Técnicas experimentales de detección de partículas

Presentación del tema: "Técnicas experimentales de detección de partículas"— Transcripción de la presentación:

1 Técnicas experimentales de detección de partículas
Física Experimental de Partículas y Cosmología Master en Física Teórica – UCM ( ) Dra. Mary-Cruz Fouz CIEMAT Dpt Investigación Básica

2 Técnicas experimentales
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 2013/14 Técnicas experimentales

3 Detectores de partículas – Principios generales
Según el diccionario de la Real Academia Española Detector: Aparato que sirve para detectar. Detectar: Descubrir la existencia de algo que no era patente. Podemos reconocer una partícula por las huellas que dejan. Se pueden detectar gracias a las perturbaciones que provocan en la materia de los detectores 2013/14 Técnicas experimentales

4 Detectores 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 2013/14 Técnicas experimentales

5 Detección de Partículas - Objetivos
Producir 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…) 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. 2013/14 Técnicas experimentales

6 Interacción de las partículas con la materia

7 Interacción de las partículas con la materia
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. 2013/14 Técnicas experimentales

8 Interacción de las partículas con la materia
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 2013/14 Técnicas experimentales

9 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. La pérdida de energía por unidad de longitud que experimenta la partícula se describe por la fórmula de Bethe-Bloch 𝑲=𝟒𝝅 𝑵 𝑨 𝒓 𝒆 𝟐 𝒎 𝒆 𝒄 𝟐 =𝟎.𝟑𝟎𝟕𝑴ⅇ𝑽 𝒈 −𝟏 𝒄 𝒎 𝟐 NA=Num. Avogadro bc= velocidad de la partícula z= carga de la partícula Z=núm atómico material A=masa atómica material I=Potencial de ionización efectivo del átomo I≈ I0Z ( I0≈ 10 eV) d= corrección del efecto de densidad 2013/14 Técnicas experimentales

10 Pérdidas de energía por ionización: Fórmula Bethe-Bloch(II)
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 baja energía (bg < 3) domina 1/b La dependencia con 1/b puede interpretarse como que las pérdidas son proporcionales al tiempo que la partícula está cerca del átomo A bg ~3-4 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 2013/14 Técnicas experimentales

11 Pérdidas de energía por ionización:Fórmula Bethe-Bloch(III)
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) 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) 2013/14 Técnicas experimentales

12 Dispersión Múltiple (Coulomb)
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 2013/14 Técnicas experimentales

13 Pérdidas por radiación (Bremsstrahlung) (I)
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 2013/14 Técnicas experimentales

14 Pérdidas por radiación (Bremsstrahlung) (II)
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%) 2013/14 Técnicas experimentales

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Energía Crítica Las pérdidas de energía para un electrón vendrían dadas por: ⅆ𝐸 ⅆ𝑥 𝑇𝑜𝑡 = ⅆ𝐸 ⅆ𝑥 𝐼𝑜𝑛 + ⅆ𝐸 ⅆ𝑥 𝐵𝑟𝑒𝑚 Definimos la energía crítica ( 𝜺 𝒄 ) como aquella energía para las que ambas contribuciones son iguales ⅆ𝐸 ⅆ𝑥 𝐼𝑜𝑛 = ⅆ𝐸 ⅆ𝑥 𝐵𝑟𝑒𝑚 De forma aproximada para electrones 𝜀 𝑐 ≈ 550𝑀ⅇ𝑉 𝑍 para 13≤𝑍≤92 𝑋 0 ≈180 𝐴 𝑍 2 𝑔𝑐 𝑚 −2 Energía a la cual la pérdida debida a ionización por longitud de radiación es igual a la energía del electrón incidente ⅆ𝐸 ⅆ𝑥 𝐵𝑟𝑒𝑚𝑠 ≈ 𝐸 𝑋 0 Una definición alternativa de la energía crítica (Rossi): 2013/14 Técnicas experimentales

