Lezione 8
Perdita di energia di e±
Gli e± perdono energia per:
 Ionizzazione (Bethe Block).
la formula va leggermente modificata in quanto gli e± sia hanno
piccola massa e possono essere diffusi nella collisione con gli e
atomici  Tmax = (E-mc2)/2, sia hanno diverse sezioni d’urto di
scattering ed effetto densità leggermente minore.
e

M  me

dE
Z
2mc2
 K  2 ln
 3 ln   1.95    1
dx
A
I


dE
Z
2mc2
 K  2 ln
 4 ln   2.0 
dx
A
I

 1
o salita relativistica leggermente minore per e±.
o effetto densità leggermente minore per e±.
Rivelatori di Particelle
1
Lezione 8
Perdita di energia di e±

Bremsstrahlung
L’ elettrone incidente di alta energia viene decelerato dalla collisione col
nucleo ed emette energia e.m. (raggi ).
La perdita di energia per collisioni col nucleo, come funzione del tempo è:
dE  2 e2  2
  3 a
dt  3 c 
Z
,A
dove a e’ l’accelerazione.
(ricorda la formula di Larmor o di Lienard per la radiazione di sincrotrone che dice che la potenza
irraggiata va come a2)
Rivelatori di Particelle
2
Lezione 8
Perdita di energia di e±
Un calcolo semiclassico della sezione d’urto di bremms da:
2
d 5e 4 2  mc  re2  Mv12 2 



z1 z 2 
ln 
dk
c
 Mv1  k  k 
2
 incluso 


 bmin e bmax 
M= massa della particella incidente
k= impulso (energia) del fotone emesso
z= carica della particella (incidente o del nucleo)
1= particella incidente
2= nucleo
Rivelatori di Particelle
3
Lezione 8
Perdita di energia di e±
2
d 5e 4 2  mc  re2  Mv12 2 



z1 z 2 
ln 
dk
c
 Mv1  k  k 
2
 incluso 


 bmin e bmax 

La sezione d’urto va come 1/M2 importante solo per e±. (Nel seguito considereremo solo elettroni, massa m)

Dipende dal mezzo attraversato  elementi più pesanti fanno perdere più energia. Il Bremss.
avviene anche sugli elettroni dell’atomo  z2  z(z+1) essendoci z elettroni nell’atomo.

Decresce al crescere dell’energia del fotone (1/k).
L’importanza principale degli elettroni atomici è il loro effetto di schermo. Classicamente quando il
parametro d’impatto è > del raggio atomico ci attendiamo una  molto piccola in quanto gli e
schermano la carica del nucleo  la particella incidente vede una carica più piccola. bmax (fisso k)
si ottiene per qmin (q= impulso trasferito al nucleo) e qmin è determinato dal raggio dell’atomo, più
che dal minimo valore cinematico che può assumere.
Questo fenomeno si chiama schermatura completa.
Quanto detto è vero anche per una trattazione quantistica perché possiamo sempre definire una
distanza efficace della particella incidente dal nucleo = ħ/q.
Rivelatori di Particelle
4
Lezione 8
Perdita di energia di e±
Cenni sulla trattazione quantistica (QED)
I diagrammi di Feynman all’ordine più basso che descrivono il
Bremss sono:
e±

e±
e±
e±

*
1)
2)
*
Zf
Zi
Zi
Zf
Dobbiamo scambiare un fotone virtuale con il nucleo per
conservare il quadrimpulso.
L’interazione non dipende dalla carica dell’elettrone  stessa
sezione d’urto per e±.
Rivelatori di Particelle
5
Lezione 8
Perdita di energia di e±
Bethe e Heitler hanno eseguito il calcolo nel caso di un elettrone nel campo di un
nucleo pesantissimo ( non lo usano per la conservazione dell’energia), puntiforme e
senza spin. Il calcolo usa l’approssimazione di Born. L’approssimazione usata è
valida se (2pz2e2)/(ħv)<<1, essendo v la velocità dell’elettrone dopo o prima
dell’emissione del fotone reale. Questa approssimazione è in genere valida per
particelle energetiche.
Gli effetti di schermo degli elettroni atomici sono determinati dal parametro G
2
k
k
100mc
Ei

