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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.

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1 1 Production et détection des particules Production de particules Collisions et cible fixe Luminosité Collisionneurs e + e - et hadroniques Détection des particules Mesure de limpulsion 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 2 La production de particules Où trouver les particules à étudier ? Lénergie 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 lénergie pour casser les nucléons : accélération puis collision de particules (protons, électrons) qui sannihilent, lénergie disponible permet de produire de nombreuses particules. Création de particules autres que celles de notre environement ordinaire (autre que e -,, p, n et ). Aimant supraconducteur pour le futur LHC.

3 3 La production de particules (suite) Physique des particules élémentaires aujourdhui : explorer la région de masse de lordre du TeV. Nécessite la construction daccélérateurs de particules fonctionnant dans cette gamme dénergie. Accroissement exponentiel de lénergie disponible dans les collisionneurs au cours du temps, permettant de produire des particules de + en + lourdes et dexplorer 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 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 lenfance de lUnivers (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, lorsquelles 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 5 Les gerbes de rayons cosmiques Les rayons cosmiques : lorsquun proton (par exemple pour le rayon cosmique primaire) arrive dans latmosphère, il est détruit par interaction forte avec un nucléon de lair et il y a production dune gerbe de particules (comme dans un calorimètre). Intérêt de létude de ces particules : - - il ny a pas besoin daccélérateur, - - ces particules sont les messagers de phénomènes cosmiques (intérêt pour la cosmologie, lastrophysique et la physique des particules). Désavantage : contrairement à laccélérateur, on ne sait rien a priori de létat initial (origine, impulsion, énergie, type de la particule primaire, …).

6 6 Les gerbes de rayons cosmiques (suite) Exemple du projet AUGER : étude de rayons cosmiques dénergie allant jusquà eV ! Le mécanisme aboutissant à une telle accélération dans lUnivers nest pas compris. A comparer aux meilleurs accélérateurs de particules construits actuellement par lHomme, qui atteignent eV (Tevatron) et bientôt eV (LHC). Rayon primaire de eV : on en attend 1/km 2 /100 ans surface de détection de 3000 km 2 en Argentine (effet Čerenkov dans de leau et mesure de fluorescence).

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

8 8 Les différents types daccélérateurs Les différents accélérateurs se caractérisent par : - le type des particules accélérées (composites ou ponctuelles : pp, pp, e + e -, ep), - - lénergie 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). E1E1 E2E2 E1E1 masse invariante du système : s = 4 E 1 E 2 = 2 E beam (si E 1 = E 2 ) s 2 E 1 m 2 m2m2 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 9 Luminosité Luminosité instantanée : dN/dt = (t) nombre dinteractions par cm 2 et par s lumi instantanée en cm -2.s -1 section efficace du processus Section efficace : [ ] = surface. Probabilité dinteraction. Invariant de Lorentz. Généralement des b, des nb ou des pb, avec 1 barn = cm 2. (cf. surface correspondant aux tailles nucléaires : 1 fm 2 = m 2 ). Luminosité intégrée : L = (t) dt [L] = cm -2

10 10 Luminosité (suite) Production de bosons Z durant le fonctionnement de LEP-1 ( ) : (e + e - Z q q) = 30 nb pour s = M Z 1 an de fonctionnement = 100 jours x 20 heures = s = à cm -2.s pb -1 par exepérience N = x (t) dt = de lordre 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 : M Z = ± GeV/c 2 Z = ± GeV/c 2 - Exemple : luminosité intégrée du Tevatron de lordre du fb -1, bien supérieure à celle du LEP de lordre du pb -1.

11 11 Luminosité (fin) Production de bosons W durant le fonctionnement de LEP-2 ( ) : L L = cm -2.s pb -1 /exp. au-delà du seuil de production de paires W + W -. Mais = 17 pb seulement 10 4 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 : M W = ± GeV/c 2 W = ± GeV -

