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Técnicas experimentales de detección de partículas

Dra. Mary-Cruz Fouz CIEMAT

Dpt Investigación Básica

Física Experimental de Partículas y Cosmología

Master en Física Teórica – UCM (2013-14)

2013/14

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Índice Introducción Procesos de interacción de las partículas con la materia Detectores de Ionización

Detectores gaseosos Detectores de estado sólido

Detectores de centelleo Detectores de fotones Calorimetría PID – Identificación de partículas

TOF dE/dX Detectores Cherenkov TRD

Técnicas experimentales

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3Detectores de partículas – Principios generales

Podemos reconocer una partícula por las huellas que dejan.

Se pueden detectar gracias a las perturbaciones que provocan en la materia de los detectores

Según el diccionario de la Real Academia Española

Detector: Aparato que sirve para detectar.

Detectar: Descubrir la existencia de algo que no era patente.


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4Detectores de partículas – Principios generales

Estas huellas nos indican de que tipo de partícula se trata, de su energía, la carga eléctrica, el punto donde se originó

Las “huellas” dependen no sólo del tipo de partícula sino también del material en que se producen

Cuando han dejado huella muchas partículas, distinguir las huellas y asociarlas a cada partícula puede resultar complejo


Detección de Partículas - ObjetivosProducir una señal medible al paso de las partículas que permita:

Identificar todas las partículas presentes (muones, electrones, piones ….) Medir las propiedades de estas partículas (masa, energía, momento, carga…) Reconstruir el proceso que las ha generado (algunas partículas solo pueden ser

detectadas a partir de sus productos de desintegración – W,Z,H…)

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Cada experimento se diseña en función de la física que se quiera estudiar y las condiciones en las que se producen (energía, fondo, frecuencia, tasa de sucesos…) usando aquellos detectores que mejor se adecuen a las necesidades.

(Las condiciones dependen por ejemplo de las características del colisionador (LEP, Tevatron, LHC…) que las produce)

El diseño de un experimento requiere de un

gran trabajo de I+D en detectores y su electrónica,

cada experimento es un nuevo reto y comporta

nuevos avances en el campo de los detectores.

Interacción de las partículas con la materia


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Una partículas al pasar a través de la materia puede interaccionar y perder energía. Los procesos por los que se pierde energía dependen del tipo de partícula.

Las partículas cargadas relativistas pierden energía principalmente por colisiones con los electrones atómicos (excitación e ionización)

Electrones y positrones además producen radiación de fotones (bremsstrahlung) como consecuencia de la interacción con el campo eléctrico nuclear.

Los fotones pueden perder parte de su energía por el efecto Compton o ser absorbidos completamente por el medio y emitir electrones a través del efecto fotoeléctrico o generar pares electrón-positrón

Los hadrones pueden interaccionar con el núcleo y producir mesones neutros y cargados y el núcleo absorberá parte de la energía del hadrón que después liberará emitiendo nucleones.



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La cantidad de energía perdida por las partículas, y el proceso a través del que la pierden, depende de su naturaleza, su propia energía y del material que atraviesan.

Las partículas secundarias generadas por la partícula primaria pueden a su vez interaccionar de nuevo.

En materiales densos algunas partículas pueden llegar a perder toda su energía hasta pararse y, a su vez, las partículas secundarias al interaccionar pueden producir una cascada de partículas (electromagnética o hadrónica)

Los procesos de interacción de las partículas con la materia nos permitirán identificarlas y medir su energía

Los procesos de interacción de las partículas con la materia nos permitirán identificarlas y medir su energía


Pérdidas de energía por ionización: Fórmula Bethe-Bloch (I)

Las partículas cargadas pueden ionizar y excitar los átomos del medio que atraviesan debido a la interacción de Coulomb.

