Lecture Notes Heidelberg, Summer Term 2011
The Physics of Particle Detectors
Hans-Christian Schultz-Coulon Kirchhoff-Institut für Physik Introduction Historical Developments Historical Development
γ-rays First 1896 Detection of α-, β- and γ-rays
1896
β-rays
Image of Becquerel's photographic plate which has been An x-ray picture taken by Wilhelm Röntgen of Albert von fogged by exposure to radiation from a uranium salt. Kölliker's hand at a public lecture on 23 January 1896. Historical Development
Rutherford's scattering experiment
Microscope + Scintillating ZnS screen
Schematic view of Rutherford experiment 1911 Rutherford's original experimental setup Historical Development
Detection of cosmic rays [Hess 1912; Nobel prize 1936]
! "#
Electrometer Cylinder from Wulf [2 cm diameter]
Mirror Strings
Microscope
Natrium ! !""#$%&'()*+,-)./0)1&$23456/)78096$/'9::9098)1912 $%&!'()*+,-.%!/0&1.)%21331&10!,0%))0!%42%!56784210462!1(,!9624,10462,:177%&!(2;! '()*+,-.%2!<=%4*1;%2%)%:0&67%0%&!;1&>!Victor F. Hess before his 1912 balloon flight in Austria during which he discovered cosmic rays. ?40! @4)*%! ;%&! /0%)),-.&1(8%! A! )1,,%2! ,4-.!;4%!BC;%2!;%,!D)%:0&67%0%&,!(7!;4%! EC2F,1-.,%!;%,!/0&1.)%21331&10,!;&%.%2G!(7!%42%!*H&!;4%!A8)%,(2F!FH2,04F%!I6,40462! %42,0%))%2! J(! :K22%2>! L10&4(7! =4&;! M%&=%2;%0G! (7! ;4%! E(*0! 47! 922%&%2! ;%,! 9624,10462,M6)(7%2!M62!B%(-.04F:%40!*&%4!J(!.1)0%2>! $%&!422%&%G!:)%42%&%!
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Discovery of antimatter [Anderson 1932; Nobel prize 1936] Cloud chamber in magnetic field Positron
6 mm lead plate
63 MeV positron passing through Positron lead plate emerging as 23 MeV positron.
The length of this latter pass is at least ten times greater than the possible length of a proton path of this curvature. Historical Development
Discovery of the pion Pion Nuclear emulsion technique at rest [Powell 1947; Nobel prize 1950] Muon
Muon stopped
π ➛ μ ν Pion μ ➛ e ν ν [not seen] Historical Development
First observed Ω– event [BNL Bubble Chamber] Historical Development
474 PhysicsDiscovery 1988 of the The spark chamber is shown muon in Figure neutrino 3 and 4. It consisted (1962) of ten modules, each of 9 aluminum plates, 44 in. x 44 in. x 1 in. thick separated by 3/8 in. Lucite spacers. Anticoincidence counters covered the front, top Leon M. Lederman and rear of the assembly, as shown, to reduce the effect of cosmic rays and Melvin Schwartz muons which penetrate the shieldingJack wall.Steinberger Forty triggering counters were inserted between modules and at the end of the assembly. Each triggering counter consisted of two sheets [Nobel of scintillator prize 1988] separated by 3/4 in. of aluminum. The scintillators were put in electronic coincidence.