12 12 Les collisionneurs e + e - Production de + : bombarder une cible (= matière) avec un faisceau de protons production de ±, K ±, p, p, 0. Elimination des particules chargées par B et désintégration 0, les passent dans une deuxième cible dans laquelle ils se convertissent : e + e -. La charge est sélectionnée par un B. Problème du rayonnement pour les accélérateurs circulaires : rayonnement synchrotron = rayonnement de par les e - et les e + sur une trajectoire circulaire. Perte dénergie proportionnelle à s 2 /, avec = rayon de courbure et s = E 2. construction d accélérateurs linéaires (cf. SLC au SLAC, PEP au SLAC, KEK à Tsukuba, le projet mondial dun futur accélérateur linéaire). Mais le faisceau est perdu après la collision : il faut développer de nouvelles techniques très performantes daccélération. Intérêt important des accélérateurs e + e - : létat initial et létat final sont simples et complètement connus. Permet une compréhension approfondie deffets subtils liés à linstrumentation erreurs systématiques réduites et très bonne précision des mesures. -

13 13 Les collisionneurs hadroniques Collisions p p, p p, e + p, e - p. Objets composites : la collision effective (linteraction) se fait entre deux partons (de valence ou de la mer) composant le proton ils ne portent quune fraction de limpulsion du proton du faisceau létat initial nest connu que dans le plan transverse au faisceau, et létat final est assez compliqué à cause des jets hadroniques produits par les reliquats du proton après la collision. - proton 1 anti-proton 2 P1P1 P 2 = -P 1 u u u u d d x1P1x1P1 x2P1x2P1 x3P1x3P1 y1P2y1P2 y2P2y2P2 y3P2y3P2 Quarks de valence : fractions dimpulsion x 1 P 1, x 2 P 1, x 3 P 1 Quarks et gluons de la mer : fractions dimpulsion f i P 1 (i=1, ) avec : x 1 + x 2 + x 3 + f i = 1

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

15 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 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 lordre de 20 interactions par collision). Mise en service prévue fin 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 daccélérateurs pour le LHC

17 17 Vue aérienne du futur LHC

18 18 Schéma du tunnel du LHC

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

20 20 La détection de particules A mesure de laugmentation de lénergie 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 lordre de 500 à 2000 physiciens appartenant à 50 instituts. Les durées entre la conception et la fin de lexploitation sont désormais de plusieurs dizaines dannées. Assemblage de CMS au LHC

21 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 quelles sont produites avec un boost suffisant), et enfin les produits stables de désintégration des particules instables, parfois après des cascades de désintégration. La détection dune particule est non destructrice dans un premier temps (mesure de limpulsion des particules chargées). Mais quasiment toutes les particules sont détruites dans les calorimètres par interactions électromagnétique et forte (mesure de lénergie), et ne sortent pas du détecteur. Seuls les muons, qui interagissent très faiblement avec la matière, et les neutrinos (qui ninteragissent presque pas du tout), séchappent du détecteur.

22 22 La distance de vol Particule instable : temps de vie 0. La fraction de particules se désintégrant pendant t est constante au cours du temps si on a N 0 particules au temps t = 0, au temps t il en reste : N(t) = N 0 exp(-t/ 0 ) Il en reste N(t) = N 0 /2 pour t = 0 ln(2). Ce temps de vie 0 est le temps propre de la particule, mesuré dans son référentiel de repos. Si la particule nest pas au repos mais se déplace avec une vitesse v, le temps de vie apparent dans le référentiel du laboratoire est : = 0 avec = (1 – v 2 /c 2 ) -½ La distance de vol moyenne L dans le détecteur est : L = v = c = c 0 = p c 0 / m L est la distance mesurable par lobservateur, elle dépend de lénergie de la particule. Dans le PDG : tabulation des c 0, quil faut multiplier par limpulsion de la particule pour connaître la distance de vol moyenne dune particule dans le détecteur.

23 23 Les particules détectées (suite) Les particules que nous voyons dans nos détecteurs sont les suivantes : particule c (cm) principale désintégration rapport dembranch t bosons de jauge : stable / / leptons : e, stable / / e - stable / / e e 100 % mésons : % ± % K ± % ± % ± % -

24 24 Les particules détectées (suite) particule c (cm) principale désintégration rapport dembranch t mésons (suite) : K 0 S % % K 0 L 1554 e e 38.7 % e 27.1 % % % baryons : p stable / / n p e - e 100 % 7.89 p % n % -

25 25 Les particules détectées (fin) particule c (cm) principale désintégration rapport dembranch t baryons (suite) : p % n % n % % % K % % % Dautres 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 26 Les particules détectées (fin) Détection dans DELPHI au LEP des désintégrations dun (uds) et dun produits dans un événement e + e - Z q q Légende : - en bleu = les protons, - - en rouge = les pions, - - en pointillés = les. - -