1
1
3
E
E
i f
Z2
Z 2 3 Ei 1  k 
Ei 

Ei ed Ef sono l’energia iniziale e finale dell’elettrone. G è ottenuto dividendo il raggio
dell’atomo ra = ħ/(amcZ1/3) per il massimo valore permesso della distanza efficace
ħ/q.( essendo q il momento trasferito dall’elettrone al nucleo)
Si ha schermatura completa per G≈0, condizione quasi sempre verificata tranne che
per k/E~1, cioè quando l’elettrone trasferisce tutta la sua energia al fotone
irraggiato.
G
100mc
2
Rivelatori di Particelle
6
Lezione 8
Perdita di energia di e±
i.
ii.
iii.
Ad alta energia i fotoni sono emessi ~ collineari con l’elettrone incidente
essendo l’angolo medio di emissione <qmc2/E, indipendente dall’energia
del fotone emesso.
I fotoni emessi sono polarizzati con il vettore di polarizzazione ┴ al piano
formato dal fotone e l’elettrone incidente; la polarizzazione del  dipende
inoltre dalla polarizzazione dell’ e incidente.
La  integrata sugli angoli di emissione del  e di scattering dell’elettrone è
(nel caso di schermatura completa):

2  183 w 
2
1  w  w   ln 1  
3 

Z 2 3 9 
Ef
w
e Ei  mc 2
Ei
2 2
d 4aZ 2 re

dk
k
dove
Rivelatori di Particelle
7
Lezione 8
Perdita di energia di e±
Osserviamo:
1.
Se vogliamo includere gli elettroni atomici Z22 Z2(Z2+1)
2.
d/dk  per k  0 divergenza infrarossa, eliminata con effetti di
interferenza  la formula non è valida per k  0
3.
d/dk dipende da Ei/Ef non esplicitamente dall’energia
dell’elettrone
4.
dipende dal mezzo attraversato (Z22)
Rivelatori di Particelle
8
Lezione 8
Perdita di energia di e±
La perdita di energia per Bremmstrahlung di un elettrone che attraversa
del materiale è:
dE

dx
d
Z 22 2
183
  kna 
dk  4 N o
re aEi ln 1
dk
A
0
Z2 3
k max
Br

con
L0 
ovvero
dE E

dx L0
kmax=Ei-mc2 è la massima energia
possibile del fotone.
A
4aN o Z 22 re2 ln
183
cm 
na =numero di atomi per cm3.
N0 è il numero di Avogadro
1
Z2 3
A è il peso atomico
X 0  L0  e' la lunghezza di radiazione espressa in g / cm 2
 è la densità del materiale
Un' approssima zione utile per i calcoli è :
X0 
716.4  A
287
Z 22 ln 1
Z2 2
g / cm 
2
Rivelatori di Particelle
9
Lezione 8
Perdita di energia di e±
La formula –dE/dx=E/X0 è molto utile in quanto esplicita la dipendenza dell’energia della
particella incidente (e) dalle proprietà del materiale attraversato contenute in X0.
Integrando otteniamo:
E=Eoe-x/Xo
Questa funzione descrive l’attenuazione esponenziale dell’energia degli elettroni per
Bremsstrahlung. Dopo avere attraversato un tratto x=X0 l’energia si e’ ridotta di un fattore
1/e.
La X0 di un composto può essere approssimata da:
X0 = 1/Sifi/ X0i)
Dove fi sono le frazioni in massa dei componenti con lunghezza di radiazione X0i
La lunghezza di radiazione è espressa in g/cm2, ma dividendo per la densità si ottiene LR
= lunghezza di radiazione in cm.
Si trovano normalmente tabulate sia X0 che LR.
Ricordiamo che la perdita di energia è in realtà inversamente proporzionale alla massa al quadrato
della particella incidente  importante solo per elettroni ( e m di alta energia). Nel definire la lunghezza
di radiazione abbiamo considerato elettroni come particelle incidenti (re2). In ogni caso X0 ed LR sono
sempre tabulate per elettroni
Rivelatori di Particelle
10
Lezione 8
Perdita di energia di e±
Energia critica.
L’ energia critica Ec è quell’energia alla quale le perdite per
ionizzazione e bremmstrahlung sono uguali.
dE/dx|coll= dE/dx|bremms

per elettroni incidenti in liquidi o solidi Ec=610/(Z+1.24) MeV.