Single muon event from original publication
Melvin Schwartz in front of the spark chamber used to discover the muon neutrino Historical Development
UA1 Detector Discovery of the W/Z boson (1983)
Carlo Rubbia Simon Van der Meer [Nobel prize 1984]
First Z0 particle seen by UA1 Historical Development
Some relevant Nobel Prizes
1901 Physics Wilhelm C. Röntgen X-rays (1896) [Photographic plate]
1903 Physics Antoine H. Becquerel Radioactivity (1896/99) Marie Curie [Photographic plate & electrometer] Pierre Curie
1905 Physics Philipp Lenard Lenard window (1904) [Phosphorescent material]
1908 Chemistry Ernest Rutherford Atomic nucleus (1911) [Scintillating crystals]
1927 Physics Charles T. R. Wilson Cloud chamber (1912)
1935 Physics James Chadwick Neutron discovery (1932) [Ionization chamber]
1936 Physics Victor F. Hess Cosmic rays (1912) Carl D. Anderson Positron discovery (1932) [Electrometer & cloud chamber] Historical Development
Some relevant Nobel Prizes
1948 Physics Patrick M. S. Blackett e+e– Production ... (1933) [Advanced cloud chambers]
1950 Physics Cecil F. Powell Pion discovery (1947) [Photographic emulsion]
1953 Physics Walter Bothe Coincidence method (1924)
1958 Physics Pavel A. Cherenkov Cherenkov effect (1934)
1959 Physics Emilio G. Segrè Antiproton discovery (1955) Owen Chamberlain [Spectrometer; Cherenkov counter ...]
1960 Physics Donald A. Glaser Bubble chamber (1953)
1976 Physics Burton Richter J/ψ discovery (1974) Samuel C.C. Ting [AGS Synchrotron; p Be collisions] + – [SLAC e e collider; MARK I] 1980 Physics James Cronin CP violation (1963) Val Fitch [Spark chamber; spectrometer] Historical Development
Some relevant Nobel Prizes
1984 Physics Carlo Rubbia, W/Z discovery (1983) Simon Van der Meer [SPS; 4π multi-purpose detector]
1988 Physics Leon M. Lederman Muon neutrino (1962) Melvin Schwartz [Neutrino beam; spark chambers] Jack Steinberger
1990 Physics Jerome I. Friedman Proton structure (1972+) Henry W. Kendall [ep scattering; spectrometer] Richard E. Taylor
1989 Physics Hans G. Dehmelt Electron g-2 (1986) Wolfgang Paul [Ion trap technique]
1992 Physics Georges Charpak Multi-Wire Chamber (1968)
2002 Physics Raymond Davis Jr. Cosmic neutrino (1986) Masatoshi Koshiba [Large area neutrino detector] Cross Section SLAC logbook entry Historical Development November 10, 1074
Nobel Prizes 1974 [J/ψ discovery]
There is an ancient Chinese saying:
"He who labors with his mind rules over he who labors with his hand".
This kind of backward idea is very harmful to youngsters from developing countries.
Partly because of this type of concept, many students from these countries are inclined towards theoretical studies and avoid experimental work.
In reality, a theory in natural science can not be without experimental foundations; physics, in particular, comes from experimental work ...
Samuel Ting Beam Energy December 10, 1976 [Banquet Speech] Introduction Some Prerequisites from PEP5
J. Stachel, WS 10/11 Particles & Interactions