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2

2ln

14 2

222

2222

I

cm

A

ZzcmrN

dx

dE eeeA

NA=Num. Avogadro

bc= velocidad de la partículaz= carga de la partículaZ=núm atómico materialA=masa atómica materialI=Potencial de ionización efectivo del átomo I≈ I0Z ( I0≈ 10 eV)

d= corrección del efecto de densidad

La pérdida de energía por unidad de longitud que experimenta la partícula se describe por la fórmula de Bethe-Bloch

𝑲=𝟒𝝅 𝑵 𝑨 𝒓𝒆𝟐𝒎𝒆𝒄

𝟐=𝟎 .𝟑𝟎𝟕𝑴 ⅇ𝑽 𝒈−𝟏𝒄𝒎𝟐



Pérdidas de energía por ionización: Fórmula Bethe-Bloch(II)

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Para una velocidad b dada la pérdida es independiente de la masa pero no de la carga.A mayor carga mayor pérdida de energía.

A ~3-4bg se alcanza un mínimo

MIP: Minimum Ionization Particle Se define así a la partícula que pierde energía sólo por ionización y su pérdida de energía por unidad de longitud corresponde al mínimo de la curva dE/dx

2

2ln

14 2

222

2222

I

cm

A

ZzcmrN

dx

dE eeeA

A baja energía ( < 3bg ) domina 1/bLa dependencia con 1/b puede interpretarse como que las pérdidas son proporcionales al tiempo que la partícula está cerca del átomo

Pérdidas de energía por ionización:Fórmula Bethe-Bloch(III)

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A energías relativistas se produce un ligero aumento (“relativistic rise”) debido al término logarítmico en la ecuación. Atribuido a la expansión del campo eléctrico transverso de la partícula que permite la contribución de colisiones más distantes.

Campo en reposo (esférico)

Campo moviéndose a v cte(esferoide achatado)

Cuanto más rápido se mueva la partícula mayor será el aumento de la componente perpendicular de E. (A bajas velocidades es despreciable)

2

2ln

14 2

222

2222

I

cm

A

ZzcmrN

dx

dE eeeA

El aumento no continua indefinidamente, se alcanza una zona plana (¨Plateau de Fermi”) debido a la polarización de los átomos por el campo eléctrico de la partícula que apantallan el campo (“efecto de densidad” – Término d en la fórmula)


Dispersión Múltiple (Coulomb)

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Las partículas al interaccionar con el medio no sólo pierden energía sino que también puede variar su trayectoria

Una partícula con carga z interactúa con la carga nuclear del núcleo Z y la sección eficaz sigue la fórmula de Rutherford

En general las partículas no se dispersan o se dispersan muy poco pero cuando atraviesan mucho material (y sobre todo si este es denso – alto Z) experimentarán múltiples pequeñas dispersiones que modificarán la dirección de la partícula.

Cuanto menor es el momento de la partícula más se dispersa

X0 (g/cm2)= Longitud de radiación. (Ver más adelante)

Parámetro que representa la distancia que debe recorrer un electrón en el material para que su energía se reduzca, debido a la radiación, un factor e (~ 63.2%)

Dificulta la precisión en las medidas de trayectorias y por lo tanto también en la medida del momento


Pérdidas por radiación (Bremsstrahlung) (I)

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En la interacción que sufren las partículas cargadas con el campo eléctrico del núcleo las partículas son aceleradas, experimentan un cambio de dirección y pueden radiar un fotón.

La pérdida de energía de la partícula (= energía del fotón radiado)

Sólo es relevante para e+, e- o muones de muy alta energía


Pérdidas por radiación (Bremsstrahlung) (II)

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Para el caso de un electrón:

Definimos X0= Longitud de radiación

Tras haber recorrido una distancia x, la energía de la partícula inicial

X0 = Distancia que debe recorrer un electrón en el material para que su energía se reduzca, debido a la radiación, un factor e (~ 63.2%)


Energía Crítica

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Las pérdidas de energía para un electrón vendrían dadas por:

De forma aproximada para electrones

( ⅆ𝐸ⅆ 𝑥 )

𝑇𝑜𝑡

=(ⅆ𝐸ⅆ 𝑥 )

𝐼𝑜𝑛

+( ⅆ𝐸ⅆ 𝑥 )