per elettroni incidenti in gas
Ec=710/(Z+0.92) MeV
La differenza è dovuta ad un minore effetto densità nei gas che nei
solidi o liquidi. Per un elettrone che attraversa un solido od un liquido
l’energia critica è di qualche decina di MeV.
Nel caso di un m che attraversa un materiale (solido o liquido) l’energia
critica scala come il rapporto delle masse al quadrato.
Rivelatori di Particelle
11
Lezione 8
Perdita di energia di e±
(Leo)
energy loss (radiative
+ ionization) of
electrons and
protons in copper
Ricordiamo che si ha una probabilità non trascurabile di emettere 
di alta energia  la distribuzione delle perdite di energia è molto
larga.
Rivelatori di Particelle
12
Lezione 8
Perdita di energia di e±
Annichilazione di e+
Il destino finale dei positroni nella materia è l’annichilazione con un e-
e  e  
Se l’ e- è legato al nucleo si può avere annichilazione in un solo , ma la  è più
bassa.
La ann in 2  di un e+ con energia nel laboratorio pari ad E è


1   2  4  1
 3 
2
 ann  pr
ln     1 


2
  1   2  1
  1 
La  è massima per  =E/m 1. Il positrone prima perde energia e poi si
annichila.
2
e
NOTA: si puo anche formare il positronio che poi decade in  (singoletto) monocromatico o
in  (tripletto)
Rivelatori di Particelle
13
Lezione 8
Interazioni dei 
Per poter essere rivelati i  devono prima creare una
particella carica e/o trasferire energia alle particelle
cariche.
Le principali interazioni dei fotoni con la materia sono:
•
Effetto fotoelettrico
•
Effetto Compton
•
Produzione di coppie
Tutte queste interazioni sono di tipo elettromagnetico.
Rivelatori di Particelle
14
Lezione 8
Interazioni dei 
Rayleigh
(cielo blu)
Fotoelettrico
1 MeV
}
Produzione
di coppie
Compton
Rivelatori di Particelle
15
Lezione 8
Interazioni dei 
 Per energie ≤ 500 KeV abbiamo solo effetto fotoelettrico
 Per energie > 50 MeV abbiamo solo produzione di
coppie
 Per energie intermedie abbiamo effetto Compton
 A basse energie possiamo avere scattering coerente
(Rayleigh). Il fotone interagisce con tutti gli elettroni
atomici, senza eccitarli od ionizzarli (nessuna perdita di
energia). È il responsabile del cielo blu
Rivelatori di Particelle
16
Lezione 8
Interazioni dei 
Effetto fotoelettrico.
e
X
+
X
  atom  atom   e 
L’ effetto fotoelettrico consiste nell’assorbimento di un fotone da parte
dell’atomo intero. L’elettrone viene emesso con energia cinetica
T=ħw-Eb
Con Eb energia di legame dell’atomo e ħw energia del fotone incidente.
Per energie del fotone incidente poco sopra soglia l’elettrone è emesso a 90o
rispetto alla direzione del fotone incidente. Crescendo l’energia l’angolo di
emissione diminuisce; ma … scattering multiplo  la direzione dell’ elettrone è
random rispetto alla direzione del fotone incidente.
L’effetto fotoelettrico è possibile solo nelle vicinanze del nucleo, non può avvenire per un elettrone
libero.
Rivelatori di Particelle
17
Lezione 8
Interazioni dei 
La sezione d’urto per basse energie è: (non relativistiche)
 Kphoto
1
2
 32 
e
  7  a 4 Z 5 Th
e 
e
E
e
 Th
 83 pre2 (Thomson )
mec 2
Presenta dei picchi corrispondenti ai livelli atomici K,L,M…
Se siamo sopra soglia vengono emessi preferibilmente elettroni dallo shell K.
Ad alte energie e1 la  è:
 Kphoto  4pre2a 4 Z 5
1
e
Rivelatori di Particelle
18
Lezione 8
Interazioni dei 
 A basse energie decresce con ħw del fotone alla -7/2 
fenomeno importante a bassa energia.
 Dipende dal materiale come Z5  importante per la
costruzione di rivelatori di fotoni (e.g. camere a Xenon).
Per fotoni incidenti di bassa energia la dipendenza da Z è una
complicata funzione di Z e comunque minore di Z5. Ad esempio per
energie 0.1 MeV ≤ E ≤ 5 MeV l’esponente di Z varia fra 4 e 5.
Per applicazioni dell’effetto fotoelettrico in medicina vedi rivelatoridet4 diapositiva 6 (su lezioni estive 2003)
Rivelatori di Particelle
19
Lezione 8
Interazioni dei 
Effetto Compton (Diffusione di un fotone incidente su un elettrone atomico)
hn, k0
T, p
hn+mc2=hn’+T+mc2
q
k0 = k+p
f
hn’, k
T=mc2[e2(1-cosq)]/[1+e(1-cosq)] ; e=hn/mc2
Cotf = (1+e)tg(q/2)
La sezione d’urto per lo scattering Compton è molto facile da calcolare
in QED. ( Klein – Nishina)
Rivelatori di Particelle
20
Lezione 8
Interazioni dei 
I diagrammi di Feynman da prendere in considerazione sono:
out
in
Canale t, contributo di
diffusione
in
Canale s , contributo di
assorbimento
out
Rivelatori di Particelle
21
Lezione 8
Interazioni dei 
La  differenziale, mediata sugli spin del fotone incidente è :
d re2
1  cos 2 
 