The Standard Model of Particle Physics 266 4Hadronen in der Quantenchromodynamik und 1 ω8 ( uu dd 2 ss ) (4.112) | " = √6 | ¯" +| ¯"− | ¯" darstellen. Ganz offensichtlich ist SU3F zumindest für die Vektormesonen nur näherungsweise gültig, denn die Zustände ω und Φ werden eben gerade nicht durch diese Wellenfunktionen, sondern durch (4.77) und (4.107) repräsen- tiert, da nur die alte Zuordnung zu gleichen Massen vonρ und ω führt. Formal lassen sich die Wellenfunktionen (4.77) und (4.107) durch eine Drehung der Sorten-Zustände in die Vektormesonen (V) erreichen,
Φ cos ΘV ω1 sin ΘV ω8 (4.113) | " = | "− | " und
ω sin ΘV ω1 cos ΘV ω8 (4.114) | " = | " + | " mit cos ΘV √1/3 und ΘV 54,7◦. Man bezeichnet dies als ,,ideale 10= = Mischung“ . Physikalisch bedeutet diese Mischung, daß schon das strange- 4.3 Der Aufbau der Hadronen 269 Quark bei der Bildung der neutralen Vektormesonen nichts von den u- und d-Quarks ,,weiß“ und ein dem Positronium analoges ss-Atom bildet. Solche 4 sog. Quarkonium-ZuständeBaryonen. Die sind leichtesten für die schweren – nichtseltsamen Quarks¯ typisch, (S 0) und – Baryonen wir sind die Tabelle 4.15 Nukleonen und die ∆-Resonanzen. Neben diesen wurden= noch Baryonen mit Die leichtesten nichtseltsamen und seltsa- werden uns am Ende dieses Kapitels noch ausführlich mit ihnen beschäftigen. men Baryonen. Im Quarkmodell werden sie Im BereichS der pseudoskalaren1, 2, 3 gefunden.Mesonen Auch ist sie die tretenSU3 -Symmetrie mit dem Spin besser 1/2 und 3/2 auf. als Zustände mit L 0 aus u-, d- und s- = − − − F = realisiert (Abb.Die 4.14) Tabelle als bei 4.15 den faßt Vektormesonen. die Zustände mit Die den ersten niedrigsten vier Zustände Massen der zusammen. Quarks erklärt. Es wird die mittlere Masse 3 + eines Ladungsmultipletts angegeben Aufzählung (4.106)Die theoretische sind hier die K Diskussion-Mesonen. beginnen In Tabelle wir 4.14 mit findet den man2 -Baryonen. zwei Bei Be- rücksichtigung des s-Quarks gibt es neben den Zuständen (4.88) jetzt noch leichte flavor-neutrale pseudoskalare Mesonen, das η(549) und das η%(958). Teilchen SJI Masse/GeV Wir fragen uns,Zustände ob diese mit Mesonen den Quarkinhalten sich mit den Sorteneigenzuständen η8 und | " η1 identifizieren lassen, deren Wellenfunktionen durch die rechten Seiten p, n 01/21/20,939 | " uus , uds , dds , uss , dss , sss . (4.123) von (4.112) und| (4.111)" | definiert" | " sind.| Dazu" | berechnen" | " wir die Masse des η8 ∆ 03/23/21,232 Λ 11/20 1,116 im additivenDie Quarkmodell. ersten drei Da die Zustände Wellenfunktion entsprechen des η8 demaus verschiedenen Isotriplett der Σ(1385)- − Anteilen zusammengesetztResonanzen, die ist, müssennächsten diese zwei gewichtet dem Isodublett werden. DasΞ(1530 geschieht).Manbezeichnet Σ 11/21 1,191 10 − In der Literatur wird häufig ΘV 35,3 als 270 Hadronen in der QuantenchromodynamikΣ(1385) 13/21 1,385 = ◦ am einfachstensie durch auch die als Bestimmung Hyperonen. des Der Erwartungswerts Zustand sss schließlichη8 Mop η8 gehörtdes zum Ω−- − ideale Mischung bezeichnet. Dies erreicht man | " & | | " Ξ 21/21/21,318 Massenoperators Mop. Für den uu-Anteil gilt offenbar durch Vertauschenvon ω1 und ω8 in (4.113) Teilchen. Zusammen mit den ∆-Resonanzen haben4 wir also ein Dekuplett von − ¯ Ξ(1530) 23/21/21,530 und (4.114). Allerdings| ändert" | dann" Φ seine 3 + uu Mop u2u -Teilchen2mu Baryons. vorliegen. Dieses and Dekuplett Mesons kann man natürlicherweise(4.115) als die − 0 1 Phase, Φ ss . & ¯| | ¯" = Ω− Ξ33/20( ssu 1,672sus uss ). (4.124) | " = −| ¯" Realisierung einer zehndimensionalen Darstellung von SU3F interpretieren. |− ! = √3 | ! +| ! +| ! Das zugehörige Y, I -Diagramm ist in Abb. 4.15 zu sehen. 