Istituzioni di Fisica Nucleare e...

Istituzioni di Fisica Nucleare e Subnucleare

Roberta Sparvoli Rachele Di Salvo

Universita di Roma Tor Vergata

Lezione 5A.A. 2016-2017

Roberta Sparvoli Rachele Di Salvo (Universita di Roma Tor Vergata)Istituzioni di Fisica Nucleare e Subnucleare Lezione 5 A.A. 2016-2017 1 / 71

Interazione radiazione-materia

In questa lezione descriveremo i principali processi che avvengono nell’interazionedella radiazione con la materia e le tecniche sperimentali per rivelarle.Con il termine di radiazione indichiamo sia particelle cariche (elettroni, protoni,ecc.) che neutre (fotoni, neutroni, ecc.) con energie superiori al keV. Lo studio diquesti processi d’interazione radiazione-materia e di fondamentale importanzaperche essi sono alla base dei metodi di rivelazione delle particelle e sono quindinecessari per comprendere il funzionamento di rivelatori ed esperimenti.

Possiamo dividere la trattazione in due categorie:1) Interazione di particelle cariche:

Perdita di energia per ionizzazione;Perdita di energia per radiazione (Cherenkov, radiazione di frenamento);Multiplo scattering.

2) Interazione di particelle neutre:Fotoni

Effetto fotoelettrico;Effetto Compton;Produzione di coppie.

NeutroniRoberta Sparvoli Rachele Di Salvo (Universita di Roma Tor Vergata)Istituzioni di Fisica Nucleare e Subnucleare Lezione 5 A.A. 2016-2017 2 / 71

Interazione di particelle cariche pesanti

Una particella carica pesante (escluso elettroni e positroni) veloce che simuove in un mezzo materiale perde energia quasi con continuita e vienelievemente deflessa dalla sua direzione iniziale. Questi due effetti sono ilrisultato di due tipi di collisioni:

(i) Collisioni inelastiche con gli elettroni atomici del materiale, in particolarecon quelli piu esterni; queste collisioni danno luogo a ionizzazione e/oeccitazione degli atomi del mezzo; un atomo eccitato si diseccita emettendo unoo piu fotoni. Queste collisioni sono la fonte principale della perdita di energiadella particella incidente carica.

(ii) Collisioni elastiche con i nuclei. Queste collisioni sono meno frequenti; nonportano a perdita di energia, ma a variazione della direzione della particellaincidente.Le collisioni descritte in (i) e (ii) avvengono statisticamente un numeroelevatissimo di volte per unita di percorso della particella. La perdita dienergia in ogni collisione e una piccolissima frazione dell’energia cinetica totaledella particella incidente. Siccome pero il numero delle collisioni in un mezzodenso e molto grande, ne risulta una perdita di energia che, per particelle veloci, edell’ordine di 2 MeV per ogni cm percorso in un mezzo con la densita dell’acqua.


Formula di Bethe-Bloch

Un’approssimazione molto buona dell’andamento della perdita di energia per unitadi percorso, dovuta a ionizzazione ed eccitazione, e data dalla formula diBethe-Bloch:



Cerchiamo di evidenziare le dipendenze principali di questa formula.Possiamo dire che la perdita di energia per ionizzazione ha questo andamento:

−dE

dx∝ z2 ρ

1

β2ln(βγ)

E’ quindi proporzionale alla carica al quadrato z2 della particella e alla densita delmezzo. Riguardo l’andamento con la velocita della particella, abbiamo che:

1) Ad energie non relativistiche, il fattore 1β2 domina e la perdita di energia per

ionizzazione ha un andamento decrescente. La decrescita termina ad unvalore di circa v ∼ 0.96c;

2) La perdita di energia raggiunge quindi un minimo, detto punto di minimaionizzazione, a questo valore di velocita . Particelle di questa energia sono detteparticelle al minimo di ionizzazione. Si puo notare che il valore del minimo diionizzazione e praticamente lo stesso per tutte le particelle con la stessa carica.

3) Al crescere ulteriormente dell’energia, il termine 1β2 diventa meno importante

ed inizia una risalita dominata dal termine ln(βγ). Questo fase della curva e dettarisalita relativistica. La risalita e attenuata dalla correzione di densita .