𝐵𝑟𝑒𝑚

𝑋 0≈180𝐴𝑍 2 𝑔𝑐𝑚

−2

𝜀𝑐≈550𝑀ⅇ𝑉

𝑍 para13≤𝑍 ≤92

Energía a la cual la pérdida debida a ionización por longitud de radiación es igual a la energía del electrón incidente

¿ (ⅆ 𝐸ⅆ 𝑥 )

𝐵𝑟𝑒𝑚𝑠

≈𝐸𝑋 0

Una definición alternativa de la energía crítica (Rossi):


Definimos la energía crítica como aquella energía para las que ambas contribuciones son iguales

( ⅆ𝐸ⅆ 𝑥 )

𝐼𝑜𝑛

=( ⅆ𝐸ⅆ 𝑥 )

𝐵𝑟𝑒𝑚

Efecto fotoeléctrico

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El ángulo depende de la energía del fotón incidente. A mayor energía menor ángulo

El fotón es absorbido por el medio emitiéndose un electrón.La energía del electrón:

𝑬 𝒆=𝒉𝝂𝟎−𝑬𝒃

= Energía de ligadura del electrón con el átomo

𝜎∝ 𝑍𝑛

h𝜈𝑚

La sección eficaz depende del material y de cual es la capa de electrones.Es complicada de calcular debido a que implica funciones de onda de muchos electrones atómicos

𝜎=4𝛼4√2𝑍5 8𝜋 𝑟𝑒2

3 (𝑚𝑒𝑐2

h𝜈 )7 /2

Parah𝜈≪𝑚𝑒𝑐2

De forma general: n varía entre 4 y 5m varía entre 3.5 y 1

La sección eficaz disminuye cuando aumenta la energía del fotón.

La sección eficaz aumenta cuando aumenta el Z del material.


Efecto Compton

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Colisión entre un fotón y un electrón en reposo

𝐸𝛾=h𝜈0

1+(h𝜈0/𝑚𝑒𝑐2) (1− cos𝜃 )

𝑇 𝑒=h𝜈0(h𝜈0 ) (1−cos𝜃 )1+(h𝜈0 ) (1− cos𝜃 )

𝜎∝𝑍ln𝜀𝜀

𝜀=𝐸𝛾

𝑚𝑒𝑐2siendo

Este proceso es especialmente relevante entre 0.5 MeV y 10 MeV(E demasiado baja para la creación de pares y demasiado alta para el efecto fotoeléctrico)


La probabilidad depende del número de electrones Aumenta con Z

Producción de pares

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Un fotón puede producir un par e+e- si

Necesita la presencia de un núcleo para conservar el momentoLa energía transferida al núcleo es despreciable debido a su masa

Longitud de radiación


La producción de pares se debe predominantemente a fotones de alta energía

La producción de pares aumenta con el Z del material

Radiación Cherenkov

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Si una partícula cargada se propaga en un material a una velocidad que es superior a la velocidad de la luz en ese material se emite luz (radiación Cherenkov) alrededor de la partícula.

(Es un efecto análogo a la explosión que ocurre al romper la barrera del sonido)

Frente de onda

Frente de onda



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(Es un efecto análogo a la explosión que ocurre al romper la barrera del sonido)

La luz se emite con un ángulo de apertura (q) que depende de la velocidad de la partícula y del índice (n) de refracción del medio

cos𝜽=1𝒏 𝜷

La radiación Cherenkov apenas conlleva pérdida de energía de la partícula (<1%)


Si una partícula cargada se propaga en un material a una velocidad que es superior a la velocidad de la luz en ese material se emite luz (radiación Cherenkov) alrededor de la partícula.

