1 teilchendetektoren..5 2

1 teilchendetektoren..5 2

1 2 6.2 DIODENKENNLINIE .................................................................................. 59 6.3 HALBLEITERDETEKTOREN ...

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1 2

6.2 DIODENKENNLINIE .................................................................................. 59 6.3 HALBLEITERDETEKTOREN ....................................................................... 61 6.4 GRUNDLAGEN VON SILIZIUMDETEKTOREN .............................................. 61 6.5 ENTWICKLUNG VON VERSCHIEDEN DETEKTOREN .................................... 62 6.5.1 Streifendetektoren ........................................................................... 62 6.5.2 Gleichgekoppelte Detektoren.......................................................... 62 6.5.3 Wechselstrom gekoppelter Detektor ............................................... 62 6.5.4 Verbesserungen............................................................................... 66

TEILCHENDETEKTOREN..........................................................................5 EINLEITUNG..................................................................................................6 2.1 ANWENDUNGSGEBIETE VON TEILCHENDETEKTOREN .................................6 2.2 STANDARD MODEL UND DER LHC .............................................................7 2.2.1 Choice of Detector Material and the Expected Radiation Level at LHC Experiments................................................................................................ 11

3

PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN ......................................................... 12

GRUNDLEGENDE WECHSELWIRKUNGEN .................................................. 12 MEßAUFGABEN IN DER PHYSIK ................................................................ 12 WECHSELWIRKUNGSARTEN DER TEILCHEN MIT MATERIE ....................... 13 KLASSICHE HERLEITUNG DES ENERGIEVERLUSTES EINES SCHWEREN TEILCHENS IN MATERIE (IONISATION)..................................................................... 13 3.4.1 Modell der elastischen Streuung .................................................... 14 3.5 ENERGY LOSS OF HEAVY CHARGED PARTICLES BY ATOMIC COLLISIONS (IONISATION) ........................................................................................................... 18 3.5.1 Restricted Bethe-Bloch Gleichung.................................................. 21 3.6 1.5.1 ENERGIEVERLUST VON ELEKTRONEN UND POSITRONEN ................ 22 3.6.1 Energy Loss in Compounds ............................................................ 23 3.6.2 Energy Loss Distribution................................................................ 23 3.6.3 Eindringtiefe ................................................................................... 25 3.6.4 Anwendung in der Medizin ............................................................. 26 3.7 WW VON PHOTONEN................................................................................ 29 3.8 CHERENKOVSTRAHLUNG ......................................................................... 34 3.9 THE INTERACTIONS OF NEUTRONS .......................................................... 35 3.1 3.2 3.3 3.4

4

GASDETEKTOREN.................................................................................... 36 4.1.1 4.1.2 4.1.3 4.1.4 4.1.5 4.1.6 4.1.7

5

Gasgefüllte Ionisationskammern .................................................... 36 Verschiedene Arbeitsbereiche ........................................................ 37 Multiwire Proportional Chamber (MWPC) ................................... 38 Füllgas ............................................................................................ 40 Driftkammern.................................................................................. 41 Time Projection Chamber............................................................... 41 Gas Microstrip Detektoren (MSGC) .............................................. 43

ANREGUNG ................................................................................................. 44 5.1.1 Szintillatoren................................................................................... 44 5.2 PHOTOMULTIPLIER .................................................................................. 46 5.2.1 Lichtleiter........................................................................................ 48

6

7

IRRADIATION STUDIES OF SILICON .................................................. 67

ÄNDERUNG DER EFFEKTIVEN LADUNGSTRÄGER-KONZENTRATIONEN DURCH BESTRAHLUNG ............................................................................................. 7.1

67 7.1.2 Oxigenated Silicon (mit Sauerstoff angereicherte Silizium Detektoren) 71 7.1.3 Versuche mit Silizium Detektoren verschiedener Resistivity: ........ 73

8

CVD DIAMOND DETECTORS ................................................................. 76 8.1 DIAMOND AS A DETECTOR MATERIAL ..................................................... 79 8.1.1 Principle Use of Diamond as a Particle Detector.......................... 79 8.1.2 Comparison of Detector Relevant Diamond and Silicon Properties80 8.2 CHEMICAL VAPOR DEPOSITION DIAMONDS............................................. 81 8.3 DEFINITION OF THE CHARGE COLLECTION DISTANCE (CCD) ................... 84

9

HIGHLIGHTS OF THE DIAMOND RESEARCH.................................. 90

10

IRRADIATION STUDIES ON CVD DIAMOND SENSORS.............. 92

10.1 IRRADIATION ........................................................................................... 92 10.2 NEUTRON IRRADIATION AT ISIS, RUTHERFORD APPLETON LABORATORY (RAL) 92 10.3 NEUTRON IRRADIATION AT LJUBLJANA ................................................... 92 10.3.1 The Experimental Reactor of Type TRIGA ..................................... 92 10.3.2 Irradiation Channel F19 ................................................................ 93 10.4 PARTICLE INDUCED CURRENT IN CVD DIAMONDS ................................. 94 10.4.1 Irradiation at RAL .......................................................................... 94 10.4.2 Irradiation at Ljubljana.................................................................. 96 10.4.3 Signal Charge Distribution before and after Irradiation (RAL and Ljubljana) 97 10.5 CONCLUSION ........................................................................................... 99 11

RESULTS FROM THE PION IRRADIATIONS AT PSI.................. 101

12

PION IRRADIATION RESULTS OF THE PAST 6 YEARS ........... 107

13

CONCLUSIONS..................................................................................... 108

14

LAZARUS SILIZIUM DETEKTOREN .............................................. 109

FESTKÖRPERDETEKTOREN ................................................................. 50 6.1 HALBLEITERDETEKTOREN ....................................................................... 50 6.1.1 Grundlagen ..................................................................................... 50 6.1.2 Leitungsmechanismus..................................................................... 53 6.1.3 Störstellenleitung ............................................................................ 54 6.1.4 Der p-n Übergang........................................................................... 55 6.1.5 Der p-n Übergang Durchlaß und Sperrichtung ............................. 58

14.1 14.2 14.3

ERGEBNISSE MIT ANGELEGTER SPANNUNG IN SPERRICHTUNG .............. 112 SPANNUNG IN DURCHLAßRICHTUNG ...................................................... 117 ANNEALING EFFEKT .............................................................................. 118

14.4 15

INTERPRETATION DER ERGEBNISSE ....................................................... 119 RESULTS ON NBN MICROSTRIP DETECTORS........................... 120

15.1.1 Circuit Design............................................................................... 121 15.2 RESULTS OF THE FIRST SET OF DETECTOR CHIPS .................................. 123 15.2.1 Measurements of the Critical Current.......................................... 123 15.2.2 Weak Point at the Junction between the Impedance Transformer and the Stripline................................................................................................ 125 15.2.3 Measurements of the Critical Temperature.................................. 126 15.2.4 Pulses due to charged particles.................................................... 127 16

DIAMOND PIXEL DETECTORS ....................................................... 128

16.1 BUMP-BONDING PROCESS ..................................................................... 129 16.2 DIAMOND PIXEL SENSORS FOR CMS..................................................... 131 16.3 DIAMOND PIXEL SENSORS FOR ATLAS ................................................ 132 16.3.1 Diamond Pixel Sensors for the ATLAS/1 Readout ....................... 132 16.3.2 Diamond Pixel Sensors for the ATLAS/3 Readout ....................... 134 16.4 TEST BEAM RESULTS ON ATLAS/1 PIXEL TRACKER ............................. 135 17

RESULTS FROM ATLAS/3 PIXEL PROTOTYPE .......................... 137

18

HIT-TRACK CORRELATION ............................................................ 138

19

SPATIAL RESOLUTION ..................................................................... 139

20

KALORIMETER ................................................................................... 140

20.1 SAMPLING KALORIMETER...................................................................... 141 20.2 ELEKTROMAGNETISCHE KALORIMETER................................................. 142 20.3 HADRONISCHES KALORIMETER ............................................................. 142 20.3.1 Kernspaltung: ............................................................................... 143 20.3.2 Spallation...................................................................................... 143 20.3.3 Anregung: ..................................................................................... 143 20.3.4 Entstehung neutraler Mesonen:.................................................... 143 21

MYONDETEKTOREN ......................................................................... 145

22

NEUTRINONACHWEIS ...................................................................... 146

23

AUSBLICK ............................................................................................. 147

24

REFERENCES ....................................................................................... 148

25

APPENDIX A.......................................................................................... 151

Vorlesungstermine Do. u Fr. 19. u 20. 10 Do. u Fr. 16. u 17. 11 Do. u Fr. 14. u 15. 12 Do. u Fr. 18. u 19. 1

Do. 15:30-17:00 Fr. 11:15 - 12:45 h.

e-mail: [email protected] Prüfungstermine Prüfungsmodus Skriptum

1 Teilchendetektoren "Nature goes her own way and all that to us seems an exception is really according to order." Johann Wolfgang von Goethe, 1749 - 1832, German Poet

Vorlesung: Teilchendetektoren (LV-Nummer: 704033) Die Gliederung: Einleitung: • Vorstellung des LHC (Large Hadron Collider) Hauptteil • Physikalische Grundlagen und Anforderungen von Teilchenbeschleuniger (z.B. LHC) an Detektoren • Im besonderen: • Energieverlust von geladenen Teilchen in Materie (Ionisation und Anregung) • Strahlungsschäden und deren Auswirkungen • (Silizium) Pixel- und Streifendetektoren • Alternativen zu Silizium Detektoren: (z.B. Diamantdetektoren, NbN-Detektoren) • Drahtkammern • Teilchenidentifizierung • Elektromagnetische und Hardronische Kalorimeter • Myondetektoren • Neutrinodetektoren Ausblick: • Ausblick auf zukünftige Teilchenbeschleuniger (e+e- Collider)

2 Einleitung 2.1 Anwendungsgebiete von Teilchendetektoren • Vielfältige Anwendungsgebiete • Medizin, Röntgenbilder (will GaAs Detektoren verwendet, da sie nur eine relativ geringere Anregungsenergie benötigen Þ geringere Belastung für Patienten) • Werkstoffkunde: zerstörungsfreie Materialprüfung (Schweiβnähte werden mit ß-Strahlen auf deren Gleichmäβigkeit untersucht) • Weitere Beispiele: siehe später • Physik Þ LHC

6 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Introduction

Introduction

2.2 Standard Model und der LHC • LHC (Large Hadron Collider) • Standard Model Þ Suche nach Higgs Boson (erste Anzeichen möglicherweise schon am LEP (2x104GeV, Elektronen und Positronen) gesehen • Energie 2x7 TeV (Protonen), 27 km Umfang

• Gesamtansicht des ATLAS Experiments • Besteht aus Schichten unterschiedlicher Detektoren Innen: • Vertexdetektoren Auβen: • Kalorimeter (um die Energie zu bestimmen) • Muondetektoren

ATLAS S.C. Air Core Toroids

Hadron Calorimeters

S.C. Solenoid

SPS

Figure 1: LEP collider and LHC with its experiments DELPHI, L3, ALEPH, OPAL and ATLAS, ALICE, CMS and LHC-B, respectively [3].

EM Calorimeters Forward Calorimeters

Inner Detector

Muon Detectors

Figure 2: Overview of the ATLAS experiment [2].

7 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

8 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Introduction

Introduction

ATLAS Barrel Inner Detector

• Inner Detector • Task: (reconstruct the vertices) • Pixel Layout

ATLAS

*

+ - + -

H → ZZ → e e e e ( mH = 130 GeV )

-

Inner Detector

e

Barrel SCT +

MSGC

e

e TRT Pixel Detectors Forward SCT Figure 3: Three-dimensional view of the ATLAS Inner Detector. We find high-resolution detectors at inner radii with continuous tracking elements at outer radii, which are all contained in a solenoidal magnet with a central field of 2 T [2].

9 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

-

e

Figure 4: Event display of the process H→ZZ*→µ+µ-e+e- in the barrel part of the Inner Detector.

10 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

+

Introduction

Physikalische Grundlagen

2.2.1Choice of Detector Material and the Expected Radiation Level at LHC Experiments

3 Physikalische Grundlagen 3.1 Grundlegende Wechselwirkungen

-2

-2

Neutrons (cm )

Dose (Gy) 10 6

Ch. Hadrons (cm )

Grundlegende Wechselwirkungen und relative Stärke bei Distanz 10-20 m: • Starke Wechselwirkung (Ww) 1 • Elektromagnetische Ww 10-2 • Schwache Wechselwirkung 10-5 • Schwerkraft 10-39

7 cm

10 15 7 cm

10 14

7 cm 21 cm

21 cm

10 5

10 14 21 cm

49 cm

49 cm

10 4

75 cm

75 cm

10 13

49 cm 75 cm

10 13

111 cm

0

100

200

111 cm

0 z (cm)

111 cm

100

200

0

100

200

z (cm)

z (cm)

Figure 5: The expected radiation fluences of photons, neutrons and charged hadrons in the CMS experiment over 10 years of operation [3].

• The expected radiation dose in the ATLAS experiment is in the same range or even slightly higher since the innermost layer of the Inner Detector is planned to be installed in a distance of 4 cm from the beam axis. • Hohe Strahlenbelastung führt zur Schädigung (Zerstörung) der Detektoren Þ Motivation strahlungsharte Detektoren zu entwickeln • Sucht Alternative zu Silizium • Diamant-, NbN- , GaAs-Detektoren

11 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Starke Ww: Kernkräfte Elektr.Ww: beschreibt Ww geladener Teilchen Schwache Ww: beschreibt radioaktiven Zerfall (Vereinigung mit elektr. Ww Þ Elektroschwache Ww. Gravitation: beschreibt die Ww zwischen Massen 3.2 Meßaufgaben in der Physik Elementarteilchen werden durch viele Größen gekennzeichnet: • Masse m (sehr charakteristisch) • Ladung Q • Magnetisches Moment µ • Lebensdauer τ (manchmal charakteristisch) • Zerfallsarten .... (Spin) Will folgende Größen von Teilchen in Detektoren messen um sie identifizieren zu können: • Energie E L • Impuls p • Masse m L • Geschwindigkeit v 12 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Physikalische Grundlagen

Physikalische Grundlagen

• (Lebensdauer τ) d.h. man will eigentlich den Energie Impulsvektor (Vierervektor) (E/c, pL ) bestimmen • grundlegende Formeln aus der relativistischen Mechanik

v

u γ= ,β = c 1− β 2 p = mγu 1

Ekin = mc 2 (γ − 1)

E ges = γmc 2 = c 2 p 2 + m 2 c 4

z.B L L kann aus E und p (oder E und v ) die Masse m berechnen: L p ,Q: aus Krümmungsradius und Bahnkrümmung (Richtung der Bahnkrümmung) im Magnetfeld L v : aus Flugzeit (Cherenkovdetektoren) E: aus Kalorimetern τ: Zerfallsstrecke 3.3 Wechselwirkungsarten der Teilchen mit Materie • Ionisation • Anregung • Bremsstrahlung • Cherenkovstrahlung • Übergangsstrahlung 3.4 Klassiche Herleitung des Energieverlustes eines schweren Teilchens in Materie (Ionisation) Dominierende Teil der Energie wird durch Streuung des Teilchens an den Hüllenelektronen des Targets abgegeben (Ww mit Kern vernachlässigbar). Begründung: bei gl. Impulsübertrag ist der Energieübertrag an leichte Teilchen (e-) größer als der an schwere (Kern), da die Geschwindigkeit quadratisch in die Energiebilanz eingeht, Masse aber nur linear. 13 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

MMS Abb. 1: zentraler Stoβ: schweres Teilchen trifft auf leichteres Þ groβe Geschwindigkeitsänderung (kleines Teilchen bewegt sich mit fast 2v, kinematisches Limit = maximal möglicher Energieübertrag (aus Energie und Impulserhaltung)). v geht quadratisch in Energieänderung eingeht!