3 Der totalsymmetrische Zustand mit drei unterschiedlichen Farben ist das Die flavor-Symmetrie gilt nicht exakt, sonst müßten ja alle Massen im a) b) Y Muster fürY das Σ0, das neutrale Baryon mit S 1: Dekuplett gleich sein. Umgekehrt kann man aus den Massenunterschieden – 0 + ++ = − 0 + ∆ ∆ ∆ ∆ der Isomultipletts auf denK MassenunterschiedK zwischen s-Quark und u-, d- 0 1 1 1 ddd uddΣ uud( sud uuusdu uds dus usd dsu ). (4.125) Quarks schließen. Beim Durchlaufends us der Y-Eigenwerte von 1 bis 2 wird | ! = √6 | ! +| ! +| ! +| ! +| ! +| ! Y jeweils ein u-, d- durch ein s-Quark ersetzt. Gleichzeitig steigt die Masse− der –Beachten Sie, daß die+ u- und d-Quarks hier immer in der Kombination Teilchen um ziemlich genau 150 MeV an. Dies ist in Übereinstimmung mit Σ Σ0 Σ π– π0 π+ ud du auftauchen, sich also in einem Isotriplett-Zustand (I 1) befinden, unserer früheren Festlegung der sog. nackten Masse des ,,seltsamen“ Quarks. –1 + uds 1 I3 = 3 wie es ja für die Σ-Baryonen sein muß. I –1 + η8≈η 1 I dds uus η1≈ηDie' 3 Einordnung der 2 -Resonanzen in ein SU3F3-Dekuplett bedeutete hi- du ud – 0 storisch einen wunderbaren Triumph für die Idee der flavor-Symmetrie. Zu $ $ 1 Nun wenden–1 wir uns den +-Baryonen zu. Neben Proton und Neutron dieser Zeit war das Ω− noch nicht bekannt, dessen EigenschaftenY (S 3, 2 K– K0 = − sinddss noch Zuständeuss mit den Quarkinhalten uus , uds , dds , uss und dss Q 1, M 1672 MeV) aber von–1 Gell-Mann durch die Identifikation | ! | ! | ! | ! | ! Abb. 4.14a,b = − = su sd n p möglich. Zusammen sind dies nicht sieben, sondern acht Zustände, da wir (a) Das Singulett und (b)dasOktettder0 - mit dem fehlenden Dekuplettzustand genau vorausgesagt werden1 konnten. −+ udd uud der Tabelle 4.4 entnehmen, daß die gemischtsymmetrische Wellenfunktion Mesonen Dadurch wurde eine gezielte Suche möglich. Das Experiment gehört zu Ω– –2 mit drei unterschiedlichensss Quarks auf zwei Arten gebildet werden kann, je den SchlüsselexperimentenMeson der Teilchenphysik, es wird daher auf S. 271 P 3 nachdem ob das ud-Subsystem den Isospin 0 oder 1 hat. Physikalisch ge- genauer beschrieben. Bis heute ist die Spin-Paritäts-Zuordnung J + + octet Σ– 0 2 Σ Abb. 4.15hören zu diesen beiden Möglichkeiten das Λ-Teilchen mit einer Masse von Σ = 3 Baryon experimentell nicht endgültig bewiesen. Sie wird aber auch nicht wirklich Das Dekuplett der +-Baryonresonanzen Λ 1115 MeV2 und das Σ0 mit einer Masse von 1192 MeV. Es ist natürlich sehr bezweifelt, woran man wieder die Überzeugungskraft–1 von Argumenten,uds die1 I3 decuplet dds uus beeindruckend, daß die experimentell gefundenen 1 +-Baryonen sich genau auf Symmetrieüberlegungen beruhen, sieht. 