Oddziaływanie cząstek naładowanych z materią i...

Opis teoretyczny oddziaływańDetektory cząstek naładowanych

Literatura

Oddziaływanie cząstek naładowanych z materiąi ich detektory

Dominika Alfs, Joanna Wojnarska

15 listopada 2015

1 / 81


Literatura

Plan prezentacji

Opis teoretyczny oddziaływańOddziaływania cząstek naładowanych z materiąStraty energii: ciężkie cząstki naładowaneStraty energii: elektrony oraz pozytonyRozpraszanie pod wieloma kątamiPromieniowanie Czerenkova

Detektory cząstek naładowanychWstępDetektory gazoweDetektory scyntylacyjneDetektory Czerenkowa

2 / 81


Literatura

Oddziaływania cząstek naładowanych z materiąStraty energii: ciężkie cząstki naładowaneStraty energii: elektrony oraz pozytonyRozpraszanie pod wieloma kątamiPromieniowanie Czerenkova

Jakie naładowane cząstki są rejestrowane?

I elektrony, miony (leptony)I piony, kaony (mezony)I protony (bariony)I deuterony, cząstki alfa, jony cięższych pierwiastków

3 / 81


Literatura


Oddziaływania cząstek naładowanych z materią

1. Zderzenia z elektronami: jonizacja, wzbudzenia2. Elastyczne rozpraszanie w polu kulombowskim jąder

1. Straty energii ∆E2. Rozpraszanie pod małymi kątami ∆θ

4 / 81


Literatura


Oddziaływania cząstek naładowanych z materią

1. Zderzenia z elektronami: jonizacja, wzbudzenia2. Elastyczne rozpraszanie w polu kulombowskim jąder3. Emisja promieniowania Czerenkova4. Reakcje jądowe5. Bremsstrahlung

5 / 81


Literatura


Wzór Bethego-Blocha

Opisuje stratę energii (stopping power) ciężkiej cząstkinaładowanej na jednostkę przebytej drogi:

−⟨dE

dx

⟩=

( ze2

4πε0

)2 ZρNAA

4πme(cβ)2

[12 ln2mec2β2γ2Tmax

I2 −β2−δ(βγ)

2

]z - ładunek padającej cząstkiZ, A - liczba atomowa, masowa materiałuρ - gęstość materiałuNA - liczba Avogadrome - masa elektronuδ(βγ) - poprawka na efekt gęstości

6 / 81


Literatura


Wzór Bethego-BlochaTmax - maksymalna energia przekazana elektronowi wpojedynczym zderzeniu

Tmax =2mec2β2γ2

1 + 2γme/M + (me/M)3

I - średnia energia jonizacji, ciężka do wyliczenia teoretycznie,przyjmuje się wartości otrzymane doświadczalnie

7 / 81


Literatura


Poprawki do wzoru Bethego-Blocha

I Efekt gęstości δ(βγ) związany z relatywistycznymi zmianamiefektywnego pola elektrycznego cząstki (bardziej spłaszczone irozszerzone), które polaryzuje atomy w jej pobliżu. Na skutektego elektrony oddalone od trajektorii cząstki są ekranowane,co utrudnia ich jonizację i wzbudzenia atomów.

I Efekt powłoki C/Z. Ma znaczenie dla cząstek o małej energii,porównywalnej do prędkości orbitalnej związnych elektronów,gdy założenie o stacjonarnych elektronach jest nieprawdziwe.

I Promieniowanie przy ultrarelatywistycznych prędkościachcząstek

8 / 81


Literatura






9 / 81


Literatura






10 / 81


Literatura



−⟨dE

dx

⟩=

( ze2

4πε0

)2 ZρNAA

4πme(cβ)2



2

]

Przekaz energii jest proporcjonalny do:I kwadratu natężenia pola elektrycznego (ładunku padającej

cząstki) ∝( ze2

4πε0

)2

I kwadratu czasu trwania zderzenia ∝ 1v2

I gęstości elektronów ośrodka ∝ ZρNAA

11 / 81


Literatura



−⟨dE

dx

⟩=

( ze2

4πε0

)2 ZρNAA

4πme(cβ)2



2

]


cząstki) ∝( ze2

4πε0

)2



12 / 81


Literatura



−⟨dE

dx

⟩=

( ze2

4πε0

)2 ZρNAA

4πme(cβ)2



2

]


cząstki) ∝( ze2

4πε0

)2



13 / 81


Literatura


Straty energii dE/dx

14 / 81


Literatura


Minimum jonizacjiIstnieje minimum jonizacji, które ma wartośc uniwersalną dlacząstek i absorberów:

βγ ≈ 3Prosta zależność strat energii w minimum jonizacji w zależności odliczby atomowej materiału.

