γ
Top-Quark nicht
stabil gebunden
Tauon nicht
ausreichend stabil
Higgs nicht stabil
W±
W±,Z0 und Gluon
zu kurzlebig
Z0
g
Nur stabile oder “langlebige” Teilchen
sind für Detektoren erfassbar
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Direkt Messbare Teilchen
Messung der Teilchen durch ihre
Wechselwirkung mit Materie
Relative Stärke | Reichweite:
Stabile Hadronen (z.B. p,n,π,…)
Stark
el.magnetisch
Schwach
1 | 10-15m
1/137 | ∞
10-5 | 10-18m
x
(x)
x
x
x
Geladene Leptonen (e,μ)
Neutrale Leptonen (νe,νμ,ντ)
Photon
x
o
•Teilchen werden nachgewiesen, indem sie Energie im
Detektormaterial deponieren
•Je nach Teilchenart und –energie sind unterschiedliche
Prozesse dominant
•Nachweis instabiler Teilchen über ihre Zerfallsprodukte
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Klassifizierung
Schwere geladene Teilchen (p,π±,μ,…)
Elektronen/Positronen
-> elm.WW. = Austausch virtueller Photonen
-> geringer Anteil starke WW (nicht μ)
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Masse
QM
Ionisation
Atom-Anregung
Polarisation/Čerenkov-Effekt
Übergangsstrahlung
…
Elastsiche Streuung
Inelastische Streuung
Kernspaltung
(Neutronen-)Einfang
Bremsstahlung
(Coulombstreuung)
Photonen
Massive ungeladene
Teilchen (n, π0,…)
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•
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Materie
El.mag. WW
-> starke WW
-> elm. WW = Energieverlust
durch Strahlung
Neutinos
Starke
WW
-> schw. WW
•
„inverse
Zerfälle“
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-> Austauschteilchen der
elmag WW
•
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Photoeffekt
Compton-Streuung
(Thomson-,
Rayleighstreuung)
Paarerzeugung e+/e-
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Čerenkov-Strahlung und Übergansstrahlung
• Čerenkov-Strahlung wird
emittiert, wenn die
Geschwindigkeit eines Teilchens
größer ist als die
Lichtgeschwindigkeit in dem
durchquerten Material -> dabei
entsteht eine elektromagnetische
Schockwelle
-> Strahlung in Kegelform
• Übergangsstrahlung tritt auf,
wenn ein geladenes Teilchen die
Grenzfläche zwischen zwei
Materialenien mit
unterschiedlicher
Dielektrizitätskonstante
durchquert
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Nachweis von Teilchen
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Nachweis schwerer geladener Teilchen
• Für die gesamte Energieverlustrate (=Energie pro Wegeinheit)
müssen Beiträge von allen Prozessen berücksichtigt werden
• Energieverlust ist statistischer Prozess
• Dominante WW ist elektromagnetische WW
• Dominante Prozesse: Ionisation, Anregung, Čerenkov-Effekt und
Übergangsstrahlung
• Klassische Ableitung nach Bohr beschreibt den Energieverlust
für schwere Teilchen (p,α-Teilchen,…) durch Anregung und
Ionisation
• Quantenmechanisch korrekte Berechnung (QED) des
Energieverlustes durch Anregung und Ionisation erfolgt durch
Bethe-Bloch-Formel
• Weitere Korrekturterme liefern sehr gute Ergebnisse
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Bethe-Bloch-Formel – dE/dx
dE
 z2
dx
dE


dx
dE
Z


dx
A

Mittlerer Energieverlust soll proportional sein
• zum Quadrat der Teilchenladung
• zur Dichte des Detektormaterials
• zur Ordnungs- und Massezahl des Targets
dE
Z 1
2

 Kz 
dx
A 2
K
z
Z,A
ρ
I
Tmax
 2me c 2  2 2Tmax
C
2
 2    c 
ln
2
I
Z

2πNAre2mec2
Ladung des einfallenden Teilchens
Ordnungszahlen des Targets
Targetdichte
mittl. Ionisationspotential (Materialkonst.)
max. Energieübertrag einer Einzelkollision
Tmax≈2mec2β2γ2
Für praktische Anwendung:
dE/dx ist Funktion von β
Die Physik des Energieverlusts (β):
~ 1/β2
~ lnβ2γ2
Korrekturen:
δ: Dichtekorrektur (Polarisationseffekt)
C: Schalenkorrektur
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Bethe-BlochFormel
Electronic stopping power ~β
Nicht-ionisierende Stöße
dE
Z 1

