Download Clase1 - CIEMAT Física de Partículas

Técnicas experimentales de
detección de partículas
Física Experimental de Partículas y Cosmología
Master en Física Teórica – UCM (2013-14)
Dra. Mary-Cruz Fouz
CIEMAT
Dpt Investigación Básica
2
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
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Técnicas experimentales
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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
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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.
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Técnicas experimentales
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.
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Técnicas experimentales
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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
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Técnicas experimentales
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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
  2me c 2 2  2 
dE

2
2 2 Z 1
2


 4N Are me c z
ln






dx
A  2  
I
2


𝑲 = 𝟒𝝅𝑵𝑨 𝒓𝟐𝒆 𝒎𝒆 𝒄𝟐 = 𝟎. 𝟑𝟎𝟕𝑴ⅇ𝑽𝒈−𝟏 𝒄𝒎𝟐
NA=Num. Avogadro
c= 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)
= corrección del efecto de densidad
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Técnicas experimentales
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Pérdidas de energía por ionización: Fórmula Bethe-Bloch(II)
  2me c 2 2  2 
dE

2
2 2 Z 1
2


 4N Are me c z
ln






dx
A  2  
I
2 

Para una velocidad  dada la pérdida es
independiente de la masa pero no de la carga.
A mayor carga mayor pérdida de energía.
A baja energía ( < 3) domina 1/
La dependencia con 1/ puede interpretarse como
que las pérdidas son proporcionales al tiempo que
la partícula está cerca del átomo
A  ~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
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Técnicas experimentales
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Pérdidas de energía por ionización:Fórmula Bethe-Bloch(III)
  2me c 2 2  2 
dE