Midiendo el ángulo entre la luz emitida y la trayectoria de la partícula se puede medir su velocidad


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Número de fotones emitidos por unidad de longitud

l = longitud de onda

El número de fotones emitidos aumenta con la carga de la partícula

El número de fotones emitidos es proporcional a 1/ l2


Predomina la emisión de luz Ultravioleta

Radiación de Transición

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TR

TRe1 e2

La radiación de transición se produce cuando una partícula atraviesa la frontera entre dos materiales con distinta constante dieléctrica

𝛾=𝐸

𝑚𝑐2

Energía de los fotones radiados en el rango de keV (rayos X)

𝜃∝1𝛾

𝑁 h𝑝 ∝𝛼𝑍2 𝛼=1137


Muy baja probabilidad de interacción. Aumenta con la Z del material

Emisión a muy bajo ángulo (1mrad o menos)

Detectores de Ionización Detectores gaseosos

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Detectores de Ionización

Una partícula cargada que atraviese un material puede ionizarlo.

Si logramos transformar esa ionización en una señal medible podríamos detectarla.

Podemos construir detectores de ionización con distintos materiales

GaseososLíquidosDe estado sólido - Semiconductores

p


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Detectores gaseosos - Ionización

Una partícula cargada interaccionará con el gas y perderá energía de acuerdo con la fórmula de Bethe-Bloch.

Si la energía perdida por la partícula es suficientemente alta puede ionizar las moléculas de gasCreación de clusters al paso del muon Ionización primaria: Par ion-electrón

Ionización Secundaria

Número de Clusters: Cada colisión de la partícula con las moléculas del gas es independiente

Estadística de PoissonP(nc)=

ncnce-nc

nc!

n c= # medio de clusters

Tamaño del Cluster: nT D E

Wi

D E = Pérdida de EnergíaWi = Energía media efectiva para producir un par e-ion (Ionización+OTRAS pérdidas como la excitación molecular)nT = Número total de pares (Primarios + Secundarios)

= (dE/dx) D x

Wi



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Las pérdidas de energía fluctúan de una colisión a otra.La probabilidad de transferir una energía E viene dada por:

Los rayos delta pueden producir ionizaciones secundarias alejadas de la trayectoria de la partícula inicial

Cuando la interacción se produce cerca del átomo puede producirse una alta pérdida de energía que dé lugar a la emisión de un electrón altamente energético rayo delta

𝑃 (𝐸 )ⅆ 𝐸=0.15𝑀𝑒𝑉

𝛽2𝑍𝐴𝑧2 𝑥

ⅆ𝐸𝐸

El ángulo de emisión de un rayo delta de energía E es aproximadamente:

cos2𝜃=𝐸

𝐸𝑘𝑖𝑛𝑚𝑎𝑥 𝐸𝑘𝑖𝑛

𝑚𝑎𝑥=2𝑚𝛽2

1− 𝛽2

La energía depositada en un gas puede describirse con una distribución de Landau (gauss + cola debida a rayos delta)

A menor espesor del gas mayores fluctuaciones



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Ex= Primera energía excitaciónEI = Primera energía ionizaciónWI= Energía promedio para producir un par e-ion

NP = Número de pares primariosNT = Número de pares totales

En el caso de mezclas de gases el número de pares e-ion puede calcularse a partir de los valores de los componentes individuales

𝑛𝑇=∑𝑖=1

𝑛

𝛼𝑖

Δ𝐸 𝑖

𝑊 𝑖

=∑𝑖=1

𝑛

𝛼𝑖𝑛𝑇 𝑖

= Porcentaje del componente i de la muestra

Ley de Fick

El flujo de partículas por segundo y unidad de superficie es proporcional al gradiente de concentración

Detectores gaseosos – Difusión


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Los iones, electrones y moléculas presentes en un gas se mueven en todas direcciones colisionando continuamente entre sí.

𝐽=−𝐷𝛻𝑛D= Coeficiente de difusión

𝑫=13𝜆𝑣

= Recorrido libre medio (Distancia promedio entre dos colisiones)

= Velocidad media

𝝈𝒙=√𝟐𝑫𝒕Una nube de electrones-iones tras un tiempo t se habrá dispersado de forma gaussiana

𝑣=√ 8 𝑘𝑇𝜋𝑚

𝜆∝𝑇𝑃

Si la concentración de partículas cargadas es distinta en distintas regiones se produce una difusión descrita por:

La dispersión depende de la presión y temperatura


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p

Detectores gaseosos - DerivaLos iones y electrones creados en el gas se mueven en todas direcciones y perderán

su energía en las colisiones con el gas (termalización) y viajan cortas distancias hasta que se neutralizan.