2 in ein Oktett, d.h. in eine erlaubte Darstellung von SU3F, einordnen lassen Wir können natürlich auch die Wellenfunktionen der einzelnen"– Zustände"0 (Abb. 4.16). im Dekuplett explizit konstruieren. Die Spinwellenfunktionen sind–1 die sym- dss uss Aus dem additiven Quarkmodell folgt sofort die Beziehung metrischen Kombinationen aus dreiBaryon Spin 1/2-Zuständen, wie wir sie schon für die ∆-Resonanzen diskutiert haben.octet Auch die Sortenwellenfunktionen MΛ MΣ MN MΞ (4.126) + = + sind die symmetrischen Kombinationen der beitragenden Quarks. Sie wurden zwischen den Massen im Oktett. Sie ist offenbar sehr gut erfüllt, da die linke für die ∆-Resonanz in (4.88) konstruiert. Für dasAbb. gesamte 4.16 Dekuplett werden 1 + Seite 2306 MeVund die rechte Seite 2257 MeVergibt. Den Massenunterschied Das Oktett der 2 -Baryonen sie wieder am einfachsten durch Ersatz der Farben durch die Sorten in der zwischen s-Quark und u-, d-Quarks kann man jetzt auch aus dem halben Tabelle 4.5 gewonnen. Massenunterschied von Nukleonen und Ξ-Teilchen zu 189 MeV bestimmen. Dieses Ergebnis liegt nahe bei dem Wert, den wir soeben aus einer Analyse Beispiel 4.4 der Dekuplettmassen (Tabelle 4.15) gewonnen haben. Aus BBR BRB RBB wird durch diese Ersetzung die Wellenfunk- Die Wellenfunktion der Nukleonen haben wir schon berechnet. Nach genau | "0+| "+| " 0 tion des Ξ berechnet: dem gleichen Schema kann man auch die Wellenfunktionen von Σ±, Ξ und Ξ− gewinnen, da diese Teilchen jeweils zwei identische Quarks enthalten. Am einfachsten werden die gemischt symmetrischen flavor-Zustände wieder aus der Tabelle 4.4 durch die nun schon gewohnte Ersetzung der Farben durch die Sorten gewonnen. Die leichtesten Baryonen lassen sich also in ein flavor-Oktett und ein De- kuplett einbauen. Jetzt wird auch einsichtig, warum bei den Baryonen das Sortensingulett fehlt: Die SU3F-Singulett-Wellenfunktion für drei Quarks ist antisymmetrisch (Abschn. 4.1.4), und daher ergibt das Produkt von Farb- und Sortenanteil eine total symmetrische Wellenfunktion für Baryonen im Wider- spruch zum Pauli-Prinzip. Gerade an diesem Detail kann man noch einmal die Macht der Farbsymmetrie bewundern. Vor der Einführung dieser Idee war es sehr schwierig zu erklären, warum die Natur die Baryonen im Grundzustand in Sortenoktetts und -dekupletts einbaut, aber nicht in ein Sortensingulett. Cross Section – Definition
Absorbing target area Incoming flux: Effective 1 ∆N N˙ cross section Φ = = in A A · ∆t A A = σ N tar · tar Φ ρ Ad Reaction rate: = σ · NA d · mmol · Atar N˙ reac = N˙ in = Φ Atar with A · ρ :targetdensity = Φ Ntar σ · · mmol :molarmass 23 1 N :6.022 10 mol− A · Cross section:
Number of reactions (of given type) per unit time σ = Incoming flux Number of target particles · N˙ N˙ = reac = reac Transition rate Wfi Φ Ntar N˙ in NA ρ d/mmol · · · · Unit: [σ] = cm2 Cross Section – Using Feynman Diagrams
Fermi's Golden Rule (1) jµ 2 dN Wfi =2π Mfi | | · dEf g Transition Phase space probability 1 Matrix element 4-vector current q2 1 M = i j(1) j(2)d4x fi − µ · q2 · µ g Propagator σ M 2 ∼ | fi| 4 1 (2) g 4 jµ ∼ · q Cross Section – Magnitude and Units
Standard cross section unit: [σ] = mb with 1 mb = 10-27 cm2
