Production et détection des particules

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1 Production et détection des particules
Production de particules Collisions et cible fixe Luminosité Collisionneurs e+e- et hadroniques Détection des particules Mesure de l’impulsion Reconstruction des trajectoires Identification du type de particules Détection des photons et des électrons Détection des hadrons neutres Identification des muons Détection des neutrinos

2 La production de particules
Où trouver les particules à étudier ? L’énergie de liaison dans les noyaux est trop élevée (interaction forte) pour espérer casser les noyaux par des processus chimiques ou thermiques, par exemple. Il faut amener de l’énergie pour casser les nucléons : accélération puis collision de particules (protons, électrons) qui s’annihilent, l’énergie disponible permet de produire de nombreuses particules. Création de particules autres que celles de notre environement ordinaire (autre que e-, n, p, n et g). Aimant supraconducteur pour le futur LHC.

3 La production de particules (suite)
Physique des particules élémentaires aujourd’hui : explorer la région de masse de l’ordre du TeV. Nécessite la construction d’accélérateurs de particules fonctionnant dans cette gamme d’énergie. Accroissement exponentiel de l’énergie disponible dans les collisionneurs au cours du temps, permettant de produire des particules de + en + lourdes et d’explorer la structure de la matière sur des distances de + en + petites. Sites des grands accélérateurs actuels : essentiellement CERN (Genève), DESY (Hamburg), SLAC (San Francisco), FNAL (Chicago), Brookhaven (New-York), KEK (Tsukuba).

4 La production de particules (fin)
Les particules étudiées peuvent être produites : par des collisionneurs (deux faisceaux, énergies symétriques ou asymétriques), par des collisions sur cible fixe (un seul faisceau qui tape sur de la matière), par des objets cosmologiques (réactions nucléaires dans les étoiles, explosions de supernovae, reliquats de l’enfance de l’Univers (comme par exemple le fond diffus cosmologique de 2.7 K, qui est le reliquat des photons au moment du découplement matière-rayonnement). Ces particules, lorsqu’elles sont chargées, peuvent être accélérées par les champs électriques galactiques par exemple (mais dans ce cas leur trajectoire est aussi courbée par les champs magnétiques galactiques). par des réactions nucléaires (neutrinos produits par les centrales électriques).

5 Les gerbes de rayons cosmiques
Les rayons cosmiques : lorsqu’un proton (par exemple pour le rayon cosmique primaire) arrive dans l’atmosphère, il est détruit par interaction forte avec un nucléon de l’air et il y a production d’une gerbe de particules (comme dans un calorimètre).  Intérêt de l’étude de ces particules : il n’y a pas besoin d’accélérateur, ces particules sont les messagers de phénomènes cosmiques (intérêt pour la cosmologie, l’astrophysique et la physique des particules).  Désavantage : contrairement à l’accélérateur, on ne sait rien a priori de l’état initial (origine, impulsion, énergie, type de la particule primaire, …).

6 Les gerbes de rayons cosmiques (suite)
Exemple du projet AUGER : étude de rayons cosmiques d’énergie allant jusqu’à 1020 eV ! Le mécanisme aboutissant à une telle accélération dans l’Univers n’est pas compris. A comparer aux meilleurs accélérateurs de particules construits actuellement par l’Homme, qui atteignent 1012 eV (Tevatron) et bientôt 1013 eV (LHC). Rayon primaire de 1020 eV : on en attend 1/km2/100 ans  surface de détection de 3000 km2 en Argentine (effet Čerenkov dans de l’eau et mesure de fluorescence).

7 Les réacteurs nucléaires
Etude des neutrinos produits lors des réactions nucléaires. Centrale de Chooz dans les Ardennes.

8 Les différents types d’accélérateurs
Les différents accélérateurs se caractérisent par : - le type des particules accélérées (composites ou ponctuelles : pp, pp, e+e-, ep), l’énergie des particules accélérées (les deux faisceaux à la même énergie ou non), la luminosité instantanée, la luminosité intégrée sur une année, le mode de collision (cible fixe ou collision de deux faisceaux). - m2 E1 E1 E2 √s ≈ √2 E1 m2 masse invariante du système : √s = √4 E1 E2 = 2 Ebeam (si E1 = E 2)  intérêt des collisionneurs pour étudier des processus de très haute énergie. Mais la densité de la cible et la grande taille transverse du faisceau en mode cible fixe permettent des grandes luminosités pour étudier des processus rares.