3.4.1Modell der elastischen Streuung

p t

p l

Abb. 2: Elastische Steuung eines schweren Teilchens (Projektil) an einem leichten (Hüllenelektron) [4].

Annnahme: e- während der Ww mit schweren Projektil in Ruhe Gl. 1

L æ p cosα ö æ pt ö ÷÷ = çç ÷÷ , p = çç p sin α è ø è pl ø 14 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Physikalische Grundlagen

Physikalische Grundlagen

(fürs e- gilt: pt = 0 vor den Stoß)

kann durch Integration gelöst werden und ergibt:

Elektrische Feld des Projektils ist:

H Z e rH E = 12 r r,

Gl. 2

Gl. 8

+∞ H dp ( F = Þ p = ò F dt ), dt −∞

Zeitintegral

über

die

Kraft

H hervorgerufen durch das E des

Projektils. Dabei bleibt nur der Transversalanteil des Impulses übrig, da sich die longitudinalen Komponenten des sich nähernden und sich wieder entfernenden Teilchens aufheben Þ pl =

ò F dt = 0

+∞

+∞

−∞

−∞

pt = ò Ft dt = ò Et Z 2 edt ,

mit Z2e, der Ladung des Targets (für e- ist Z2=1, lasse es im folgenden aber zur Verallgemeinerung in den Gleichungen). Mit Gl. 5

H H Ze Zeb Z eb Et = E (r ) cos α = 12 cos α = 12 = 2 1 2 3 2 , r r r (x + b )

und v = dx dt Þ dt = dx v folgt +∞

Gl. 6

pt =

ò Ft dt =

−∞

Z1 Z 2 e 2 v

∆ET arg et ker n ∆E e

=

Z 2 me Z 2 me m ≈ = e Am p Z 2 Zm p Z 2m p

Þda me = mp/1836/2 kann man den Beitrag der Kernstöβe am gesamten Energieverlust vernachlässigen.

und Gl. 4

p 2 2 Z12 Z 22 e 4 1 = 2m me b 2 v 2

Vergleich man nun den Energieübertrag auf die Hüllenelektronen (Z Elektronen) mit dem auf den Targetkern (Z2=Z des Kernes und me ≈ Am p , mit A der Kernzahl), so erhält man:

l

−∞

∆E (b) =

Beachte: 1/v2 Abhängigkeit

Gl. 9

+∞

Gl. 3

2 Z1 Z 2 e 2 vb

Þ die auf das Targetelektron übertragene Energie ist (unter Beachtung, dass die auf das e- übertragenen Energie dem Energieverlust des Projektils entspricht):

mit Z1e der Ladung des Projektils. Relevant: Impulsübertrag Dieser ist definiert als:

pt =

Gl. 7

+∞

ò (x

−∞

2

Um Energieverlust im Targetmaterial zu berechnen, muβ die Elektronendichte ne berücksichtigt werden: Gl. 10

ne = N A ρ

Z , A

mit ρ, der Dichte des Materials und NA, der Avogadrozahl (6.022 1023 mol-1). Þ Energie, die während des Durchdringen der Materialdicke dx an die e- abgegeben wird, deren Stoßparameter b im Intervall b und b+db liegt, ist:

b dx + b 2 )3 2

15 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

16 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Physikalische Grundlagen

Physikalische Grundlagen

Gl. 11 2Z 2 e 4 1 4πZ 12 e 4 1 db ne dx d E = ∆E (b) ne dAdx = 1 2 2 ne 2πbdbdx = me v 2 b me b v ,

bmax =

Gl. 16

2

mit dA = 2πbdb , einem Kreisring mit Radius b und Breite db.

daraus folgt Bohr‘s klassische Formel für den Energieverlust des Projektils (daher Minus)

Gl. 12 bmax æb ö dE 4πZ12e 4 1 db 4πZ12e 4 1 = = n lnçç max ÷÷ n 2 e ò 2 e dx me v b me v è bmin ø bmin

∆E max

Þ Gl. 14

bmin =

Z 1e 2 me v 2γ

bmax aus: an Atome gebundene Elektronen umkreisen diese mit Orbitalfrequenz f damit Energieübertrag möglich ist, muβ die Zeit der Störung < die Umlaufszeit τ=1/f ÞAbschätzung: für groβe Abstände b muβ vγ (Impuls/Masse) auch groβ sein, damit der Quotient b/βγ kleiner als die Umlaufszeit τ bleibt. Gl. 15

t=

b 1 ≤τ = , f γv

∆E ∝ 1 b 2

ò

Gl. 18

æ γ 2 me v 3 ö dE 4πZ12 e 4 1 ÷÷ ne lnçç = 2 2 dx me v è Ze f ø

folgt:

b max

bmin (kleinster Normalabstand e- und Kern) folgt aus dem kinematische Limit und Gl. 8: ! 2Z 2 e 4 1 p2 1 1 = ∆E (bmin ) = = me (2v) 2 γ 2 = 2 2 2m 2 me bmin v



Gl. 17

Mit Gl. 8

Gl. 13

γv f

b min

E (b

)

E

db 1 max dE 1 max dE , =− = b 2 E (bòmin ) E 2 Eòmin E

da E(bmin)=Emax ist und umgekehrt, d.h. kann b durch E ersetzen. Eine genaure Berechnungen.

Lösung

liefern

quantenmechanische

3.5 Energy Loss of Heavy Charged Particles by Atomic Collisions (Ionisation) The first correct quantum-mechanical calculation of the average energy loss dE dx per unit length for particles heavier than electrons was done by Bethe, Bloch and other authors. Two corrections are frequently added to the Bethe-Bloch formula, the density correction effect δ and the shell correction C, which lead to [7] Eq. 1



dE Z z 2 é æ 2m e γ 2 v 2Wmax = 2πN a re2 m e c 2 ρ êlnç dx A β 2 êë çè I2

ö Cù ÷÷ − 2 β 2 − δ − 2 ú Z úû ø

,

mit f , der mittleren Orbitalfrequenz. Þ 17 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

18 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Physikalische Grundlagen

19 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

• Für schwere Teilchen ist der Maximale Energieübertrag gegeben durch Wmax, für Elektronen und Positronen gibt es auch die zusätzliche Möglichkeit eines großen Beitrages durch Bremsstrahlung. 10 8

2 − d E / d x (MeV g−1

cm )

with 2πN a re2 m e c 2 = 0.1535 MeV cm2/g, re = 2.817⋅10-13cm the classical electron radius, me = 510keV/c2 the electron mass, Na = 6.022⋅1023 mol-1 Avogadro's number, I the mean excitation potential, A and ρ the atomic number and the density of the absorbing material, z the charge of the incident particle in units of the electronic charge, β=v/c the velocity of the incident particle, γ = 1 1 − β 2 , δ the density correction, C the shell correction and Wmax the maximum energy transfer in a single collision. The corrections due to δ and C are important at high and low energies. The Bethe-Bloch formula is also valid for electrons with an energy of a few MeV. • The energy dependence of dE dx as a function of βγ for several particles in different materials is shown in Abb. 3 [8]. At low energies dE dx is dominated by 1 β 2 and decreases with increasing velocity until the minimum is reached. Particles with this energy are known as minimum ionizing particles. • Beyond this point 1 β 2 becomes almost constant and due to the logarithmic dependence of Eq. 1, dE dx starts to increase again. At this point the density correction becomes important and cancels out the logarithmic rise. • In the very low energy region the Bethe-Bloch formula breaks down and empirical formulas are used. For αparticles this becomes relevant for energies below a few ten MeV [6]. Further in Abb. 3 it can be seen that heavy particles, which slow down in matter, will lose more energy towards the end of their path. • Dichteeffekt δ: das geladene einfallende Teilchen polarisiert das Medium Þ diese Polarisation schirmt den Einfluss des Teilchens auf e- weiter entfernterer Atome ab Þ geringerer Energieverlust. • Schalenkorrektur C: der Beitrag der Elektronen der inneren Schalen zu dE/dx nimmt für geringere Teilchengeschwindigkeiten ab.

Physikalische Grundlagen

6 5

H 2 liquid

4 He gas

3 Fe

2

1 0.1

C

Sn Pb

1.0 0.1

0.1

0.1

Al

1.0

10 100 βγ = p / M c

1000

10 000

1.0 10 100 Muon momentum (GeV/ c )

1000

1.0 10 100 Pion momentum (GeV/c ) 10 100 1000 Proton momentum (GeV/ c )

1000

10 000

Abb. 3: dEdx in verschiedene Materialien [8].

Beachte: Minimum immer bei etwa 3-4 βγ, unabhängig vom Material

20 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Physikalische Grundlagen

50.0

− d E / d x (MeV g−1cm2)

3.5.1 Restricted Bethe-Bloch Gleichung Teilchendetektoren messen eigentlich nicht den Energieverlust des Projektils, sondern nur die im Detektor deponierte Energie Þ Fluktuationen im Energieverlust, vor allem durch die Produktion von hochenergetischen knock-on Elektronen. Diese hochenergetischen Knock-on Elektronen tragen einen Teil der Energie, die das Projektil verliert, aus dem Detektor raus Þ man mißt scheinbar geringeren Energieverlust. Führt Cut-off Parameter Tcut ein, d.h. man betrachtet den mittleren Energieverlust, wobei man Energietransfers gröβer als Tcut ausschlieβt. Þ

Physikalische Grundlagen

20.0



dE Z z2 = 2πN a re2 me c 2 ρ ⋅ dx A β2

é æ 2meγ 2 v 2Tupper êlnç I2 êë çè

ö æ T ÷ − β 2 ç1 + upper ç ÷ Tmax è ø

Approx T max d E / d x without δ Minimum ionization

5.0 −1 0 0 × shell 2.0 correct. 1.0

π ± on Cu I = 322 eV

Radiative effects become important

10.0

0.5

Gl. 19

d E / d x ∝ β−5/3 d E / d x ∝ β−2

∝ β−2 −5/3 ∝β 0.1

1.0

T cut = 0.5 MeV Complete d E / d x 10 100 βγ = p /M c

1000

10 000

Abb. 4 -dE/dx in Kupfer vs βγ

ö Cù ÷÷ − δ − 2 ú Z úû ø

mit Tupper= MIN(Tcut,Tmax). Für Tcut > Tmax erhält man wieder die eigenliche Bethe-Bloch Gleichung.

Finden in Abb. 4 folgende dE/dx Kurven: • ohne density correction • mit approximierten Tmax • Bethe-Bloch Gl. • Restricted Bethe-Bloch Gl. 3.6 1.5.1 Energieverlust von Elektronen und Positronen • Geringe Masse Þ zusätzlicher VerlustmechanismusBremsstrahlung • Ursache: Streuung der Teilchen im Feld des Atomkernes • Klassisch: Strahlung auf Grund der Beschleunigung der Teilchens im Feld des Kernes • Relevant für E> einige 10 MeV

21 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

22 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Physikalische Grundlagen

3.6.1 Energy Loss in Compounds Since the Bethe-Bloch equation applies to pure elements, for compounds one must refer to direct measurements if accurate values are desired. However, a good approximation can be obtained by taking the weighted sum of the loss rates of the constituents [6] Eq. 2

1 dE w1 æ dE ö w2 æ dE ö = ç ÷ + ç ÷ + ..., ρ dx ρ1 è dx ø 1 ρ 2 è dx ø 2

where Eq. 3

• Absorbers where the number of collisions is large are called thick absorbers and the energy loss distribution will be gaussian. The energy distribution for thin absorbers, where the number of collisions is small, was first calculated by Landau [9]. Figure 6 illustrates the general shape. The mean loss is displaced from the most probable energy loss, because of the high-energy tail due the possibility of large energy transfer in single collisions.

relative probability

Für Teilchenenergien < einige 100 GeV sind Elektronen und Positronen die einzigen Teilchen, bei denen der Strahlungsverlust substantiell zum gesamten Energieverlust beiträgt. Grund: Strahlungsverluste sind prop 1/m2 Þ Myon (das nächst leichtere Teichen) hat Masse von 106 MeV/c2 Þ Strahlungsverlust ist 40 000 mal geringer • Kritische Energie Ec Energie, bei der der Strahlungsverlust gleich dem Kollisionsverlust ist • Strahlungslänge Distanz, nach der die Teilchenenergie um den Faktor 1/e reduziert ist

Physikalische Grundlagen

Most probable energy loss

Mean energy loss

energy loss

Figure 6: General shape of the Landau distribution. a A wi = i i , Am

and ai is the molar fraction of element i with atomic weight Ai, and Am is the sum of the atomic weight of all constituents. 3.6.2 Energy Loss Distribution • Since the energy loss in matter is a statistical process, the energy loss distribution of a monoenergetic particle beam passing some absorber will not be a delta function. Two different cases have to be distinguished, thick and thin absorbers [6]. 23 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

24 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

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3.6.3 Eindringtiefe

Physikalische Grundlagen

• Für kleiner werdenden P nimmt Reichweite ab

Abb. 6: Bragg Peak

• dE/dx nimmt zum Ende der Spur hin zu Þ wird in Medizin zur Tumorbestrahlung verwendet. 3.6.4Anwendung in der Medizin • Tumorbestrahlung • Bestrahlung mit Ionen

Abb. 5: Mean Range and energy loss

• Minimaler Energieverlust (Teilchen mit dieser Energie werden MIPs (minimal ionising particles) genannt) • Für größer werdenden P nimmt dE/dx mit 1/β2 ab, durchläuft ein Minimum und steigt log. wieder an. 25 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Abb. 7: „Ideales“ Dosisprofil [4] 26 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Physikalische Grundlagen

Physikalische Grundlagen

Abb. 10: Kohlenstoffionen [4] Abb. 8: Photonentherapie [4]

• Unerwünschte Dosis ist blau dargestellt • Belastung im Eintrittskanal kann sehr gering gehalten werden. • Kritische Organe in der Nähe des Tumors werden kaum belastet. • „Pencilbeamscanning“

Abb. 9: Protonenbestrahlung [4] 27 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

28 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Physikalische Grundlagen

Physikalische Grundlagen

• Comptonstreuung • Paarproduktion Grundlegende Eigenschaften von x- und γ-Strahlen: • Dringen tiefer in Materie ein als geladene Teilchen (wegen geringeren Wirkungsquerschnitten) • Photonenbeam wird nur in Intensität abgeschwächt, aber nicht in Energie (alle drei Ww entfernen die Photonen völlig aus den Strahl, nur die Photonen, die nicht ww, bleiben im Strahl) Þ Gl. 20

I ( x) = I 0 e −αx

Mit I0, ursprüngliche Beamintensität, x, die Absorberdicke und α der Absorptionskoeffizient 3.7.1.1Photoelektrische Effekt Abb. 11: Strahlendosis vs. Eindringtiefe [4]

• Kohlenstoffionen scheinen am besten zur Bestrahlung geeignet zu sein, da ihr Braggpeak genau im bevorzugten Band der „biologischen Effektiveness“ liegt • biologischen Effektiveness: Bereich in dem Tumorzellen am effizientesten zerstört werden können • RBE: Relative Biological Effectivness: Verhältnis Dref Dtest , mit Dref and Dtest der absorbierten Dosis der Referenz- und Teststrahlung, die die gl. biologische Wirkung haben. • Protonbeam: überall ungefähr eins • Neonbeam: Peak liegt auβerhalb des bevorzugten Bandes der RBE

Absorption eines Photons durch ein atomares Elektron mit nachfolgender Freisetzung des Elektrons Gl. 21

E e = hν − E bin

Mit Ee, der Energie der freigesetzten Elektrons, hν, der Photonenenergie und Ebin, der ursprünglichen Bindungsenergie

3.7 Ww von Photonen Nicht geladen Þ viele der inelastischen Kollisionen, die so typisch für geladene Teilchen sind, sind nicht möglich. Häufigsten Ww sind: • Photoelektrische Effekt 29 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

30 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Physikalische Grundlagen

Physikalische Grundlagen

3.7.1.2Compton Streuung

Abb. 13 Compton Streuung

• Streuung eines Photons an einem freien Elektron • Für hohe Photonenenergie können gebundene Elektronen als frei betrachtet werden. 3.7.1.3Paarproduktion

• Photon zerfällt in ein Positron-Elektron Paar. Photon muß eine Mindestenergie von 1.022 MeV haben ( =ˆ der zweifachen Ruheenergie des Elektons (Positrons)). • Muß in Nähe eines dritten Körpers (Kernes) stattfinden, um Impulserhaltung zu erfüllen 3.7.1.3.1 Elektron-Photon Schauer Abb. 12: Berechneter photoelektrischer Wirkungsquerschnitt in Pb

Abb. 12 zeigt typischen photoelektrischer Wirkungsquerschnitt (Wqu). Für Photonenenergien > höchste Bindungsenergie, rel. kl. Wirkungsquerschnitt; kommt in den Bereich der Energien der K-Shell Þ Wqu steigt stark an; danach fällt Wqu wieder stark at; wiederholt sich für alle Schalen

31 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Kombination von Paarproduktion und Bremsstrahlung Aus Photon entsteht e- und e+; aus den e- und e+ entsteht dann wieder durch Bremsstrahlung Photonen etc., bis e- und e+ unter kritische Energie fallen, danach Energieverlust fast ausschließlich durch atomare Kollisionen.