or in natural units: [σ] = GeV-2 with 1 GeV-2 = 0.389 mb with 1 mb = 2.57 GeV-2
using: -hc = 0.1973 GeV fm Estimating the - 2 2 proton-proton cross section: ( hc ) = 0.389 GeV mb
Proton radius: R = 0.8 fm Strong interactions happens up to b = 2R b 2R 2 2 2 σ = π (2R) = π⋅1.6 fm = π⋅1.62 10-26 cm2 2 Effective = π⋅1.6 10 mb cross section = 80 mb Proton-Proton12 40. Plots of cross sections andScattering related quantities Cross Section http://pdg.lbl.gov
10 2 /
total ⇓
!"#$$%$&'()#*%+,-. pp
10 elastic
Plab GeV/c
-1 2 3 4 5 6 7 8 10 1 10 10 10 10 10 10 10 10
√s GeV
1.9 2 10 102 103 104
10 2
⇓ total
!"#$$%$&'()#*%+,-. −p p
elastic 10
Plab GeV/c
-1 2 3 4 5 6 7 8 10 1 10 10 10 10 10 10 10 10
Figure 40.11: Total and elastic cross sections for pp and pp collisions as a function of laboratory beam momentum and total center-of-mass energy. Corresponding computer-readable data files may be found at http://pdg.lbl.gov/current/xsect/.(CourtesyoftheCOMPASgroup, IHEP, Protvino, August 2005) Proton-Proton Scattering Cross Section
109 Events/sec [1 Mbyte/Event]
Efficient 10 rate reduction needed ~ 10 [Storage rate: 100 Hz]
10 Events/min [mH ≈ 100 GeV]
with 0.2% H → γγ 1.5% H → ZZ
Trigger ! HEP and SI Units
Quantity HEP units SI Units
length 1 fm 10-15 m
energy 1 GeV 1.602⋅10-10 J
mass 1 GeV/c2 1.78⋅10-27 kg
-h=h/2 6.588⋅10-25 GeV s 1.055⋅10-34 Js
c 2.988⋅1023 fm/s 2.988⋅108 m/s
- -26 h c 0.1973 GeV fm 3.162⋅10 Jm
- Natural units ( h = c = 1)
mass 1 GeV length 1 GeV-1 = 0.1973 fm time 1 GeV-1 = 6.59⋅10-25 s Measuring Particles
-19 Particles are characterized by eV = 1.6⋅10 J c = 299 792 458 m/s −19 Mass [Unit: eV/c2 or eV] e = 1.602176487(40)⋅10 C
Momentum [Unit: eV/c or eV] Energy [Unit: eV] Charge [Unit: e] [+ Spin, Lifetime ...] Particle Identification via Relativistic kinematics: measurement of → → 2 2 2 2 4 e.g. (E, p, Q) or ( p, β, Q) E = p c + m c → ( p, m, Q) ... v 1 β = γ = c 1 β2 − 2 2 pc E = mγc = mc + Ekin p = mγβc β = E Introduction Modern Detector Examples The Large Hadron Collider
CMS
LHCb
ATLAS ALICE The ATLAS Detector
Muon Spectrometer [Toroid]
Hadron Calorimeter
Electromagnetic Calorimeter Solenoid
Inner Detector Vertex The ATLAS Detector
EM Calorimeters: σ/E ≈ 10%/√E ⊕ 0.7% excellent e/γ identification Precision Muon Spectrometer: σ/pt ≈ 10% @ 1 TeV ⊕ good energy resolution (e.g. for H → γγ) fast trigger response good momentum resolution (e.g. A/Z’ → μμ, H → 4μ)
Hadron Calorimeter: σ/E ≈ 50%/√E ⊕ 3% good jet resolution good missing ET resolution (e.g. H → ττ)
Inner Detector: Si Pixel & strips; TRT -4 σ/pt ≈ 5 ⋅ 10 pt ⊕ 0.001 good impact parameter res., i.e. σ(d0) ≈ 15 μm @ 20 GeV Magnets: (e.g. H → bb) Solenoid (inner detector): 2 T Toroid (muon spectrometer): 0.5 T The CMS Detector
Inner Detector: Hadron Calorimeter: -4 σ/pt ≈ 5 ⋅ 10 pt ⊕ 0.001 σ/E ≈ 100%/√E ⊕ 5% -4 EM Calorimeters: [vergl. ATLAS σ/pt ≈ 5 ⋅ 10 pt ⊕ 0.001] [vergl. ATLAS: σ/E ≈ 50%/√E ⊕ 3%] σ/E ≈ 3%/√E ⊕ 0.5% [vergl. ATLAS: /E 10%/√E ⊕ 0.7%] σ ≈ Muon Spectormeter σ/pt ≈ 10% @ 1 TeV [vergl. ATLAS: σ/pt ≈ 10% @ 1 TeV]
Magnet: Solenoid: 4 T The CMS Detector The FAIR Accelerator Complex at GSI