15 / 81


Literatura


Zakres stosowalności formuły Bethego-Blocha

I dobra dokładność (kilka procent) dla 0.1 ¬ βγ ¬ 1000I sprawdza się dla materiałów o pośrednich wartościach ZI nie da się zmierzyć różniczkowych strat energii

16 / 81


Literatura


Krzywa BraggaRównanie Bethego-Blocha pozwala stwierdzić, że na skutekhamowania cząstki w materiale jej straty energii na jednostkowądrogę rosną z odległością. Wzrasta gęstość wytworzonej jonizacji,która osiąga maksimum na końcu drogi hamowania.

17 / 81


Literatura


Zasięg cząstek

Zasięg cząstek R określa maksymalną odległość, którą danacząstka o pewnej energii E może pokonać w materiale o określonejgęstości.

Ze względu na statystyczny charakter zderzeń występują fluktuacjew transferowanej energii w pojedynczym zderzeniu. Skutkuje torozmyciem zasięgu cząastek monoenergetycznych, który określa sięjako straggling. Jego efekty są niewielkie dla ciężkich cząsteknaładowanych.

18 / 81


Literatura


Zasięg cząstek

19 / 81


Literatura


Zasięg można obliczyć teoretycznie korzystając ze wzoru na dEdx :

R =

∫ E

Emin

(dEdx

)−1dE

To dobrze określona funkcją energii cząstki:

R ≈ E 1.8

Korzystając z równania Bethego-Blocha:−dE

dx ∝ z2f (V ) = z2f (E/M) Otrzymuje się prostą zależność, którapozwala szacowąć zasięg wielu cząstek, gdy znany jest zasięgjednej z nich :

R2(E2) =M2M1

z21

z22

R1(E1 =M1M2

E2)

20 / 81


Literatura


Zasięg cząstek

21 / 81


Literatura


Straggling energetycznyRozkład statystyczny strat energii cząstki w pojedynczym zderzeniuznacząco różni się od rozkładu normalnego. ”Ogon” związany jestz obecnością δ-elektronów.

22 / 81


Literatura


Straggling energetycznyGrube absorbery:

I duża liczba zderzeńI stratę energii można z

dużą dokładnością opisaćprzez rozkład Gaussa(Centralne TwierdzenieGraniczne)

Cienkie absorbery:I mała liczba zderzeńI silne fluktuacje w stratach

energii (długie ”ogony”)I opis strat energii opracowany

przez Landaua-VavilovaI wpływ fluktuacji na rozkład

charakteryzowany przezstosunek średniej straty energii∆ i Tmax :

κ =∆

Tmax

23 / 81


Literatura


Oddziałowanie elektronów, pozytonów

Dla elektronów, pozytonów oddziaływanie z materią jest znaczniebardziej skomplikowane ze względu na zacznie mniejszą masęelektronów od jonów:

I dla danej energi elektrony są znacznie szybsze niż jony i ichstrata energii jest mniejsza

I znacznie większe fluktuacje statystyczne ze względu namniejszą liczbę kroków

I łatwo się rozpraszająI dużą role zaczyna odgrywać bremsstrahlung (promieniowanie

hamowania)

24 / 81


Literatura


Oddziałowanie elektronów, pozytonów

25 / 81


Literatura


BremsstrahlungEmisja kwantów promieniowania elektromagnetycznego powstałychw wyniku hamowania elektronów w polu kulombowskim jąder

−⟨dE

dx

⟩brem∝ E

m2e

26 / 81


Literatura


Długość radiacyjna

−⟨dE

dx

⟩brem

=EX0

X0 to długość radiacyjna materiału, określa dystans po którymelektron traci 1/e energii przez promieniowanie hamowania

Materiał X0 [cm]wodór (gaz) 731000

hel (gaz) 530000powietrze 30000aluminium 8.9

ołów 0.56

27 / 81


Literatura


ZasięgZasięg nie jest dobrze określoną wartością, jak dla ciężkich cząstek.Spowodowane jest to znacznie większymi fluktuacjami strat energii.