32 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

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Simples Modell unter der Verwendung der Strahlungslänge: Ph (Energie E) zerfällt in e- und e+ mit Energie E/2 ; Bremsstrahlung Þ 4 Teilchen (e-, e+, 2 Ph mit E/4); nach nächster Strahlungslänge hat man dann 8 Teilchen mit E/8 (2Ph → in 2 e--e+ Paare und das e- und das e+ senden 2 weitere Photonen aus) Þ nach n Strahlungslängen hat man dann 2n Teilchen mit einer Energie von E/2n Teilchen (erhält dasselbe Ergebnis wenn man mit einem Elektron anfängt) Teilchenschauer stoppt nachdem krit. Energie unterschritten wird Þ für Energie E = E krit = E 2 n . Þ max. Teilchenzahl ist:

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3.8 Cherenkovstrahlung

max

n max =

Gl. 22

ln(E E krit ) E ≅ ln 2 E krit

e e γ e

+

γ -

e

v = βc = c n ,

mit n dem Brechungsindex. Ist die Teilchengeschwindigkeit vTeichen > c/n, so entsteht eine Schockwelle (vgl. Überschallknall) Die koherente Wellenfront hat konische Form (Abb. 15) und breitet sich im Winkel

-

-

e

Cherenkovstrahlung entsteht, wenn die Teilchengeschw. in der Materie > die Geschindigkeit des Lichtes in dieser Materie. Gl. 23

+

e

Abb. 15: Cherenkovstrahlung

e

-

Abb. 14: :Schauerausbreitung

33 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Gl. 24

c t 1 cos θ c = n = vt βn(ω )

Þ Þ β Winkel hängt von n und ab. Geschwindigkeitsbestimmung von Teilchen durch Winkelmessung (häufig durch Szintillatoren (Photomultiplier) gemessen ) vgl. Beugung: Maximum bei θc=1/βn, gefolgt von Nebenmaxima 34 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

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Gasdetektoren

4 Gasdetektoren 3.9 The Interactions of Neutrons • Neutrons have to interaction through the strong force with nuclei since they lack electric charge. The probability of an interaction with a nucleus is rather small because of the short range of the strong force. Nevertheless, neutrons may undergo a variety of nuclear processes depending on their energy. Among these are [6]: • Elastic scattering from nuclei, which is the principal mechanism of energy loss for neutrons in the MeV region. • Inelastic scattering, in which the nucleus is left in an exited state and may later decay by γ-rays or some other form of radiative emission. In order to excite the nucleus the neutrons must have energies in the order of 1 MeV or more. Below this energies only elastic scattering will occur. • Radiative neutron capture, in which a neutron is captured and γ-rays are emitted. The cross-section for neutron capture goes approximately as 1/v with v the velocity of the neutron. Resonance peaks are superimposed upon this 1/v dependence. • Other nuclear reactions, in which the neutron is captured and charged particles are emitted. This normally occurs in the eV to keV region and the cross-section falls as 1/v. • Fission, which happens most likely at thermal energies. • Since the neutron interaction depends heavily on the neutron energy, they are usually classified according to their energy. In our irradiation studies we will distinguish between neutrons with an energy below 10 keV and above 10 keV and refer to them as slow and fast neutrons.

Erste Hälfte dieses Jahrhunderts 3 Typen von Detektoren entwickelt: a) Ionization Chamber b) Proportionalzähler c) Geiger Müller Zähler in 60er Jahren: Vielfach-Drahtkammern entwickelt (Multiwire Proportional Chamber) Þ dann in den folgenden Jahren die Drift- und ZeitProjektionskammern (Time Projection Chamber) Verwendung von sowohl Gasen als auch Flüssigkeiten als Ionisationsmedium. 4.1.1Gasgefüllte Ionisationskammern

Abb. 16: Einfache Ionisationskammer

gasgefüllter Zylinder (meist Edelgas, z.B. Argon), Signaldraht im Zentrum (pos. Spannung (Anode)) Þ radiales Feld E: Gl. 25:

E=

U0 r ⋅ ln(b / a )

b, a...äußerer und innerer Radius 35 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

36 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Gasdetektoren

• Im Gas werden e-Ion Paare erzeugt, direkt durch geladene Teilchen, indirekt durch sekundäre Reaktionen 4.1.2Verschiedene Arbeitsbereiche

Gasdetektoren

II) ↑U, I saturiert, da alle Ladungen gesammelt werden. Nur relativ kleine Ströme werden erzeugt Þ muß Elektrometer verwenden (Detektoren, die in dieser Region arbeiten, werden Ionisationskammern genannt) IIIa) ↑U Þ Feld ist stark (vor allem in Drahtnähe) genug um Ladungen so stark zu beschleunigen, daß diese in der Lage sind wiederum zu ionisieren ÞLadungslawine (Kaskade). Anzahl der e-Ionen Paare ist prop. Anzahl der primären Elektronen (spricht von Proportionaldrahtkammer) Verstärkung von bis zu 106 Þ viel größerer Strom als in Ionisationskammer. IIIb) ↑U Þ Raumladung verändert in der Nähe des zentralen Drahtes deutlich das Feld Þ Proportionalität geht verloren IV) ↑U Die Ladungslawine ist nicht länger lokalisiert Þ viele Ladungslawinen. Entstehen durch Photonen, die von den angeregten Molekülen ausgesandt werden. Man spricht von Geiger-Müller Zählern. V) ↑U kommt zu permanenten Entladungen, diese Region sollte vermieden werden, um Schaden am Detektor zu verhindern. 4.1.3Multiwire Proportional Chamber (MWPC) 1968 Entwicklung der MWPC durch G. Charpak (Nobelpreis)

Abb. 17:Anzahl der gesammelten Ionen vs. U

0) 0 V: e-Ionen rekombinieren I) ↑U ↓ I (Strom) steigt an

37 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

38 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Gasdetektoren

Gasdetektoren

4.1.4Füllgas Sogenannte „magische Gas“ (Ar (75%), Isobutan (24.5%), Freon-13B1 (0.5%)) Verstärkungsfaktoren bis 107; Signal ist bei diesem Verstärkungsfaktor schon saturiert und damit unabhängig von der Energie. Sehr schnelle Auslese wegen des signifikanten Anteil von Elektronen.

Abb. 18: MWPC

Reines Gas kann nur bis Verstärkungsfaktoren von 103 oder 104 betrieben werden. Grund: die hohe Anregungsenergie Þ Photonen, die von den angeregten Atomen ausgesandt werden, haben so hohe Energie, dass sie in der Lage sind, weitere Atome zu ionisieren Þ weitere Ladungslawine Þ muß Quenchgas dazufügen, dass die Photonen absorbiert und dann über elastische Kollisionen etc. abgibt. Kleine Menge von mehratomigem Gas reicht aus, um die Performance des Counters dramatisch zu verändern Þ Verstärkungen bis zu 106 im häufig verwendeten sogenannten P10 Gas (90% Ar und 10% Methan (CH4)).

Drahtabstand 2 mm, Abstand Anode Kathodenplatte 7-8 mm Weiters: Teleskopanordnung um Teilchenspur zu messen

Abb. 20: Zweidimensionale Auslese durch Auslesen von Kathodenstreifen Abb. 19: Teleskopanordnung

39 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

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Gasdetektoren

Gasdetektoren

4.1.5Driftkammern Räumliche Information wird aus der Driftzeit der Teilchen gewonnen. Benötige Information über die Ankunft des Teilchens (Trigger) Þ kann aus Driftzeit die Distanz s der Einschlagpunktes berechnen. Þ t1

Gl. 26

s = ò vdt t0

Um konstante Beschleunigung zu erreichen ist es notwendig ein konstantes Feld zu haben Þ Serie von Kathodendrähten zu Feldformung Abb. 22: Prinzipieller Aufbau der Time Projektion Chamber

Abb. 21: Prinzipieller Aufbau einer Driftkammer

1. Zweidimensionale Information erhalte ich aus MWPC im Endcap 2. dritte Koordinate erhält man aus der Driftzeit lange DriftdistanzenÞ muß seitliche Diffusion der Teilchen aufhaltenÞ paralleles magnetisches FeldÞ zwingt Elektronen auf Spiralbahn. Diffusion wird bis um den Faktor 10 reduziert. 3. a) gesammelte Ladung ist prop. dem Energieverlust b)aus Bahnkrümmung kann man das Momentum des Teilchens berechnen Þ kann daraus dE/dx berechnen

Driftregion: ungefähr 5-10 cm, Driftgeschwindigkeit ~5 cm/µs Þ Driftzeit von ~ 2µs. Driftkammer kann im Prinzip auch die Struktur von einer MWPC haben mit eben etwas größerem Drahtabstand. Vorteil von Driftkammer: relativ geringe Drahtanzahl Þ wenig Elektronik. Man kann dadurch einfach große Oberflächen abdecken 4.1.6Time Projection Chamber Messe 3-dimensional Ortsauflösung +dE/dx

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Gasdetektoren

4.1.7Gas Microstrip Detektoren (MSGC)

Szintillatoren

5 Anregung • Wechselwirkung von geladenen Teilchen mit Elektronen der Hülle (Elektron wird von einem Niveau in ein höheres gehoben), • für Detektoren ist prompte Photonenemission interessant (Licht wird ausgesandt) Þ Szintillator Beobachtet in: • Edelgasen • Anorganischen Kristallen • Polyzyklischen Kohlewasserstoffen

Abb. 23: MSGC

Geeignet für zukünftige Beschleuniger (LHC, aber dann doch nicht verwendet)

Nur wenige Prozent des totalen Energieverlustes werden in sichtbare Photonen verwandelt, aber sehr schnelle Ansprechzeit (1 bis 100 ns). 5.1.1Szintillatoren

Vorteile: • Strahlungshart • Hohe Zählrate • Ortauflösung von bis zu 30 µm • Einfach zu fertigen

Abb. 24: Szintillator Detektor

Weitverbreitet, erste Verwendung 1903 von Crookes Material wird von Teilchen getroffen und emittiert darauf Licht =ˆ Szintillation Szintillationsdetektoren bestehen aus Szintillatormaterial und einem Photomultiplier (siehe später), die durch einen Lichtleiter (siehe später) miteinander verbunden sind. Folgende Eigenschaften: 43 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

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Szintillatoren

Szintillatoren

1. über einer gewissen Schwelle: lineares Verhalten in bezug auf deponierter Energie 2. sehr schnelle Ansprechzeit, ungefähr 10 ns

Abb. 25: Pulsform: schnelle und langsame Komponenten

Verschiedene Arten von Szintillatoren • Organische Szintillatoren: sehr schnell (wenige Ansprechzeit) • Organische Kristalle: C14H10 (Anthrazen)... • Organische Flüssigkeiten: C18H14 (pTerphenyl)... • Plastiken: extrem schnell, Abfallszeit < 2-3 ns • Anorganische Kristalle

ns

Abb. 26: Liste von Szintillatoren

5.2 Photomultiplier Photomultiplier: konvergiert Licht Photoelektronenstrom, der dann Elektronmultipliersystem verstärkt wird.

45 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

in

schwachen über ein

46 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Szintillatoren

Szintillatoren

mit B.E. der Bindungsenergie des Elektrons. 5.2.1Lichtleiter

Abb. 28: Lichtleiter

Nützt die Totalreflexion aus. Gl. 28 n1 sin α 1 = n 2 sin α 2 Für Übergang vom dünnen ins dichtere Medium gibt es Grenzwinkel α G . Für n1>n2 und α 2 = 90 o gilt α 1 = α G = arcsin(n 2 / n1 ) .

Abb. 27: Photomultiplier

Besteht aus einer Kathode, gemacht aus photosensitiven Material, und einem Elektronensammlungssystem. Funktionsweise: einfallendes Photon (z.B. von Szintillator) löst an der Kathode ein Elektron durch den Photoeffekt aus. Durch das elektrische Feld wird das Elektron zur ersten Dynode beschleunigt Þ löst dort weitere (Sekundär)elektronen aus. Diese werden zur nächsten Dynode beschleunigt, etc. An der Anode wird der Strom dann gesammelt und kann dann weiterverarbeitet werden (verstärken, auswerten). Output des Photomultiplier ist prop. dem Energiedeposit des einfallenden Teilchens Þ bekommt auch Information über den Energieverlust des Teilchens in dem Photomultiplier Photokathode: konvertiert einfallendes Licht in Elektronenstrom gemäß dem Einstein’schen Gesetz: Gl. 27

E = hν − B.E. 47 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

α2 n2 n1 α1

einen Abb. 29: Übergang dichteres in dünneres Medium

48 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Festkörperdetektoren Szintillatoren

Für Winkel α1 > αG kommt es zur Totalreflexion

6 Festkörperdetektoren 6.1 Halbleiterdetektoren 6.1.1Grundlagen Unterscheidung: Isolatoren-Halbleiter-Leiter

Figure 7: spez. Widerstand bzw. Leitfähigkeit von Metallen, Halbleitern und Isolatoren bei Raumtemperatur

• Unterscheidung bezüglich Temperaturabhängigkeit der Leitfähigkeit und des Bandabstandes. • Halbleiter: Leitfähigkeit nimmt mit zunehmender Temperatur zu.

49 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

50 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Festkörperdetektoren

Festkörperdetektoren

Figure 8: Bändermodell

Unterscheidung: Elementhalbleiter und Verbindungshalbleiter Verbindungshalbleiter: bestehen aus regelmäßiger Anordnung von verschiedenen (meist zwei) Atomarten (z.B. GaAs, GaP, InP, InAs, ZnS, SiC…)

51 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

52 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Festkörperdetektoren

Festkörperdetektoren

Abb. 30: Periodensystem der Elemente

6.1.2 Leitungsmechanismus Bändermodell: • Anregung eines Elektrons durch Zufuhr von äußerer Energie (thermisch, Licht, Durchgang eines ionisierenden Teilchens) vom Valenz- ins Leitungsband Þ • bleibt freie Stelle in Valenzband übrig, die sich frei bewegen kann (Loch, erzeugt durch den intrinsischen Leitungsmechanismus). • Elektron kann fast jeden beliebigen Zustand annehmen, da das Leitungsband fast unbesetzt ist.