FAIR: international Facility for Heavy Ion Antiproton and Ion Research Synchrotron The CBM Experiment
Time-of-Flight Detector Transition Radiation Electromagnetic Detectors Calorimeter
RICH
Projectile Spectator Detector
Vertex & Tracking Detector
Dipole Magnet Electron-Hadron Configuration The CBM Experiment
Time-of-Flight Detector Tracking Detector
Muon Detection System
Projectile Spectator Detector
Vertex & Tracking Detector
Dipole Magnet Muon-Hadron Configuration Grenoble – Institute Laue-Langevin Grenoble – Institute Laue-Langevin
1. The safety rod 2. The neutron guide pool 3. The reflector tank 4. Double neutron guide 5. Vertical cold source 6. The reactor core 7. Horizontal cold source 8. The control rod Perkeo III Spectrometer
Perkeo @ KIP Neutron decay measurements
Plastic scintillator detector
Magnets
2m
Polarized cold neutrons
8m Cosmic Rays The HESS Experiment
Hess Telescopes Namibia
12 2 Astrophysik mit abbildenden Cherenkov-Teleskopen γ-ray detection
lateral developement
longitudinal developement
shower maximum
projection in y camera plane
lateral
Cherenkov light telescope axis x longitudinal Cherenkov Light
shower axis camera plane
reflector
ABBILDUNG 2.3: Messprinzip der abbildenden Cherenkov-Technik. In der Fokalebene entste- hen zweidimensionale Abbilder der Luftschauer. [Zeichnung: Schlenker (2005)]
gel nur in mondloser Zeit möglich. Denn bereits das Streulicht des Mondscheins ver- ursacht eine zu große Untergrundhelligkeit in den Detektorelementen.
2.2.2.1 Stereoskopische Systeme
Einzelteleskope liefern ein zweidimensionales Abbild der Luftschauer, womit eine räumliche Rekonstruktion – und damit insbesondere die Bestimmung der Herkunfts- richtung – nur eingeschränkt gelingt. Neben der beschränkten Richtungsauflösung ist die schlechte Unterdrückung von Untergrundereignissen ein weiteres Problem von Einzelteleskopen. Die Resthelligkeit des Nachthimmels, Sternlicht und Streulicht aus der Umgebung verursachen unerwünschte Ereignisse, die es auszufiltern gilt, ohne dabei die Sensitivität für Luftschauer zu stark zu beschneiden. Kaum zu unterdrücken sind ferner die Ereignisse durch myon-induzierte Cherenkov-Photonen, denn die Bil- der ähneln denen von Luftschauern sehr stark. Um hier eine deutliche Verbesserung zu erzielen, werden zwei oder mehr Telesko- pe zu einem stereoskopischen System zusammengeschaltet (s. Abb. 2.4). Die Teleskope werden dazu räumlich getrennt voneinander aufgestellt, womit die Luftschauer aus unterschiedlichen Richtungen registriert werden. Eine zentrale Auslöselogik zur Ereig- nisselektion (Trigger) sorgt dabei dafür, dass Ereignisse in den einzelnen Cherenkov- Kameras synchronisiert und nur dann ausgelesen werden, wenn mindestens zwei Te- leskope das Ereignis aufgezeichnet haben. Es liegen so mindestens zwei Bilder jedes re- gistrierten Schauers aus unterschiedlichen Richtungen vor. Durch Überlagerung dieser Bilder in einem gemeinsamen Koordinatensystem gelingt die räumliche Rekonstrukti- on der Luftschauer wesentlich besser. Des Weiteren werden bei diesem Verfahren Un- tergrundereignisse sehr stark unterdrückt. Denn Auslöser durch Nachthimmelsleuch-