9 Luminosité [L] = cm-2  Luminosité instantanée : dN/dt = (t) s
section efficace du processus nombre d’interactions par cm2 et par s lumi instantanée en cm-2.s-1 Section efficace : [s] = surface. Probabilité d’interaction. Invariant de Lorentz Généralement des mb, des nb ou des pb, avec 1 barn = cm2. (cf. surface correspondant aux tailles nucléaires : 1 fm2 = m2). Luminosité intégrée : L = ∫ (t) dt [L] = cm-2

10 Luminosité (suite)  Exemple : luminosité intégrée du Tevatron de l’ordre du fb-1, bien supérieure à celle du LEP de l’ordre du pb-1.  Production de bosons Z durant le fonctionnement de LEP-1 ( ) : s(e+e-  Z  q q) = 30 nb pour √s = MZ 1 an de fonctionnement = 100 jours x 20 heures = s  = à cm-2.s-1  134 pb-1 par exepérience N = s x ∫(t) dt = de l’ordre de bosons Z hadroniques produits par expérience. (0.3 Z chaque seconde) Cette grande statistique a permis la mesure très précise des propriétés du boson Z : MZ = ± GeV/c2 GZ = ± GeV/c2 - 0.3 Z0 /sec - 1 croisement toutes les 22 microsec

11 Luminosité (fin)  Production de bosons W durant le fonctionnement de LEP-2 ( ) : = cm-2.s-1  670 pb-1/exp. au-delà du seuil de production de paires W+W-. Mais s = 17 pb  seulement 104 paires W+W- produites par expérience (tous canaux de désintégration confondus). La précision atteinte sur la mesure des propriétés du boson W est donc moins grande que pour le Z : MW = ± GeV/c2 GW = ± GeV - 0.3 Z0 /sec - 1 croisement toutes les 22 microsec

12 Les collisionneurs e+e-
 Production d’e+ : bombarder une cible (= matière) avec un faisceau de protons  production de p±, K±, p, p, p0. Elimination des particules chargées par B et désintégration p0  g g, les g passent dans une deuxième cible dans laquelle ils se convertissent : g  e+e-. La charge est sélectionnée par un B.  Problème du rayonnement pour les accélérateurs circulaires : rayonnement synchrotron = rayonnement de g par les e- et les e+ sur une trajectoire circulaire. Perte d’énergie proportionnelle à s2/r, avec r = rayon de courbure et s = E2. construction d’accélérateurs linéaires (cf. SLC au SLAC, PEP au SLAC, KEK à Tsukuba, le projet mondial d’un futur accélérateur linéaire). Mais le faisceau est perdu après la collision : il faut développer de nouvelles techniques très performantes d’accélération.  Intérêt important des accélérateurs e+e- : l’état initial et l’état final sont simples et complètement connus. Permet une compréhension approfondie d’effets subtils liés à l’instrumentation  erreurs systématiques réduites et très bonne précision des mesures. -  

13 Les collisionneurs hadroniques
- Collisions p p, p p, e+ p, e- p. Objets composites : la collision effective (l’interaction) se fait entre deux partons (de valence ou de la mer) composant le proton  ils ne portent qu’une fraction de l’impulsion du proton du faisceau  l’état initial n’est connu que dans le plan transverse au faisceau, et l’état final est assez compliqué à cause des jets hadroniques produits par les reliquats du proton après la collision. x1P1 y1P2 - u P1 P2 = -P 1 d x3P1 - d u x2P1 - u y2P2 u y3P2 proton 1 anti-proton 2 Quarks de valence : fractions d’impulsion x1P1, x2P1, x3P1 Quarks et gluons de la mer : fractions d’impulsion fiP1 (i=1, ) avec : x1 + x2 + x3 + ∑ fi = 1 

14 Les collisionneurs hadroniques (suite)
 Production des anti-protons en bombardant une cible. Direction et énergie très dispersées. Nécessité d’un refroidissement stochastique pour réduire l’espace des phases. Pour éviter cette difficulté, on peut faire des collisions proton-proton, comme au futur LHC : mais alors on a la difficulté d’une section efficace plus faible (on doit taper sur des partons de la mer), et il faut augmenter l’énergie (pour augmenter la section efficace) et surtout la luminosité. Au futur LHC elle sera de l’ordre de 1033 cm-2.s-1, ce qui entraînera une irradiation importante (et destructrice) des détecteurs.  Les collisionneurs hadroniques permettent de balayer une plage d’énergie, plutôt que d’être limité à une énergie déterminée. De plus il n’y a pas le problème du rayonnement synchrotron comme avec les électrons, ce qui permet d’atteindre des énergies très élevées et a permis la découverte de nouvelles particules (les bosons de l’interaction faible W+, W- et Z, le quark top). Par contre la précision est limitée par l’incertitude sur l’état initial et les incertitudes de QCD non perturbative.