Abb. 31: Bindungsmodell

Figure 9: Bändermodell

Bindungsmodell: Aufbrechen einer kovalenten Bindung Þ Freisetzen eines Elektrons (A) Þ Loch entsteht Þ kann durch Elektron aus B aufgefüllt werden Þ entspricht frei beweglichem Loch

53 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

6.1.3 Störstellenleitung Kristallbaufehler (z.B. durch Verunreinigung durch Fremdatome oder Oberflächenzuständen) Þ entstehen zusätzliche Energieniveaus innerhalb der Bandlücke, können von Ladungsträgern besetzt werden (benötigt nur noch Energiebetrag < E (Energielücke) ). Dotieren =ˆ einer gezielten Verunreinigen n- und p- Halbleiter • n-Halbleiter: sind mit Fremdatomen verunreinigt (Donatoren, Ph, As), die ein Valenzelektron mehr besitzen (geben überschüssiges Elektron bei geringer thermischer Anregung ab). • nicht durch Defektelektronen (die durch den intrinsischen Leitungsmechanismus erzeugt werden) kompensiert Þ e- =ˆ Majoritätsladungsträgern (Löcher sind die Minoritätsladungsträger) 54 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

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Im Bandschema: durch zusätzliches Valenzelektron wird ein Energieniveau nahe der Leitungsbandkante (energetisch nur wenige hundertstel eV darunter (Abb. 32)) eingebracht Þ wird schon durch geringe thermische Anregung ins Leitungsband gehoben (bei Raumtemperatur sind praktisch alle Valenzektronen im Leitungsband) • p-Halbleiter: sind mit Fremdatomen verunreinigt (Akzeptoren, B, Al , dritte Hauptgruppe), die ein Valenzelektron weniger besitzen (nehmen Elektron auf) Þ Defektelektronen sind Majoritätsladungsträger, da die Defektelektronen, die durch den Akzeptor entstehen, kein zugehöriges Leitungselektron besitzen. Þ Energieniveau nahe der Valenzbandkante entsteht.

Festkörperdetektoren

• Betrachten Þ Konzentrationsverteilung: Kontakt Diffusionsstrom entsteht wegen unterschiedlicher Konzentration der Leitungselektronen (Defektelektronen) in den beiden Teilen Þ Rekombination Þ Entstehung einer Verarmungszone, die fast völlig frei von freien Ladungsträgern ist Þ baut sich Raumladung durch zurückbleibende Ionen auf Þ Driftstrom (resultiert aus dem entstehenden Feld) der dem Diffusionsstrom (wegen Þ unterschiedlicher Dotierung) entgegen wirkt Gleichgewicht

Abb. 33: pn-Übergang: Diffusionsstrom wegen unterschiedlicher Ladungsträgerkonzentration, Driftstrom rührt von entstehendem Feld her. Abb. 32: Akzeptor- und Donatorniveaus in Silizium [eV]

6.1.4Der p-n Übergang Bändermodell: • Ferminiveau liegt im n-dotierten Teil höher als im pHalbleiter. • Kontakt: findet Angleichung der Ferminiveaus statt Þ Verbiegung der Energieniveaus =ˆ Elektronen im p-Bereich befinden sich in einem höheren Energieniveau als eines im Leitungsband des n-Bereiches Þ Energieunterschied ∆E = eU 0 muß von Elektron aufgewendet werden, um vom n in den p dotierten Bereich überwechseln zu können. 55 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

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Festkörperdetektoren

Festkörperdetektoren

• Þ elektrische Feld in der Diode zeigt vom n- zum p-Leiter (in Richtung neg. x-Achse Þ neg. Feld) 6.1.5Der p-n Übergang Durchlaß und Sperrichtung Durchlassrichtung: legen Spannung U an (pos. Pol an p-dotierter Hälfte, neg. Pol an n-dotiertem Teil Þ elekt. Feld zeigt vom p- zum n-Leiter) Þ Potentialbarriere wird um den Wert U verkleinert Þ Leitungselektronen müssen nun nur Energie e(U0-U) aufbringen, um von den n in den p Bereich überzuwechseln. Þ Diffusionsstrom nimmt zu, der Driftstrom bleibt nahezu konstant Þ Nettostrom Umgekehrte Überlegungen gelten für Defektelektronen. Sperrichtung: Spannung in umgekehrter Richtung anlegen Þ Leitungselektronen müssen nun Energie e(U0+U) aufbringen. Besetzungsdichten der Bänder bleiben gleich Þ Driftstrom wird kaum verändert, Diffusionsstrom nimmt nicht zu, (wegen e(U0+U)).

Abb. 34: pn Übergang

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Festkörperdetektoren

Abb. 35: pn Übergang in Durchlaßrichtung

Festkörperdetektoren

Abb. 36 Diodenkennlinie

6.2 Diodenkennlinie Sperrichtung: zu hohe SpannungÞ Durchbruch Durchlassrichtung: exp. Stromanstieg

Abb. 37: pn-Übergang: Diffusionsstrom wegen unterschiedlicher Ladungsträgerkonzentration, Driftstrom rührt vom entstehenden Feld her 59 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

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Halbleiterdetektoren

6.3 Halbleiterdetektoren • Si • CVD Diamant 6.4 Grundlagen von Siliziumdetektoren • Benötigt im Mittel nur 3.6 eV (nicht 2EG + ... sondern nur 1EG + 2Ekin+ Streuterme ...) um ein freies Ladungspaar zu erzeugen (~30 eV in Gasionisationskammern und einige 100 eV in Szintillatoren Þ hohe Energieauflösung. • Hohe Ortsauflösung, da die im Vergleich zu Gasen hohe Dichte der Materialien die Reichweite der Deltaelektronen beschränkt Þ hohe Ortsauflösung. • Schnelle Ladungssammlung • Verarbeitung: viel Erfahrung aus Halbleiterindustrie Intrinsischer Halbleiter • Hat sehr kleines S/N Verhältnis. Für Mip gilt: dE/dx = 390 eV/µm für Silizium. • Mip erzeugt im Mittel 108 Ladungspaare/µm Þ mittleres Signal in 300 µm dicken Si (typische Detektordicke) = 32400 e-h. • 300 µm dickes Si von einer A=1cm2 hat ~4.35 108 thermisch generierte e-h. Þ 4 Größenordnungen Unterschied Þ kann kein Signal feststellen • Lösung: Depletieren (Verarmen) eines pn-Überganges, dann kann Si-Diode (pn-Übergang) bei Raumtemperatur betrieben werden Um praktisch gesamtes Volumen Verfügung zu haben Þ nimmt ein hoch und ein schwach dotiertes Implantat. Ionisierende Teilchen führen entlang der Teilchenspur zu e-h Paar Þ messbarer Strompuls Leck- (Leakage-) Strom: entsteht durch thermisch generierte Ladungsträger 61 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Halbleiterdetektoren

6.5 Entwicklung von verschieden Detektoren 6.5.1Streifendetektoren Streifen: p+ Implantate Þ Auflösung hängt von Streifenabstand ab (Pitch ~50 µm Þ Mikrostreifendetektor) 6.5.2Gleichgekoppelte Detektoren • DC coupled single sided detector • p+ auf n • Rückseite: Al Metallisierung auf zusätzlicher n+ Schicht. • Vorderseite: Al auf p+ Þ dc coupled

Abb. 38: Gleichstromgekoppelter Streifendetektor

6.5.3Wechselstrom gekoppelter Detektor • SiO2 bildet Kondensator Þ keine gleichstromartige Leckströme • Kurze Signalpulse werden kapazitiv gekoppelt. • gute Kopplung Þ dünne SiO2 SchichtÞ leider Pinholes • benötigt gemeinsame Biasline

62 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Halbleiterdetektoren

Halbleiterdetektoren

Abb. 39: Wechselstromgekoppelter Streifendetektor Abb. 40: Polysilicon Resistor

Zwischen p+ und Biasline soll hoher Widerstand sein, sonst verteilt sich Signal über verschiedene benachbarte Streifen. 6.5.3.1 Biastechnics:

Polysilicon Resistor Biasline Þ hoher Widerstand zu p+ Implantat (meanderförmiger Polysiliconresistor (2 MΩ)). Nachteil: eigener Schritt zur Herstellung (teuer, komplizierter, höhere Fehlerrate)

63 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

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Halbleiterdetektoren

Halbleiterdetektoren Punch Through

Abb. 41: Punch Through

• Biasline ist metallisiertes p+ Implantat. • Abstand zwischen Streifenimplantat und Biasimplantat ist nur wenige µm. • Legt man nun an Biasline Sperrspannung an (neg. Spannung) Þ bildet sich Verarmungszone Þ wächst auch in Richtung Streifenimplantat Þ berührt Verarmungszone von Streifenimplantat Þ nun folgt Spannung am Streifen, der an der Biasline. Differenzspannung nahezu konstant ( =ˆ Schwellenspannung)

6.5.4Verbesserungen Intermediate Strips • Um Auflösung zu verbessern: Normalfall (senkrechter Durchgang, 300 µm Si) verteilt sich die Ladung nur auf einen Kegel der Breite von 20 µm. • Normalerweise ist aber der Pitch 50 µm (hätte sonst zu viele Kanäle) Þ Abhilfe durch Intermediate Strips • Intermediate Strips sind nur p+-Implantate, die nicht an Auslesekanäle angeschlossen sind. Koppeln aber kapazitiv Þ Ladungsinformation wird auf benachbarte Streifen übertragen Þ bessere Ortsauflösung.

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Strahlenschäden in Si-Detektoren

7 Irradiation Studies of Silicon • Radiation hardness is crucial for particle detectors in LHC experiments. In silicon the consequences of high radiation dose are well known, on the one hand the leakage current increases leading to an increased noise; on the other hand fewer charges are collected due to trapping. • As a result the signal-to-noise ratio in damaged detectors decreases rapidly. • Diamonds have the potential advantage that a much larger dose is apparently necessary to cause damage. • Früher militärisches Geheimnis (EMP … Elektromagnetischer Puls), steht jetzt der Forschung zur Verfügung Bei Bestrahlung • Teilchen geben kinetische Energie an das Gitter ab. • Elektron-Lochpaare werden erzeugt, ist ein reversibler Prozess, d.h. keine Schäden am Kristall (auβer in Isolatoren, Grenzschichten, etc...) • Maβgeblich ist der nichtionisierende Energieverlust • z. B: Teilchen verschiebt Ionen im Gitter Þ verbleibt eine Leerstelle (Störstelle), die Ladungsträger einfangen kann und somit permanent das Detektorverhalten verändert. • die freiwerdenden Ladungsträger werden von den Störstellen eingefangen und erst wieder zeitverzögert abgegeben. Dadurch gehen sie als Signalbeitrag für den Detektor verloren. 7.1 Änderung der effektiven Ladungsträgerkonzentrationen durch Bestrahlung • Ladungsträgerkonzentration der Donatoren ändert sich nach der empirischen Formel: Gl. 29

ò dnD = −αnD dφ Þ nD = nD 0 exp(−αφ ) ,

Strahlenschäden in Si-Detektoren

• Ladungsträgerkonzentration der Akzeptoren nach folgender empirischen Formel:

ändert sich

Gl. 30 ò 1 t φ (t ) (1 − exp(− )) , dn Ai = β i dφ − n Ai dt Þ n Ai = n Ai 0 + β iτ i { τ τi t i Term1  ! Term 2

mit nAi, der Akzeptorenkonzentration der Kathegorie i, βi den Proportionalitätsfaktoren und τi, den Ausheilzeiten. 1. Term =ˆ Zunahme von Akzeptoren 2. Term =ˆ Annealing (Ausheilung) • nicht ausheilende Komponenten • d.h.: nur Term 1 betrachtend ( =ˆ τ i → ∞ ) Þ Zunahme der Akzeptorkonzentration Gl. 31

n A = n Ao + β φ (t ) ,

wobei nA0 die nichtausheilende Komponente darstellt. • Ausheilende Anteile: unterschiedliche Zeitkonstanten Temperaturabhängigkeit, da die Rekombination der Defekte von deren Beweglichkeit abhängt. Þ Gl. 32

τ i = γ i e −δ i T ,

mit γi und δi den zu bestimmenden Konstanten. Diese Eigenschaften sind dafür verantwortlich, daβ z.B. die LHC Detektoren bei -20°C betrieben werden (zuerst positives Annealing ausnützen und dann bei -20°C halten, um negatives (weiteres) Annealing zu verhindern.) Donatoren heilen erst bei Temperaturen > 100°C Þ Ausheilung kann für praktische Verwendung der Detektoren venachlässigt werden.

α, mit nD, der Donatorenkonzentration, dem Proportionalitätsfaktor und φ, den Teilchenfluβ. Aus der Formel sieht man, daβ die Donatorenkonzentration abnimmt. 67 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

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Strahlenschäden in Si-Detektoren

7.1.1.1Ähnliche Überlegungen Volumenstrom.

gelten

Strahlenschäden in Si-Detektoren

auch

für

den

• Leckstrom: Volumenstrom, da Oberflächenstrom durch einen Guardring abgeschirmt wird. • Wird durch Gitterdefekte verursacht (bei Raumtemperatur (:=25°C) < 1 µA/cm3) und steigt proportional zum integrierten Fluß. Gl. 33

I = I 0 + αAdφ ,

mit α der Schädigungsrate und A und d der Fläche und Dicke des Detektors (ohne Ausheilung zu berücksichtigen). Analog zur Defektkonzentration erhält man für die Ausheilung: Gl. 34

I = I 0 + Ad å α j j

φ (t ) τ j (1 − exp(− t τ j )) t

wobei die τ j nicht gleich den τ i von vorher (oder der FDV, siehe später) sein müssen (unterschiedliche Defektarten haben unterschiedlichen Einfluß). Weiters: αI sind im Gegensatz zu βI temperaturabhängig, weil der Sperrstrom I ∝ T 2 e − E ( 2 kT ) selbst temperaturabhängig ist. Drei Effekte bei Bestrahlung: • Anstieg des Leckstromes • Verschlechterung der Charge Collection Efficiency, (CCE) da ein Teil der Ladungsträger von den Störstellen eingefangen werden • Änderung der effektiven Ladungsträgerkonzentration Þ Änderung der Depletionvoltage

Abb. 42: Zunahme des Sperrstromes vs. Detektorspannung bei verschiedenen integ. Protonenflüssen [18]

Letzter Punkt ist der schwierigste, da die Depletionvoltage nicht zu beliebigen Werten erhöht werden kann. Weiters muss man etwas überdepletieren, da bei exakt Depletionvoltage das Feld an der, dem Übergang (Junction) gegenüberliegenden Seite, genau Null wäre und die Ladung somit keinerlei Beschleunigung erfahren würde. Vdep hängt von der Dicke d und der effektiven Ladungsträgerkonzentration neff ab. Gl. 35

Vdep =

1 q0 2 d nd − na , 2 εε 0

wobei gilt: n eff = n d − n a Annahme: Detektor Bulk ist ein n-Typ Þ nd>na Durch Bestrahlung: nd ↓, na ↑ Þ neff wird immer kleiner bis es Null wird (Typinversion) und steigt dann wieder an (hat nun einen p-Typ Detektor)

Ersten 2 Punkte haben Einfluss auf S/N, sind aber tolerierbar, vor allem da der Leckstrom durch Betreiben des Detektors bei T<–10°C unter Kontrolle gehalten werden kann.