d 2 1  e 1  cos  2


e 2 1  cos  2
 1 

2




1

cos

1

e
1

cos





La distribuzione in energia si ottiene eliminando q e sostituendolo con hn
(sfruttando la conservazione dell’energia e dell’impulso):
2
pre2   hn ' 
d
e  1 1  2e hn ' 1 hn 

 1  
 
 2 2  2 

d hn ' ehn '   hn 
e
e
hn e 2 hn ' 
valida per 1/(1+2e) ≤ (hn’)/(hn) ≤ 1
La sezione d’urto totale approssimata per alte energie è :
1 
1
3 
1
 Compt  pre2   ln 2e     Th    ln 2e  
e 
2
8e 
2
Con th limite classico
Ricordiamo che la sezione d’urto Thompson è il limite classico di diffusione di fotoni su elettroni
liberi (valida a basse energie)
Rivelatori di Particelle
22
Lezione 8
Interazioni dei 
Produzione di coppie.
L’intenso campo elettrico vicino al nucleo permette al fotone di
trasformarsi in e+ ed e-.
L’energia di soglia è 2mc2. La produzione di coppie può anche avvenire
vicino ad un elettrone atomico. In questo caso l’energia di soglia è
4mc2 e l’elettrone di rinculo acquista un energia cinetica  3 tracce
cariche.
La trattazione in QED procede sulla falsariga del Bremsstrahlung
Rivelatori di Particelle
23
Lezione 8
Interazioni dei 
e±
e±
e±
e±

*
Zi

Bremsstrahlung
*
Zf
e+
e-
*
Zi

Zf
e+
e-
*
Prod. di coppie
Zf
Zi
Zi
Zf
Diagrammi praticamente identici
Rivelatori di Particelle
24
Lezione 8
Interazioni dei 
Nel caso di schermatura completa le sezioni d’urto sono:


Bremss
Coppie
d 4 o 
2  183 w 
2

1

w

w  ln 1  

dk
k 
3  Z 3 9

d 4 o  2
2
 183 1
2

 w  w  w w  ln 1  w w 
dE
k 
3
 Z 3 9

Con:
w = Ef/Ei (elettrone); o = aZ2re2; k = impulso del fotone
w+= E+/k ; E+ = energia del positrone
w-= E-/k ; E- = energia dell’ elettrone
Rivelatori di Particelle
25
Lezione 8
Interazioni dei 
L’analogia dei due processi non è solo la similitudine dei diagrammi, ma si può
vedere il processo inverso della produzione di coppie come un processo di
Bremss di un e+ che emette un fotone e cade in uno stato di energia negativa (e-,
Dirac).
▬►
Ottengo gli elementi di matrice da quelli del bremss per semplice sostituzione.
Se il  incidente ha impulso k e la coppia prodotta ha energia E+ ed E- la
schermatura è misurata usando il parametro:
G' 
100mc 2
Z
1
3
k
100mc 2
1



1
E E
kw  1  w 
Z 3
G’ è simmetrica in w+ e w- e decresce al crescere di k
Rivelatori di Particelle
26
Lezione 8
Interazioni dei 
 In caso di schermatura completa (G’~0) la  espressa in
funzione dell’energia cinetica del positrone e
normalizzata a o è quasi uniforme  I positroni sono
prodotti con tutte le energie possibili  gli e+ ed e- della
coppia non hanno la stessa energia.
 La  dipende dal materiale come Z2.(incluso nella o)
 Ad alta energia e+ ed e- tendono ad essere prodotti a
piccolo angolo rispetto alla direzione di volo del .
< q > = mc2/E
( E = E+ od E- )
Rivelatori di Particelle
27
Lezione 8
Interazioni dei 
La sezione d’urto totale per produzione di coppie si ottiene integrando d/dE+ su
tutte le possibili energie dell’ e+ e, nel caso di schermatura completa, è :
 7 183 1 
 pair  4ar Z   ln 1  
 9 Z 3 54 
2
e
2
cm2 / atomo
Scartando 1/54 ed introducendo il materiale (A, NA) ottengo:
 pair  4are2 Z 2
N A  7 183  7 1
 ln
 