Curva di Bragg

Dall’andamento della formula di Bethe-Bloch si capisce che una particellarilascia tanta piu energia nella materia, quanto piu rallenta e si avvicina afine corsa. Infatti, molta piu energia per unita di lunghezza viene deposita allafine del cammino piuttosto che all’inizio.

Questo effetto e ben chiaronell’immagine, che mostra la quantita diionizzazione creata da una particellapesante in funzione del suo percorso, chevia via rallenta. Questa curva e dettaCurva di Bragg, che ha il picco vicinoalla fine della traiettoria.Questo comportamento e molto usatoper applicazioni mediche, dove sivuole rilasciare una grande quantita dienergia in un determinato punto perdistruggere un tessuto maligno senzadanneggiare i tessuti circostanti.


Perdita di energia per radiazione Cherenkov

La radiazione Cherenkov compare quando un particella in un mezzo si muovepiu rapidamente di quanto faccia la luce nello stesso mezzo.La velocita della luce in un mezzo e data da:

βc = v = c/n

dove n e l’indice di rifrazione del mezzo. Una particella che emetta luce Cherenkovdeve avere quindi una velocita :

vpart > c/n

In questo caso, si forma un’onda elettromagnetica d’urto. Il fronte d’ondacoerente ha forma conica ed e emesso ad un angolo:

cos θ = 1/βn

rispetto alla traiettoria della particella. In generale, vengono irradiati fotoni conuno spettro di energie continuo.L’energia persa per effetto Cherenkov e rilevante solo ad energie relativistiche,ed e gia inclusa nella formula di Bethe-Bloch. Anche a queste velocita ,comunque, la perdita di energia e relativamente bassa.


Perdita di energia per radiazione Cherenkov

La dipendenza dell’angolo di emissione del cono dalla velocita dellaparticella e utilizzata per costruire i rivelatori Cherenkov (che vedremodopo). Questi rivelatori forniscono le migliori misure di velocita disponibili.


Perdita di energia di elettroni e positroni

Come le particelle pesanti, anche quelle leggere perdono energia per ionizzazione.Pero , a causa della loro piccola massa, un altro meccanismo di perdita di energiadiventa importante: l’emissione di radiazione elettromagnetica nell’urto conil campo elettrico di un nucleo. Questa radiazione e detta di frenamento obremsstrahlung. Classicamente questa radiazione proviene dall’accelerazione diun elettrone quando e deviato dalla traiettoria diritta a causa dell’interazione conil campo di un nucleo.

Al crescere dell’energia, la probabilitadi emissione di bremsstrahlungdiventa molto grande, e le perdite dienergia per frenamento superano quelleper ionizzazione. L’energia a cui le duesi equivalgono e detta energia critica.Avremo quindi che:(

dE

dx

)tot

=

(dE

dx

)ioniz

+

(dE

dx

)radiaz

per elettroni e positroni.Roberta Sparvoli Rachele Di Salvo (Universita di Roma Tor Vergata)Istituzioni di Fisica Nucleare e Subnucleare Lezione 5 A.A. 2016-2017 10 / 71

Bremsstrahlung

In pratica, elettroni e positroni sono le sole particelle che risentono fortemente diperdita di energia per radiazione. Questo si capisce se si calcola la sezione d’urtoper bremsstrahlung. Si trova che:

σ ∝ r2e =

(e2

mc2

)2

ed e quindi inversamente proporzionale al quadrato della massa. Le perditedi elettroni nei muoni, le seconde particelle piu leggere dopo gli elettroni (m =106 MeV), sono circa 40000 volte piu piccole di quelle degli elettroni!

Si puo ricavare che la perdita di energia per unita di percorso e :

dove Na=numero di atomi cm−3 = ρ NA/A , dove NA e il numero di Avogadro. Iltermine logaritmico ha origine dallo ”screening” del nucleo da parte degli elettroniatomici e quindi la sezione d’urto e limitata. Si vede quindi che la perdita dienergia per radiazione di elettroni cresce linearmente con l’energia.