 Kz 2 
dx
A 2
 2me c 2  2 2Tmax
C
2
ln

2




c


I2
Z

Schalenkorrektur (C/Z)
und weiter Korrekturen
der Art zL(β) und z2L(β)
Bremsstrahlung
(v.a. μ bei Hoch-Z)
(Fermi-)Plateau
Anstieg: Tmax~β2γ2
~1/β2
const
~lnβγ
Dichtekorrektur
δ~logβγ
Minimum bei M/pc=βγ≈3.0-3.5
-> Minimum Ionizing Particle (MIP)
Größenordung am Minimum (f.a. Teilchen):
-dE/d(ρx)≈2MeV/gcm-2
Hadronische Struktur
weiterhin vernachlässigbar
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Energieverlust von Elektronen und Positronen
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•
Zusätzlich zum Energieverlust durch
Ionisation/Anregung hat auch noch die
Bremsstahlung maßgebliche Bedeutung
Wegen Massengleicheit müssen andere
Stoßparameter berücksichtigt werden
-> signifikante Ablenkung
Für e- findet Kollision zw.
quantenmechanisch
ununterscheidbaren Teilchen statt
Ionisationsverluste ~lnE, ~Z
Bremsstrahlung ~E, ~Z2
-> Bremsstrahlung vorherrschend
bei hohen Energien
Bremsstrahlung:
Ablenkung (hochenergetischer) Teilchen
in einem äußerem Feld (z.B. Coulombfeld
eines Kerns, Hüllenelektronen)
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Wechselwirkung von Photonen mit Materie
Energiebereich „in Worten“
Photoeffekt
Eγ < 0.3 MeV
Feynman-Graphen
Photon wird absorbiert
und ein e- aus der Schale
geworfen
Comptoneffekt Eγ ≈ 1 MeV
Photon-“Streuung“ an
einem (quasifreien)
Elektron
Paarbildung
γ -> e++e- (inverse
Bremsstrahlung)
Wegen Energie- und
Impulserhaltung nicht im
freien Raum möglich
Eγ > 2 MeV
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Wechselwirkung von Photonen mit Materie
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Wechselwirkungen von ungeladenen massiven Teilchen
• Starke WW hat nur geringe Reichweite
-> geringe Wahrscheinlichkeit für hadronische Reaktion
Vielzahl nuklearer Prozesse:
- Elastische Streuung
- Inelastische Streuung
(-> nachfolgend Emission von γ)
-
Neutroneneinfang:
n+(Z,A) -> γ+(Z,A+1)
Reaktionen mit Abstrahlung
geladener Teilchen
Kernspaltung
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Detektion von Neutrinos (schwache WW) in
Hochenergieexperimenten
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Gesamte Energieverlustrate
Gesamte Energieverlustrate,
-dE/dxfür verschiedene
Teilchen
dE/dx für “schwere” Teilchen
wird in diesem Impulsbereich
gut durch die Bethe-BlochFormel beschrieben,
dE/dx für e– folgt nicht der
Bethe-Bloch-Formel!
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Detektorbau
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Was möchte man messen?
Ein idealer Detektor lokalisiert alle Teilchen und
bestimmt ihren vollständigen Energie-Impuls-Vektor
Daraus leitet man ab:
– Identität des Teilchens,
– Masse m,
– Ladung Q,
– Lebensdauer τ,
– Spin,
– Zerfallskanäle, ...
=> Information über die
Eigenschaften der einem
Prozeß zugrundeliegenden
Wechselwirkungen
Es müssen immer mehrere
Detektortypen kombiniert werden um
die maximale Information zu erhalten
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Die Strahlungslänge X0
•
•
Die Strahlungslänge X0 gibt ein
Maß für die Absorption von
Teilchenenergie in Materie
Praktisch für Dimensionierung
von Detektoren:
-vollständige Energieabsorption
(X0 maximal)
- Minimierung von Material (X0
minimal)
Charakteristische Strahlenlängen:
Luft
30050cm
H20
36.1cm
NaJ
2.59cm
Pb
0.56cm
dE
dE
E
 dx
dx
E
 E ( x)  E  exp( x
0
X0
)
Nach Strecke X0 ist
Strahlungsenergie auf
1/e≈37% abgefallen
Na
1
2
 4re 
Z 2 ln(183 Z 1/ 3 )
X0
A
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Detektortypen
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Szintillatoren
Ein Szintillationsdetektor besteht aus dem szintillierenden
Medium, einem Lichtleiter (optional) und einem Photodetektor.
Im szintillierenden Medium wird γ- oder
Teilchenstrahlung in Licht (sichtbar, UV,
manchmal auch Röntgenstrahlung)
umgewandelt. Manchmal ist ein