15 Vue aérienne du Tevatron
Accélérateur proton anti-proton, √s = 2 TeV, en surface, de circonférence 10 km. Une collision toutes les 396 ns. Axes de recherche : étude du quark top aussi : étude de la violation de CP, recherche de physique au-delà du Modèle Standard, recherche du boson de Higgs (mais découverte déjà exclue par le LEP), mesures de (semi-) précision.

16 Le futur accélérateur LHC (CERN)
Collisionneur proton proton (N.B. : différent du Tevatron), √s =14 TeV, de 27 km de circonférence, enterré, au CERN. Une collision toutes les 25 ns (de l’ordre de 20 interactions par collision). Mise en service prévue fin 2007. Axes de recherche : recherche du Higgs et de la physique au-delà du Modèle Standard. étude de la violation de CP étude du plasma de quarks et de gluons (collisions Pb-Pb). Le complexe d’accélérateurs pour le LHC

17 Vue aérienne du futur LHC

18 Schéma du tunnel du LHC

19 Le futur CNGS Un faisceau de neutrinos muoniques traverse la croûte terrestre sur 732 km, depuis le CERN (accélérateur SPS) jusqu’au Gran Sasso. Détection de neutrinos tauiques (apparition) pour étudier l’oscillation nm-nt (différent des expériences de disparition de nm qui n’apportent pas directement la preuve que l’oscillation se fait vers le nt). Expériences ICARUS et OPERA.

20 La détection de particules
A mesure de l’augmentation de l’énergie de collision, les accélérateurs gagnent en taille et en complexité. Comme le nombre de particules produites dans une collision et la fréquence des collisions augmentent, les détecteurs doivent aussi être de + en + gros, et de + en + rapides. On aboutit à des collaborations internationales regroupant de l’ordre de 500 à 2000 physiciens appartenant à 50 instituts. Les durées entre la conception et la fin de l’exploitation sont désormais de plusieurs dizaines d’années. Assemblage de CMS au LHC

21 Les particules détectées
Les particules produites lors de la collision se désintègrent généralement immédiatement après avoir été créées. On ne les détecte donc pas directement. Les particules détectées sont celles qui sont stables, ainsi que des particules instables qui se désintègreraient après avoir traversé le détecteur parce que leur temps de vie est assez long (ou parce qu’elles sont produites avec un boost suffisant), et enfin les produits stables de désintégration des particules instables, parfois après des cascades de désintégration. La détection d’une particule est non destructrice dans un premier temps (mesure de l’impulsion des particules chargées). Mais quasiment toutes les particules sont détruites dans les calorimètres par interactions électromagnétique et forte (mesure de l’énergie), et ne sortent pas du détecteur. Seuls les muons, qui interagissent très faiblement avec la matière, et les neutrinos (qui n’interagissent presque pas du tout), s’échappent du détecteur.

22 La distance de vol Particule instable : temps de vie t0. La fraction de particules se désintégrant pendant Dt est constante au cours du temps  si on a N0 particules au temps t = 0, au temps t il en reste : N(t) = N0 exp(-t/t0) Il en reste N(t) = N0/2 pour t = t0 ln(2). Ce temps de vie t0 est le temps propre de la particule, mesuré dans son référentiel de repos. Si la particule n’est pas au repos mais se déplace avec une vitesse v, le temps de vie apparent t dans le référentiel du laboratoire est : t = g t avec g = (1 – v2/c2)-½ La distance de vol moyenne L dans le détecteur est : L = v t = b c t = b g c t0 = p c t0 / m L est la distance mesurable par l’observateur, elle dépend de l’énergie de la particule. Dans le PDG : tabulation des ct0, qu’il faut multiplier par l’impulsion de la particule pour connaître la distance de vol moyenne d’une particule dans le détecteur.