Energia critica

Abbiamo detto che l’energia critica Ec e definita come:(dE

dx

)ioniz

=

(dE

dx

)radiaz

per E = Ec

Al di sopra di questa energia, le perdite di energia per radiazione superano quelleper ionizzazione, e viceversa. Cio non dovrebbe sorprendere, perche la sezioned’urto per radiazione cresce linearmente con l’energia.

Una formula approssimata per l’energia critica e data dalla formula di Bethe eHeitler:

Ec ∼1600mec

2

Z,

dove mec2 e la massa dell’elettrone e Z e il numero atomico del materiale.


Lunghezza di radiazione

Per energie molto superiori all’energia critica, la perdita di energia per radiazione epraticamente l’unica da considerare. In questa situazione, integrando la perdita dienergia per radiazione trovata prima, possiamo scrivere:

E = E0 exp

(− x

Lrad

)dove E0 e l’energia iniziale ed E e l’energia dopo uno spessore x di materiale. Lalunghezza di radiazione Lrad definisce la distanza oltre la quale l’energiadell’elettrone e calata di un fattore 1/e a causa delle perdite per radiazione.

L’utilita di Lrad diventa evidente se si esprime lo spessore x del materiale in unitadi Lrad . Avremo quindi uno spessore t, espresso in lunghezze di radiazione. Laperdita di energia per radiazione diventa:

−(dE/dt) ∼ E0

Le perdite di energia per radiazione, se espresse in termini di lunghezze diradiazione, sono indipendenti dal tipo di materiale.


Scattering multiplo

Oltre alle collisioni anelastiche con gli elettroni del mezzo, una particella caricapuo avere urti elastici con i nuclei, sebbene con probabilita inferiore. Unaparticella puo subire un solo scattering, ma puo anche fare molti scatteringcoulombiani (la sezione d’urto cresce rapidamente quando gli angoli di scatteringdiminuiscono). La particella puo lasciare il materiale dopo aver fatto moltecollisioni a piccolo angolo: e questo lo scattering multiplo.

Siccome ogni piccolo scattering individuale e un processo casuale, ci aspettiamoche l’angolo medio di scattering di particelle che attraversano il materiale sia 0,ma in generale il valore quadratico medio non e pari a zero. Si puo calcolareche questo valore quadratico medio vale approssimativamente:

√< θ2 > = z

20MeV /c

pβ

√x

Lrad

(1 + 0.038 ln

(x

Lrad

)),

dove x e lo spessore del materiale, z e la carica della particella e p il suomomento. Vediamo quindi che lo scattering multiplo aumenta con la z dellaparticella e diminuisce al crescere della sua energia.L’effetto cumulativo di piccole deflessioni angolari porta ad una deflessionenetta della particella dalla sua direzione iniziale.


Interazione di fotoni

Il comportamento dei fotoni nella materia e molto differente da quello delleparticelle cariche. I fotoni non sono soggetti alle molte collisioni inelastiche con glielettroni atomici. Le principali interazioni dei fotoni sono l’effetto fotoelettrico,la diffusione Compton e la creazione di coppie.

In generale i fotoni sono piu penetranti (nella materia) delle particelle cariche; unfascio di fotoni non viene degradato in energia, ma viene attenuato in intensitasecondo la formula:

I (x) = I (0) e−µx

dove µ e il coefficiente di assorbimento per i fotoni:

µ = Naσ = σNAρ/A

dove NA = numero di Avogadro, ρ = massa specifica del mezzo, A = pesomolecolare o atomico, Na = densita degli atomi, σ = sezione d’urto totale, chesomma le tre sezioni d’urto per i processi sopra nominati.


Effetto fotoelettrico

Nell’effetto fotoelettrico un fotone e assorbito da un elettrone atomico con laconseguente emissione dell’elettrone, γe− → e−. Per conservare l’impulso,l’effetto fotoelettrico puo avvenire solo con elettroni legati; il resto dell’atomorincula.L’energia dell’elettrone uscente e data da

Ee = hν − E .L. ,

dove E .L. e l’energia di legame dell’elettrone.

La figura mostra la sezione d’urtodell’effetto fotoelettrico in funzionedell’energia nel caso del Pb. La sezioned’urto decresce fortemente conl’aumentare dell’energia e diventa moltopiccola per energie superiori ai 100 keV.Notare la serie di picchi corrispondentiall’energia di ionizzazione degli elettronidella K-shell e alle shell di ordine piuelevato: L, M.


