Bevezetés a kísérle. részecskefizikába. Detektorok

Átírás

1 Bevezetés a kísérle. részecskefizikába Detektorok Pásztor Gabriella Gabriella.Pasztor@cern.ch H.-C. Schultz-Coulon, Detector lectures: h<p:// Claus Grupen, Physics of ParGcle DetecGon: h<p://arxiv.org/pdf/physics/ v1.pdf PDG: h<p://pdg.lbl.gov/2014/reviews/rpp2014-rev-passage-pargcles-ma<er.pdf ESIPAP 2015: h<ps://indico.cern.ch/event/294651/other-view?view=standard

2 μsr (Muon Spin RotaGon/RelaxaGon/Resonance/Research) The broadest applicagon of the μsr technique is as a magnegc probe. Beams of posi.ve muons are created with their spins lined up in the same direcgon. When these beams are shot into a material, the muons spins precess around the local magne.c fields in the material. The unstable muons soon decay into positrons; since these ang-electrons tend to be emi<ed in the direcgon of the muons spin, one can examine how the internal magne.c fields of different materials have affected the muons spins by observing the direc.ons in which the positrons are emibed. Another applicagon of the μsr technique is to examine the proper.es of hydrogen inside different materials. Muonium is very much like hydrogen, except that the electron orbits around a muon instead of a proton. By looking at the chemical reac.ons of muonium atoms, one can examine how hydrogen atoms would react in various materials. This research is especially important in semiconductors since hydrogen influences their conducgve behaviour. h<p://nmi3.eu/ Nega.ve muons ~ Heavy electrons Posi.ve muons ~ Light protons

3 μsr (Muon Spin RotaGon/RelaxaGon/Resonance/Research) h<p://nmi3.eu/about-nmi3/joint-research-acgviges/muons/outreach.html h<p://musr.ca/intro/musr/musrbrochure.pdf

4 Erős kcsh sajátállapotok (K 0 = ds, K 0 = ds) CP-tükrözés egymásba alakítja őket, ritkaságuk ellentétes Instabilak, pl. mindke<ő bomolhat π + π és π + π π 0 állapotokra Részecskék: fizikai állapotok jól definiált tömeggel és éle<artammal (a Hamilton operátor sajátállapotai mind az erős, mind a gyenge kcsh-t figyelembe véve) A szuperpozíciói: K 0 és K 0 K 0 és K 0 K 0 S = : CP=+1 (ha p=q), gyorsan elbomlik π+ π -ra pk 0 + qk 0 K 0 L = pk 0 - qk: 0 CP= 1 (ha p=q), hosszabb éle<artam, π + π bomlás Glto< a CP szimmetria mia< CP(π + π ) = P(π + π ) C(π + π ) = (+1) (+1) = +1, ha L=0 pályamomentumú az állapot (s-hullám) CP(π + π π 0 ) = CP(π + π ) CP(π 0 ) = (+1) ( 1) = 1 K 0 és K 0 keletkezik erős kcsh-ban, a keletkeze< K 0 a K 0 S és a K0 L szuperpozíciója ΔS = ΔQ szabály megengedi mind a π + π, mind a π + π π 0 bomlásokat De e + ν e π csak K 0 -ból keletkezhet, míg e ν e π + csak ang-k 0 -ból CP sértő ε paraméter semleges kaon keveredésben:

5 CP tükrözési szimmetria sértés Paritás vagy tértükrözés, P: (x,y,z) (-x,-y,-z) 1957: a bal-kezes neutrínó jobb-kezes tükörpárját nem észlelik paritássértés Töltés-tükrözés, C: részecske angrészecske CP tükrözés: (pl. bal-kezes ν jobb-kezes ang-ν) 1964: CP-sértés gyenge folyamatokban, semleges K 0 mezonok bomlásában 1980: Cronin, Fitch kísérleg Nobel díj A részecskefizika Standard - - Modellje leírja a CP-sértés jelenségét, ám meg nem magyarázza annak eredetét Anyag - anganyag aszimmetria: az univerzumban minden anyag részecskére ~10 10 foton (10 10 megsemmisült részecske - angrészecske pár) jut Az ismert CP sértő folyamatok lényegesen ritkábbak, mint amit az univerzumban észlelt aszimmetria magyarázata ígényel Fontos kutatási irány napjainkban is a CP sértés Γ(e + ) Γ(e ) Γ(e + ) + Γ(e ) ~ ± ( du ) ( d u) augusztus

6 CP tükrözési szimmetria sértés

7 CP tükrözési szimmetria sértés

8 Cronin and Fitch kísérlet Két fajta semleges kaon: tömegük azonos, de éle<artamuk különböző CP=+1 Ha CP megmarad, K L nem bomolhat 2 pionra Semleges kaonok keltése után kivárjuk K 0 S elbomlását Ha CP megmarad, nem észlelhetünk két pionos bomlást Gyenge CP sértés 1980 Nobel-díj CP=-1 CP sajátállapotok: CP(K 0 S )=-1, CP(K0 L )