23 Les particules détectées (suite)
Les particules que nous “voyons” dans nos détecteurs sont les suivantes : particule ct (cm) principale désintégration rapport d’embrancht bosons de jauge : g stable / / leptons : ne, nm stable / / e stable / / m e ne nm % mésons : p g g % p± m nm % K± m nm % p± p % p± p+ p % -

24 Les particules détectées (suite)
particule ct (cm) principale désintégration rapport d’embrancht mésons (suite) : K0S p+ p % p0 p % K0L p e ne % p e nm % 3 p % p+ p- p % baryons : p stable / / n p e- ne % L p p % n p % -

25 Les particules détectées (fin)
particule ct (cm) principale désintégration rapport d’embrancht baryons (suite) : S p p % n p % S n p %  L p %  L p % W L K % 0 p % - p % D’autres particules se désintègrent dans le tube à vide du faisceau, non instrumenté, mais nous les reconstruisons par la suite à partir des quadri-impulsions de leurs produits de désintégration qui sont stables et détectés.

26 Les particules détectées (fin)
Détection dans DELPHI au LEP des désintégrations d’un L (uds) et d’un L produits dans un événement e+e-  Z  q q Légende : - en bleu = les protons, en rouge = les pions, en pointillés = les L. - -

27 Que mesure-t-on ? Ces particules interagissent dans des milieux instrumentés essentiellement par interaction électromagnétique (ionisation = création de paires e-/ion positif, création de paires e-/trous dans le silicium, Bremsstrahlung et création de paires e+/e-, rayonnement de photons Čerenkov ) mais aussi par interaction forte (développement de gerbes hadroniques). Lors de ces interactions, les particules déposent de l’énergie dans la matière du détecteur, qui est transformée en courant et digitisée. Dans certains cas, la particule ne perd qu’une fraction négligeable de son énergie, mais dans d’autres cas elle est complètement détruite à l’issue de l’interaction. Les grandeurs mesurées sont déduites des traces du passage des particules dans la matière : trajet des particules chargées dans un champ magnétique et dépôt d’énergie.  mesure de l’impulsion, de l’énergie, des paramètres de la trajectoire (hélice), détermination du type de la particule (sa masse), du signe de sa charge, mesure du point de désintégration des particules instables à grand temps de vol et mesure du point de la collision.

28 Mesure de l’impulsion Champ magnétique B créé généralement par un solénoïde supraconducteur (// axe du faisceau, 1.2 T dans DELPHI au LEP, 4 T dans CMS au futur LHC) ou un toroïde (solénoïde + toroïde de 1400 tonnes dans ATLAS au LHC). Importance de l’uniformité spatio-temporelle du champ. La trajectoire d’une particule chargée dans le champ magnétique est une hélice, dont la projection transverse est un cercle de rayon r. Dans le plan transverse : q v B = m v2 / r  p = p cosq = q B r avec q = Cb et q = angle polaire par rapport à l’axe du faisceau et les dimensions : [p] = kg.m.s-1, [B] = T , [r] = m  p (GeV/c) = 0.3 B r Donc si on mesure le rayon de courbure r de la trajectoire d’une particule chargée  on en déduit le signe de la charge de la particule et son impulsion.

29 Reconstruction des trajectoires
Reconstruction des trajectoires des particules chargées dans le champ magnétique. Interaction électromagnétique entre la particule chargée et les atomes de la matière traversée  création de charges qui vont permettre de localiser le passage de la particule. La perte d’énergie induite est faible et ne diminue pas sensiblement l’énergie de la particule, qui n’est pas détruite : l’ionisation (arrachage d’un électron du cortège électronique de l’atome) nécessite de l’ordre de 30 eV par e- arraché, la création d’une paire e--trou dans un semi-conducteur ne nécessite que quelques eV. Le signal i(t) est généralement induit par le mouvement des charges (et non par la collecte des électrons, cf. théorème de Ramo) : i(t) = q v(t) / d les ions positifs sont plus lents (plus gros) et ce sont eux qui induisent la majeure partie du signal. E tube de charges de quelques mm + + + + + - + - + particule chargée - - + - - - -

30 Les chambres à dérive Volume, généralement cylindrique, rempli d’un gaz. Une plaque centrale crée un champ électrique // axe du cylindre (Haute Tension, par exemple 25 kV). Le volume gazeux est fermé par des disques bouchons, équipés de plans de fils mis à la haute tension  avalanche des électrons (effet de pointe). Damier instrumenté à l’extérieur des disques pour mesurer la localisation en (x,y) par effet capacitif. La position spatiale de la particule suivant la 3ième dimension z est déduite de la mesure du temps de dérive des électrons dans le gaz, en connaissant la vitesse de dérive (calibrée regulièrement, par exemple avec des dispositifs lasers). Résolutions typiques : sxy = 200 mm, sz = 1 mm, temps de dérive = 40 ms. Volumes typiques de détection : 10 m3. Utilisé au LEP, car une collision toutes les 23 ms, mais ne participe pas au déclenchement. Inutilisable au LHC, une collision toutes les 25 ns.