27 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 lénergie dans la matière du détecteur, qui est transformée en courant et digitisée. Dans certains cas, la particule ne perd quune fraction négligeable de son énergie, mais dans dautres cas elle est complètement détruite à lissue de linteraction. Les grandeurs mesurées sont déduites des traces du passage des particules dans la matière : trajet des particules chargées dans un champ magnétique et dépôt dénergie. mesure de limpulsion, de lénergie, 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 28 Mesure de limpulsion 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 luniformité spatio-temporelle du champ. La trajectoire dune particule chargée dans le champ magnétique est une hélice, dont la projection transverse est un cercle de rayon. Dans le plan transverse : q v B = m v 2 / p = p cos = q B avec q = Cb et = angle polaire par rapport à laxe du faisceau et les dimensions : [p ] = kg.m.s -1, [B] = T, [ ] = m p (GeV/c) = 0.3 B Donc si on mesure le rayon de courbure de la trajectoire dune particule chargée on en déduit le signe de la charge de la particule et son impulsion.

29 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 dénergie induite est faible et ne diminue pas sensiblement lénergie de la particule, qui nest pas détruite : - - lionisation (arrachage dun électron du cortège électronique de latome) nécessite de lordre de 30 eV par e - arraché, - - la création dune 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 particule chargée tube de charges de quelques m E

30 30 Les chambres à dérive Volume, généralement cylindrique, rempli dun 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 lextérieur des disques pour mesurer la localisation en (x,y) par effet capacitif. La position spatiale de la particule suivant la 3 ième 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 : xy = 200 m, z = 1 mm, temps de dérive = 40 s. Volumes typiques de détection : 10 m 3. Utilisé au LEP, car une collision toutes les 23 s, mais ne participe pas au déclenchement. Inutilisable au LHC, une collision toutes les 25 ns.

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

32 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 limpact et lextrêmité). Le compteur proportionnel multifils est mis au point par G. Charpak en 1968, Prix Nobel en chambre à fils de lexpérience GLAST.

33 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 quils 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 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 damplification dune part, et dautre part utiliser plusieurs niveaux damplification pour limiter la charge spatiale locale sans diminuer le gain final. Les volumes typiques de détection sont de lordre du m 3, en utilisant un pavage de modules. Les résolutions spatiales sont de lordre de 50 m.

35 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 damplification).

36 36 Les détecteurs siliciums Jonction p-n déplétée. Lors du passage dune particule chargée dans le substrat semi-conducteur, il y a création de paires e - -trou. Sous laction du champ électrique, ces paires dérivent vers les pistes de lecture (microbande dopées). Ces détecteurs permettent de localiser le passage des particules chargées jusquà la région très proche du faisceau permet la reconstruction des vertex secondaires = point de désintégration des particules instables (point dintersection des trajectoires des particules chargées issues de la désintegration de la particule instable). La résolution spatiale atteinte est de quelques m. Le volume de détection construit est généralement de lordre du m 3 (prix du silicium !).

37 37 Les détecteurs siliciums (suite)

38 38 Trajectoires reconstruites

39 39 La calorimétrie La mesure de lénergie 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 dabsorbeurs (milieu dense) et de volumes sensibles (détection par interaction électromagnétique des particules chargées produites dans labsorbeur). Ne pas confondre la perte dénergie dune particule par ionisation (dE/dx) et lénergie quelle dépose dans la matière, comme un calorimètre par exemple. Pour des particules rapides, une fraction importante de lénergie 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 40 La calorimétrie (suite) Calorimétrie électromagnétique : - Détection des électrons : création de paires e + e - bremsstrahlung e e - - De même détection des désintegrations 0 et des e + e -. développement dune gerbe électromagnétique Calorimétrie hadronique : Collisions inélastique des n, p, ± sur un noyau de la matière composant le calorimètre (par exemple du Pb) casse le noyau (ce qui nécessite de lordre de 30 % de lénergie de la particule incidente) production de hadrons secondaires etc… développement dune 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 41 La calorimétrie (fin) Cryostat du calorimètre de D0 au Tevatron. Absorbeur = plaques duranium appauvri, milieu actif = couches dargon liquide. Calorimètre à Argon liquide (= absorbeur) dATLAS au LHC, électrodes en accordéon.