2
2 2 Z 1
2


 4N Are me c z
ln






dx
A  2  
I
2 

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  en la fórmula)
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Técnicas experimentales
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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
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Técnicas experimentales
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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+, eo muones de muy alta energía
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Técnicas experimentales
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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%)
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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 (𝜺𝒄 )
como aquella energía para las que
ambas contribuciones son iguales
ⅆ𝐸
ⅆ𝑥
=
𝐼𝑜𝑛
ⅆ𝐸
ⅆ𝑥
𝐵𝑟𝑒𝑚
De forma aproximada para electrones
550𝑀ⅇ𝑉
𝜀𝑐 ≈
𝑍
para 13 ≤ 𝑍 ≤ 92
𝐴
Una definición alternativa de la energía crítica (Rossi):
𝑋0 ≈ 180 2 𝑔𝑐𝑚−2
𝑍
Energía a la cual la pérdida debida a
𝐸
ⅆ𝐸
≈
ionización por longitud de radiación es
𝑋0
ⅆ𝑥 𝐵𝑟𝑒𝑚𝑠
igual a la energía del electrón incidente
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Técnicas experimentales
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Efecto fotoeléctrico
El fotón es absorbido por el medio emitiéndose un electrón.
La energía del electrón:
𝑬𝒆 = 𝒉𝝂𝟎 − 𝑬𝒃
𝑬𝒃 = 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
2
2 7 2
8𝜋𝑟
𝑚
𝑐
𝑒
𝑒
Para ℎ𝜈 ≪ 𝑚𝑒 𝑐 2
𝜎 = 4𝛼 4 2𝑍 5
3
ℎ𝜈
De forma general:
𝑍𝑛
𝜎∝ 𝑚
ℎ𝜈
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.
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Técnicas experimentales
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Efecto Compton
Colisión entre un fotón y un electrón en reposo
𝐸𝛾 =
1 + ℎ 𝜈0
𝑇𝑒 = ℎ𝜈0
ℎ𝜈0
𝑚𝑒 𝑐 2 1 − cos 𝜃
ℎ𝜈0 1 − cos 𝜃
1 + ℎ𝜈0 1 − cos 𝜃
La probabilidad depende del número de electrones  Aumenta con Z
ln 𝜀
𝜎∝𝑍
𝜀
siendo
𝜀=
𝐸𝛾
𝑚𝑒 𝑐 2
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)
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Técnicas experimentales
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Producción de pares
Un fotón puede producir un par e+e- si 𝑬𝜸 > 𝟐𝒎𝒆 𝒄𝟐
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
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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)
Frente
de onda
Frente
de onda
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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
1
cos 𝜽 =
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%)
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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
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Técnicas experimentales
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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)
𝑬𝒑𝒉 ∝ 𝛾
𝛾=
𝐸
𝑚𝑐 2
e1 e2
Muy baja probabilidad de interacción. Aumenta con la Z del material
𝑁𝑝ℎ ∝ 𝛼𝑍
2
1
𝛼=
137
Emisión a muy bajo ángulo (1mrad o menos)
1
𝜃∝
𝛾
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Técnicas experimentales
TR
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
Gaseosos
Líquidos
De estado sólido - Semiconductores
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Técnicas experimentales
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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.
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
= (dE/dx) D x
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)
Número de Clusters:
Cada colisión de la partícula con las moléculas del gas es independiente
 Estadística de Poisson
ncnce-nc
n c= # medio de clusters
P(nc)=
nc!
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Técnicas experimentales
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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 𝑍 2 ⅆ𝐸
𝑧 𝑥
𝛽2
𝐴
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
𝑚𝑎𝑥
𝐸𝑘𝑖𝑛
𝑚𝑎𝑥
𝐸𝑘𝑖𝑛
2𝑚𝛽 2
=
1 − 𝛽2
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
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Técnicas experimentales
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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
Δ𝐸𝑖
𝛼𝑖
=
𝑊𝑖
𝑛𝑇 =
𝑖=1
2013/14
𝑛
𝛼𝑖 𝑛 𝑇 𝑖
𝜶𝒊 = Porcentaje del componente i de la muestra
𝑖=1
Técnicas experimentales
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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
1
𝑫 = 𝜆𝑣
3
D= Coeficiente de difusión
𝜆= Recorrido libre medio
(Distancia promedio entre dos colisiones)
𝑣 = Velocidad media
𝜆∝
𝑣=
𝑇
𝑃
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
𝝈𝒙 = 𝟐𝑫𝒕
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Técnicas experimentales
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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
ánodo
Efield
-
+ 
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
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
La ecuación del movimiento:
ⅆ𝑣
𝑚
= ⅇ𝐸 + 𝑣 × 𝐵 − ⋅ 𝑣
ⅆ𝑡
𝜏
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 :
𝑣𝑑
𝑣𝑑𝐵 =
1 + 𝜔𝜏 2
𝝎=−
𝒒𝑩
𝒎𝒆
Frecuencia de ciclotrón
El ángulo entre el campo eléctrico y la dirección de deriva
de los electrones se denomina ángulo de Lorentz .
Para 𝑬 ⊥ 𝑩 : cos 𝜓 =
1
1 + 𝜔𝜏
2
𝑣𝑑𝐵 = 𝑣𝑑 ⋅ 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
CMS DT
(test beam results)
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 = 𝑃𝑨ⅇ−𝑩𝑃
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 ≈ 108
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:
I. Recombinación
Los e no alcanzan el ánodo
II.
Modo de ionización
Los e llegan al ánodo pero no se
producen avalanchas
III.
Región proporcional
El número de e en la avalancha es
proporcional a la ionización inicial
IV.
Región de proporcionalidad limitada
Saturación. Fuerte fotoemisión.
Avalanchas secundarias
V.
Región Geiger
Fotoemisión masiva
VI.
Descarga continua
2013/14
Técnicas experimentales
36
Dependencia de la eficiencia con el voltaje
DT CMS – Test beam Results
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%).
“Plateau”
(voltajes de operación)
Si se sigue aumentando el voltaje se
entrará en zona de descarga.
Gas: Ar/CO2 (85/15)
Voltajes de operación 
2013/14
en la zona del “plateau”
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) ~ 30-60 mm
Aplicando voltaje al hilo
𝑉0 1
𝐸 𝑟 =
𝑙𝑛 𝑏 𝑎 𝑟
El campo es homogéneo en todo el
volumen del gas
E aumenta cerca del hilo
La avalancha solo se produce en las
cercanías del hilo
2013/14
La avalancha se produciría en
cualquier punto
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)
2013/14
G. Charpak, F.Sauli, JC S
Técnicas experimentales
41
Strips
Cathode Strip Chamber (CSC)
La avalancha
desarrollada en el
hilo induce una
carga en el cátodo
Distancia entre hilos = distancia ánodo-cátodo ~2.5mm
Los cátodos están segmentados en
bandas “strips” perpendiculares al hilo
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)
Wires
Wire spacing
– Depende de la segmentación
~3mm
HV wires
~ 3.6 kV
Strips
6 layers
Strip pitch
8.4-16mm
Gas gap
9.5mm
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
CMS
2013/14
Técnicas experimentales
Thin Gap Chamber (TGC)
Plano a tierra
G10 (soporte)
cátodo “pads”
grafito
3.2 mm
42
50 m m
~4kV
2 mm
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)
STRIPS LECTURA
AISLANTE (MYLAR)
HV
ESPACIADOR
2 mm
~2 mm
PLANO RESISTIVO
(BAKELITE)
GAS
~2 mm
GRAFITO
GND
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 (𝑽𝒅 ) y con ello la eficiencia. Este variación del voltaje depende
de la carga y la resistividad
𝑉𝑑 ∝ 𝑄𝑒 𝜌
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Técnicas experimentales
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Resistive Plate Chamber (RPC)
STRIPS LECTURA
AISLANTE (MYLAR)
HV
ESPACIADOR
2 mm
~2 mm
~2 mm
GND
GAS
PLANO RESISTIVO
(BAKELITE)
GRAFITO
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.
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Técnicas experimentales
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The Gas Electron Multiplier (GEM)
Lámina delgada (~50 mm ) de Kapton (aislante)
metalizada con cobre donde se perforan huecos
(diámetro ~30-200 mm) espaciados ~50-300 mm.
GEM
Deriva
Esta lámina se sitúa entre dos gaps de gas
delimitados por electrodos planos
1. Zona de conversión y deriva
2. Zona de transferencia
Al aplicar una diferencia de voltaje a las láminas de cobre se origina
un alto campo eléctrico ~100kV/cm en los huecos
Amplificación
1.- Los electrones generados por ionización en la parte
superior derivan hacia el GEM
Transferencia
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
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Técnicas experimentales
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Multi-GEM
El uso de varios GEM en cascada permite altas
ganancias con campos más bajos
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Técnicas experimentales