Plan I. Quelques points de physique des hautes énergies II. Quelques notions sur les accélérateurs III. Energie perdue dans la matière IV. Partie active des détecteurs V. Identification des particules et reconstitution de traces VI. Calorimétrie VII. Electronique et système d acquisition VIII.Détecteurs de physique des hautes énergie Interaction entre particules et matière Une particule peut perdre de l énergie dans la matière de deux façons : Collisions discrètes avec les électrons atomiques de la cible Échange d un photon les collisions avec le noyau sont négligeables car m e << m Noy Si ħω est suffisamment grand, on peut observer une ionisation du milieu dx = " % & N E d# 0 h d$ N : densité des électrons du milieu Dans certains cas, le photon peut s échapper du milieu au lieu d ioniser l atome (effet Cherenkov et rayonnement de transition) P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III /9 P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III /9 lourdes chargées (/3) On ne considère ici que des particules telles que m > m µ 00 m e Les particules lourdes chargées transfèrent principalement de l énergie aux électrons atomiques par : Ionisation Excitation On utilise la formule de Bethe Bloch pour décrire l énergie moyenne perdue par les particules par ionisation : dx = " 4 # N r e me c Z - & $ ln m e c % $ ) ( ' I + " $ ", 0 /./ * /dx (MeV/g/cm ) ne dépend que de β et pas de m I est le potentiel d excitation. On a environ I I 0 Z avec I 0 0 ev lourdes chargées (/3) dx = " 4 # N r e me c Z - & $ ln m e c % $ ) ( ' I + " $ ", 0 /./ * On observe : Une décroissance comme β -5/3 (facteur cinématique) pour les faibles β Un minimum pour β γ 3,5 (Minimum Ionizing Particle ou MIP) pour lesquelles /dx MeV/g/cm Une augmentation logarithmique en ln (γ ) attribuée à l augmentation des champs transverses avec γ qui entraîne une contribution des collisions à plus grandes distances L augmentation relativiste est contrebalancée à haute énergie par un effet de densité paramétrisé par δ (la polarisation du milieu le long de la trace écrante les atomes lointains) «plateau de Fermi» Le rapport Z / ne varie pas trop (sauf pour H ) P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 3/9 P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 4/9
lourdes chargées (3/3) Les courbes pour différentes particules sont différentes car β varie pour p constant Courbes expérimentales et théoriques pour des π ± sur du Cuivre Les détecteurs réels ne mesurent pas </dx> mais l énergie ΔE déposée dans l épaisseur Δx Forme des distributions de /dx Petites épaisseurs (et matériaux de basse densité) : Peu de collisions, mais certaines d entre elles ont un grand transfert d énergie Les distribution de /dx présentent de grandes fluctuations vers les pertes élevées («Landau tails») Grandes épaisseurs (et matériaux de haute densité) : Beaucoup de collisions Les distributions de /dx sont gaussiennes (théorème central limite) P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 5/9 P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 6/9 Ionisation Des particules rapides ionisent un gaz Chacun des électrons primaires a parfois suffisamment d énergie pour ioniser d autres atomes Ionisation secondaire n total = "E = dx "x # 3$ 4 n primaire W i W i ΔE : Energie totale perdue W i : Energie perdue par paire électron/ion Nombre de paires initiales e - /ion pour les gaz Il faudra une amplification car détecter 00 paires e-/ion n est pas simple! légères chargées (e ± ) : bremsstrahlung Egalement appelé «rayonnement de freinage» Ne s applique que pour les e ± (et les µ d énergie > TeV) Radiation de photons dans le champ électrique du noyau cible Longueur de radiation X 0 (g/cm ) : dx = " E X 0 X 0 = 4 " N Z r # 83 & e ln % $ Z / 3 ( ' P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 7/9 P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 8/9
légères chargées (e ± ) : pertes totales légères chargées (e ± ) : énergie critique Une part non négligeable de l énergie est emportée par des photons issus du rayonnement de freinage En plus de ceci, la formule de Bethe Bloch doit être modifiée car la particule incidente a la même masse que l électron atomique Energie déposée par e ± dans du cuivre L énergie critique est par définition l énergie à laquelle les pertes par ionisation et par rayonnement de freinage sont égales Pour e ±, on obtient approximativement : E c Sol+Liq " 60 MeV Z +,4 et E c Gaz " 70 MeV Z +,4 Effet de densité dans / dx (ionisation) Pour µ ±, on obtient approximativement : elec E c " E m # µ & c % ( $ m e ' Exemple du Fer (Z=6) : E c (e " ) =,4 MeV et E c (µ) # TeV P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 9/9 P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 0/9 Energie perdue par les photons (/4) Energie perdue par les photons (/4) Pour être détecté, un γ doit créer des particules chargées et/ou transférer de l énergie à des particules chargées qui seront ensuite détectées Plusieurs effets possibles : Effet photoélectrique Mécanisme : γ + atome atome + + e - Concerne principalement les e - de la couche K Section efficace Section efficace Thomson " Photo # E $ %7/ Z 5 "Th " Th = 8 3 # r e $ 665 mbarn Diffusion Compton Mécanisme : γ + e γ + e Suppose que l e - est quasiment libre Section efficace : " c e # ln($) $ atome et " c # Z e "c P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III /9 P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III /9 3
Energie perdue par les photons (3/4) Energie perdue par les photons (4/4) Finalement, on écrira : I " = I 0 e # µ x avec µ = µ photo +µ Compton +µ paire +L Création de paires Mécanisme : γ + noyau e - + e + + noyau Se produit dans le champ coulombien d un noyau ou d un électron uniquement si E " > m e c Section efficace : " Paire # 4 $ r e Z 7 & 83 ) % ln( 9 ' Z / 3 + * Indépendant de l énergie!! Coefficient d atténuation de masse (cm /g) Carbone (Z = 6) µ i = N " i On introduit λ Paire par : " Paire = 9 7 X 0 Plomb (Z = 8) " # Paire $ N % Paire P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 3/9 P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 4/9 Energie perdue par les hadrons neutres et chargés (/) Energie perdue par les hadrons neutres et chargés (/) Déterminée par des processus nucléaires inélastiques Excitation puis création de fragments puis production de particules secondaires On définit Une longueur d absorption Une longueur d interaction " a = $ / 4 N # Inel " I = $ / 3 N # Total % " I < " a haute énergie, la section efficace dépend peu de l énergie et du type de la particule incidente (p, K, π,..) : " Inel # " 0 0,7 avec " 0 # 35 mb P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 5/9 P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 6/9 4
Energie perdue par les neutrinos (/) Les neutrinos ne sont sensibles qu à l interaction faible Les sections efficaces sont très petites Pour les détecter, il faut les faire interagir : &( " l + n # l $ + p avec l $ = e,µ,% ' )( " l + p # l $ + n avec l $ = e,µ,% Pour Z > 6 : λ a > X 0 Longueur d absorption Longueur de radiation Typiquement, les efficacités de détection sont de l ordre de 0-7 dans m de Fer Les détecteurs doivent être énormes et accepter de très haut flux P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 7/9 P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 8/9 Energie perdue par les neutrinos (/) Dans les expériences sur collisionneurs, on attribue l énergie et l impulsion transverse manquantes au(x) neutrino(s) Cette méthode a permis dans U de reconstruire le neutrino de : W + " e + +# e L électron! Il faut une confiance énorme dans la théorie pour tenir ce genre de raisonnement! P. Puzo / 007-008 R&E - UE6 - Détection en physique des hautes énergies - III 9/9 5