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Strahlenschäden in Si-Detektoren

Abb. 43: FDV vs. integ. Pionenfluß für 2 verschiedene Proben [18]

Strahlenschäden in Si-Detektoren

Abb. 44: neff vs. 1 MeV neutronenäquivalentem integrierten Fluß für Standard- und sauerstoffangereichertes Silizium (Bestrahlung: Trigga Reaktor Ljubljana) [19].

7.1.2Oxigenated Silicon (mit Sauerstoff angereicherte Silizium Detektoren) Intention: strahlungshärtere Detektoren zu entwickeln Versuch des Dopings mit O and C [20]. Gewünschter Effekt: geringere Vdep d.h. muss nicht so hohe Spannungen anlegen Ergebnisse von Bestrahlungen mit Pionen und Protonen: neff und somit auch die FDV (da die FDV prop zu neff ist) wesentlich geringer als für Standard Silizium Detektoren (Abb. 44), jedoch keinerlei Verbesserung der Strahlungshärte gegenüber Neutronen. 71 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

72 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Strahlenschäden in Si-Detektoren

Strahlenschäden in Si-Detektoren

8 500

|Neff| [1012 cm-3]

24 GeV/c proton irradiation 1.0 KΩcm Wacker 2.2 KΩcm Wacker 16 KΩcm Wacker

6

400 300

4

200 2

Vdep [V] (300µm)

• Kohlenstoff angereicherte Proben zeigen eine Verschlechterung der Eigenschaften um einen Faktor 3 (Abb. 45)

100 0

1

2

3

4

5

6

7

Φeq [1014cm-2] Abb. 46: Bestrahlung von 0-angereicherten Si-Dioden verschiedener Resistivity mit 24 GeV/c Protonen [19].

Abb. 45: neff und FDV vs. Proton Fluenz für Standard, Sauerstoff und Kohlenstoff angereicherten Proben [19].

Aber für die Neutronbestrahlung gilt: für hohe integrierte Flüsse (weit über dem Inversionspunkt): neff ist geringer für Proben, die ursprünglich eine niedrige Resistivity (hohes neff) gehabt haben.

7.1.3Versuche mit Silizium Detektoren verschiedener Resistivity: Protonenbestrahlung: für hohe integrierte Flüsse (weit über dem Inversionspunkt) gilt: neff ist unabhängig von der ursprünglichen Resistivity.

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Strahlenschäden in Si-Detektoren CVD Diamond Detectors

5 Neutron irradiation

3

1.8 KΩcm 2.6 KΩcm 3.1 KΩcm 4.2 KΩcm

Wacker Polovodice Wacker Topsil

250 200 150

2

100 1

0

Vdep [V] (300µm)

|Neff| [1012 cm-3]

4

8 CVD Diamond Detectors

300

50 0.5

1

1.5

2

Φeq [1014cm-2] Abb. 47: Bestrahlung von 0-angereicherten Si-Dioden verschiedener Resistivity mit Reaktorneutronen [19].

Þ mit Sauerstoff angereicherte Dioden habe den Vorteil: • strahlenhärter gegenüber Protonen und Pionen zu sein (FDV bleibt kleiner) • im Fall von Neutronen ist für low-resistivity Silizium eine geringere FDV zu erwarten als für high-resistivity Silizium. 7.1.3.1Charge Collection Efficiency

Beispiel: O-angereichertes Si: 85% der Full Charge Collection Efficiency wird schon bei 150 V erreicht, für nicht angereichertes Si der gleichen Art benötigt man 225 V (nach 3⋅1014 p/cm2). Þ Viele Vorteile von O-angereichertes Si Detektoren, aber: • noch wenig Erfahrung mit dieser neuen Technik • Mehr Produktionsschritte nötig als bei Produktion von Standardsiliziumdetektoren Þ mehr Fehlerquellen vorhanden. • teuer 75 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

RD42 COLLABORATION http://www.cern.ch/RD42 W. Adam1, C. Bauer2, E. Berdermann3, P. Bergonzo4, F. Bogani5, E. Borchi6, A. Brambilla4, M. Bruzzi6, C. Colledani7, J. Conway8, W. Dabrowski9, P. Delpierre10, A. Deneuville11, W. Dulinski7, B. van Eijk12, A. Fallou10, F. Fizzotti13, F. Foulon4, M. Friedl1, K.K. Gan14, E. Gheeraert11, E. Grigoriev9, G. Hallewell10, R. Hall-Wilton15, S. Han14, F. Hartjes12, J. Hrubec1, D. Husson7, D. Jamieson16, H. Kagan²14, D. Kania14, J. Kaplon9, C. Karl17, R. Kass14, K.T. Knöpfle2, M. Krammer1, A. Logiudice13, R. Lu13, P.F. Manfredi18, C. Manfredotti13, R.D. Marshall4, D. Meier9, M. Mishina19, A. Oh17, L.S. Pan14, V.G. Palmieri20, M. Pernicka1, A. Peitz8, S. Pirollo6, R. Plano8, P. Polesello13, S. Prawer16, K. Pretzl20, M. Procario21, V. Re18, J.L. Riester7, S. Roe9, D. Roff15, A. Rudge9, O. Runolfsson9, J. Russ21, S. Schnetzer8, S. Sciortino6, S.V. Somalwar8, V. Speziali18, H. Stelzer3, R. Stone8, B. Suter21, R.J. Tapper15, R. Tesarek8, G.B. Thomson8, M. Trawick14, W. Trischuk22, E. Vittone13, A.M. Walsh8, R. Wedenig1, P. Weilhammer²9, C. White23, H. Ziock24, M. Zoeller14 1

Institut für Hochenergiephysik der Österr. Akademie d. Wissenschaften, A-1050 Vienna, Austria 2 MPI für Kernphysik, D-69029 Heidelberg, Germany 3 GSI, Darmstadt, Germany 4 LETI (CEA-Technologies Avancees) DEIN/SPE - CEA Saclay, 91191 Gif-Sur-Yvette, France 5 LENS, Florence, Italy 6 University of Florence, Florence, Italy 7 LEPSI, IN2P3/CNRS-ULP, Strasbourg 67037, France 8 Rutgers University, Piscataway, NJ 08855, U.S.A. 9 CERN, CH-1211, Geneva 23, Switzerland 10 CPPM, Marseille 13288, France 11 LEPES, Grenoble, France 12 NIKHEF, Amsterdam, Netherlands 13 Univerity of Torino, Italy 76 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

CVD Diamond Detectors

CVD Diamond Detectors

14

The Ohio State University, Columbus, OH 43210, U.S.A. Bristol University, Bristol BS8 1TL, U.K. 16 Univ. of Melbourne, Melbourne, Australia 17 II.Inst. für Exp. Physik, Hamburg, Germany 18 Universita di Pavia, Dipartimento di Elettronica, 27100 Pavia, Italy 19 FNAL, Batavia, U.S.A. 20 Lab. für Hochenergiephysik, 3012 Bern, Switzerland 21 Carnegie-Mellon University, Pittsburgh, U.S.A. 22 University of Toronto, Toronto, ON M5S 1A7, Canada 23 Illinois Institute of Technology, Chicago, IL 60616, U.S.A. 24 LANL, Los Alamos, NM 87545, U.S.A. 15

Illinois Inst. of Technology, INFN Milano, Univ. of Hamburg, Univ. of Melbourne, Univ. of Torino ²

Spokesperson

Investigate the feasibility of CVD diamond detectors. Because of the inherent properties of diamonds the attempt was made to develop a detector, which could surpass existing detector technology and fulfill the LHC requirements. The properties which make diamond suitable are [20]: • Diamond is radiation hard, which is essential in the environment of the LHC. • Diamond is an excellent insulator with a high breakdown voltage. This allows the application of a large electric field, usually 1V/µm, to attain a saturated drift velocity while maintaining a very low leakage current. • Diamond is extremely fast to read out. • Carbon is a light element, which ensures that the multiple scattering in diamond will be small. The implications in vertex finding are obvious. • The dielectric constant of diamond is half of that of silicon. Hence, the components of detector noise which depend on the dielectric properties of the material will be minimized. • Diamond is the best known thermal conductor at room temperatures, and has one of the lowest known coefficients of thermal expansion. • robust, it does not need a supporting substrate like glass, which again minimizes multiple scattering. Figure 10 shows some CVD diamonds of different sizes and contact patterns, and in comparison a silicon diode in the lower left corner.

77 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

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CVD Diamond Detectors

CVD Diamond Detectors

Þ in response to the applied electric field the charge carries drift across the diamond producing a signal that can be amplified and processed by the readout electronics. Approximately 3600 electron hole pairs are created on average per 100 µm of diamond traversed. 8.1.2Comparison of Detector Relevant Diamond and Silicon Properties • In Table 1 we compare the properties of diamond and silicon that are of interest when considering this material for use as a particle detector [20]. Property Band Gap [eV] Breakdown field [V/cm] Resistivity [Ω cm] Intrinsic Carrier Density [cm-3] Electron Mobility [cm2V-1s-1] Hole Mobility [cm2V-1s-1] Saturation Velocity [km s-1] Dielectric Constant Cohesive Energy [eV/atom] Thermal Expansion Coefficient [K-1] Thermal Conductivity [W m-1K-1] Energy to create electron hole pair [eV] Mass density [g cm-3] Av. Number of e-h Pairs Created/100 µm [e] Av. Number of e-h Pairs Created/0.1% X0 [e]

Figure 10: Several diamond samples of different sizes and contact patterns and for comparison a silicon diode in the lower left corner.

Diamond 5.5 107 >1011 <103 1800 1200 220 5,7 7.37 0.8⋅10-6 1000-2000 13 3.5 3600 4500

Table 1: The physical properties of diamond and silicon at 293K.

8.1 Diamond as a Detector Material 8.1.1Principle Use of Diamond as a Particle Detector • A DC voltage of a few hundred volts is applied on a diamond sample a few hundred microns thick. When charged particles traverses the diamond, atoms in the crystal lattice sites are ionized Þ promote electrons into the conduction band and leaving holes in the valence band

• At room temperature, diamond is a very good electrical insulator because of its a large band gap of 5.5 eV. • In fact, the presence of defects and impurities dominate the conductivity of actual diamond material, but still the resistivity of diamond is typically > 1011 Ω cm (100 GΩ cm). Þeven when a high electric field is applied across the diamond layer, no significant leakage current is produced (typically a few pA).

79 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Silicon 1.12 3⋅105 2.3⋅105 1.5⋅1010 1350 480 82 11.9 4.63 2.6⋅10-6 150 3.6 2.33 9200 8900

80 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

CVD Diamond Detectors

CVD Diamond Detectors

Þ in contrast to silicon, no need for reversed biased pn-junction to prevent large leakage currents whose fluctuations would dominate the signal. • The large breakdown field of diamond also means that the charge carriers reach their saturation velocity. The electron mobility in diamonds is about 50% larger than in silicon, the hole mobility nearly a factor of three. Thus in diamonds of about half a millimeter thickness the charge collection time is about 1 ns. • At room temperature, diamond is also an excellent thermal conductor and its thermal conductivity exceeds copper by about a factor of five. (specially treated synthetic diamonds have a heat conduction value of up to 3300 W cm-1 K-1 [22]) • Therefore diamond heat sinks are widely used, i.e. for Processors, when a huge amount of heat is to be dissipated in a very small volume. The thermal load generated by the large number of electronic channels in large detector systems is a common problem. Hence the handling of the thermal load of large detector systems will be greatly simplified if the detectors are constructed from diamonds. • An additional properties which may play an important role: the small dielectric constant of diamond Þ the detector components, which depend on the capacitance and therefore the dielectric properties of the material, will be minimized. • Diamond seems to be the ideal material for many applications but it has its limitations. The large band gap determines many of its outstanding properties, but it also limits the signal size. • In certain configurations, this effect may be compensated for by its smaller dielectric constant and therefore smaller capacitance.

• In the CVD process, a hydrocarbon gas, i.e. methane, is mixed with a large concentration of molecular hydrogen gas. • This mixture is then excited by either a hot filament, microwaves or some other energy source. • The resulting reactive gas mixture is then brought into contact with a substrate, i.e. silicon, where the carbon based radicals are reduced and link together with single bonds (sp3 hybridized orbitals) forming a diamond lattice. • For the diamond growth a large concentration of atomic hydrogen is a crucial part and is believed to play two separate roles, first, any graphite that happens to form is etched away since hydrogen reacts much more readily with graphite than with diamond and second, it hydrogenates the surface of the film thus preventing the formation of graphitic bonds. • CVD grown films are diamond and polycrystalline in structure. They grow in a polycrystalline columnar structure along the growth direction (Figure 11). • The grain size increases from the substrate side, typically 1 µm, to the growth side, where the grain size can be a few 100 µm. • The CVD diamond has a random orientation on the substrate and develops a texture in the direction of the fastest growing crystals Þ the growth side will have a 110-texture Þ also the charge collection properties of CVD diamond vary with the thickness of the material, the carrier lifetime and mobility increases from the substrate side to the growth side.

8.2 Chemical Vapor Deposition Diamonds • The diamonds investigated in this study are artificial diamonds manufactured using the Chemical Vapor Deposition (CVD) process [23]. 81 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

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CVD Diamond Detectors

CVD Diamond Detectors

• Because tracking detectors have to be kept as thin as possible to minimize multiple scattering, diamond detectors cannot be grown thicker and thicker to increase the mean signal. But they can be grown rather thick and then material can to be removed from the substrate side. As a result, the CVD diamond material can be improved over the as-grown sample. • Many companies and universities all over the world are producing polycrystalline CVD diamond films. CVD growth of diamond can be achieved through several processes and is still a developing field. A large number of parameters have to be optimized for the production of high quality diamonds. These are, among others, the gas pressure, the relative concentration of the hydrocarbon gas, the substrate temperature, etc. • The CVD process can possibly solve the major problems limiting the traditional use of diamond, which are • the high cost • the high density of trapping centers that leads to a short carrier lifetime. In contrast to high-pressure, high-temperature diamond synthesis, which produces crystals typically 1 mm in size, CVD diamond production is capable of producing large diamond wafers with diameters up to 18 cm. This gives the opportunity to fabricate large single detectors.

Figure 11: Photograph of CVD diamond sensor. The increase of the grain size from the substrate to the growth side can be seen.

8.3 Definition of the Charge Collection Distance (ccd) • The charge collection distance (ccd) is defined as the distance electrons and holes move apart in average in an external electric field [24]. It is one of the most important characteristics for diamond-based particle detectors because of its relation to fundamental material properties and to the detection capabilities of the diamond. • The distances de, dh which the charge carriers travel in an electric field E depend on the lifetimes τe, τh and mobilites µe, µh of the electrons and holes, respectively: Eq. 4

d e = µ eτ e E

Eq. 5

d h = µ hτ h E

• The sum of these distances is the charge collection distance d and can be expressed using the summed mobility µ = µe + µh and the mobility weighted lifetime τ of electrons and holes Eq. 6

d = d e + d h = µτE

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CVD Diamond Detectors

• Charged particles traversing the diamond detector deposit energy and promote electrons in the conduction band and leave holes in the valence band. The energy which is necessary to excite one eh-pair in diamond is 13.6 eV and one obtains the number /D = 36 e/µm of generated electrons or holes [24]. Electron hole pairs separate in the applied electric field and travel towards the electrodes and induce the charge, Qcol. The mean collected charge is related to the charge collection distance d of the diamond bulk and in approximation one finds [24]

Collection Distance [µm]

CVD Diamond Detectors

400 350 300 250 200 150 100

Eq. 7

d≈

Qcol Qmip , gen

Qcol = . D 36 e µm

50

• The charge collection distance d is one of the most important quantities to characterize the charge collection properties of CVD diamonds. • The progress made in the last years in producing diamonds with higher charge collection distance is shown in Figure 12. We find that the quality of CVD diamonds has increased from about 10 µm to 250 µm in the last seven years.