Effetto Compton

Nell’effetto Compton si ha l’urto elastico di un fotone su di un elettrone,γe− → γe−. Gli elettroni della materia sono elettroni legati; se il fotone incidenteha un’energia molto superiore all’energia di legame degli elettroni, questi possonoessere considerati come liberi.La cinematica dell’urto Compton fornisce per l’energia del fotone dopo l’urto, hν′,la seguente espressione:

hν′ =hν

1 + Γ(1− cosθ)

con Γ = hν/mec2 e θ angolo di scattering del fotone.

La sezione d’urto per effetto Compton e calcolabile nell’elettrodinamicaquantistica (formula di Klein-Nishina):

dove re e il raggio classico dell’elettrone.Roberta Sparvoli Rachele Di Salvo (Universita di Roma Tor Vergata)Istituzioni di Fisica Nucleare e Subnucleare Lezione 5 A.A. 2016-2017 17 / 71

Effetto Compton

L’integrazione della formula di Klein-Nishina da la sezione d’urto totale Comptonillustrata nella figura. La sezione d’urto si puo scomporre in due termini: il primoe la sezione d’urto d’assorbimento σa, che e proporzionale all’energia mediatrasferita all’elettrone di rinculo, mentre il secondo e la sezione d’urto di scatteringσs , proporzionale alla frazione di energia totale del fotone diffuso. Notare che taleprocesso e dominante nella regione fra qualche MeV per il Pb.

Come si vede la sezione d’urto complessiva per effetto Compton decresceall’aumentare dell’energia del fotone.


Creazione (produzione) di coppie

Nella creazione di coppie un fotone si trasforma in una coppia e+e−:

γ + Z → Z + e+ + e−,

dove Z e in genere un nucleo atomico o un elettrone.La reazione ha un’energia di soglia di 2mec

2 = 1.022 MeV.

La sezione d’urto per creazione di coppiecresce rapidamente all’aumentaredell’energia dei fotoni incidenti,divenendo ad alte energie l’unicoprocesso efficace per l’assorbimento deifotoni.Nella figura e riportata la sezione d’urtodi produzione di coppie per il piombo.


Sezione d’urto totale per fotoni


Sciami elettromagnetici

Nella materia un fotone di alta energia converte in una coppia elettrone-positrone,ciascuno dei quali puo irraggiare fotoni energetici via bremsstrahlung. Questiultimi si trasformano in coppie che irraggiano, ecc. In definitiva, si ha uno sciameelettromagnetico con un gran numero di fotoni, elettroni e positroni. Il processocontinua fino a quando le energie degli elettroni e positroni vanno al di sottodell’energia critica. A questo punto essi perdono energia solo per ionizzazione edeccitazione.

Lo sviluppo della cascata e un processo statistico. Si puo visualizzarlo in modosemplice. Il fotone originario di energia E0 converte in una coppia e+e− dopo unalunghezza di radiazione Lrad e l’energia media dell’elettrone o del positrone e E0/2.Nella successiva lunghezza di radiazione, l’elettrone e il positrone emettonoognuno un fotone di bremsstrahlung, avente all’incirca meta dell’energia dellaparticella carica che lo ha emesso. A questo punto, dopo 2 Lrad , si hanno duefotoni e una coppia e+e−.Nella successiva lunghezza di radiazione (a 3 Lrad) i due fotoni sono convertiti incoppie e+e−, mentre la coppia e+e− precedente avra irraggiato due fotoni: ilnumero di particelle presenti e quindi 8 = 23, di cui 6 e+, 6 e− e 2 γ; l’energiamedia di ognuna e E0/8.



Proseguendo nella cascata, dopo t lunghezze di radiazione il numero diparticelle γ, e−, e+ presenti e N ∼ 2t , ognuna avente un’energia mediaEN ∼ E0/2t . Si sarebbe ottenuto lo stesso risultato se si fosse iniziato con un e−

invece che con un γ. Notare che abbiamo misurato lo spessore del materiale inlunghezze di radiazione, t = x/Lrad .