Do opisu wprowadza się dwa pojęcia:I zasięg ekstrapolowany (Re)I zasięg średni (Rα)

28 / 81


Literatura


Energia krytyczna

I straty na zderzenia słabo zależą od energii cząstki(∝ lnE)

I straty na promieniowanie wzrastają silnie z energią cząstki(∝ E)

I definiuje się energię krytyczną, dla której straty energii nazderzenia i promieniowanie są równe

Ec ≈610MeVZ + 1.24 Ec ≈

710MeVZ + 0.92

ciała stałe i ciecze gazy

29 / 81


Literatura


Energia krytyczna

Materiał Ec [MeV]wodór (gaz) 350

hel (gaz) 250powietrze 84aluminium 40

ołów 7.4

30 / 81


Literatura


Kaskady elektromagnetyczne

Wysokoenergetyczny elektronprzechodząc przez materiał możewyemitować fotony, które kreują parye+e−. Powstałe cząstki mogąwpromieniować nowe fotony, któreponownie ulegają konwersji na parye+e−. W ten sposób powstajekaskada elektronowo-fotonowa, którarozwija się dopóki energia par niespadnie poniżej energii krytycznej.

31 / 81


Literatura


Rozpraszanie pod wieloma kątami

Cząstka naładowana poruszając się w materiale zmienia kieruneklotu na skutek rozproszeń pod małymi kątami. Odgięcia od toruruchu są spowodowane głównie oddziąływaniem z polemCoulombowskim jąder. Dla niedużych wartości kąty rozpraszaniadobrze opisuje rozkład Gaussa.

Najczęściej przy opisie stosuje się kąt przestrzenny oraz kątwyrzutowany na płaszczyznę:

θ0 = θplane =1√2θspace

32 / 81


Literatura


Rozpraszanie pod wieloma kątami

Proces ten pomimo tego, że nie powoduje strat energii maznaczenie przy precyzyjnych pomiarach trajektorii, położeń cząstki.

33 / 81


Literatura


Promieniowanie Czerenkova

Promieniowanie emitowane przez cząstki naładowane poruszającesię z prędkością większą niż prędkość światła w danym ośrodku:Vlight = c

n .I przejście naładowanej cząstki przez ośrodek powoduje

polaryzacje atomów w jej najbliższym otoczeniuI tworzące się dipole mają rozkład symetryczny względem

kierunku ruchu cząstkiI utworzone dipole wracają do wyjściowych stanów

energetycznych emitując fotony

34 / 81


Literatura



Vpart < VlightRozkład dipoli jest symetryczny

względem płaszczyzny prostopadłejdo kierunku ruchu cząstki. Skutkuje

to zerowym momentem dipolowym wdużej odległości. Powstałe pole

elektromagnetyczne wzajemnie sięwygasza.

Vpart > VlightPolaryzacja atomów powstaje wolniej

niż poruszająca się cząstka, copowoduje powstanie asymetrii wkierunku prostopadłym do ruchucząstki. Dla pewnego kierunkuktórego moment dipolowy jestniezerowy emitowana jest fala

elektromagnetyczna.

35 / 81


Literatura



Emitowane przez cząstkę fotonyrozchodzą się wzdłuż tworzącychstożka. Kąt rozwarcia stożka zależyod prędkości cząstki w danymośrodku:

cos θ =1βn

36 / 81


Literatura

WstępDetektory gazoweDetektory scyntylacyjneDetektory Czerenkowa

Idea działania detektorów cząstek

37 / 81


Literatura


Jaki byłby idealny detektor cząstek?