A  9 Z 13  9 X 0
Rivelatori di Particelle
28
Lezione 8
Interazioni dei 

A causa del bremsstrahlung, un fascio di e± di energia
iniziale E0, dopo un tratto x di materiale ha un’energia:
E = E0e-x/Xo

In un mezzo omogeneo di lunghezza di radiazione X0,
a causa della produzione di coppie, l’intensità di un
fascio monocromatico di , diminuisce dopo un tratto
x di materiale come segue:
I = I0e-(7/9)x/Xo
Rivelatori di Particelle
29
Lezione 8
Interazioni dei 
Sia l’effetto fotoelettrico, che quello Compton e la produzione di coppie
sono dei processi distruttivi.
 Effetto fotoelettrico: assorbe  ed emette e-
 Effetto Compton: cambia la n dei  ( trasferimento di energia al mezzo)
 Produzione di coppie:
trasforma i  in e+ ed e-
Rivelatori di Particelle
30
Lezione 8
Sciami elettromagnetici
Ricordiamo le interazioni elettromagnetiche fondamentali

e+ / eIonisation

Photoelectric effect
dE/dx

E
Bremsstrahlung

E
Effetto Compton

dE/dx


E
E

Pair production

Rivelatori di Particelle
31
Lezione 8
Sciami elettromagnetici
A questo punto e’ abbastanza facile capire cosa succede se si ha un
fascio di e± o di  che attraversa del materiale.
Electron shower in a
cloud chamber with
lead absorbers
Rivelatori di Particelle
32
Lezione 8
Sciami elettromagnetici
Semplice Modello qualitativo
Consideriamo solo Bremsstrahlung e
produzione di coppie.
Assumiamo X0=lpair=9/7X0

Il processo continua finché E(t) < Ec
tmax
ln E0 / Ec

ln 2
t max
Ntotale   2t  2t max 1  1  2
t 0
E0
Ec
Dopo t=tmax I processi dominanti sono ionizzazione, Compton ed effetto fotoelettrico
 assorbimento
Rivelatori di Particelle
33
Lezione 8
Sciami elettromagnetici
 Sviluppo longitudinale dello sciame
Massimo dello sciame
tmax  ln
Contenimento longitudinale
dE
 ta et
dt
E0 1
Ec ln 2
t95%  tmax  0.08Z  9.6
Le dimensioni longitudinali dello sciame crescono
solo logaritmicamente con E0
Rivelatori di Particelle
34
Lezione 8
Sciami elettromagnetici
Lo sviluppo trasversale dello sciame non e’ tanto dovuto agli angoli di emissione
di  od e± (entrambi molto piccoli) quanto allo scattering multiplo. 95% dello
sciame e’ in un cilindro di raggio 2RM
RM 

21MeV
X 0 gr / cm 2
Ec

6 GeV/c e-
Raggio di Molière
Sviluppo longitudinale e
trasversale dello sciame
scalano con
X0, RM
8 cm
Example: E0 = 100 GeV in lead glass
Ec=11.8 MeV  tmax  13, t95%  23
X0  2 cm, RM = 1.8·X0  3.6 cm
46 cm
(C. Fabjan, T. Ludlam, CERN-EP/82-37)
Rivelatori di Particelle
35
Lezione 8
Sciami elettromagnetici
 Risoluzione in energia
Per misurare l’energia si contano le tracce cariche
N totale 
 E 
E