42 42 Identification des particules Les particules chargées : Lidentification dune particule chargée consiste à mesurer sa masse, ou plus exactement à donner la probabilité dune hypothèse de masse donnée. Cette hypothèse est déduite par exemple de la mesure simultanée de limpulsion et de la vitesse de la particule, ou bien du dépôt dénergie lors de lionisation dun milieu et de limpulsion, ou encore est basée sur leffet Čerenkov et la mesure de limpulsion. Les particules neutres : La détection des particules est principalement basée sur linteraction 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. Lidentification est basée sur la forme, lextension et lénergie de la gerbe de particules secondaires produites. Les neutrinos : Les neutrinos ont une probabilité dinteraction (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 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 = t détection – t collision, obtenue avec le Time Of Flight. On en déduit une hypothèse de masse compatible avec ces mesures. identification des particules chargées : p, K ±, ±.

44 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 dun rayonnement. v particule v particule /c = v lumière = c/n vitesse des dans le milieu dindice n Les photons émis se distribuent sur des sphères dont le rayon augmente comme v lumière t. Si v particule > v lumière, cest-à-dire si > 1/n, la tangente à toutes les sphères est un cône sur lequel se distribuent les photons émis (les sphères sétendent moins vite que la particule ne se déplace, v lumière et v particule sont constantes et il y a une interférence destructive à lintérieur du cône). v lumière C C C v particule c t c t/n v lumière cos C = 1/ n

45 45 Emission de photons Čerenkov (fin) Seuil demission : cos C = 1/ n 1/n vitesse minimale pour quil y ait cône Čerenkov Or = p/E E m n (n 2 -1) -1/2 énergie minimale pour quune particule de masse m produise un cône de photons Čerenkov dans un milieu dindice n. De même : p m (n 2 -1) -1/2 impulsion seuil. Ce seuil démission ne dépend que de la masse m et de lindice n. Il est dautant plus bas que la masse est faible dans un milieu donné. Saturation de langle : Pour des vitesses élevées, cest-à-dire quand 1, on sature langle Čerenkov : cos C 1/n quelles que soient la masse m et la vitesse de la particule Pour un milieu donné dindice n, il est dautant plus difficile de séparer les hypothèses de masse que est élevé. Il faut donc choisir soigneusement le matériau utilisé pour construire le détecteur Cerenkov.

46 46 Principe didentification avec un Čerenkov Identification des particules chargées uniquement car nécessite la mesure précise de limpulsion p dans le trajectographe. Mode veto : Emission de photons Čerenkov si limpulsion de la particule p m (n 2 -1) -1/2. Donc si on observe un cône on peut éliminer les hypothèses de masse m telles que m p(n 2 -1) 1/2. Mode image : m = p (n 2 cos 2 C - 1) 1/2 estimation de la masse m de la particule à partir des mesures de limpulsion p et de langle Čerenkov, et de la connaissance de lindice n du milieu. radiateur liquide radiateur gaz n = n = K K p p e seuil saturation

47 47 Détecteur Čerenkov Pour mesurer C il faut mesurer la position de limpact des photons sur lappareil de mesure ( anneau ) mais aussi connaître le point démission 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 : miroir pour rendre le point darrivée indépendant du point démission. 40 cm 1 cm Exemple du RICH de DELPHI : - - radiateur gaz : n faible saturation tardive, mais seuil démission des photons élevé. Utilisé pour les hautes impulsions. Nombre de photons faibles radiateur épais + miroir. - - radiateur liquide : n plus élevé seuil démission faible mais angle plus vite saturé. Permet de couvrir les faibles impulsions. Nombre de photons émis élevé radiateur mince.