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Efecto fotoeléctrico El fotón es absorbido por el medio emitiéndose un electrón. La energía del electrón: 𝑬 𝒆 =𝒉 𝝂 𝟎 − 𝑬 𝒃 𝑬 𝒃 = Energía de ligadura del electrón con el átomo El ángulo depende de la energía del fotón incidente. A mayor energía menor ángulo 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=4 𝛼 𝑍 5 8𝜋 𝑟 𝑒 𝑚 𝑒 𝑐 2 ℎ𝜈 Para ℎ𝜈≪ 𝑚 𝑒 𝑐 2 𝜎∝ 𝑍 𝑛 ℎ 𝜈 𝑚 De forma general: n varía entre 4 y 5 m 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. 2013/14 Técnicas experimentales

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Efecto Compton Colisión entre un fotón y un electrón en reposo 𝐸 𝛾 = ℎ 𝜈 ℎ 𝜈 0 𝑚 𝑒 𝑐 2 1− cos 𝜃 𝑇 𝑒 =ℎ 𝜈 0 ℎ 𝜈 0 1− cos 𝜃 1+ ℎ 𝜈 0 1− cos 𝜃 La probabilidad depende del número de electrones  Aumenta con Z 𝜎∝𝑍 ln 𝜀 𝜀 𝜀= 𝐸 𝛾 𝑚 𝑒 𝑐 2 siendo 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) 2013/14 Técnicas experimentales

18 Técnicas experimentales
Producción de pares Un fotón puede producir un par e+e- si 𝑬 𝜸 >𝟐 𝒎 𝒆 𝒄 𝟐 Necesita la presencia de un núcleo para conservar el momento La energía transferida al núcleo es despreciable debido a su masa La producción de pares se debe predominantemente a fotones de alta energía Longitud de radiación La producción de pares aumenta con el Z del material 2013/14 Técnicas experimentales

19 Técnicas experimentales
Radiación Cherenkov 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 2013/14 Técnicas experimentales

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Radiación Cherenkov 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) 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 cos 𝜽 = 1 𝒏𝜷 Midiendo el ángulo entre la luz emitida y la trayectoria de la partícula se puede medir su velocidad La radiación Cherenkov apenas conlleva pérdida de energía de la partícula (<1%) 2013/14 Técnicas experimentales

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Radiación Cherenkov 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 2013/14 Técnicas experimentales

22 Radiación de Transición
La radiación de transición se produce cuando una partícula atraviesa la frontera entre dos materiales con distinta constante dieléctrica TR Energía de los fotones radiados en el rango de keV (rayos X) TR 𝑬 𝒑𝒉 ∝ 𝛾 𝛾= 𝐸 𝑚 𝑐 2 e1 e2 Muy baja probabilidad de interacción. Aumenta con la Z del material 𝛼= 1 137 𝑁 𝑝ℎ ∝𝛼 𝑍 2 Emisión a muy bajo ángulo (1mrad o menos) 𝜃∝ 1 𝛾 2013/14 Técnicas experimentales

23 Detectores de Ionización Detectores gaseosos

24 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 Gaseosos Líquidos De estado sólido - Semiconductores 2013/14 Técnicas experimentales

25 Detectores gaseosos - Ionización
Una partícula cargada interaccionará con el gas y perderá energía de acuerdo con la fórmula de Bethe-Bloch. p Si la energía perdida por la partícula es suficientemente alta puede ionizar las moléculas de gas Creación de clusters al paso del muon Ionización primaria: Par ion-electrón Ionización Secundaria Tamaño del Cluster: nT≈ D E Wi D E = Pérdida de Energía Wi = 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 Número de Clusters: Cada colisión de la partícula con las moléculas del gas es independiente  Estadística de Poisson P(nc)= ncnce-nc nc! n c= # medio de clusters 2013/14 Técnicas experimentales

26 Detectores gaseosos - Ionización
Las pérdidas de energía fluctúan de una colisión a otra. La probabilidad de transferir una energía E viene dada por: 𝑃 𝐸 ⅆ𝐸= 0.15𝑀𝑒𝑉 𝛽 2 𝑍 𝐴 𝑧 2 𝑥 ⅆ𝐸 𝐸 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 El ángulo de emisión de un rayo delta de energía E es aproximadamente: cos 2 𝜃 = 𝐸 𝐸 𝑘𝑖𝑛 𝑚𝑎𝑥 𝐸 𝑘𝑖𝑛 𝑚𝑎𝑥 = 2𝑚 𝛽 2 1− 𝛽 2 Los rayos delta pueden producir ionizaciones secundarias alejadas de la trayectoria de la partícula inicial 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 2013/14 Técnicas experimentales