Wellenlängenschieber dem primären
Szintillator beigemischt.
Szintillierende Materialien:
– Anorganische Kristalle
– Organische Kristalle
– Organische Flüssigkeiten
– Plastikszintillatoren
– Edelgase (gasförmig und flüssig)
– szintillierende Gläser
Der Lichtleiter bringt das Licht zum
Photodetektor. Ein eventuell
integrierter Wellenlängenschieber kann
die Wellenlänge an das
Ansprechverhalten der Photokathode
anpassen und so die Ausbeute erhöhen.
Der Photodetektor wandelt das Licht in elektrische
Ladung um und vervielfacht letztere. Üblicherweise
werden Photomultiplier verwendet, möglich sind aber
auch z.B. Lawinenphotodioden und CCDs.
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Kalorimeter
• In der Hochenergiephysik versteht man unter einem
Kalorimeter einen Detektor, welcher die zu analysierenden
Teilchen vollständig absorbiert. Dadurch kann die
Teilchenenergie (und Koordinaten) des betreffenden Teilchens
gemessen werden.
• Ein einfallendes Teilchen initiiert innerhalb des Kalorimeters
einen Teilchenschauer (eine Teilchenkaskade) aus
Sekundärteilchen und gibt so sukzessive seine ganze Energie
and diesen Schauer ab -> abhängig von der Art des einfallenden
Teilchens ab (e±, Photon oder Hadron).
Grobes Schema eines
Teilchenschauers in einem
(homogenen) Kalorimeter
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Kalorimeter
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Sehr schnelle Auslese (< 10ns) -> heutzutage noch sehr wichtig
Unterscheidung in elektromagnetische (EMC) und hadronische
Kalorimeter (HAC)
Es entstehen N Sekundärteilchen, wobei N~E
Energieauflösung ist durch statistische Prozesse dominiert
-> Höhere Teilchenenergie -> höhere Energieauflösung
Die benötigte Dicke eines Kalorimeters um ein Teilchen zu stoppen
steigt nur mit lnE
Unterschiede in Teilchenschauern können für Teilchenidentifikation
genutzt werden
Konstruktionelle Unterschiede in
homogene und heterogene/sampling
Kalorimeter
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Kalorimeter
Elektromagnetischer Shower
1. Bremsstrahlung (γ)
2. Pair-production
Bremsstrahlung
3. …
Teilchenmultiplikation bis zur
kritischen Energie, dann
Ionisation und Anregung
Hadronischer Shower
• inelastische hadronische
Wechselwirkung des Primärteilchens
mit dem Kalorimeter
• Wesentlich komplizierter als elm.
Kaskade
• Elm. Teilkaskaden
• Internukleare Kaskade (Spallation)
-> Sampling Kalorimeter (bis 2m)
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Gasdetektoren
• In Gasen haben freie Elektronen
eine hohe Beweglichkeit
• Geladene Teilchen erzeugen IonElektron-Paare im Gas
• Eine angelegte Spannung
beschleunigt die Elektronen zur
Kathode
• Meist Edelgase, da keine
Vibrationen und hohe
Bewegungsfreiheit für Elektronen
• Beschleunigte Elektronen können
weitere Atome ionisieren ->
Ladungsträgerlawine
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Gasdetektoren
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•
Ionisationskammern
Proportionalzähler
Geiger-Müller-Zählrohr
Streamerrohre
• Multi Wire Proportional Counters
viele Proportionalzähler zusammen
ohne Trennwände (Nobelpreis
Charpak 1992)
• Driftkammern
Driftzeit der Elektronen wird
gemessen
• Time Projection Chambers (TPC)
Driftkammer mit MWPC als Auslese
-> 3-dim Spurrekonstruktion
• Micropattern Gas Detectors
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Halbleiterdetektoren
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Halbleiterdetektoren
•
•
Vorteile eines Halbleiterdetektors:
- hohe Dichte
- Geringe Ionisationsenergie (3.6eV,
im Vergleich ~30eV)
- Herstellungsprozesse aus de
Microchipindustrie
- Integration von Ausleseelektronik
in den Detektor
Prinzip eines Halbleiterdetektors:
- ähnlich wie Gasdetektor
- ionisierendes Teilchen regt beim
Durchgang e- aus dem Valenzband an
und erzeugt somit ein e--h+-Paar
- e- und h+ driften zu den
Elektroden und induzieren ein