I umożliwiający wydajną rejestrację różnych typów cząstek wszerokim zakresie energii

I zdolny do szybkiej detekcji podczas pracy z dużymistrumieniami cząstek

I zapewniający dokładną rekonstrukcję miejsca uderzeniacząstki w detektor

I umożliwiający łątwą rozbudowę, utrzymanie, wymianęelementów

I ”odporny” na szkodliwe działanie cząstek/promieniowania

38 / 81


Literatura


Charakterystyczne własności detektorów

I ODPOWIEDŹ DETEKTORA - zależność amplitudy sygnału wyjściowego (lub:zależność ładunku) od energii zdeponowanej w detektorze przez rejestrowanącząstkę.Pożądaną (wygodną) zależnością jest zależność liniowa w możliwie szerokimzakresie.

39 / 81


Literatura


I CZAS ODPOWIEDZI - czas od przejścia cząstki do uformowania przeddetektor sygnału Dla dobrej czasowej zdolności rozdzielczej pożądane jest, abysygnały były formowane szybko, w wysokie, wąskie piki o jak najbardziejpionowym zboczu narastającym.

I CZAS MARTWY - czas, który jest potrzebny detektorowi na przetworzeniepojedynczego zdarzenia, zwykle związany z czasem trwania impulsu. Wzależności od rodzaju detektora, w tym czasie może on być niezdolny dorejestracji innych zdarzeń lub rejestrować je w nieprawidłowy sposób.

40 / 81


Literatura


I ENERGETYCZNA ZDOLNOŚĆ ROZDZIELCZA - cecha detektora mówiąca otym, jak bliskie enegie rejestrowanych cząstek są możliwe do rozróżnienia z jegopomocą. Definiowana jest poprzez szerokości w połowie wysokości pików(FWHM):dwie energie są rozróżnialne, jeśli pochodzące od nich piki są od siebieoddalone bardziej niż na ogległość równą FWHM.

Jeśli minimalną różnicę położeń pików potrzebną do ich rozróżnienia oznaczymyjako ∆E , to względna zdolność rozdzielcza przy energii E wynosi: ∆E

E

41 / 81


Literatura


I WYDAJNOŚĆ DETEKTORA

całkowita wydajność detektora ε definiowana jest jako:

ε = liczba zarejestrowanych czastekliczba wszystkich czastek

Na całkowitą wydajność składają się:I wydajność geometryczna (lub akceptancja) εgeom związana z tym, jaką

cześć obszaru, na który mogą padać cząstki pokrywa detektorI wewnętrzna wydajność detektora εint określona jako stosunek liczby

cząstek poprawnie zarejestrowanych do liczby cząstek, które padły nadetektor.

Całkowitą wydajność można przedstawić jako:ε = εgeom εint

42 / 81


Literatura


Konstrukcja podstawowego detektora gazowego

J. Smyrski, wykład Nowoczesne detektory cząstek

I pole elektryczne wewnątrz detektora: E ∼ 1r

I przykładowa średnica drutu wolframowego (anody): 20µm

43 / 81


Literatura


Jonizacja pierwotna i wtórnaI jonizacja pierwotna - wytworzenie par elektron - jon dodatno w wyniku

przejścia cząstki naładowanej przez ośrodekI jonizacja wtórna - ma miejsce wtedy, gdy elektrony powstałe w jonizacji

pierwotnej mają wystarczającą energię, by dalej jonizować ośrodek

44 / 81


Literatura


I elektrony δ posiadają energię ∼ keV , prawdopodobieństwo ich wystąpienia took. 1%, mogą fałszować zrekonstruowany obraz śladu

I ładunki nie są równomiernie rozłożone wzdłuż toru cząstki

I nie istnieje proste wyrażenie na liczbę jonów jonizacji pierwotnej i wtórnej zosobna, całkowita liczba wytworzonych par elektron - jon dodatni to ∆E

W , gdzie∆E - energia zdeponowana w detektorze, W - średnia energia jonizacji ośrodka

45 / 81


Literatura


Jonizacja i wzmocnienie w silnym polu elektrycznymW odległości kilku promieniu od anody pole elektryczne jest na tyle silne, że elektronyprzyspieszane są do prędkości wystarczających do jonizacji atomów. Poniżejprzedstawiono powstawanie lawiny ładunków w tym rejonie. Widoczny jest szybki ruchelektronów oraz powolny jonów dodatnich.