31 Les chambres à dérive (fin)
La chambre à projection temporelle de l’expérience DELPHI auprès du LEP ( ). secteur pavant le bouchon

32 Les chambres à fils Volume rempli de gaz, alternance de fils tendus : anodes portées à Haute Tension et cathodes mises à la masse. Position spatiale (x,y) donnée par le fil touché. Possibilité de mesurer la coordonnée z en utilisant des fils résistifs (méthode de la division de la charge : la charge arrivant à chaque extrêmité est inversement proportionnelle à la distance entre l’impact et l’extrêmité). Le compteur proportionnel multifils est mis au point par G. Charpak en 1968, Prix Nobel en 1992. chambre à fils de l’expérience GLAST.

33 Les chambres à micropistes
Dans les chambres à fils la distance entre les fils ne peut pas être réduite à moins de 1 mm sans risquer qu’ils ne se touchent en présence de champ électrique, et le temps de réponse est de quelques centaines de ns. Pour pallier à ces limitations, A. Oed propose en 1988 les détecteurs gazeux à micropistes.

34 Les chambres à micropistes (suite)
De nombreuses variations du principe de fonctionnement ont été développées par la suite à partir du principe initial de détecteur gazeux à micropistes, de façon à pouvoir répondre au cahier des charges des expériences actuellement en construction ou en cours de prise de données. Les nouveaux détecteurs répondent notamment aux problèmes du vieillissement (durée de vie) et de la tenue face aux fortes radiations (vieillissement et modification du champ électrique qui induit une modification du gain). Les solutions sont : séparer le volume de conversion (ionisation du gaz) , le volume de transfert et le volume d’amplification d’une part, et d’autre part utiliser plusieurs niveaux d’amplification pour limiter la charge spatiale locale sans diminuer le gain final. Les volumes typiques de détection sont de l’ordre du m3, en utilisant un pavage de modules. Les résolutions spatiales sont de l’ordre de 50 mm.

35 Les chambres à micropistes (fin)
Détecteur GEM + MSGC (double amplification et séparation du volume de conversion et du volume de transfert). Détecteur Micromégas (séparation du volume de conversion et du volume d’amplification).

36 Les détecteurs siliciums
Jonction p-n déplétée. Lors du passage d’une particule chargée dans le substrat semi-conducteur, il y a création de paires e--trou. Sous l’action du champ électrique, ces paires dérivent vers les pistes de lecture (microbande dopées). Ces détecteurs permettent de localiser le passage des particules chargées jusqu’à la région très proche du faisceau  permet la reconstruction des vertex secondaires = point de désintégration des particules instables (point d’intersection des trajectoires des particules chargées issues de la désintegration de la particule instable). La résolution spatiale atteinte est de quelques mm. Le volume de détection construit est généralement de l’ordre du m3 (prix du silicium !).

37 Les détecteurs siliciums (suite)

38 Trajectoires reconstruites

39 La calorimétrie La mesure de l’énergie des particules se fait dans des milieux très denses et instrumentés : les calorimètres. Les particules y déposent toute leur énergie (sauf les muons et les neutrinos)  mesure destructive. Construit comme un sandwich d’absorbeurs (milieu dense) et de volumes sensibles (détection par interaction électromagnétique des particules chargées produites dans l’absorbeur). Ne pas confondre la perte d’énergie d’une particule par ionisation (dE/dx) et l’énergie qu’elle dépose dans la matière, comme un calorimètre par exemple. Pour des particules rapides, une fraction importante de l’énergie cinétique incidente est transférée à des particules secondaire énergétiques, qui peuvent ensuite sortir du milieu sans avoir deposé la totalité de leur énergie  phénomène très complexe.