27 Detectores gaseosos - Ionización
Ex= Primera energía excitación EI = Primera energía ionización WI= Energía promedio para producir un par e-ion NP = Número de pares primarios NT = 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 𝑛 𝑇 = 𝑖=1 𝑛 𝛼 𝑖 Δ 𝐸 𝑖 𝑊 𝑖 = 𝑖=1 𝑛 𝛼 𝑖 𝑛 𝑇 𝑖 𝜶 𝒊 = Porcentaje del componente i de la muestra 2013/14 Técnicas experimentales

28 Detectores gaseosos – Difusión
Los iones, electrones y moléculas presentes en un gas se mueven en todas direcciones colisionando continuamente entre sí. Si la concentración de partículas cargadas es distinta en distintas regiones se produce una difusión descrita por: Ley de Fick El flujo de partículas por segundo y unidad de superficie es proporcional al gradiente de concentración 𝐽=−𝐷 𝛻 𝑛 D= Coeficiente de difusión 𝜆∝ 𝑇 𝑃 𝑫= 1 3 𝜆 𝑣 𝜆= Recorrido libre medio (Distancia promedio entre dos colisiones) 𝑣 = Velocidad media 𝑣 = 8𝑘𝑇 𝜋𝑚 La dispersión depende de la presión y temperatura Una nube de electrones-iones tras un tiempo t se habrá dispersado de forma gaussiana 𝝈 𝒙 = 𝟐𝑫𝒕 2013/14 Técnicas experimentales

29 Detectores gaseosos - Deriva
Los 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 Si aplicamos un campo eléctrico al gas, los iones y electrones, experimentan fuerzas en sentido contrario y se moverán siguiendo las líneas del campo. p 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 ánodo cátodo Efield   Sí el campo eléctrico es suficientemente intenso los electrones/iones llegarán hasta el ánodo/cátodo 2013/14 Técnicas experimentales

30 Detectores gaseosos - Deriva
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. 2013/14 Técnicas experimentales

31 Detectores gaseosos – Deriva y difusión en campos magnéticos
En presencia de un campo magnético la velocidad de deriva se verá afectada modificándose la trayectoria de la misma. 𝑚 ⅆ 𝑣 ⅆ𝑡 =ⅇ 𝐸 + 𝑣 × 𝐵 − 𝑚 𝜏 ⋅ 𝑣 La ecuación del movimiento: t = Tiempo medio entre colisiones El efecto dependerá tanto de la intensidad del campo magnético como de la dirección respecto al campo eléctrico aplicado Cuando 𝑬 𝐲 𝑩 son paralelos la velocidad de deriva no se ve afectada En el caso particular de 𝑬 ⊥ 𝑩 : 𝑣 𝑑 𝐵 = 𝑣 𝑑 𝜔𝜏 2 CMS DT (test beam results) 𝝎=− 𝒒𝑩 𝒎 𝒆 Frecuencia de ciclotrón El ángulo entre el campo eléctrico y la dirección de deriva de los electrones se denomina ángulo de Lorentz . cos 𝜓 = 𝜔𝜏 2 Para 𝑬 ⊥ 𝑩 : 𝑣 𝑑 𝐵 = 𝑣 𝑑 ⋅ cos 𝜓 La difusión también se ve afectada y cuando 𝑬 𝐲 𝑩 son paralelos mientras que la difusión longitudinal no cambia, la difusión transversa puede verse disminuida sustancialmente 2013/14 Técnicas experimentales

32 Detectores gaseosos - Avalancha
Si 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. El incremento relativo de electrones viene dado por dn/n = adx 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 Si el campo no es homogéneo: 2013/14 Técnicas experimentales

33 Detectores gaseosos – Avalancha
El primer coeficiente de Townsend puede parametrizarse como: 𝛼=𝑃𝑨 ⅇ −𝑩 𝑃 𝐸 P = Presión del gas E = Campo eléctrico A y B = constantes que dependen del gas válidas para un rango de E 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. No pueden darse reglas simples para a en el caso de mezclas de gases 2013/14 Técnicas experimentales

34 Detectores gaseosos - Avalancha
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≈ 10 8 En la práctica se observa ya a 106 Evolución streamers en Argon 2013/14 Técnicas experimentales