Przykład: proton o energii 3 GeV wytworzy ok. 100 elektronów jonizacji pierwotnej,typowe wzmocnienie w detektorach gazowych jest rzędu 105 (w lawinie z jednegoelektronu pierwotnego otrzymywanych jest 105 elektronów). Dla skali: szumytermiczne takiego detektora są rzędu kilkuset elektronów.

46 / 81


Literatura


Dryf jonów dodatnich w zewnętrznym polu elektrycznym

I dryf jonów dodatnich w polu elektrycznym jest złożeniem ruchu wkierunku linii pola elektrycznego z ruchem chaotycznym

I jony bardzo wydajnie tracą energię w zderzeniach z cząsteczkami ośrodkaI można mówić o pewnej średniej prędkości dryfu jonów w+ w kierunku linii

pola elektrycznego:w+ = µ+E

współczynnik proporcjonalności µ+ nazywany jest mobilnościąI mobilność bardzo słabo zmienia się w funkcji wartości pola elektrycznego,

natomiast jest odwrotnie proporcjonalna do ciśnienia gazuI ruch chaotyczny jonów dodatnich jest szybki, prędkość dryfu (w stosunku

do możliwości nowoczesnych detektorów) jest niewielka

47 / 81


Literatura


Mobilność jonów dodatnich w warunkach normalnych

G.Schultz et al., Rev. Physique Appliquee 12(1977)67

48 / 81


Literatura


Ruch elektronów w zewnętrznym polu elektrycznymI opis ruchu elektronów w zewnętrzym polu elektrycznym jest bardziej

skomplikowany niż w przypadku jonów, ponieważ w zderzeniach niewytracają one swojej energii - z upływem czasu prędkość elektronówwzrasta (w polu elektrycznym energia elektronów może wzrosnąć o kilkarzędów wielkości w stosunku do energii termicznej wynoszącej ok.0.035eV )

I prędkość dryfu elektronów można zapisać jako:w− = e

2m Eτgdzie τ to średni czas pomiędzy kolejnymi zderzeniami

I Dlaczego ruch elektronów jest skomplikowany?- z czasem prędkość w− rośnie → czas pomiędzy kolejnymi zderzeniamimaleje → ruch elektronu staje się coraz bardziej chaotyczny → prędkośćdryfu maleje- wraz ze wzrostem prędkości elektronu przekrój czynny na zderzenia zcząsteczkami gazu rośnie → czas pomiędzy kolejnymi zderzeniami maleje→ ruch elektronu staje się coraz bardziej chaotyczny → prędkość dryfumaleje 49 / 81


Literatura


Ruch elektronów w zewnętrznym polu elektrycznym

ALICE-INT-2003-29 version 1.0

Typowe prędkości dryfu dla elektronów. Najniższa krzywa odpowiada czystemuargonowi, kolejne argonowi z domieszką CO2 w ilości 0.25%, 0.5%, 0.75%, ..., 1.75%,2%, 3%, ..., 10%.

50 / 81


Literatura


Obszary pracy detektora detektora gazowego

http://www.tpub.com/doeinstrument/instrumentation%20and%20control files/image235.jpg

Ilość wyprodukowanych jonów w funkcji przyłożonego napięcia dla detektora gazowegona przykładzie padających cząstek α oraz β.