40 La calorimétrie (suite)
Calorimétrie électromagnétique : - Détection des électrons : création de paires g  e+ e- bremsstrahlung e  g e De même détection des désintegrations p0  g g et des g  e+ e-. développement d’une gerbe électromagnétique  Calorimétrie hadronique : Collisions inélastique des n, p, p± sur un noyau de la matière composant le calorimètre (par exemple du Pb)  casse le noyau (ce qui nécessite de l’ordre de 30 % de l’énergie de la particule incidente)  production de hadrons secondaires  etc…  développement d’une gerbe hadronique par interaction forte. Gerbe de taille supérieure à celle de la gerbe électromagnétique et se développant plus tardivement  le calorimètre hadronique est placé après le calorimètre électromagnétique.

41 La calorimétrie (fin) Cryostat du calorimètre de D0 au Tevatron. Absorbeur = plaques d’uranium appauvri, milieu actif = couches d’argon liquide. Calorimètre à Argon liquide (= absorbeur) d’ATLAS au LHC, électrodes en accordéon.

42 Identification des particules
 Les particules chargées : L’identification d’une particule chargée consiste à mesurer sa masse, ou plus exactement à donner la probabilité d’une hypothèse de masse donnée. Cette hypothèse est déduite par exemple de la mesure simultanée de l’impulsion et de la vitesse de la particule, ou bien du dépôt d’énergie lors de l’ionisation d’un milieu et de l’impulsion, ou encore est basée sur l’effet Čerenkov et la mesure de l’impulsion. Les particules neutres : La détection des particules est principalement basée sur l’interaction électromagnétique des particules (donc chargées) avec la matière. Les particules neutres sont détectées et identifiées via des particules chargées secondaires produites à la suite de désintégration, collision ou interaction de la particule neutre. L’identification est basée sur la forme, l’extension et l’énergie de la gerbe de particules secondaires produites. Les neutrinos : Les neutrinos ont une probabilité d’interaction (faible) très faible. Il faut construire de très gros volumes de détection et attendre très longtemps pour contrebalancer cette section efficace. Les détecteurs placés auprès des collisionneurs sont trop petits et les neutrinos y sont mis en évidence lors du bilan énergetique.

43 Détecteur de temps de vol
Généralement des scintillateurs lus par des PhotoMultiplicateurs. Impulsion p = m v mesurée dans le trajectographe qui baigne dans un champ magnétique. Vitesse v = distance / temps, avec temps = tdétection – tcollision, obtenue avec le Time Of Flight. On en déduit une hypothèse de masse compatible avec ces mesures.  identification des particules chargées : p, K±, p±. phenix : identifient aussi le deuteron (d)

44 Emission de photons Čerenkov
Une particule chargée traversant un milieu crée dans son voisinage un champ magnétique local, entraînant la polarisation des molécules du milieu traversé. Par la suite le milieu se dépolarise  émission d’un rayonnement g. vparticule/c = b vlumière = c/n vitesse des g dans le milieu d’indice n vparticule vlumière qC qC Les photons émis se distribuent sur des sphères dont le rayon augmente comme vlumière Dt. Si vparticule > vlumière, c’est-à-dire si b > 1/n , la tangente à toutes les sphères est un cône sur lequel se distribuent les photons émis (les sphères s’étendent moins vite que la particule ne se déplace, vlumière et vparticule sont constantes et il y a une interférence destructive à l’intérieur du cône). g cDt/n vparticule cos qC = 1/bn qC vlumière bcDt

45 Emission de photons Čerenkov (fin)
 Seuil d’emission : cos qC = 1/bn  b  1/n vitesse minimale pour qu’il y ait cône Čerenkov Or b = p/E  E  m n (n2-1)-1/2 énergie minimale pour qu’une particule de masse m produise un cône de photons Čerenkov dans un milieu d’indice n. De même : p  m (n2-1)-1/2 impulsion seuil. Ce seuil d’émission ne dépend que de la masse m et de l’indice n. Il est d’autant plus bas que la masse est faible dans un milieu donné.  Saturation de l’angle : Pour des vitesses élevées, c’est-à-dire quand b  1, on sature l’angle Čerenkov : cos qC  1/n quelles que soient la masse m et la vitesse b de la particule Pour un milieu donné d’indice n, il est d’autant plus difficile de séparer les hypothèses de masse que b est élevé. Il faut donc choisir soigneusement le matériau utilisé pour construire le détecteur Cerenkov.