Ci si puo chiedere quale sia la massima penetrazione della cascata. Misurandol’energia in unita dell’energia critica, E/Ec , si ha:

A energie piu basse di Ec , il meccanismo dominante di perdita di energia deglielettroni non e piu quello della bremsstrahlung, ma i processi continui dieccitazione-ionizzazione che non continuano la moltiplicazione del numero diparticelle. Il numero massimo di particelle presenti a un certo istante nellosciame e quindi:

Questo semplice modello da solo un’idea qualitativa: il numero di particelle in unacascata aumenta esponenzialmente fino al massimo, dopo il quale diminuiscegradualmente.


Interazioni dei neutroni

Il neutrone non ha carica elettrica, come il fotone; ma ha un momento di dipolomagnetico, attraverso il quale puo interagire elettromagneticamente.

L’interazione dei neutroni con la materia e dominata dall’interazione forte; inpratica la sezione d’urto varia molto con l’energia (velocita ) dei neutroni. Sidistinguono normalmente diverse regioni energetiche:

Neutroni di alta energia per energie cinetiche Tn > 100 MeV. In questaregione i neutroni si comportano come i protoni, con sezioni d’urto totalicomprese fra 40 e 60 mb. Lo studio dei neutroni in questo intervalloenergetico rientra negli studi tipici della fisica delle particelle. Lo studio delcomportamento a energie inferiori rientra invece nella fisica nucleare.

Neutroni veloci per 200 keV < Tn < 40 MeV.

Neutroni epitermici per 0.1 keV < Tn < 100 keV.

Neutroni termici o lenti quando hanno energie cinetiche confrontabili conle energie tipiche del moto termico in materiali, cioe Tn ∼ KT ∼ (1/40) eV.

Neutroni freddi e ultrafreddi per energie cinetiche di milli-eV e micro-eV.


Interazioni dei neutroni

Per energie inferiori a 100 MeV, i neutroni sono soggetti a processi diversi:

Urto elastico con nucleo, n + A→ n + A. L’urto elastico e il processo piuimportante per energie dell’ordine del MeV.Urto inelastico con eccitazione di un nucleo, n + A→ n + A∗. Il nucleoeccitato A∗ si diseccita con emissione di raggi γ. Anche questi processi sonoimportanti per energie attorno al MeV.Cattura neutronica radiativa da parte di un nucleo:n + (Z ,A)→ γ + (Z ,A + 1); la sezione d’urto per questo processo einversamente proporzionale alla velocita e diventa grande a basse energie.Reazioni di cattura nucleare del tipo (n, p), (n, d), (n, α), ecc. La sezioned’urto ha una dipendenza del tipo 1/v e quindi i processi diventanoimportanti per neutroni termici.Fissione nucleare, cioe cattura del neutrone con rottura del nucleo(pesante) in due frammenti ed emissione di alcuni neutroni (termici e veloci).Anche la fissione e piu probabile per neutroni lenti.

In fisica nucleare e per scopi ingegneristici e di solito necessario rallentare ineutroni veloci. Il processo piu importante per ottenere il rallentamento e tramiteurto elastico con nuclei con i quali non avvengono altri processi.


Tecniche di rivelazione delle particelle

Le particelle subatomiche sono troppo piccole per essere osservate tramitemetodi ottici, ma possono essere ”osservate” indirettamente tramite imeccanismi di trasferimento di energia nella materia.Nelle pagine precedenti si e visto che le particelle cariche veloci ionizzano edeccitano, lungo la loro traiettoria, gli atomi del mezzo attraversato. E’questo il principio di funzionamento di tutti i tipi di rivelatori. L’informazionee trasformata in segnali elettrici, che vengono poi analizzati con metodi elettronici.

I rivelatori a ionizzazione sfruttano direttamente la ionizzazione prodotta,raccogliendo elettroni di ionizzazione e ioni positivi (di solito in un gas) etrasformandoli in segnali elettronici.Nei contatori a scintillazione si utilizza la luce emessa nella diseccitazionedegli atomi e delle molecole eccitate al passaggio della particella carica veloce.In alcuni tipi di rivelatori, come le camere a bolle, lungo il percorso dellaparticella la ionizzazione provoca una variazione di stato del mezzo; in altri,come nelle emulsioni nucleari, la ionizzazione del mezzo attiva un processochimico, che viene completato con lo sviluppo.Per essere rivelate, le particelle neutre come il fotone debbono interagire e darluogo a particelle cariche (sono queste ultime che vengono ”osservate”).