I - zakres rekombinacji, II - zakres komory jonizacyjnej, III - zakres proporcjonalności, IV - zakres ograniczonej

proporcjonalności, V - zakres licznika Geigera-Mullera, VI - zkres przebicia 51 / 81


Literatura


Przykłady detektorów gazowych

Komora wielodrutowa

http:www.nobelprize.orgnobel prizesphysicslaureates1992press.html

52 / 81


Literatura



Komora dryfowa

ikpe1101.ikp.kfa-juelich.de

53 / 81


Literatura



Detektory słomkowe

J. Smyrski, wykład Nowoczesne detektory cząstek

54 / 81


Literatura


Detektory półprzewodnikowe

I detektory półprzewodnikowe to detektory, w których jonizowanymośrodkiem jest ciało stałe

I jonizacja oznacza w tym przypadku powstawanie nośników prądu: parelektron - dziura, średnia energia potrzebna do ich wytworzenia jestprawie 10 razy mniejsza niż w przypadku detektorów gazowych, dziękitemu otrzymywane sygnały są wyższe

I pole elektryczne w detektorze umożliwia dryf nośników prądu, elektrony idziury, jeśli nie zostaną wychwycone lub nie zrekombinują, to wytwarzająimpuls prądu

I aby uniknąć pułapkowania oraz rekombinacji nośników ładunku wymaganajest bardzo duża czystość materiałów na detektory półprzewodnikowe

I dryf nośników prądu w detektorach półprzewodnikowych jest szybszy niżw gazowych - detektory półprzewodnikowe mogą pracować z większymiczęstościami zliczeń

55 / 81


Literatura


Właściwości krzemu i germanu

Źródło: K. Bodek, wykład Promieniowanie Jądrowe w Diagnostyce Medycznej

56 / 81


Literatura


Właściwości krzemu i germanu

Prędkość elektronów ve i dziur vd w polu elektrycznym E wynosi:

ve = µe(E ,T )Evd = µd (E ,T )E

gdzie µe oraz µd to odpowiednio ruchliwość elektronów i dziur, które dladanego materiału są zależne od wartości pola elektrycznego i temperatury (np.w temperaturze normalnej dla krzemu µe , µd dla pola E < 103 V

cm są stałe, dla103 V

cm < E < 104 Vcm są proporcjonalne do 1√

E , a dla E > 104 Vcm są

proporcjonalne do 1E .

57 / 81


Literatura


Półprzewodniki domieszkowane

http://www.pveducation.org/pvcdrom/pn-junction/doping

58 / 81


Literatura



Schematycznie przedstawione złącze p-n spolaryzowanea) w kierunku przewodnictwa, b) zaporowo.

http://www.allaboutcircuits.com/textbook/semiconductors/chpt-2/the-p-n-junction/

Warstwa zaporowa jest to obszar złącza o niskiej koncentracji nośnikówładunku. Może on zostać poszerzony poprzez odpowiedzie podłączenie napięcianawet na obszar całego półprzewodnika (jeśli nie zostanie przekroczone napięcieprzebicia). Warstwa zaporowa służy jako ośrodek jonizacyjny w detektorachpółprzewodnikowych, wielkość impulsu otrzymywanego w takim detektorze jestproporcjonalna do energii zdeponowanej przez cząstkę w warstwie zubożonej.

59 / 81


Literatura



I przepływ swobodnych nośników powstałych w warstwiezubożonej rejestrowany jest jako impuls prądu

I w detektorach półprzewodnikowych duże znaczenie ma prądciemny, którego wartość zależy od wielkości przerwyenergetycznej w półprzewodniku oraz od temeratury (np.detektory krzemowe często nie wymagają chłodzenia,natomiast germanowe - ze względu na mniejszą przerwęenergetyczną - pracują w temperaturze ok. 80 K)

60 / 81


Literatura


Detektory scyntylacyjne

scyntylacja - zjawisko emitowania przez ośrodek (scyntylator) światławidzialnego w wyniku przejścia przez niego promieniowania jonizującego.

Ze względu na materiał, z jakiego są wykonane, scyntylatory można podzielićna

I organiczne (plastikowe)I nieorganiczne (kryształowe)

Mechanizm emisji światła dla dwóch powyższych typów scyntylatorów jestróżny.