46 Principe d’identification avec un Čerenkov
Identification des particules chargées uniquement car nécessite la mesure précise de l’impulsion p dans le trajectographe.  Mode veto : Emission de photons Čerenkov si l’impulsion de la particule p  m (n2-1)-1/2. Donc si on observe un cône on peut éliminer les hypothèses de masse m telles que m  p(n2-1)1/2.  Mode image : m = p (n2 cos2qC - 1)1/2  estimation de la masse m de la particule à partir des mesures de l’impulsion p et de l’angle Čerenkov, et de la connaissance de l’indice n du milieu. radiateur liquide n = 1.283 radiateur gaz n = p e saturation p K K p p seuil

47 Détecteur Čerenkov Pour mesurer qC il faut mesurer la position de l’impact des photons sur l’appareil de mesure (anneau) mais aussi connaître le point d’émission des photons dans le radiateur. Pour ce dernier point, il y a deux techniques : utiliser des radiateurs minces : mais il faut veiller a collecter suffisamment de photons = f(épaisseur).  technique de focalisation : 40 cm miroir pour rendre le point d’arrivée indépendant du point d’émission. Exemple du RICH de DELPHI : radiateur gaz : n faible  saturation tardive, mais seuil d’émission des photons élevé. Utilisé pour les hautes impulsions. Nombre de photons faibles  radiateur épais + miroir. radiateur liquide : n plus élevé  seuil d’émission faible mais angle plus vite saturé. Permet de couvrir les faibles impulsions. Nombre de photons émis élevé  radiateur mince. 1 cm

48 Détecteur Čerenkov (suite)
Reconstruction de la désintégration t+  K+ K- p+ avec les deux Kaons identifiés par le RICH de DELPHI.

49 Détecteur Čerenkov (suite)
Reconstruction de la désintégration Lc+  K- p+ p avec les particules identifiées par le RICH de DELPHI et le vertex secondaire reconstruit dans le détecteur de vertex au silicium.

50 Identification par dE/dx
La perte d’énergie moyenne par unité de longueur (dE/dx) d’une particule de masse bien supérieure à la masse de l’électron, par ionisation et excitation de la matière, est donnée par la formule de Bethe-Bloch : dE Z me b2 g2 Tmaxe d Ce dx A b I Z énergie cinétique max transférable a un e- du milieu traversé facteurs de Lorentz de la particule incidente effet d’écrantage du champ électrique à haute énergie (dépend de la densité du milieu) nombre atomique du milieu de propagation - = 4p N r2e me z ln b densité surfacique du milieu (dx = r dl) masse atomique du milieu de propagation énergie moyenne d’excitation du milieu traversé (qq 10aines eV) nombre d’Avogadro charge de la particule incidente correction d’effet de couches à basse énergie (probabilité d’interaction avec couches intérieures) rayon classique de l’électron (re = a/me) a = constante de structure fine masse de l’électron

51 Identification par dE/dx (suite)
Remarques : Formule différente si la particule incidente est un électron. Les particules sont indiscernables dans la voie de sortie, et les transferts d’énergie sont plus importants car la particule incidente a la même masse que la particule avec laquelle elle interagit. La formule de Bethe-Bloch donne le dépôt moyen d’énergie par ionisation du milieu. On observe des fluctuations importantes du dépôt d’énergie dues à la nature stochastique des collisions. L’amplitude des fluctuations est d’autant plus importante que les transferts d’énergie sont élevés. La distribution décrivant ce phénomène est la distribution de Landau (longue queue, utiliser le maximum de probabilité plutôt que la moyenne). La mesure du dE/dx se fait généralement dans des détecteurs de type TPC, mais peut aussi s’envisager dans des détecteurs silicium par exemple (il faut un nombre de point de mesure suffisant).

52 Identification par dE/dx (fin)
b g = p/m < 1  -dE/dx a b-5/3 b g ≈ 4  minimum d’ionisation (MIP) b g > 4  -dE/dx a 2 ln(g) remontée relativiste e Mesure de dE/dx dans un mélange gazeux Ar-CH %

53 Identification des particules dans DELPHI

54 Identification des muons
Principe : grosse quantité de matière placée en amont de chambres à fils  toutes les particules sont arrêtées (déposent toute leur energie) sauf les muons et les neutrinos, qui ont une probabilité très faible d’interagir. Ensuite les muons (chargés) ionisent le gaz dans les chambres à fils  on peut ainsi les identifier et localiser leur passage. Grosse quantité de matière = solénoïde produisant le champ magnétique, ou pour certaines expériences sur cible fixe, un absorbeur constitué de matériaux de grande longueur de radiation (pour limiter la diffusion multiple des muons) et de faible longueur d’interaction (pour arrêter les autres particules). en argente = mu station en rouge = retour de l’aimant en fer (30 a 75 cm)