35 Detectores gaseosos – modos de operación
Dependiendo del voltaje aplicado: Recombinación Los e no alcanzan el ánodo Modo de ionización Los e llegan al ánodo pero no se producen avalanchas Región proporcional El número de e en la avalancha es proporcional a la ionización inicial Región de proporcionalidad limitada Saturación. Fuerte fotoemisión. Avalanchas secundarias Región Geiger Fotoemisión masiva Descarga continua 2013/14 Técnicas experimentales

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” 2013/14 Técnicas experimentales

37 Detectores gaseosos – Elección del gas
Los 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). 2013/14 Técnicas experimentales

38 Detectores gaseosos – Detección de la señal
Los 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 ) 2013/14 Técnicas experimentales

39 Detectores gaseosos – Diseño básico
Dependiendo del campo E aplicado funcionará como: Cámara de ionización Contador proporcional Contador geiger-muller Detector Cilíndrico con un hilo en el centro Detector de planos paralelos 2a (diámetro hilo) ~ mm Aplicando voltaje al hilo 𝐸 𝑟 = 𝑉 0 𝑙𝑛 𝑏 𝑎 1 𝑟 El campo es homogéneo en todo el volumen del gas La avalancha se produciría en cualquier punto E aumenta cerca del hilo La avalancha solo se produce en las cercanías del hilo 2013/14 Técnicas experimentales

40 MultiWire Proportional Chambers (MWPC)
G. Charpak, NIM 62(1968)262 Premio Nobel 1992 Distancia entre hilos ~2mm Requiere que los hilos se posicionen con gran precisión 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 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 2013/14 Técnicas experimentales

41 Cathode Strip Chamber (CSC)
Strips La avalancha desarrollada en el hilo induce una carga en el cátodo Los cátodos están segmentados en bandas “strips” perpendiculares al hilo Distancia entre hilos = distancia ánodo-cátodo ~2.5mm Posición de la traza en 2D Coordenada del hilo Posición medida en el cátodo calculando el centro de gravedad Las cámaras CSC usadas en los experimentos del LHC están formadas por varios planos Resolución espacial <100 micras (Cátodo) – Depende de la segmentación Strips Wires 6 layers CMS HV wires ~ 3.6 kV Strip pitch 8.4-16mm Gas gap 9.5mm Wire spacing ~3mm 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 2013/14 Técnicas experimentales

42 Gas: CO2/n-pentane ( 50/50) Técnicas experimentales
Thin Gap Chamber (TGC) G10 (soporte) cátodo “pads” Plano a tierra grafito 3.2 mm 2 mm ~4kV 50 m Gas Gas: CO2/n-pentane ( 50/50) Mismo principio que las CSC La distancia entre hilos es mayor que la de ánodó-cátodo (“thin”) El cátodo tiene alta resistividad Operan 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 2013/14 Técnicas experimentales

43 Resistive Plate Chamber (RPC)
AISLANTE (MYLAR) GRAFITO STRIPS LECTURA HV GND 2 mm ~2 mm ESPACIADOR 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 ( 𝑽 𝒅 ) y con ello la eficiencia. Este variación del voltaje depende de la carga y la resistividad 𝑉 𝑑 ∝ 𝑄 𝑒 𝜌 2013/14 Técnicas experimentales

44 Resistive Plate Chamber (RPC)
AISLANTE (MYLAR) GRAFITO STRIPS LECTURA HV GND 2 mm ~2 mm ESPACIADOR 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. 2013/14 Técnicas experimentales

45 The Gas Electron Multiplier (GEM)
Lámina delgada (~50 mm ) de Kapton (aislante) metalizada con cobre donde se perforan huecos (diámetro ~ mm) espaciados ~ mm. Esta lámina se sitúa entre dos gaps de gas delimitados por electrodos planos 1. Zona de conversión y deriva 2. Zona de transferencia GEM Al aplicar una diferencia de voltaje a las láminas de cobre se origina un alto campo eléctrico ~100kV/cm en los huecos 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) GEM 2013/14 Técnicas experimentales

46 Técnicas experimentales
Multi-GEM El uso de varios GEM en cascada permite altas ganancias con campos más bajos 2013/14 Técnicas experimentales