9 CKM mátrix A W bozon csatolása a bal-kezes kvarkokhoz: A CKM (Cabibbo Kobayashi Maskawa) mátrix V us 2 annak a valószínűsége, hogy egy s kvark u kvarkká alakul Unitér Parametrizálható 3 keveredési szög (θ 12, θ 13, θ 23 : 0 π/2) és egy CP sértő fázis (δ) segítségével δ felelős minden CP-sértő jelenségért a SM-ben

10 CPT-invariancia A térelmélet alaptétele: CPT p(r, t) > ~ p(-r, -t) > ~ p(r, t) > _ Szabad ang-részecske ~ tér-időben visszafelé haladó részecske CPT sérülése komoly problémákat okozna. Sérülne a kölcsönhatások lokalitása, a kauzalitás, vagy az unitaritás, az anyag, információ, megmaradás, vagy A Lorent-invariancia. Feltételezés: CPT nem sérül Ellenőrizni kell (vannak CPT-sértő modellek) Páldául a kaon és ang-kaon tömegének rela v különbsége < CERN AD ang-proton lassító (ALPHA, ASACUSA, ATRAP): proton ang-proton (m, q, μ) összehasonlítás hidrogén ang-hidrogén (spektroszkópia) összehasonlítás augusztus Pásztor: Bevezetés a részecskefizikába 53

11 Részecskék útja az anyagon át

12 Részecske detektálás Részecskék áthaladásának észlelése, lendületének / energiájának mérése, pusának azonosítása (tömeg, töltés, spin, mágneses momentum, éle<artam, kölcsönhatások) Stabil részecskék: e, p [uud], γ, ν A többi részecske elbomlik s = γvτ út megtétele után (v: sebesség, γ = 1 / (1-β 2 ): Lorentzfaktor, τ: átlagos éle<artam a részecske nyugalmi rendszerében) RelaGviszGkus részecskék, amelyek éle<artama τ s (pl. μ, n [ddu], π ± [ud/du], K ± [us/ su]) néhány méter utat megtehetnek a detektorban: közvetlenül észlelhetők Rövid éle<artamú részecskék elbomlanak mielő< jelentős utat tehetnének meg, így csak bomlástermékeik detektálhatók A részecskék detektálására és azonosítására használt kísérle. technikák a részecskék anyaggal való kölcsönhatásának természetére épül From Mark Thompson: Modern ParGcle Physics (p.12)

13 Hogyan detektáljuk a részecskéket? A részecskének, hogy detektálhassuk Kölcsönhatásba kell lépnie a detektor anyagával Energiát kell leadnia valamilyen felismerhető módon (jel) A részecskék detektálása az általuk beutazob anyagban elszenvedeb energiaveszteségen alapul TöltöB részecskék: ionizáció, fékezési sugárzás, Cerenkov sugárzás, (többszörös kcsh.) Fotonok: fotoelektromos hatás, Compton-szórás, e + e párkeltés (egyszeri kcsh.) Hadronok: Magreakciók (többszörös kcsh.) Neutrínók: Gyenge kcsh. Részecskeazonosítás: tömeg, töltés, spin, egyéb kvantumszámok

14 Kölcsönhatások (példák)

15 Részecskék és az anyag kölcsönhatásai TöltöB részecskék elektromágneses kölcsönhatásai à Mai előadás Fotonok elektromágneses kölcsönhatásai Töltö< és semleges hadronok erős kölcsönhatásai

16 Töltö< részecskék kölcsönhatásai: ionizáció RelaGviszGkus részecskék elektromágnesesen kölcsönhatnak a közeg atomjainak elektronjaival és az atomok ionizálásával energiát vesztenek el A kölcsönhatást az elektronokkal való rugalmas ütközés dominálja Ionizációs energiaveszteség egységnyi úthosszon egységnyi sűrűségre: Bethe-Bloch formula (nehéz részecskékre M>>m e ) [ ϱ] - Részecske töltése: z - sebessége: β = v / c - Lorentz-tényezője: γ = (1 β 2 ) -1/2 - βγ = p / (m c) - Az anyag rendszáma: Z - tömegszáma: A - Átlagos gerjesztési energia az anyagban: I 10 Z ev - Maximum energia átadás egy ütközésben: W max [MeV] a részecske tömegétől és sebességétől függ A feng formula 0.1 < βγ < 1000 esetén, közepes rendszámú anyagokra pár %-os pontossággal jó