elektrisches Signal
Aber: Anzahl der e--h+-Paare
durch Ionisation ist um 4
Größenordnungen geringer als
Anzahl der thermisch
generierten Paare!
Lösung: Dotierung
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Dotierung von Halbleitern
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Dotierung:
Einbringen von Fremdatomen der
benachbarten Gruppen des
Periodensystems in Kristallgitter
p- oder n-Dotierung
Es gibt ein zusätzliches freies
Elektron (Loch) aber kein
zugehöriges Loch (Elektron)
Energiezustände knapp unterhalb
der Leitungsbandkante (n-Dot.)
Beim Raumtemperatur fast alle
Donatoren ionisiert
Energieniveaus eines n-Halbleiters
bei Raumtemperatur
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Der pn-Übergang
•
•
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•
„Zusammenbringen“ von p- und n-Halbleitern
Anpassung der zuvor verschiedenen Fermi-Niveaus durch Diffusion
der Majoritätsladungsträger
Aufbau einer Raumladung, welche das weiter Eindringen von e- und
Löchern in die Übergangszone verhindert
Vergleiche: „Diode“
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Verhalten in Sperrichtung
• Typische Diodenkennlinie
• Anode an n- und Kathode an pdotierten Teil (Sperrichtung)
• „absaugen“ der
Majoritätsladungsträger
• Verbreiterung der Verarmungszone
• Interne Potentialbarriere am
Übergang wird vergrößert ->
Diffusion über Grenzschicht hinweg
wird unterdrückt
• Kleiner Leckstrom durch thermisch
generierte Ladungsträgerpaare (nA)
• Für p+n-Übergang reicht die
Verarmungszone sehr wenig in p+
aber weit in den n-Bereich hinein
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Siliziumstreifedetektoren
•
•
•
•
•
•
•
Segmentierte Elektroden in
Streifenform
Unterscheidung zw. Streifen- und
Pixeldetektoren
Herstellungsprozesse größtenteils
industiell:
- Photolithographie
- Ionenimplantation
- Metallisierung
Rückseite n+ dotiert:
- besserer Kontakt
- Strahlenschäden
Al-Kontakte zur Verbindung mit
Elektronik
Hochreines Silizium
Dicke ~300µm
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Weitere Siliziumdetektoren (2-dim)
•
Silicon Drift Detector:
- Streifen formen homogenes Driftfeld
- Messung der Driftzeit
- Auslese über segmentierte Anoden
•
Doppelseitige Streifendetektoren:
- Segmentierung der Rückseite durch n+
Streifen orthogonal zu p+ Vorderseite
- 2-dim Auslese
- Ghosts
- Herstellung, Handhabung und testen
wesentlich komplizierter und teurer
- Kurzschlüsse durch Akkumulationslagen
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Silizium Pixel Detektoren
•
Silicon Pixel Detector:
- 2-dim Matrix
- meist seperate Herstellung
des Chips und des Sensors
- Flip-Chip Bump Bonding
- keine Ghosts
- 50µm×50µm
•
DEPFET-Technology
- integrierter verstärkender
Transistor
- sehr dünn
- “alles aus einem Guss”
- sleep-mode
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Strahlenschäden an Siliziumdetektoren
•
•
•
Hohe hadronische Strahlenbelastung
verursacht Strahlenschäden an
Siliziumdetektoren
Hauptsächlich Schäden am Kristallgitter die zu
Störstellen führen, aber auch
Oberflächenschäden (-> Ladungstransport)
Störstellen wirken wie Dotierungen
-> Änderung der effektiven Dotierung
-> type inversion
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Aufbau eines
Großdetektors
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Aufbau eines Großdetektors
Optimales Zusammenspiel ist nur
möglich, wenn sich Detektorkomponenten
nicht gegenseitig behindern
Zuerst Vertex- und Spurdetektoren, anschließend
Kalorimeter und zuletzt Detektoren für wenig
Wechselwirkende Teilchen
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ATLAS
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Thank you
for listening
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HERA-B
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Wire-Bonds
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PPT - LMU