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

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

50 50 Identification par dE/dx La perte dénergie moyenne par unité de longueur (dE/dx) dune particule de masse bien supérieure à la masse de lélectron, par ionisation et excitation de la matière, est donnée par la formule de Bethe-Bloch : dE Z m e 2 2 T max e C e dx A 2 2 I 2 2 Z = 4 N r 2 e m e z 2 ln masse de lélectron rayon classique de lélectron (r e = /m e ) = constante de structure fine nombre dAvogadro charge de la particule incidente nombre atomique du milieu de propagation masse atomique du milieu de propagation facteurs de Lorentz de la particule incidente énergie cinétique max transférable a un e - du milieu traversé énergie moyenne dexcitation du milieu traversé (qq 10 aines eV) effet décrantage du champ électrique à haute énergie (dépend de la densité du milieu) correction deffet de couches à basse énergie (probabilité dinteraction avec couches intérieures) densité surfacique du milieu (dx = dl) -

51 51 Identification par dE/dx (suite) Remarques : 1) 1)Formule différente si la particule incidente est un électron. Les particules sont indiscernables dans la voie de sortie, et les transferts dénergie sont plus importants car la particule incidente a la même masse que la particule avec laquelle elle interagit. 2) 2)La formule de Bethe-Bloch donne le dépôt moyen dénergie par ionisation du milieu. On observe des fluctuations importantes du dépôt dénergie dues à la nature stochastique des collisions. Lamplitude des fluctuations est dautant plus importante que les transferts dénergie sont élevés. La distribution décrivant ce phénomène est la distribution de Landau (longue queue, utiliser le maximum de probabilité plutôt que la moyenne). 3) 3)La mesure du dE/dx se fait généralement dans des détecteurs de type TPC, mais peut aussi senvisager dans des détecteurs silicium par exemple (il faut un nombre de point de mesure suffisant).

52 52 Identification par dE/dx (fin) e = p/m < 1 -dE/dx -5/3 = p/m < 1 -dE/dx -5/3 4 minimum dionisation (MIP) 4 minimum dionisation (MIP) > 4 -dE/dx 2 ln( ) remontée relativiste > 4 -dE/dx 2 ln( ) remontée relativiste Mesure de dE/dx dans un mélange gazeux Ar-CH %

53 53 Identification des particules dans DELPHI

54 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 dinteragir. 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 dinteraction (pour arrêter les autres particules).

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

56 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 - : létat initial est parfaitement connu. p e- + p e+ = 0 = p final = p détectés + p (+ p non détectés ) E e- + E e+ = s = E final = E détectés + p (+ E non détectés ) collisionneur hadronique : on ne connaît lénergie et limpulsion 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 dimpulsion 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 sécrire dans le plan transverse pour les collisions hadroniques.

57 57 Détection des neutrinos (fin) Evénement enregistré par lexpérience DELPHI durant un run du LEP à s = GeV. Une unique trace chargée est observée avec un angle polaire denviron 50 o. Elle est identifiée comme un muon (au minimum dionisation dans les calorimètres). Evénement identifié comme étant : e + e - e + - e perdu dans le tube à vide non détectés

58 58 Résumé des étapes de détection

59 59 Le détecteur DELPHI au LEP

60 60 Le détecteur DELPHI au LEP

61 61 Le détecteur DELPHI au LEP

62 62 Le détecteur DELPHI au LEP

63 63 Le détecteur DELPHI au LEP

64 64 Le détecteur DELPHI au LEP

65 65 Le détecteur DELPHI au LEP

66 66 Le détecteur DELPHI au LEP

67 67

68 68 Les chambres du forward RICH

69 69

70 70 Le détecteur DELPHI au LEP

71 71 Le détecteur DELPHI au LEP (fin !)

72 72 e + e - Z e + e - Evénement Bhabha. Lélectron et le positron ont fait une gerbe dans la HPC, et sont reconstruits dans le VD, lID et la TPC. Le - (côté gauche en vue x,y) a une impulsion reconstruite de 45.9 GeV, et une gerbe électromagnétique reconstruite de 48.1 GeV. Le + a une impulsion reconstruite de 37.4 GeV et une gerbe reconstruite de 44 GeV.

73 73 e + e - Z q q - En haut à gauche (traces vertes) : K

74 74 e + e - Z 3 jets

75 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 lidentifie comme cosmique. La partie haute de la trace est splittée en deux de part et dautre du milieu de la TPC, car cet événement nest pas synchrone avec le déclenchement de lacquisition (donné par le croisement des faisceaux) le t 0 de la TPC est incorrect.

76 76 e + e - W + W - 4 jets

77 77 e + e - Z Z + - q q -

78 78 e + e - W + W - q q -

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

80 80 La construction de CMS au LHC


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