Moderne Teilchendetektoren an Hochenergieexperimenten und Ihre Physik 22. November 2005 Daniel Britzger

Gliederung 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

Historischer Rückblick Wilson’sche Nebelkammer (1912) Wasserdamfgesättigte Luft (Nobelpreis 1927) Blasenkammer Plötzliche Druckabsenkung -> sieden Donald A. Glaser (Nobelpreis 1960)

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)

Elementarteilchen

γ g Z0 W± Elementarteilchen Quarks nur gebunden (Hadronen) Austauschteilchen γ W± Z0 g Elementarteilchen und ihre Wechselwirkungen Top-Quark nicht stabil gebunden Tauon nicht ausreichend stabil W±,Z0 und Gluon zu kurzlebig Higgs nicht stabil Nur stabile oder “langlebige” Teilchen sind für Detektoren erfassbar

Direkt Messbare Teilchen Stark el.-magnetisch Schwach Relative Stärke | Reichweite: 1 | 10-15m 1/137 | ∞ 10-5 | 10-18m Stabile Hadronen (z.B. p,n,π,…) x (x) Geladene Leptonen (e,μ) Neutrale Leptonen (νe,νμ,ντ) Photon o Messung der Teilchen durch ihre Wechselwirkung mit Materie Teilchen werden nachgewiesen, indem sie Energie im Detektormaterial deponieren Je nach Teilchenart und –energie sind unterschiedliche Prozesse dominant Nachweis instabiler Teilchen über ihre Zerfallsprodukte

Klassifizierung Masse QM Materie El.mag. WW Starke WW Schwere geladene Teilchen (p,π±,μ,…) -> elm.WW. = Austausch virtueller Photonen -> geringer Anteil starke WW (nicht μ) Ionisation Atom-Anregung Polarisation/Čerenkov-Effekt Übergangsstrahlung … Elektronen/Positronen -> elm. WW = Energieverlust durch Strahlung Bremsstahlung (Coulombstreuung) Masse QM Materie El.mag. WW Photonen -> Austauschteilchen der elmag WW Photoeffekt Compton-Streuung (Thomson-, Rayleighstreuung) Paarerzeugung e+/e- Massive ungeladene Teilchen (n, π0,…) -> starke WW Elastsiche Streuung Inelastische Streuung Kernspaltung (Neutronen-)Einfang Neutinos -> schw. WW „inverse Zerfälle“ Starke WW

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

Nachweis von Teilchen

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

Bethe-Bloch-Formel – dE/dx Mittlerer Energieverlust soll proportional sein zum Quadrat der Teilchenladung zur Dichte des Detektormaterials zur Ordnungs- und Massezahl des Targets K 2πNAre2mec2 z Ladung des einfallenden Teilchens Z,A Ordnungszahlen des Targets ρ Targetdichte I mittl. Ionisationspotential (Materialkonst.) Tmax max. Energieübertrag einer Einzelkollision Tmax≈2mec2β2γ2 Die Physik des Energieverlusts (β): ~ 1/β2 ~ lnβ2γ2 Korrekturen: δ: Dichtekorrektur (Polarisationseffekt) C: Schalenkorrektur Für praktische Anwendung: dE/dx ist Funktion von β

Bethe-Bloch-Formel Schalenkorrektur (C/Z) und weiter Korrekturen der Art zL(β) und z2L(β) Bremsstrahlung (v.a. μ bei Hoch-Z) Electronic stopping power ~β Nicht-ionisierende Stöße (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

Bethe-Bloch-Formel Weitere Stichpunkte zur BB-Formel Abhängigkeit von: Teilchen (ρ,Z,A,I) Absorbermedium (z2,βγ) dE/dx-Kurven für verschiedene Teilchen sind horizontal verschoben um ln(M1/M2) -> Teilchenidentifikation (festes p -> versch. dE/dx) Statistischer Prozess: Reichweitenstreuung Energiestreuung δ-Elektronen Landau-Verteilung

Bragg-Kurve und Reichweite Mittlere Freie Weglänge

Energieverlust von Elektronen und Positronen 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)

Wechselwirkung von Photonen mit Materie Energiebereich „in Worten“ Feynman-Graphen Photoeffekt Eγ < 0.3 MeV Photon wird absorbiert und ein e- aus der Schale geworfen Comptoneffekt Eγ ≈ 1 MeV Photon-“Streuung“ an einem (quasifreien) Elektron Paarbildung Eγ > 2 MeV γ -> e++e- (inverse Bremsstrahlung) Wegen Energie- und Impulserhaltung nicht im freien Raum möglich

Wechselwirkung von Photonen mit Materie

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

Detektion von Neutrinos (schwache WW) in Hochenergieexperimenten

Gesamte Energieverlustrate -dE/dxfür verschiedene Teilchen dE/dx für “schwere” Teilchen wird in diesem Impulsbereich gut durch die Bethe-Bloch- Formel beschrieben, dE/dx für e– folgt nicht der Bethe-Bloch-Formel!

Detektorbau

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

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) Nach Strecke X0 ist Strahlungsenergie auf 1/e≈37% abgefallen Charakteristische Strahlenlängen: Luft 30050cm H20 36.1cm NaJ 2.59cm Pb 0.56cm

Detektortypen

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. 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. Szintillierende Materialien: – Anorganische Kristalle – Organische Kristalle – Organische Flüssigkeiten – Plastikszintillatoren – Edelgase (gasförmig und flüssig) – szintillierende Gläser

Szintillatoren Vorteile: – schnelle Ansprechzeit (besonders organische Szintillatoren, ns-Bereich) – sensitiv auf die deponierte Energie – Herstellung und Betrieb unkompliziert, billig, zuverlässig Nachteile: – empfindlich gegenüber Magnetfeldern (Photomultiplier sowie manche organische Szintillatormaterialien) – Alterungserscheinungen (besonders bei Plastikszintillatoren) – Strahlenschäden (besonders bei Plastikszintillatoren) – Plastikszintillatoren: Anfälligkeit gegenüber Mikrorissen (“Crazing”), welche die Lichtausbeute stark verringern. Werden oft ausgelöst durch Verschmutzung (Lösungsmittel, Öle,Fingerabdrücke). – Anorganische Kristalle: Teilweise hygroskopisches Verhalten mit Verschlechterung der Lichtausbeute. – Gasszintillatoren: Geringe Lichtausbeute.

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

Kalorimeter 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

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)

Gasdetektoren In Gasen haben freie Elektronen eine hohe Beweglichkeit Geladene Teilchen erzeugen Ion-Elektron-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

Proportionalzähler Anodendurchmesser 20-100µm Ladungsträgerlawine nahe an Kathode (Ekrit)

Gasdetektoren 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

ALICE TPC

Halbleiterdetektoren

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

Dotierung von Halbleitern 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

Der pn-Übergang „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“

Verhalten in Sperrichtung Typische Diodenkennlinie Anode an n- und Kathode an p-dotierten 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

Detektorcharakteristika Üblicherweise ist der gesamt Detektor verarmt Dunkelstrom in Abhängigkeit von der Sperrspannung (thermische e--h+-Paare) Detektorkapazität in Abhängigkeit von der Sperrspannung (Bestimmung der Betriebsspannung) Sperrspannung in Abhängigkeit von der Dotierung (full-depleteted)

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

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

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

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

Aufbau eines Großdetektors

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

ATLAS

Thank you for listening

HERA-B

Wire-Bonds