W detektorach scyntylacyjnych do detekcji wyemitownego przez scyntylatorświatła stosuje się odpowiednie urządzenia elektroniczne: fotopowielacze lubfotodiody

61 / 81


Literatura


Scyntylatory nieorganiczne (kryształowe)

A. Magiera, wykład: Podstawy fizyki jądrowej

I padające promieniowanie powoduje wzbudzenie elektronu do pasmaprzewodnictwa

I część elektronów uwolnionych do pasma przewodnictwa wychwytywana jestprzez centra aktywacyjne

I centra aktywacyjne powstają w wyniku dodania ”zanieczyszczeń” do kryształu wprocesie jego produkcji, ich energie odpowiadają energiom z zakresu pasmawzbronionego, ośrodek jest przezroczysty dla fotonu wyemitowanego przyprzejściu elektronu pomiędzy takimi poziomami

I zamiast emisji fotonu energia może zostać wypromieniowana w postaci ciepła(quenching)

I część elektronów może zostać wyłapana przez pułapki sieci krystalicznej,nadmiar energii jest oddawany wówczas do sieci poprzez drgania 62 / 81


Literatura


Scyntylatory organiczne

A. Magiera, Podstawy fizyki jądrowej

I energia wzbudzenia jest o wiele większa niżenergia stanów wibracyjnych cząstek

I od E0 do E1: szybkie wzbudzenie elektronówI od E1 do E2: energia wytracana jest na wibracje

cząstekI od E2 do E3: emisja fotonuI dzięki wytraceniu energii przy przejściach między

stanami wibracyjnymi emitowany ośrodek jest”przezroczysty” dla emitowanego fotonu: energiapotrzebna do ponownego przejścia do stanuwzbudzonego jest o wiele wyższa niż energiawyemitowanego fotonu

63 / 81


Literatura


Scyntylatory organiczne a nieorganiczne

I sygnały pochodzące ze scyntylatorów organicznych są szybsze, mająkrótszy czas narastania oraz wygaszania w porównaniu do scyntylatorówkryształowych

I ze względu na mniejszą gęstość prawdopodobieństwo rejestracji cząstki wscyntylatorach organicznych jest mniejsze

I koszt produkcji scyntylatorów organicznych jest wielokrotnie niższy niżscyntylotorów kryształowych, są łatwiejsze w kształtowaniu, możnawytwarzać duże bloki scyntylacyjne

Istnieją także ciekłe scyntylatory organiczne. Ich przykładowe zastosowania tomedycyna oraz eksperymenty neutrinowe (np. Kamioka Liquid ScintillatorAntineutrino Neutrino Detector: 1000 ton ciekłego scyntylatora oraz 1850fotopowielaczy).

64 / 81


Literatura


Scyntylatory organiczne a nieorganiczne

65 / 81


Literatura



Fotopowielacz (próżniowy)

66 / 81


Literatura



Płytka mikrokanalikowaMicochannel Plate (MCP)

67 / 81


Literatura



Cyfrowe fotopowielacze krzemoweDigitam Silicon Photomultipliers (dSiPM)

68 / 81


Literatura


Detektory Czerenkowa

Powstawanie promieniowania Czerenkowa:

http://mxp.physics.umn.edu/s04/projects/s04cherenkov/theory.htm

warunek powstawaniapromieniowania: v = c

n

*poprawka δ(β) w r. Bethego-BlochaStraty energii na promieniowanie Czerenkowa są wielokrotnie mniejsze od stratenergii na jonizację i wzbudzenia ośrodka. Dla gazów o Z 7 straty tewynoszą mniej niż 1%, dla lekkich gazów wynoszą ok. 5%.

69 / 81


Literatura



http://www.physics.buffalo.edu/phy514/w05/index.html

Z geometrii dróg przebytych przezcząstkę oraz foton otrzymuje się:

cos(Θ) = ccnβ

= 1nβ

I emisję promieniowania Czerenkowa można traktować jako efekt progowyI w przypadku minimalnej prędkości spełniającej warunek promieniowanie

Czerenkowa jest emitowane w kierunku ruchu cząstkiI kąt Θ wzrasta ze wzrostem β aż do osiągnięcia granicznej wartości dlaβ ≈ 1

I maksymalny kąt emisji promieniowania Czerenkowa jest minimalny dlagazów (np. dla powietrza ∼ 1.4o), a wzrasta dla gęstych ośrodków (dlaszkła ∼ 45o) 70 / 81


Literatura


Detektory CzerenkowaDla ustalonej energii cząstek, β zależy od ich masy. Dzięki temu pomiarpromieniowania Czerenkowa jest dobrą metodą identyfikacji cząstek.