Caratteristiche generali dei rivelatori

Non esiste un rivelatore sensibile a tutti i tipi di radiazione e a tutte leenergie. Ogni rivelatore viene progettato per essere sensibile ad alcuni tipi diradiazione in un dato intervallo energetico.Nei rivelatori, distinguiamo alcune proprieta fondamentali:

Efficienza del rivelatore ε: e la probabilita che il rivelatore registriuna radiazione che vi incide; e data dal rapporto tra gli Nreg eventi registratie le N particelle che incidono sul rivelatore, ε = Nreg/N (con 0 ≤ ε ≤ 1).Viene di solito studiata tramite metodi di simulazione al calcolatore sulla basedella conoscenza del processo di rivelazione, della geometria e della massa delrivelatore, del fondo intrinseco, ecc . Puo essere misurata sperimentalmenteutilizzando un fascio noto di particelle.

Risoluzione spaziale: e la precisione con cui viene localizzato nello spazioil passaggio di una particella carica. Si passa dai circa 1 µm delle emulsioninucleari ai 5± 10µm di un rivelatore a microstrip a silicio, ai molti centimetridi un contatore Cherenkov.


Caratteristiche generali dei rivelatori

Risposta temporale del rivelatore: e legata al tempo intrinseco cheil rivelatore impiega a formare un segnale elettronico dopo l’arrivo dellaradiazione. Per ottenere una miglior risposta e importante che il tempo disalita dell’impulso sia il piu breve possibile. La risposta temporale e di tipogaussiano, per cui la semilarghezza a meta altezza e considerata larisoluzione temporale σt . Si va da risoluzioni temporali migliori di 1 ns(contatori a scintillazione, Cherenkov) a quelle di 1 ms (camera a bolle).La durata del segnale e importante perche - durante questo tempo - unsecondo evento potrebbe non essere registrato. Il tempo morto e il tempoche intercorre tra il passaggio di una particella e il momento in cui ilrivelatore e pronto a registrare il passaggio di una particella successiva.Durante il tempo morto lo strumento non e sensibile.

Risoluzione energetica: e legata alla possibilita del rivelatore didistinguere due energie vicine. Se i segnali sono separati in tempo, larisoluzione energetica e la semilarghezza della distribuzione energetica,misurata per esempio con particelle di energia nota in un fascio di particelle.


Camera a bolle

La camera a bolle e un rivelatore oramai in disuso, che tuttavia e stato moltoimportante perche ha permesso di visualizzare tramite fotografie leinterazioni tra particelle e la produzione di nuove.

Una camera a bolle contiene un liquido, che, al momento del passaggio delleparticelle, si trova in una condizione metastabile. Un esempio di questo statoparticolare potrebbe essere acqua alla temperatura di 110 gradi C e alla pressionedi una atm: l’acqua dovrebbe bollire, ma per una piccola frazione di secondo nonlo fa.

Il liquido inizia a bollire dove ci sono impurezze, per esempio ai bordi delrecipiente, e anche attorno a un insieme di cariche positive e negative. Unaparticella carica veloce che attraversi una camera a bolle ionizza molti atomi delliquido. In ognuna di queste interazioni la particella carica veloce perde unapiccola parte della sua energia e non viene deviata in modo apprezzabile. Lungo ilpercorso della particella vengono a trovarsi degli elettroni liberi (ioni negativi)e degli atomi senza un elettrone (ioni positivi) attorno a cui il liquido iniziaa bollire. Se si scatta una fotografia nel momento in cui le bollicine hanno undiametro di poco meno di un millimetro, si visualizza il percorso delle particelle.


Camera a bolle

Per poter utilizzare di nuovo la camera a bolle occorre aumentare la pressioneper far sı che il liquido cessi di bollire. Al momento opportuno si abbassa dinuovo la pressione e la camera e di nuovo pronta. Questo momento deve esseresincronizzato, perche deve precedere di alcuni millesimi di secondo l’arrivo delleparticelle veloci.