La difusión de estos iones/electrones depende del gas

Efield

- +

ánodo cátodo

Sí el campo eléctrico es suficientemente intenso los electrones/iones llegarán hasta el ánodo/cátodo

El movimiento de los electrones debido a E se denomina velocidad de deriva y es proporcional al campo reducido E/p (p= presión del gas) (Vd ~ cm/ms)

Los iones se mueven a velocidades mucho menores (cm/ms) porque su masa es ~1000 veces mayor

Si aplicamos un campo eléctrico al gas, los iones y electrones, experimentan fuerzas en sentido contrario y se moverán siguiendo las líneas del campo.

Detectores gaseosos - Deriva

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La velocidad de deriva depende de la mezcla de gas

Los electrones en su movimiento de deriva también sufren difusión transversal y longitudinal respecto a la dirección del movimiento.


Detectores gaseosos – Deriva y difusión en campos magnéticos

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En presencia de un campo magnético la velocidad de deriva se verá afectada modificándose la trayectoria de la misma.

En el caso particular de :

𝑣𝑑𝐵=

𝑣𝑑

√1+(𝜔𝜏 )2𝝎=−

𝒒𝑩𝒎𝒆

Frecuencia de ciclotrón

El ángulo entre el campo eléctrico y la dirección de deriva de los electrones se denomina ángulo de Lorentz .

𝑚ⅆ �⃗�ⅆ 𝑡

=ⅇ �⃗�+ (�⃗�× �⃗� )−𝑚𝜏⋅ �⃗�

El efecto dependerá tanto de la intensidad del campo magnético como de la dirección respecto al campo eléctrico aplicado

La ecuación del movimiento: t = Tiempo medio entre colisiones

La difusión también se ve afectada y cuando son paralelos mientras que la difusión longitudinal no cambia, la difusión transversa puede verse disminuida sustancialmente

Para : cos (𝜓 )= 1

√1+ (𝜔𝜏 )2𝑣𝑑

𝐵=𝑣𝑑 ⋅cos (𝜓 )

Cuando son paralelos la velocidad de deriva no se ve afectada

CMS DT(test beam results)



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Detectores gaseosos - AvalanchaSi el campo aplicado es suficientemente grande, el electrón acelerado

por el campo puede adquirir energía suficiente como para volver a ionizar y producir un nuevo electrón que a su vez podrá ionizar de nuevo y así sucesivamente dando lugar a una avalancha de electrones.

a = primer coeficiente de Townsend num. de e- producidos por un e- que viaja 1cm en la dirección del campo.

Depende de E, p, T, gas

Numero total de electrones originada por no : n=noeax

Se define la ganancia o amplificación como: G=n/no=eax

El incremento relativo de electrones viene dado por dn/n = adx

Si el campo no es homogéneo:

Detectores gaseosos – Avalancha


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El primer coeficiente de Townsend puede parametrizarse como:

𝛼=𝑃 𝑨ⅇ−𝑩𝑃 /𝐸

P = Presión del gasE = Campo eléctricoA y B = constantes que dependen del gas válidas para un rango de E

No pueden darse reglas simples para a en el caso de mezclas de gases

Para un gas determinado a presión constante la cantidad de electrones en la avalancha depende del número de electrones generados por la partícula incidente y del campo eléctrico aplicado.

Detectores gaseosos - Avalancha


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Esta descripción de la avalancha no tiene en cuenta los efectos de distorsión del campo debidos a las propias cargas de los electrones/iones que puede dar lugar a una saturación de la carga en la avalancha (electrones e iones se recombinan liberando fotones) o formar un plasma conductor (streamer) entre el ánodo y cátodo de modo que se originarán chispas entre ambos electrodos.