1990

1992

1994

1996

1998

Time [year]

Figure 12: History of Charge Collection in CVD diamonds.

Apart from the collection distance variations from the substrate to the growth side, measurements have shown that CVD diamonds are also laterally inhomogeneous on the scale of a few ten micrometers. Regions with higher or lower local ccd have been found. The variations may be due to different charge collection properties of the grains in the diamond. Figure 13 shows a measurement of the charge collection distance as a function of the applied electric field.

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CVD Diamond Detectors

CVD Diamond Detectors

cds62 entries

ccd [microns]

cds62

300

200 250

100

200

0

150

-100

100

-200

50

-600

-400

-200

0

200

0

400 600 appl Voltage [mV]

Figure 13: Charge collection distance of a diamond versus applied electrical field. The diamond shows the same behavior for both polarities and the ccd saturates between 0.8 and 1.0 V/µm.

0

5000

10000

15000

20000

25000

30000 35000 signal [e]

Figure 14: Signal charge distribution of a diamond.

• The charge collection distance on this samples reaches more than d = 200 µm at 1 V/µm. • In Figure 14 we find the signal charge distribution of a high quality diamond with a ccd above 200 µm. We see a clear separation between the pedestal peak around zero and the signal itself.

• The signal size of a diamond detector may be increased by about a factor of 1.6 to 2.0 by exposing the to <1 kRad of ionizing radiation. This effect is called pumping and is understood to be trap filling by excess charge carriers. Figure 15 shows the ccd versus time. The sample was exposed to a 3.7 MBq 90Sr source in the setup described in Error! Reference source not found.. The signal increases exponentially according to empirical formula Eq. 8

t − ö æ σ (t ) = σ p çç1 − α 0 e τ ÷÷ , è ø

with σ the signal size in electrons, σp the final pumped value and τ the time constant. The constant α0 determines the initial rise of the slope. In Figure 15 we see that the signal size increases from about 4350 to 6750 electrons within 4 hours and saturates at that level. The time constant τ obtained from the fit is 67 min. The histogram in Figure 14 was taken in the pumped state. Exposing the sample to fluorescent light empties the traps and therefore decreases the signal size to its initial unpumped value. 87 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

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CVD Diamond Detectors CVD Diamond Detectors

collected charge [e]

9 Highlights of the Diamond Research • Large Area Detectors of 2x4 cm2 have been produced and successfully tested • Diamond pixel sensors have been manufactured and tested in testbeams • Several different irradiations have been performed: • Neutron irradiations • Proton irradiations • Pion irradiations

7000 6500 6000 5500 5000 4500 4000 0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

20

22 24 time [h]

Figure 15: Pumping of the diamond is understood to be trap filling by excess charge carriers. The signal size of a diamond detector may be increased by about a factor of 1.6 by exposing the to < 1 kRad of ionizing radiation.

90

89 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

CVD Diamond Detectors

CVD Diamonds —————————————————————————————————————–

10 Irradiation Studies on CVD Diamond Sensors 2

Picture of the 2x4 cm diamond

• • • •

Durchführung von Bestrahlungsexperimenten Verschiedene Bestrahlungsquellen vorstellen Ergebnisse Was kann man aus der Bestrahlung selbst lernen?

10.1 Irradiation • Irradiations with protons, pions and neutrons have been carried out. • Will concentrate on neutron and pion irradiations. • Neutron irradiation carried out at the ISIS facility at Rutherford Appleton Laboratory (RAL) and the experimental nuclear TRIGA reactor at Ljubljana. • Pion irradiations were performed at the Paul Scherrer Institute (PSI), Villigen, Switzerland. • Proton irradiations took place at CERN, Switzerland. 10.2 Neutron Irradiation at ISIS, Rutherford Appleton Laboratory (RAL) 10.3 Neutron Irradiation at Ljubljana 10.3.1 The Experimental Reactor of Type TRIGA • Close to Ljubljana there is the reactor research center of the Jozef Stefan Institute. The experimental nuclear reactor of type TRIGA provides neutrons for experimental purposes [29]. It can be run over a large range in operating power (few W to 250 kW), enabling irradiations with various neutron fluxes. • The main part of the reactor is its core, consisting of fuel and control rods, which is surrounded by a graphite reflector and placed into a reactor vessel filled with water, all within a thick concrete shield (Figure 16). 91 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

92 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

CVD Diamonds

CVD Diamonds

—————————————————————————————————————–

—————————————————————————————————————–

10.4 Particle Induced Current in CVD Diamonds concrete

F19, used for diamond irradiation Rabbit Sample Irrad. Chamber

water

10.4.1

Irradiation at RAL

current [A]

-4

10 -5

10 -6

10 -7

10 -8

10 -9

10

Fission plate Reactor core

graphite

-10

10 -11

10 -12

10

Figure 16: Schematic view of the reactor cross-section [29].

-13

10

10.3.2

Irradiation Channel F19

-14

10 -15

10 -16

F19

10 0

Rabbit

200

400

600

800

1000 1200 1400 time [h]

U rod

Figure 18: Neutron induced current: a Si diode (-8°C, top curve); a diamond close to the irradiation source (middle curve); a diamond far away from the source (received thermal neutrons only, bottom curve).

Graphite rod Control rod Irrad. channel Empty Figure 17: Schematic view of the reactor core. [29]

93 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

94 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

CVD Diamonds

CVD Diamonds

—————————————————————————————————————–

—————————————————————————————————————–

• The variations in current can be attributed to the variations in the neutron flux during the experiment ÞDiamond can be used as beam monitor (Medizinische Anwendungen)

current [A]

D43-P4,U6,D43-P3

10

10

10

10

-9

-10

10.4.2 Irradiation at Ljubljana • Figure 21 shows the result of the current measurement at Ljubljana. • At the beginning the sample is kept at the top of irradiation pipe 19 and the current is in the range of 50 pA. • After about 650 seconds the reactor is turned on and we find a prompt response of the diamond to the rising γ-background. • For the irradiation we lowered the sample down into the reactor. During the following irradiation of 400 s we see the current decreasing, similar to the decreasing current observed during the irradiation at RAL for samples that have not been irradiated before. • Then after 400 s when the sample is pulled up we observe a current drop in the diamond. The current level is now higher than before the irradiation, since the sample is kept about 2 m above the reactor core because of activation during the irradiation.

-11

-12

0

200

400

600

800

1000

1200

200

400

600

800

1000

1200

time [h]

a)

current [A]

N3,U7

10

10

10

10

-9

-10

-11

-12

0

time [h]

b)

1.8

8

2

flux[10 n/cm /s

Figure 19: Current in samples that have been previously irradiated.

1.6 1.4 1.2 1 0.8 0.6 0.4 0.2 0 0

200

400

600

800

1000

1200

1400

time [h]

Figure 20: Neutron flux at ISIS during the irradiation in Autumn 1997. 95 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

96 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

10 10

entries

CVD Diamonds —————————————————————————————————————–

current [A]

CVD Diamonds —————————————————————————————————————–

-6

-7

45 40 35

10

-8

30 25

10 10

-9

20 15

-10

10 10

5

-11

0

500

1000

1500

2000

2500

3000

0

time [s]

-2000

Figure 21: Current in diamond sample during irradiation at Ljubljana

0

2000

4000

6000

8000 10000 12000 14000 16000 18000 signal [e]

Figure 22: Histograms of diamonds before (dark curve) and after (gray curve) irradiation at RAL.

10.4.3 Signal Charge Distribution before and after Irradiation (RAL and Ljubljana) Figure 22 shows the measured charge signal distribution of diamond samples before and after neutron irradiation at RAL. • see a decrease of the mean and most probable values. In all measured samples the decrease of the most probable is smaller than the decrease of the mean value, which we attribute to the fewer entries in the tail of the Landau distribution.

97 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

98 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

CVD Diamonds —————————————————————————————————————–

normalized charge collection distance [ ]

CVD Diamonds —————————————————————————————————————–

• Gleiche Argumentation um die Formänderung der Landaudistribution zu erklären: Inhomogenität des Diamanten Þ Regionen hoher Qualität (diese Dominieren auch den Tail der Landauverteilung) werden stärker geschädigt als die minderer Þ Tail der Landauverteilung wird stärker zurückgehen als die ansteigende Flanke. Dies erklärt auch die stärkere Abnahme des mittleren Signals als des MP. Alternative Anwendungen von Diamanten: • Strahlmonitor (Medizin, etc.)

1.2

1

0.8

0.6

0.4

0.2

0 0

0.5

1

1.5 2 15 -2 neutron fluence [10 cm ]

Figure 23: Normalized charge collection distance as a function of the neutron fluence. The different markers indicate diamonds of different qualities. The full squares indicate samples with an initial ccd below 60 µm, the full triangles diamonds with an initial ccd slightly below 100 µm, the open triangles samples with an initial ccd between 100 µm and 200 µm and the open circles diamonds with a ccd above 200 µm.

• Influence of contacts? 10.5 Conclusion • Findet: Desto höher die ursprüngliche ccd, desto gröβer sind die Strahlenschäden. Erklärung: Hochqualitative CVD Diamanten haben haben weniger Störstellen (d.h. gröβere Kristallite) als schlechtere Diamanten Þ durch Bestrahlung werden in beiden die gleiche Anzahl von Störstellen induziert, aber in hochqualitativen Diamanten ist die relative Zunahme an Störstellen aber stärker als in den minderqualitativen Þ stärkere Signalabnahme. 99 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

100 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Pion Irradiation

Pion Irradiation

11 Results from the Pion Irradiations at PSI

• Pulse-Height Distribution at Different Fluences

entries

• Pumping Curve

arbitrary units

71p2_nm_050700_0837

180

190

140

180

120

170

CDS71-P1

160

0.0 1E14 π/cm2 5.4 1E14 π/cm 2 2 10.2 1E14 π/cm



100

160 150

80

140

60

130

40

120

20

110

0

100 0

10

20

30

40

50 time [h]

• pumping curve (3.7 MBq Sr-source) of DS-71p2 after the second irradiation and re-metallization • sample was fully pumped within about 40 hours after it had received a fluence of ~1⋅1015 π+/cm2 • pumping takes much longer after irradiation • signal goes down at the beginning, reaches a minimum after about 1/2 h and rises afterwards (shape depends on the history of the sample) • polarization effect at the beginning of the pumping curve 90

0

5000

10000

15000

20000 25000 signal [e]

• ds-71p1 before and after the first (5.4⋅1014 π+/cm2) and second irradiation (10.2⋅1014 π+/cm2) • signal decreases with increasing fluence • bigger noise in the histograms after irradiation results from spurious triggers from the activated samples • but still: clear separation between the signal an the noise

101 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

102 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Pion Irradiation

Pion Irradiation

• Normalized Signal vs. Fluence

normalized signal []

signal [electrons]

• Mean Signal vs. Fluence for all Irradiated Samples

8000 7000 6000 5000 4000

1.1 1 0.9 0.8 0.7

3000

0.6 2000

0.5

1000 0

0

2

4

6

8

10 12 14 16 2 14 fluence [pions/cm *10 ]

Mean signal vs. fluence for all irradiated samples (black: ds71p1, red: ds-71p2, green: ds-71p4, blue: ds-68, pink: ds-83)

0

2

4

6

8 10 2 14 fluence [pions/cm *10 ]

• Normalized signal vs. fluence of 71p1, 71p2, 71p4 and ds-68 • Abfall nach welchem Gesetz (exponentiell? inverse mit der Fluence?) • Fitfunction: σ = σ 0 1 1 + αf

• Signal size inverse proportional to fluence. • Herleitung

103 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

104 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Pion Irradiation

Pion Irradiation

σ = σ0

Gl. 1

1 1 + αf

with σ 0 , the signal from the unirradiated sample, σ , the signal at the fluence f and α, the damage constant.

entries

• Signal Loss due to Contact Problem?

Fitfunction

180

CDS71-P1 after 10.2 1E14 π/cm2

160

old metallization new metallization

140 120

Derived from the assumption, that the signal is inverse proportional to the number of traps n

100

1 1 σ∝ = n n 0 + ni ,

60

Gl. 2

80

40

with n0 the initial number of traps, and ni the number of traps created by irradiation.

20 0

-2000

Þ

æ ç 1ç 1 σ = n0 ç 1 + ni ç n0 è

Gl. 3

ö ÷ ÷ = σ æç 1 0ç ÷ è 1 + αf ÷ ø

0

2000

4000

6000

8000

10000 12000 14000 signal [e]

Question: whether signal loss results from diamond bulk damage or contact deterioration Re-metallization of the samples Signal size did not change Þ loss of charge collection efficiency not due to bad contacts

ö ÷÷ ø,

with ni n0 = αf .

105 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

106 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Pion Irradiation

Pion Irradiation

12 Pion Irradiation Results of the past 6 Years

13 Conclusions

signal [electrons]

• Highest quality diamonds have been tested CDS71-P1 CDS71-P2 CDS71-P4 CDS68 dbds71r1 dbds71r2 dbds74p1 dbds74p2 dbds74p3 dbds43p1 dbds43p2 u3 u4

8000 7000 6000 5000

• Signal decreases inverse proportional to the fluence • Detector contacts do not deteriorate. • Find: the higher the quality the more severe the radiation damage

4000 3000

• But still after a fluence equivalent to 10 years of LHC: signal clearly separated from the pedestal Þ still very interesting for many applications

2000 1000 0

0

2

4

6

8

10

12 14 16 18 2 14 fluence [pions/cm *10 ]

• All pion irradiation results of the past 6 years • Low Quality diamonds show less damage. • All iradiations show the same tendency, the higher the quality of the diamond the more severe the damage.

107 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

108 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Lazarus Silizium

Lazarus Silizium

14 Lazarus Silizium Detektoren • Betreibt Silizium Detektoren bei seht tiefen Temperaturen (77 K, Temp. von flüssigem Stickstoff) • Bestrahlte Detektoren, die bei Raumtemperatur kein Signal mehr gegeben haben, erholen sich wieder (Lazarus-Effekt) CERN Home Page

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Integrieter Fluß n/cm2 1 1014

2 3 4

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Si- Diode 1

Tabelle 1: integrierter Fluß, den die bestrahlten Proben akkumuliert haben.

Spokesperson: Tapio Niinikoski People and Institutions External Collaborators and Observers

The RD39 Working Space

• Bestrahlen Si Dioden (Dicke 300 µm - 400 µm, Resistivity: 2-4 kOhm cm) • In diesen Fall mit Neutronen • Bis zu einem integrierten Fluß von 2 1015 n/cm2. • Entspricht der 10-fachen am LHC erwarteten Dosis

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External links •

RD42: Diamond Tracking Det. for LHC



RD48: the ROSE Collaboration



The COMPASS Experiment



The NA60 Experiment Web administrator

Abb. 48: RD39 Homepage

109 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

110 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Lazarus Silizium

Lazarus Silizium

0

14.1 Ergebnisse Sperrichtung

#2

mit

angelegter

Spannung

in

-200

#3 #1

#1

100

60

-400

-600

#3

40

80

30

#2

20

CCE (%)

Current (µA)

50

10

-800

#1

0

#1 (100 V) 60

#2 40

-10 0

2

4

6

8

10

Bias (V) -1000

-10

-5

0

5

10

Bias voltage (V) Abb. 49: Strom-Spannungscharakteristik der bestrahlten Dioden bei Raumtemperatur (300 K) in Durchlaß- und Sperrichtung.