55 Détection des neutrinos
La section efficace d’interaction des neutrinos et très faible, pour les étudier il faut disposer d’une source importante de neutrinos, de gros volumes de détection et un temps d’acquisition long. La detection se fait essentiellement :  par radiochimie : transformation d’un atome en un atome radioactif (identifié chimiquement).  par courant faible : saveur du neutrino identifiée - - nX (nX) nX (nX) - x- (x+) nx (nx) espace ne ne W- Z W e- e- p(u),n(d),e- p(u),n(d),e- ne,n(d),p(u) e-,p(u),n(d) temps

56 Détection des neutrinos (suite)
Auprès des collisionneurs, des neutrinos sont aussi produits, mais en quantité trop faible pour les détecter dans le volume de détection. Ils sont néanmoins mis en évidence par leur absence dans le bilan énergetique. Par exemple :  collisionneur symétrique e+ e- : l’état initial est parfaitement connu. pe- + pe+ = 0 = ∑ pfinal = ∑ pdétectés + pn (+ pnon détectés) Ee- + Ee+ = √s = ∑ Efinal = ∑ Edétectés + pn (+ Enon détectés)  collisionneur hadronique : on ne connaît l’énergie et l’impulsion totales de la collision que dans le plan transverse au faisceau. En effet, on connaît la quadri-impulsion du (anti-)proton du faisceau mais pas la fraction d’impulsion du parton participant effectivement à la collision. Toutefois ce parton (quark de valence u ou d, gluon ou quark de la mer) porte une impulsion transverse nulle, et le bilan en impulsion ci-dessus peut s’écrire dans le plan transverse pour les collisions hadroniques.

57 Détection des neutrinos (fin)
Evénement enregistré par l’expérience DELPHI durant un run du LEP à √s = GeV. Une unique trace chargée est observée avec un angle polaire d’environ 50o. Elle est identifiée comme un muon (au minimum d’ionisation dans les calorimètres). Evénement identifié comme étant : e+ e-  e+ nm m- ne non détectés perdu dans le tube à vide

58 Résumé des étapes de détection

59 Le détecteur DELPHI au LEP

60 Le détecteur DELPHI au LEP

61 Le détecteur DELPHI au LEP

62 Le détecteur DELPHI au LEP

63 Le détecteur DELPHI au LEP

64 Le détecteur DELPHI au LEP

65 Le détecteur DELPHI au LEP

66 Le détecteur DELPHI au LEP

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68 Les chambres du forward RICH

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70 Le détecteur DELPHI au LEP

71 Le détecteur DELPHI au LEP (fin !)

72 e+ e-  Z  e+ e- Evénement Bhabha. L’électron et le positron ont fait une gerbe dans la HPC, et sont reconstruits dans le VD, l’ID et la TPC. L’e- (côté gauche en vue x,y) a une impulsion reconstruite de 45.9 GeV, et une gerbe électromagnétique reconstruite de 48.1 GeV. L’e+ a une impulsion reconstruite de GeV et une gerbe reconstruite de 44 GeV.

73 e+ e-  Z  q q - En haut à gauche (traces vertes) : K0  p+ p-.

74 e+ e-  Z  3 jets

75 Muon cosmique Muon cosmique reconstruit comme deux muons dos-à-dos dans la TPC. Sa trace est clairement décalée par rapport à z = 0, ce qui l’identifie comme cosmique. La partie haute de la trace est splittée en deux de part et d’autre du milieu de la TPC, car cet événement n’est pas synchrone avec le déclenchement de l’acquisition (donné par le croisement des faisceaux)  le t0 de la TPC est incorrect.

76 e+ e-  W+ W-  4 jets W rouge/noir l’autre W bleu/vert

77 e+ e-  Z Z  m+ m- q q -

78 e+ e-  W+ W-  m n q q -

79 La construction d’ATLAS au LHC
ATLAS est un détecteur qui enregistrera les collisions pp du LHC à √s = 14 TeV, à partir de 2007 (comme CMS).

80 La construction de CMS au LHC