Impone un límite en el valor de la ganancia que se puede alcanzar sin descargas

𝐺≈108

En la práctica se observa ya a 106

Evolución streamers en Argon


35 Detectores gaseosos – modos de operaciónDependiendo del voltaje aplicado:I. Recombinación

Los e no alcanzan el ánodo

II. Modo de ionizaciónLos e llegan al ánodo pero no se producen avalanchas

III. Región proporcionalEl número de e en la avalancha es proporcional a la ionización inicial

IV. Región de proporcionalidad limitadaSaturación. Fuerte fotoemisión. Avalanchas secundarias

V. Región GeigerFotoemisión masiva

VI. Descarga continua


36 Dependencia de la eficiencia con el voltaje

DT CMS – Test beam Results

“Plateau” (voltajes de operación)

Gas: Ar/CO2 (85/15)

A medida que se aumenta el voltaje más y más electrones alcanzan los electrodos y la amplificación es suficiente para poder detectarlos hasta que todos se detectan (eficiencia cercana al 100%).

Si se sigue aumentando el voltaje se entrará en zona de descarga.

Voltajes de operación en la zona del “plateau”


37Detectores gaseosos – Elección del gasLos detectores gaseosos usan como

principal componente gases nobles porque permiten altas ganancias con menores voltajes de operación.

El gas más usado es el Argon dado su menor coste.

EL principal problema de estos gases nobles es que los átomos excitados emiten fotones que pueden extraer electrones del cátodo y hacer que el detector entre en descarga continua.

Para evitar este problema se utilizan gases poliatómicos (como por ejemplo CO2 o iC4H10), que actúan como “quenchers” neutralizando la emisión de fotones gracias a que sus estados excitados no radian. Esto permite trabajar a altas ganancias (~105).


38 Detectores gaseosos – Detección de la señalLos electrones e iones producidos en el detector inducen una carga en los

electrodos de la cámara variando el voltaje inicial de los mismos que se puede “leer” a través de un circuito eléctrico externo.

La carga se integra momentáneamente en el condensador y se descarga posteriormente a través de la resistencia dando lugar a un pulso de corriente que depende de la carga producida en el detector.

Generalmente se usan preamplificadores de carga para aumentar el tamaño del pulso. Así como formadores de pulso. Se usan también discriminadores que seleccionan la señal sólo si esta es mayor de un cierto umbral para poder filtrar el ruido.

La señal analogica es enviada e un conversor digital para: - leer la carga ADC (Analogical Digital Converter) o - el tiempo de llegada de la señal: TDC (Time Digital Converter )

Detectores gaseosos – Diseño básico


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Detector Cilíndrico con un hilo en el centro

2a (diámetro hilo) ~ 30-60 mm

𝐸 (𝑟 )=𝑉 0

𝑙𝑛 (𝑏/𝑎 )1𝑟

E aumenta cerca del hilo La avalancha solo se produce en las cercanías del hilo

Dependiendo del campo E aplicado funcionará como: Cámara de ionizaciónContador proporcionalContador geiger-muller

Aplicando voltaje al hilo

El campo es homogéneo en todo el volumen del gas

La avalancha se produciría en cualquier punto

Detector de planos paralelos


40 MultiWire Proportional Chambers (MWPC)

G. Charpak, NIM 62(1968)262Premio Nobel 1992

Cada hilo actúa como un detector independiente.La posición de paso de la partícula viene dada por la posición del hilo donde se origina la señal

Distancia entre hilos ~2mmRequiere que los hilos se posicionen con gran precisión

La “segunda” coordenada puede obtenerse:

A partir de la señal del hilo, midiendo a) La diferencia del tiempo de llegada de la señal en cada extremo b) La proporción de carga en cada extremo Con un segundo plano perpendicular al primero Segmentando el(los) cátodo(s)

G. Charpak, F.Sauli, JC Santiard


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Cathode Strip Chamber (CSC)