 N 
N
E0
Ec

1
1

N
E0
La risoluzione relativa in energia migliora crescendo E0
Anche la risoluzione spaziale ed angolare scalano con E-1/2
Rivelatori di Particelle
36
Lezione 8
Interazioni nucleari (forti)
L’interazione di adroni energetici (carichi o neutri) è determinata da processi nucleari
hadron
anelastici.
Z,A
multiplicity  ln(E)
p,n,p,K,…
p+
n
pp
p0
pt  0.35 GeV/c
Rottura del nucleo  frammenti nucleari + produzione di particelle secondarie.
Ad alte energie (>qualche GeV) la sezione d’urto anelastica dipende poco dall’energia e
dal tipo di particella incidente (p, p, k….).
inel≈0A0.7 0≈35 mb
In analogia a X0 possiamo definire una lunghezza di assorbimento
la= A/(NAinel)≈ A¼ poiché inel≈0A0.7
Ed una lunghezza di interazione lI= A/(NAtotal)≈ A¼
Rivelatori di Particelle
37
Lezione 8
Interazioni nucleari (forti)
Material
Z
Hydrogen (gas)
Helium (gas)
Beryllium
Carbon
Nitrogen (gas)
Oxygen (gas)
Aluminium
Silicon
Iron
Copper
Tungsten
Lead
Uranium
1
2
4
6
7
8
13
14
26
29
74
82
92
 [g/cm3]
A
1.01
4.00
9.01
12.01
14.01
16.00
26.98
28.09
55.85
63.55
183.85
207.19
238.03
0.0899 (g/l)
0.1786 (g/l)
1.848
2.265
1.25 (g/l)
1.428 (g/l)
2.7
2.33
7.87
8.96
19.3
11.35
18.95
Rivelatori di Particelle
X0 [g/cm2]
la [g/cm2]
63
94
65.19
43
38
34
24
22
13.9
12.9
6.8
6.4
6.0
50.8
65.1
75.2
86.3
87.8
91.0
106.4
106.0
131.9
134.9
185.0
194.0
199.0
38
Lezione 8
Interazioni nucleari (forti)
Per Z>6 la > X0
la and X0 in cm
100
la
X0, la [cm]
10
X0
1
0.1
0
10
20
30
40
50
60
70
80
Rivelatori di Particelle
90
100
Z
39
Lezione 8
Interazioni nucleari (forti)
Cascate adroniche
Molti processi coinvolti  molto più complicate che gli sciami e.m.
PT ~ 350 MeV  sciami adronici molto più larghi di quelli e.m. (95% in un
cilindro di raggio lI)
(Grupen)
Rivelatori di Particelle
40
Lezione 8
Interazioni nucleari (forti)
Adronica
+
Componente e.m.
neutral pions  2  electromagnetic
charged pions, protons, kaons ….
 
Breaking up of nuclei
cascade
n p 0  ln E (GeV )  4.6
(binding energy),
neutrons, neutrinos, soft ’s
example 100 GeV: n(p0)18
muons ….  invisible energy
Larghe fluttuazioni dell’energia  risoluzione in energia limitata
Rivelatori di Particelle
41
Lezione 8
Interazioni nucleari (forti)
Sviluppo longitudinale dello sciame
t max (lI )  0.2 ln E[GeV ]  0.7
t95% (cm)  a ln E  b
Ferro: a = 9.4, b=39
la =16.7 cm
E =100 GeV
 t95%  80 cm
(C. Fabjan, T. Ludlam, CERN-EP/82-37)
•
Rivelatori di Particelle
42
Lezione 8
Interazioni nucleari (forti)
Trasversalmente lo sciame consiste
in un nocciolo + un alone.
Il 95% e’ contenuto in un cilindro di
raggio lI.
Gli sciami adronici sono molto
più lunghi e più larghi di quelli
elettromagnetici
Rivelatori di Particelle
43
Lezione 8
Conclusioni
Abbiamo accennato a tutti i processi e.m. o forti che avvengono quando una
particella carica (o no) attraversa la materia (escludendo il neutrino), tutti
processi utili per costruire i rivelatori.
Da un punto di vista puramente strumentale possiamo suddividere i processi in
non distruttivi e distruttivi:


Distruttivi: produzione di sciami elettromagnetici e adronici.
Questi
±
processi sono utili per misurare l’energia della particella (e ,   calorimetri
elettromagnetici); (adroni e m  calorimetri adronici). È ovvio che la parte
distruttiva dell’apparato sperimentale deve stare alla fine del rivelatore.
Non distruttivi:
o Perdita di energia per collisione (Bethe-Block) (misuro il  o il  della particella carica).
o Effetto Čerenkov (misuro il  della particella carica).
o Radiazione di transizione ( misuro il  della particella carica).
Tutti e tre i processi non distruttivi possono essere usati per identificare la
particella, ed il primo (perdita di energia per collisione) è più spesso usato per
misurare la posizione della particella carica
Rivelatori di Particelle
44