• Sperrichtung (pos. Spannung): normales Verhalten • Durchlaßrichtung: nur die Probe 1 zeigt normales Verhalten • Stärker bestrahlten Proben zeigen nahezu ohmsches Verhalten Þ geringerer Strom als in Probe 1

111 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

20

#3 0 80

100

120

140

160

180

200

T (K) Abb. 50: Temperaturabhängigkeit der CCE bei einer Sperrspannung von 250 V (außer extra angeführt)

• Temperaturabhängigkeit der CCE bei einer Sperrspannung von 250 V, bzw. 100 V • Detektorpolarisation: d.h Signal ist von der Biasgeschichte abhängig. • vgl. Diamant: muß mit der Messung warten bis sich stabile Bedingungen eingestellt haben. • Hier sind es 15 min • Probe 4 zeigt ähnliches Verhalten wie Probe 3 Þ nicht dargestellt • Für alle Detektoren gilt: zeigen geringe CCE für hohe Temperaturen. 112 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Lazarus Silizium

• Bei 180 K steigt die CCE und erreicht bei 130 K ein Maximum • 250 V reichen sicherlich nicht um diese hochbestrahlten Detektoren bei Raumtemperatur vollständig zu depleten (kann aber auch nicht beliebig hohe Spannungen anlegen) Þ Anstieg kann durch Zunahme der aktiven Verarmungszone erklärt werden. • Messung des Detektor 1 bestätigt diese Annahme, da man bei 250 V fast immer 100% CCE mißt.

Lazarus Silizium

100

80

60

Detector #1 40

Vbias = 50 V Vbias = 150 V

20

Vbias = 200 V Exponential fit

0

0

10

20

30

Time (min) 100

Detector #2 Vbias = 50 V Vbias = 150 V

80

Vbias = 250 V Exponential fit 60

40

20

0 0

10

20

30

Time (min)

100

Detector #3 80

Vbias = 50 V Vbias = 150 V Vbias = 250 V

60

Exponential fit

40

20

0 0

10

20

30

Time (min)

Abb. 51: Zeitabhängigkeit der CCE at 77 K reverse biased 113 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

114 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Lazarus Silizium

0 min

100

7 min

80

20 min CCE (%)

• Desto höher die angelegte Spannung, desto höher die ursprüngliche CCE und desto langsamer die Abnahme der CCE • Probe 1: sehe für hohe Spannungen kaum eine Abnahme der CCE Þ CCE kann sogar konstant gehalten werden im Falle starker Überdepletierung

Lazarus Silizium

60

40

#1

20

0 0

50

100

150

200

250

300

Vbias (V)

100

0 min

CCE (%)

80

60

40

5 min

30 min

20

#2 0 0

50

100

150

200

250

300

Vbias (V)

100

#3

CCE (%)

80

60

0 min

40

5 min

20

30 min 0 0

50

100

150

200

250

300

Vbias (V)

Abb. 52: Spannungs- und Zeitabhängigkeit der CCE

• CCE (gemessen sofort nach dem Anlegen der Biasspannung) zeigt starken Anstieg mit dem Erhöhen der Biasspannug 115 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

116 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Lazarus Silizium

Lazarus Silizium

• CCE erreicht in der Probe 1 und 2 100% bei 250% • Weiters: CCE sinkt mit der Dauer der angelegten Spannug, erreicht aber ein Minimum nach etwa 20 – 30 min (vgl. Abb. 51)

70

Forward

Reverse

60

0 min

14.2 Spannung in Durchlaßrichtung

• Für stark bestrahlte Proben und sehr tiefen Temperaturen liegt der Strom in Durchlaßrichtung in der gl. Größenordnung wie der in Sperrichtung Þ kann Diode auch in Durchlaßrichtung betreiben.

CCE (%)

50

40

5 min 15 min

30

#4

20

30 min 10

100 0

#2

90

-300

-100

0

100

200

300

Vbias (V) Abb. 54:CCE gemessen in Durchlaß- und Sperrichtung. Gemessen in verschieden Zeitintervallen nach dem Anlegen der Spannung (77 K)

80

CCE (%)

-200

70

• CCE in Durchlaßrichtung zeigt keine Zeitabhängigkeit im Vergleich zur Sperrichtung • Die höchsten Werte in Sperrichtung entsprechen etwa denen in Durchlaßrichtung

#3

60

#4

50

14.3 Annealing Effekt 40 80

100

120

140

160

180

200

T (K) Abb. 53: C EE in Durchlaßrichtung

• Findet: CCE ist etwa 3 mal so hoch wie in Sperrichtung

117 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Kein Annealing Effekt wurde beobachtet Þ die Defekte, die durch betreiben des Siliziumdetektors bei tiefen Temperaturen, kompensiert werden können, werden schon während oder unmittelbar nach der Bestrahlung geformt und unterliegen keinem „reverse annealing process“.

118 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

Results on NbN Microstrip Detectors Lazarus Silizium

14.4 Interpretation der Ergebnisse Vgl Diamant Wird ein Teil der Elektronen und Löcher, die durch ionisierende Strahlung generiert wurden, während deren Drift zu den Elektroden eingefangen, so ist die CCE geringer als 100% (auch bei 100% Depletierung der Probe). Þ Ergebnisse bei tiefen Temperaturen können qualitativ dadurch erklärt werden, daß die Defekte, die durch Bestrahlung entstanden sind, neutralisiert werden. Mit sinkender Temperatur geht die Emissionswahrscheinlichkeit von Ladungsträgern deutlich zurück (wegen der exponentiellen Abhängigkeit der Emissionszeitkonstante von der Temperatur) Þ der Ladungsträgereinfangund Emissionsprozeß sind unausgeglichen Þ Störstellen werden zu großem Teil neutralisiert Þ die angefüllten Defekte fangen keine (durch ionisierende Strahlung entstehenden ) Ladungsträger ein Þ CCE steigt. Polarisationseffekt könnte dadurch erklärt werden, daß durch die geringere vorhandene thermische Energie, die Zeitkonstanten ansteigen Þ Ausrichtung (im Gitter) geht langsamer vonstatten

CHAPTER 15 15 Results on NbN Microstrip Detectors • Wie kann man supraleitende Detektoren verwirklichen? • Was sind die physikalischen Grundlagen? • Was sind die ersten Ergebnisse, Erfolge? • Wie sieht das für die Zukunft aus? • 2 Modelle • Equilibrium Model • Non-equilibrium Model

Schlußfolgerung • Stark bestrahlte Si Dioden (integ. Fluß > 1014 n/cm2) können auch in Durchlaßrichtung betrieben werden (wegen des hohen Widerstandes und des daraus folgenden niedrigen Stromes). • Durchlaßrichtung: CCE steigt bei Abnahme der Temperatur und bleibt ab 130 K konstant • Am stärksten bestrahlte Diode (2 1015n/cm2) erreicht bei 60 K noch eine CCE von 60%.

119 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R.Wedenig

120 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Results on NbN Microstrip Detectors

Results on NbN Microstrip Detectors

Figure 25: Layout eines Sensors.

Figure 24: Dynamik eines “hot spots”

15.1.1

In Figure 26 we find a picture of a section of a processed chip. We see about a quarter of the detector. On the left side we find two stripline meanders, which are connected by the impedance transformer to the round AC pads. The inductive strips that connect the AC and DC pads are clearly visible in top right and bottom right corner.

Circuit Design

121 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

122 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Results on NbN Microstrip Detectors

Figure 26: Photograph of a section of a processed strip. We see the sripline meanders (left), the round AC and rectangular DC pads as well as the tapered impedance matching circuit (center) and the inductive strips (top and bottom).

15.2 Results of the First Set of Detector Chips

Results on NbN Microstrip Detectors

• The strips showed three different behaviors. In Figure 27a we can see an example for the case one. Up to the critical current Ic the resistant remains zero, and at I = Ic a sudden voltage rise occurs, which indicates the phase transition to the normal conducting state. Most of the samples of batch one show this behavior. • In Figure 27b a typical I-V scan of type 2 is shown, a strip which exhibits a pronounced 2-step behavior. • We interpret this step feature as a characteristic of the microbridge, which may form at the step of the isolating film at the junction between the stripline and the impedance transformer. • The appearance of the steps in the I–V curve can be explained by the fact that the heating produced by the current passing through the microbridge in the normal state may be below the value at which the propagation velocity of the normal zone in the narrow strip is positive and therefore leads to a stable situation in which the slope of the I–V curve gives the resistance of the microbridge. Typical values of the resistance were 100 – 500 Ω.

15.2.1 Measurements of the Critical Current • The self-field critical current was determined from the measured I-V characteristic of the strip as a point where the voltage exceeded a certain threshold value. • The measurement was performed using a 4-point technique which was made possible by the design of the mask patterns. • The sample chips were initially mechanically contacted and required mounting and contact adjustment under microscope. • An improved PCB chip carrier with wire bonded contacts was used in the studies be described below and the results are compared with the old ones. 123 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

124 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Results on NbN Microstrip Detectors

Results on NbN Microstrip Detectors

• Hence a step is formed, which has lead to a bad connection of the two lines. The resulting microbridge limits the maximum current in our striplines.

2.5

0.80

Voltage [V]

Voltage [V]

1.5

0.40

0.5

0.00

0.00

a)

0.50

1.00

1.50

Current [mA]

2.00

2.50

-0.5 0.0

b)

2.0

4.0

6.0

8.0

Current [mA]

Figure 27: I-V characteristics of strip A of chip 3/3 (w = 4 µm, L = 70.47 cm) (a) and strip A of chip 4/1 (w = 3 µm, L = 99.87 cm) (b) at 2.5 K

• In Figure 27b the characteristics of one of our best strips is shown, the maximum current is close to 6 mA. The flat slope of the I-V curve between 2 K and 6 K, corresponding to a resistance of 80 Ω, indicates a relatively good connection between the impedance transformer and the stripline. We believe the second step in the characteristics could indicate the critical current of the stripline itself, which is definitely higher than the maximum current of the weak point. Strong variations in the I-V characteristics from chip to chip were seen. 15.2.2 Weak Point at the Junction between the Impedance Transformer and the Stripline • The junction between the impedance transformer and the stripline is very crucial because the thickness of the dielectric changes to allow impedance matching. • Since at the junction the line width of the impedance transformer is bigger than that of the strip (Figure 28), the thickness of the dielectric has to be increased in order to keep the impedance low. 125 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Figure 28: The point where the impedance transformer meets the stripline is a very crucial since the thickness of the dielectric changes. We believe that this has lead to a bad connection between the impedance transformer and the stripline, which limits our maximum current.

• 15.2.3

Eq. 9

Measurements of the Critical Temperature æTö Ic (T ) = 1− ç ÷ è Tc ø Ic (0 )

2

126 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Diamond Pixel Detectors

Results on NbN Microstrip Detectors 2.50 Ic = 2.3 ± 0.02 mA 2.00

CHAPTER 16

Tc = 11.1 ± 0.1 K

u re 1.50 t m ] 1.00

• • • • •

0.50

0.00

2.0

6.0

10.0

14.0

Was sind Pixel Detektoren Warum Pixeldetektoren (Occupancy) Was ist „Bump bonding“ Beispiel: Diamantpixeldetektoren Allgemeine Aussagen gelten aber für alle Arten von Pixeldetektoren.

Temperature [K]

Figure 29: Temperature dependence of Ic of strip A of chip 3/3 (w = 4 µm, L = 70.47 cm) wire bonded to the improved chip carrier.

15.2.4

Pulses due to charged particles

2.50 Current [mA] without alpha source Current [mA] with alpha source

Current [mA]

2.00

1.50

1.00

0.50

0.00 2.0

6.0

10.0

14.0

Temperature [K]

Figure 30: Temperature dependence of Ic of strip A of chip 3/3 (w = 4 µm, L = 70.47 cm) with and without radioactive source

127 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

16 Diamond Pixel Detectors Pixel detectors facilitate: • pattern recognition and vertexing in locations where track occupancy is large. Each active pixel cell will be read out by an individual charge sensitive amplifier followed by a fast shaper. • The shaped signals will then be transmitted out of the interaction region. • The pixel pattern on the detector substrate must geometrically match the readout chip since a single active cell on the detector substrate will be connected to its readout cell via a bump-bond. • Although pixel readout electronics is still in the development phase, tests have been undertaken with existing designs in order to study the bump-bonding process and contact surface treatment of the diamond sensor. The advantages of diamonds aside from radiation hardness are: • the large band gap which results in only a few free charge carriers. This leads to a low leakage current which decreases parallel noise in the readout electronics • the low dielectric constant ε, which reduces capacitance and therefore the contribution to the serial noise

128 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Diamond Pixel Detectors

Band gap [eV ] Intrinsic carrier density [cm-3] Dielectric constant, ε

diamond 5.47 <103 5.7

Diamond Pixel Detectors Si 1.12 1.5⋅1010 11.9

Table 2: A comparison of diamond and silicon properties relevant for pixel detector development.

16.1 Bump-Bonding Process • Bump-bonding is an electrical and mechanical connection of an integrated circuit to a substrate. It features the highest density of interconnections as well as a short interconnection with low inductance [27]. • Pixel detectors require a readout chip with amplifier cells of the same dimensions, which is bump-bonded onto the detector, forming the pixel-tracker system. This configuration is shown in Figure 31. The cell structure on both the sensor and readout chip, which are connected via bumps, is visualized.

• Two different bump-bonding processes have been investigated for their suitability on diamond pixel detectors. These are thermal compression and solder reflow. • The major difference between them is that the thermal compression process does not need a wetable surface metal in contrast to the solder reflow process. • For the thermal compression process In was chosen as the bonding metal and W as the surface metal. In bumps were put on both, the detector and substrate side. • At low temperatures (100°C to 120°C) the In bonds are pressed onto each other and form an interface. The alignment step is critical since the bumps on the chip have to match the bumps on the detector exactly; any misalignment may cause adjacent channels to short. • For the solder reflow process the bonding metal was Sn/Pb and surface metal was Ni, which had to be protected against oxidation by a thin protection layer, usually Au. • During the bump-bonding process the Au is dissolved in the solder and the contact is established to the Ni layer. In the solder reflow process the bumps are melted and automatically align themselves because of surface tension. • Because of the automatic alignment, the placement step before bonding is less crucial and bump-bonding on very small scales (~20 µm) is possible.

Figure 31: A pixel detector bump bonded to the readout chip. The cell structure on both the sensor and readout chip, which are connected via bumps, is visualized [3].

129 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

130 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Diamond Pixel Detectors

Diamond Pixel Detectors

16.3 Diamond Pixel Sensors for ATLAS

16.2 Diamond Pixel Sensors for CMS

16.3.1

Diamond Pixel Sensors for the ATLAS/1 Readout

a)

a)

b)

Figure 32: (a) Top view of a CMS/1 diamond pixel sensor showing the overall pixel pattern. The pixel metallization was Cr-Au for this device. The pixels were covered with a passivation layer. The passivation has a hole offset from the pixel center for the Indium bond. (b) Four pixel cells of a CMS/1 diamond pixel sensor. Close to the center of the pixel cells Indium pearls are visible which will form the electrical contact between the sensor and the readout chip.

131 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

b)

Figure 33: Photograph of the ATLAS/1 diamond sample with Cr-Ni-Au metallization and passivation layer (a). Photograph of solder bonded diamond detector after it has been detached from the readout chip. Three pixels, marked by the ellipse, have shinning white surfaces, which indicates a successful bump bonding process (b).