Distancia entre hilos = distancia ánodo-cátodo ~2.5mm

La avalancha desarrollada en el hilo induce una carga en el cátodo

Posición de la traza en 2D Coordenada del hilo Posición medida en el cátodo

calculando el centro de gravedad

Se pueden obtener también medidas temporales precisas con la utilización de varios planos usando el tiempo de la 1ª

o 2ª señal que llega st ~ 4ns

Pueden usarse como sistema de disparo puesto que permite medidas precisas del tiempo del cruce de los haces

Resolución espacial <100 micras (Cátodo) – Depende de la segmentación

Los cátodos están segmentados en bandas “strips” perpendiculares al hilo

Las cámaras CSC usadas en los experimentos del LHC están formadas por varios planos

Strips

Wires

6 layers

CMS

HV wires ~ 3.6 kV

Strip pitch 8.4-16mm

Gas gap 9.5mm

Wire spacing ~3mm

Strips


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Thin Gap Chamber (TGC)

G10 (soporte)cátodo “pads” Plano a tierra

grafito3.

2 m

m

2 mm

~4kV50 mm

Gas

Mismo principio que las CSCLa distancia entre hilos es mayor que la de ánodó-cátodo (“thin”)El cátodo tiene alta resistividadOperan en modo saturado.La mezcla es altamente “quencher” lo que evita aparición de “streamers”Opera a altas frecuencias de partículas 20kHz/cm2

Resolución temporal < 5ns Adecuadas como sistema de disparo

Gas: CO2/n-pentane ( 50/50)

Resistive Plate Chamber (RPC)


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AISLANTE (MYLAR)

GRAFITO

STRIPS LECTURA HV

GND

2 mm

~2 mmESPACIADOR

~2 mm

PLANO RESISTIVO (BAKELITE)

GAS

La avalancha en el gas induce una carga en los electrodos de lectura.La señal es muy rápida ~2ns

La Bakelita tiene una alta resisitividad (r) lo que evita daños debido a chispas, pero no debe ser muy alta porque así puede operar a mayores frecuencias, (r~1010Wcm)

Si hay un alto flujo de partículas la corriente puede producir una importante disminución del voltaje () y con ello la eficiencia. Este variación del voltaje depende de la carga y la resistividad

𝑉 𝑑∝𝑄𝑒𝜌

Resistive Plate Chamber (RPC)

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AISLANTE (MYLAR)

GRAFITO

STRIPS LECTURA HV

GND

2 mm

~2 mmESPACIADOR

~2 mm

PLANO RESISTIVO (BAKELITE)

GAS

Tiene dos modos de operación: Streamer (Mezclas de gases con Argon). Señales ~100pC. No opera a altas frecuencias. Limite a 100Hz/cm2 Proporcional (Mezclas de gases con C2H2F4) (baja ganancia ~pC) permite altas frecuencias Adecuado para LHC

Se pueden usar gaps dobles lo que permite trabajar con ganancias menores ( menor probabilidad de chispa) sin pérdida de señal.


The Gas Electron Multiplier (GEM)


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GEM

Deriva

Amplificación

Transferencia

1.- Los electrones generados por ionización en la parte superior derivan hacia el GEM

2.- En los huecos se produce la amplificación. Los iones se recogen en los propios huecos

disminuyen efectos espaciales de carga (pueden operar a altas frecuencias) no contribuyen a la señal.

3.- Los electrones continúan viajando a través del gap inferior y se recolectan en el plano inferior (por medio de Strips o Pads)

Al aplicar una diferencia de voltaje a las láminas de cobre se origina un alto campo eléctrico ~100kV/cm en los huecos

GEM

Lámina delgada (~50 mm ) de Kapton (aislante) metalizada con cobre donde se perforan huecos (diámetro ~30-200 mm) espaciados ~50-300 mm.

Esta lámina se sitúa entre dos gaps de gas delimitados por electrodos planos 1. Zona de conversión y deriva 2. Zona de transferencia

Multi-GEM


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El uso de varios GEM en cascada permite altas ganancias con campos más bajos

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