17 Maximális energiaátadás az ütközésben

18 Ionizációs energiaveszteség Az energia veszteség nem nagyon függ az anyag fajtájától (<de/dx> Z/A 1/2), kivéve a sűrűségen keresztüli függést Minimális ionizációs energiaveszteség βγ 3-4 körül kb. 1-2 MeV/(g cm -2 ) minimum ionising részecskék Kis sebességeknél <de/ dx> 1/β 2 gyorsan nő: lassabb részecske tovább érzi az atomi elektronok elektromos terét

19 Ionizációs energiaveszteség Nagyon relagviszgkus részecskéknél (v c) βγ>4: <de/dx> ln(βγ) relagvisgc rise Nagy energiás részecske: a sebességre merőleges tér erősödik a Lorentztranszformáció mia<, E γ E A kölcsönhatási keresztmetszet nő Korrekciók: Alacsony energián: héj korrekció (általában kicsi) Amikor a részecske sebessége megközelíg az elektron pályasebességét A feltételezés, hogy az elektron nyugalomban van sérül Elektron befogás lehetővé válik Magas energián: sűrűség korrekció Sűrűség-függő polarizációs hatás: a részecske útjától távoli elektromos tér árnyékolása korlátozza a hosszú távú hozzájárulást Nagy γ-nál jelentősebb: elektromos tér hatótávolsága nő, b max nagyobb

20 Pionok energiavesztesége rézben

21 Részecskefelismerés de/dx méréssel

22 ALICE Time ProjecGon Chamber

23 Az energiavesztés fluktuációi E δ > I

24 Átlagos behatolási mélység Range of heavy pargcles in ma<er

25 Elektronok ionizációs energiavesztesége Emlékeztető nehéz töltö< részecskékre: [ ϱ] A Bethe-Bloch formula módosításra szorul, mert a beeső részecske tömege megegyezik az atomi elektronok tömegével Azonos, megkülönbözhetetlen részecskék szórása: + F(γ) - δ [ ϱ] Maximális energiaveszteség az ütközésben: Nem megkülönböztethető részecskékre: Alacsony energiás pozitronok más bánásmódot igényelnek a számolásban, mivel nem azonosak az elektronokkal (megkülönböztethetők)

26 Fékezési sugárzás (bremsstrahlung) X 0 : sugárzási hossz à fontos paraméter az elektromágneses kaloriméterek tervezésénél

27 KriGkus energia Ahol az ionizációs energiaveszteség megegyezik a sugárzási energiaveszteséggel

28 Elektronok teljes energiavesztesége

29 Müonok kölcsönhatásai az anyaggal Minden részecske veszít energiát az anyagban, amelyen áthalad ionizáción keresztül A részecske fajtájától függően más mechanizmusokkal is veszíthet energiát, sőt az ionizációs veszteség akár elhanyagolható is lehet ezekhez képest (lásd elektronok!) 100 GeV energia ala müonoknál az ionizációs energiaveszteség a domináns! Müonok így hosszú utat tehetnek meg sűrű anyagokban (pl. vasban) E=10 GeV müon 13 MeV/cm energiát veszít vasban Részecskegyorsítóknál a müonok általában az egész detektoron áthaladnak, hosszú ionizációs nyomot hagyva maguk után à ezen alapul a müon felismerés, mivel minden más részecske részt vesz egyéb kölcsönhatásokban is és így nem érheg el a detektor külső rétegeit

30 Töltö< részecskék kölcsönhatásai A közeggel, amelyen áthalad, a töltö< részecske elektromágneses kölcsönhatásba lép foton cserével Lehetséges folyamatok Ionizáció [lásd az előbbieket] (rövid hatótávolságú virtuális fotonok ionizálják a közeg atomjait) Cherenkov sugárzás (ha a közeg átlátszó, EM sugárzást bocsájthat ki egy bizonyos határ fölö< ) ÁtmeneG sugárzás (EM sugárzás, ha a dielektromos állandó nem folytonosan változik, közeg határon) Fékezési sugárzás [lásd az előbbieket] (Coulomb térben fékeződő részecske valós fotont bocsájt ki) Az energia veszteség vagy a kibocsájto< sugárzás intenzitásának kiszámításához figyelembe kell venni A töltö< részecske sebességét: v= β c A közeg dielektromos állandóját: ε = ε 1 + iε 2 Leírja a (virtuális) fotonok kölcsönhatását a közeg atomjaival ε 1 : fénytörés ( fázis sebesség vátozása) ε 2 : foton elnyelés ( elnyelési hatáskeresztmetszet)

31 Cherenkov sugárzás

32 Cherenkov sugárzás Alacsony energiájú fotonok (E < gerjesztési energia): ε 2 = 0 σ γ absorbgon = 0 1 / λ 2 Küszöb viselkedés ε 1 > 1/β 2 értéknél: 0 π Cherenkov threshold: 1 < β ε 1 = β n, azaz β > 1/n Cherenkov szög: cosθ c = 1/(n β)

33 Cherenkov sugárzó anyagok

34 Részecskeazonosítás Cherenkov sugárzás mérésével