132 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Diamond Pixel Detectors

Diamond Pixel Detectors

16.3.2

Figure 34: Photograph of the ATLAS/1.1 diamond sample. The entire detector was still covered with the Ti-Ni-Au-layer and photoresist dots were added at former hole positions to protect the Ti-Ni-Au towers during etching.

133 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Diamond Pixel Sensors for the ATLAS/3 Readout

Photo of ATLAS/3 pixel prototype Bricked geometry 134 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Diamond Pixel Detectors

Diamond Pixel Detectors

16.4 Test Beam Results on ATLAS/1 pixel tracker

Figure 36: Correlation observed between the silicon reference hit position and pixel hit position for the ATLAS/1 pixel detector. Each tick mark is equivalent to 100 µm. Figure 35: Hit map of the diamond pixel detector on the Marebo readout chip. The detector backplane was biased with 600 V and a threshold of 2000 e was used. The box size corresponds to the number of hits per pixel cell.

135 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

136 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Diamond Pixel Detectors

Diamond Pixel Detectors

60

ENTRIES

1981

4

2

0

Telescope y position (mm)

Rows

17 Results from Atlas/3 pixel prototype April 98: 100 GeV/c π-beam at CERN

Telescope x position (mm)

18 Hit-Track Correlation

-2

-4

a)

40

4

2

0

-2

0

2

4

Pixel x position (mm)

0

1

b)

2

Correlation between reference telescope track position and pixel hit position in the x (long pixel) view the y (short pixel) view.[28]

20

0

138 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

0

2.5

5

7.5

10 Columns

Atlas/3 pixel hit map [28] Right side on the edge of the beam Observed two noisy columns (4 & 6) Even-odd effect

137 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

3

Pixel y position (mm)

Diamond Pixel Detectors

19 Spatial Resolution 0.1802

Number per 7 microns

Number per 27 microns

Kalorimetrie RMS 100

75

50

a)

Constant Mean Sigma

10.89 / 7 291.8 -0.5027E-03 0.1480E-01

9.678 0.4028E-03 0.3720E-03

20 Kalorimeter

300

200

25

0

400

100

-0.5

0

0 -0.2

0.5

Large pixel resolution (mm)

b)

-0.1

0

0.1

0.2

Small pixel resolution (mm)

The resolution of the pixel detector prototype along [28] the large pixel dimension (536 µm) is ~140 µm (from box distribution) the small pixel dimension (55 µm) is 14.8 µm

Kalorimetrie entspricht einer Energiemessung, d.h. gesamte Teilchenenergie wird in am Ende in Wärme umgewandelt Þ „Kalorimeter“ Ein Kalorimeter ist eigentlich ein ausreichend groβer Block Materie in dem Teilchen ww Þ weitere (Sekundär)Teilchen erzeugen Þ die lösen wiederum Teilchen aus Þ entsteht Teilchenschauer Þ bis es schlieβlich zur totalen Absorption kommt Kalorimeterprinzip ≡ Absorbierte Energie (Szintillation oder Ionisation) ist prop. der Primärenergie d.h.

139 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Vorzüge von Kalorimeter: • Eindringtiefe der Teilchen in Kalorimeter steigt nur mit ln(E). • Können auch von neutralen Teilchen die Richtung und Energie messen • Teilchenidentifikation: da das eindringende Teichen bestimmt die Schauereigenschaften (Ausdehnung etc.) bestimmt • Liefert Information für schnelle Trigger, die aus einer Vielzahl von Ereignissen die interessanten herausfiltern Þ Kalorimeter sehr wichtig für Groβexperimente. Innerhalb von wenigen 10 ns steht die Information über Schauergröße und Schauerrichtung, Teilchenenergie und/oder fehlender Energie (Neutrinos) zur Verfügung. 2 Kalorimetertypen: • Homogene Kalorimeter • Sampling Kalorimeter 140 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Kalorimetrie

20.1 Sampling Kalorimeter Sandwichbauform: aktives Detektormaterial wechselt sich mit Absorbermaterial ab

Detektor kann sein: • Szintillatoren • (Gas oder Flüssig)-Ionisationskammern • Siliziumdetektoren Absorber: • Material von sehr hoher Dichte (z.B. Pb, U, Fe)

Kalorimetrie

• Kann die Kalorimeter durch Kombination von Absorbern und Detektor verschiedenen Anforderungen anpassen • Nachteil: nur wenige % der Teichenenergie wird in dem aktiven Detektormaterial deponiert 20.2 Elektromagnetische Kalorimeter

Für Energien > 100 MeV dominieren Bremsstrahlung für Elektronen (bzw. Paarbildung bei Photonen) Þ e- → e- + γ (Bremsstrahlung) Þ e- + γ → e- + γ +e-e+ (Bremsstrahlung + Paarbildung) Þ etc. (hat immer Paarbildung + Bremsstrahlung) Bem: Schauer kann natürlich auch mit e+ oder γ beginnen e e γ e

+

+

e

-

-

γ e

-

e

e

-

Abb 1:Schauerausbreitung

Abb. 55: verschiedene Sampling Kalorimeter

Eigenschaften: • Billige und sehr kompakte Detektoren 141 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Schauer bricht ab, wenn die Teilchenenergie < als Ekrit wird (d.h. wenn Ionisation dominiert) Ekrit wird ≡ als die Energie: bei der der Energieverlust durch Strahlung = dem Energieverlust durch Kollision ist. 20.3 Hadronisches Kalorimeter 142 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Kalorimetrie

Kalorimetrie

Viel kompliziertere Entwicklung auf Grund der Vielzahl der Ww • • • •

Kernspaltung Spallation (wahrscheinlichster Prozess) Anregung Entstehung neutraler Mesonen

20.3.1 Kernspaltung: In schweren Elementen wie 238U kann es zur Kernspaltung kommen (Ausgelöst durch langsame Neutronen oder vorhergegangener Spallation Freiwerdende Energie liegt im Bereich von 200 MeV für 238U. diese wird zu 90% in Ekin der Bruckstücke umgewandelt, der Rest wird zum Freisetzen von Neutronen aufgebraucht oder als Photonen abgestrahlt. 20.3.2 Spallation Es wird soviel Energie vom einfallenden Teilchen auf die Kernbausteine des getroffenen Kernes übertragen, dass durch deren Ww untereinander, Hadronen (Pionen, Neutronen etc.) erzeugt werden können Kerne bleiben in angeregtem Zustand!

Abb. 56: Computersimulation einer hadronischen Kaskade in Fe hervorgerufen durch 100 GeV/c π-. (Einheiten in beiden Richtungen in cm). Strichliere Linien sind Neutronen, die sich weit wegbewegen von eigenltiche Schauer [1].

20.3.3 Anregung: Von angeregten Kernen werden in Folge Kernbausteine emittiert, bis die Angeregungsenergie < Bindungsenergie. Die noch verbleibende Anregungsenergie wird als Photonen abgestrahlt Þ elektomagnetischer Schauer. 20.3.4 Entstehung neutraler Mesonen: Im Schauer enstandene neutrale Mesonen (z.B. π0) zerfallen in Photonen Þ rein elektromagnetische Kaskade 143 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

144 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Kalorimetrie

Myondetektoren

22 Neutrinonachweis 21 Myondetektoren Myonen eigentlich nur elektromagnetische WW (vgl. Bremsstrahlung: für Myonen erst ab 100 GeV Paarbildung: E > 3.5GeV) 2 Möglichkeiten der Detektierung: Teilchen, das hinter ausreichend groβen Absorbern noch elektromagnetisch ww muβ ein Myon sein In sehr ausgedehnten Kalorimetern Strahlungslänge von Myonen in Eisen: 700 m Definition der Strahlungslänge Wahrscheinlichkeit W eines „Punchthrough“eines Pions: Gl. 36

Wwquerschnitt extrem klein, werden über „fehlende“ Energie oder fehlendem Impuls nachgewiesen. Falls für eine Messung gilt: EMessung < Egesamt und man einen Detektor mit kompletter Akzeptanz hat. d.h. man deckt den gesamten Winkel 4π ab , so entspricht die Neutrinoenergie der fehlenden Energie Þ Präzision der Instrumente definiert die Fähigkeit Neutrinos nachzuwiesen Oder fehlender Impuls (missing momentum): wenn gesamter gemessener Impuls < Anfangsimpuls ist.

W ∝ e − L / λ abs

mit L, der Dicke des Absorbers und λabs , der Absorbtionslänge des Pions in dem gegebenen Material

145 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

146 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

Myondetektoren

References

CHAPTER 24 23 Ausblick Zwei Anforderungen der Neuen Physik: Immer höhere Energie, d.h. immer stärkereTeilchenbeschleuniger, werden benötigt um Neue Physik zu erforschen Immer höhere Luminosität ist erforderlich, da die Produktionsraten der Neuen Physik so nieder sind Þ linear Collider ist geplant, der Elektronen und Positronen zur Kollison bringt (500 GeV, Ausbaustufe von 1TeV geplant). • Lage: Nähe Desy (Hamburg) • Länge des Beschleunigers = 33 km (inkluxive zwei 15 km langen Sektionen). • Linear Collider ist notwendig, da Abstrahlungsverluste prop. zu 1/E4 sind. Kann diese Energien mit Ringbeschleunigern nicht mehr zur Verfügung stellen. • Geplante mögliche Fertigstellung 2010

24 References [1] CERN (Organisation Européennne pour la Recherche Nucléaire), (http://www.cern.ch). [2] ATLAS Collaboration. "Inner Detector Technical Design Report'', CERN/LHCC 97-17 (1997). [3] CMS Collaboration. "CMS Tracker TDR 5'', CERN/LHCC 98-6 (1998). [4] Med-Austron „Med-Austron - Ein Österreichisches Krebs und Behandlungszentrum zur Hadronentherapie in Europa“ (Machbarkeitsstudie), R. Poetter, T. Aubeger, M.Regler, Band 2 (1998) [5] R. Wedenig et al. "CVD Diamond Pixel Detectors for LHC Experiments", submitted to 6th Int. Conference on Advanced Technology and Particle Physics, Como, 5-9.Oct 1998. [6] W. Leo, ”Technics for Nuclear and Particle Physics”, Springer Verlag, (1994). [7] U. Fano, Ann. Rev. Nucl. Sci.13, 1 (1963). [8] RM. Barnett et al., Physical Review D54, 1 (1996) and 1997 off-year partial up-date for the 1998 edition available on the PDG WWW pages (http://pdg.lbl.gov). [9] L. Landau: J. Phys. (USSR) 8, 201 (1944). [10] R. Wedenig et at., "Superconducting NbN Microstrip Detectors", submitted to Nucl. Instr. and Meth., (Feb. 1999). [11] B. Strehl, T. Niinikoski, A. Rijllart, K. Winter, M. Caria, "Observation of Subnanosecond Transients in a Superconducting Microstrip Exposed to Minimum Ionizing Radiation" Phys. Letters B, vol. 242-2 (1990). [12] T.O. Niinikoski, A.Rijllart, B. Strehl, K. Winter and M. Caria, in th Proc. 25 Int. Conf. on High Energy Physics, Ed. K. K. Phua and Y. Yamaguchi, (World Sientific, Singapore 1991) p. 1349. [13] T.O. Niinikoski, A.Rijllart, B. Strehl, K. Winter and M. Caria, in th Proc. 12 Workshop of the INFN ELOISATRON Project, New technologies for Supercolliders, Ed. L. Cifarelli and T. Ypsilantis, (Plenum, New York 1991) p. 223. [14] R.G. Wagner and K.E. Gray, in "Superconducting Particle Detectors", (Ed. A. Barone) (World Scientific, 1988).

147 Vo.: Teilchendetektoren (LV-Nr: 704033), WS 00/01 R. Wedenig

148

Introduction

Introduction

[15] N.K. Sherman, Phys. Rev. Lett. 8, 438 (1962). [16] D.E. Spiel, R.W. Boom and E.C. Crittenden, Appl. Phys. Lett. 7, 292 (1965).

Weitere Unterlagen:

[17] E.C. Crittenden and D.E. Spiel, J. Appl. Phys. 42, 3182 (1971). [18]Strahlenschäden durch Protonen und Pionen Halbleiter/Detektoren, K. Riechmann, Heidelberg (1998).

[33] D.I. Garber and R.R. Kinsey, "Neutron Cross Sections", BNL 325, 3rd ed., Vol. 2, (1976)

an

rd

[19] The ROSE Collaboration, 3 Status Report, CERN/LHC 2000-009, LEB Status Report, 31.12.1999.

D.Rakozy “Charakterisirung von Siliziumstreifendetektoren für den DELPHI Very Forward Tracker” Diplomarbeit, Wien (1997) M. Krammer, “Detektoren in der Hochenergiephysik“, Vorlesung, SS 93, Universität Innsbruck

[20] RD42 Proposal, "Development of Diamond Tracking Detectors for High Luminosity Experiments at the LHC", CERN, DRDC 94-21, DRDC/P56, May 1994. [21] O. Toker et al., "VIKING, a CMOS low noise monolithic 128 channel frontend for Si-strip detector readout". Nucl. Instr. Meth., A340 (1994) 572-579. [22] L.S. Pan, D.R. Kania (editors), Diamond: Electronic Properties and Applications, Kluwer Academic Publishers, Boston/Dordrecht/London (1995). [23] M.W. Geis and M.A. Tamor, “Diamond and Diamondlike Carbon”, Encyclopedia of Appl. Phys., VCH Publisher, Inc., 5 (1993). [24] S. Zaho, “Characterization of the electrical Properties of Polycrystalline Diamond Films”, Ph.D. Thesis, Ohio State University (1994). [25] M. Mishina, “Induced Charge in Diamond”, RD42 Internal Note 13, March 1998. [26] P. Gonon, A. Deneuville, E. Gheeraert and F. Fontaine, Philos. Mag. Lett. 72, 257 (1995). [27] E.J. Vardaman, Ian Yee and Robert Crowley, “Worldwide Development in Flip Chip Interconnect”, TechSearch International, Inc. (February 1994). [28] W.Trischuk et. al., Proceedings of the Pixel 98 workshop, FNAL (May 1998). [29] D. Zontar, “Study of Radiation Damage in Silicon Detectors for High Luminosity Experiments at LHC", Ph.D. Thesis, Ljubljana (1998). [30] Ch. Kittel, "Introduction to Solid State Physics", John Wiley & Sons, 7th ed. (1996). [31] H.W. Kraner, Z. Li, K.U. Prosnecker, Nuc l. I nstr. M ethod s A, 279, 266, (1989). [32] E. Borchi, M. Bruzzi, "Radiation Damage in Silicon Detectors", Revista del Nuovo Cimento, vol. 17, N. 11, (1994).

149

150

Appendix A

Appendix A

CHAPTER 25 25 Appendix A

Figure A1: CMS diamond pixel sensor. The pixel metallization and passivation pattern is shown.

151

152

Appendix A

Figure A2: Drawing of the ATLAS/1 diamond pixel sensor. The pixel dimensions, the three layer metallization and the passivation pattern is shown.

153

Appendix A

Figure A3: Drawing Atlas/1.1 and Atlas/2 pixel prototype. The geometrical dimensions of the Atlas/2 pixel prototype are equivalent to the Atlas/1.1 pixel design except there are no metal towers.

154

Appendix A

Appendix A

Figure A4: Drawing of the ATLAS/3 diamond pixel sensor. The pixel dimensions and alignment is shown. This bricked geometry increases the position resolution in the bricked direction by a factor of two compared to an unbricked geometry when charge is shared between pixel cells in neighboring rows. 155

156