Katharina Muller, Experimental Methods in Particle Physics

I dla dużych wartości współczynnika n: duży kąt emisji promieniowania71 / 81


Literatura


Detektory CzerenkowaI światło jest emitowane tylko dla materiałów, dla których n > 1I ilość zarejestrowanych fotonów może być zwiększona 2 - 3 razy jeśli, poza

światłem widzialnym, możliwa jest detekcja promieniowania z zakresu UVI ilość wyprodukowanych fotonów ∼ 1

λ2

Katharina Muller, Experimental Methods in Particle Physics72 / 81


Literatura



Istnieje formuła pozwalająca na określenie ilościfotonów Czerenkowa o długościach pomiędzy λ1 a λ2

wyprodukowanych na jednostkę długości:dNdx = 2παz2 ∫ λ1

λ21λ2

(1− 1

(n(λ))2β2

)dλ

73 / 81


Literatura


Detektory progowe

I detektory progowe pozwalają na identyfikację cząstek o takich samychpędach, ale o różnych masach (p1 = p2,m1 = m2)

I współczynnik n w takich detektorach musi być stabilny w czasie orazspełniać warunek produkcji światła tylko dla jednego typu cząstek, np.β1 >

1n oraz β2 <

1n

I stosunkowo prosta konstrukcja:

http://encyclopedia2.thefreedictionary.com/Cherenkov+Counter

74 / 81


Literatura


RICH (Ring-imaging Chenenkov Detector)

I zaletą detektorów RICH jest fakt, że mogą być pokrywać pełny kąt bryłowyI detektor składa się z dwóch sferycznych powierzchni dobranych tak, że promień

mniejszej z nich stanowi połowę promienia większej, wewnętrzna powierzchniapokryta jest detektorami, zawnętrzna to lustro

I wszystkie fotony Czerenkowa produkowane są pod tym samym kątem względemtrajektorii cząstki, dzięki geometrii detektora światło jest skupiane w wąskimokręgu o promieniu r na powierzchni detekcyjnej

I kluczową kwestią jest detekcja fotonów w dużym obszarze z wysoką wydajnością(detektory umożliwiające detekcję pojedynczych fotonów)

75 / 81


Literatura



C. Grupen, B. Shwarz, Particle Detectors76 / 81


Literatura



C. Grupen, B. Shwarz, Particle Detectors

77 / 81


Literatura



Promień r może być wznaczony w następujący sposób:r = f θ = R2

2 θZnając θ można wyznaczyć prędkość, z jaką porusza się cząstka:

cos θ = 1nβ⇒ β = 1

n cos(

2rRS

)Jeśli z innych pomiarów znany jest pęd cząstki, promień r może służyć do

zidentyfikowania cząstek - wyznaczenia ich masyp = γm0βc = m0cβ√

1−β2

78 / 81


Literatura



Przykład dla wiązki protonów oraz kaonów o energiach 200 GeV/c.

C. Grupen, B. Shwartz, Particle Detectors79 / 81


Literatura


DIRC (Detector of Internally Reflected Cherenkov light)

I detektor typu DIRC wykorzystuje całkowite wewnętrzne odbicieI zachowana informacja o kącie Θ

80 / 81


Literatura

[1] pdg.lbl.gov/2014/reviews/rpp2014-rev-passage-particles-matter.pdf[2] J. Smyrski wykład do przedmiotu Nowoczesne detektory cząstek[3] K. Bodek wykład do przedmiotu Promieniowanie jądrowe w diagnostyce

medycznej[4] William R. Leo Techniques For Nuclear And Particle Physics

Experiments, Springer-Verlag, 1987[5] A. Magiera wykład do przedmiotu Podstawy Fizyki Jądrowej[6] K. Muller, wykład do przedmiotu Experimental Methods in Particle

Physics, Uniwersytet w Zurychu[7] C. Grupen, B. Shwartz Particle Detectors

81 / 81

Oddziaływanie cząstek naładowanych z materią i...

Documents

Transcript of Oddziaływanie cząstek naładowanych z materią i...