Una camera a bolle e di solito circondata da un grosso magnete, che produceun forte campo in tutto lo spazio della camera (tipicamente B = 2 Tesla).Le particelle cariche che la attraversano vengono deflesse dal campo magneticolungo una traiettoria circolare il cui raggio dipende dalla quantita di moto delleparticelle. Quindi, analizzando le tracce, si possono ottenere informazioni sullamassa delle particelle e sulla loro velocita .

Si sono realizzate camere a bolle aventi come liquido operativo idrogeno, deuterio,neon piu idrogeno, elio e altri.


Rivelatori a scintillazione

Uno scintillatore deve avere una buona efficienza nel convertire l’energia depositatain luce. Inoltre, la luce deve essere emessa rapidamente (fluorescenza).

Scintillatori organici. Sono formati da composti aromatici contenentistrutture chimiche ad anello, come il benzene. Questi scintillatori emettonoluce con tempi di decadimento di pochi nanosecondi. Esistono cristalliorganici (per esempio antracene), liquidi organici in soluzioni liquide di unoo piu materiali scintillanti e plastici, formati come quelli liquidi da soluzioni,ma allo stato solido. Il maggior vantaggio degli scintillatori plastici e legatoalla loro flessibilita di impiego.

Scintillatori inorganici. Si tratta di cristalli, spesso di tipo alcalino conpiccole impurezze attivatrici. Il piu usato e lo ioduro di sodio attivato contallio, NaI(Tl). Altri sono Bi4Ge3O12 (germanato di bismuto, BGO) e BaF2

(fluoruro di bario). Si tratta di scintillatori con elevata efficienza luminosa,ma che sono uno o due ordini di grandezza piu lenti degli scintillatori organici.

Efficienza luminosa ε e definita come l’energia necessaria per produrre un fotoneluminoso. E’ importante perche da essa dipende la risoluzione energetica delloscintillatore. Entro ampi limiti, la quantita di luce emessa da uno scintillatore eproporzionale all’energia persa dalla particella che lo attraversa.


Fotomoltiplicatori

Sono parametri importanti del fotocatodo la sua efficienza quantica e la suarisposta a radiazioni luminose di diversa lunghezza d’onda.L’efficienza quantica e la probabilita che un singolo fotone incidente sulfotocatodo produca un elettrone che contribuisca alla corrente del rivelatore. Se epresente piu di un fotone, l’efficienza quantica si definisce come il rapporto tra ilnumero degli elettroni prodotti (fotoelettroni) e il numero dei fotoni incidenti.L’errore statistico sulla misura di perdita di energia e legato al numero difotoelettroni. Per questo motivo occorre raccogliere sul fotocatodo la maggiorparte della luce emessa, facendo talvolta uso di opportune guide di luce ericoprendo lo scintillatore e la guida di luce con materiale riflettente o diffondente.

E’ importante che lo spettro luminoso emesso dallo scintillatore sia compreso inuna banda di lunghezza d’onda uguale a quella della risposta delfotocatodo.In caso di disaccordo tra lo spettro di emissione e quello di risposta del fotocatodo,si puo usare nello scintillatore un wavelength shifter (che sposta la lunghezzad’onda). Cio e in pratica possibile per scintillatori costituiti di materiali diversi.


Rivelatori a semiconduttore

I rivelatori a semiconduttore, chiamati anche rivelatori a stato solido, sonocostruiti con materiali cristallini semiconduttori, come il silicio e il germanio.Il principio base di questi rivelatori e analogo a quello dei rivelatori gassosi aionizzazione, con la differenza che il mezzo e solido. Il passaggio di una particellaionizzante crea coppie elettrone-buco (invece di elettrone-ione positivo), chepossono essere raccolte e moltiplicate tramite un opportuno campo elettrico.

Il vantaggio di un semiconduttore e dovuto alla piccola energia necessaria percreare una coppia elettrone-buco, che e di 3.6 eV in silicio e di 3.0 eV ingermanio, cioe circa un ordine di grandezza minore di quella necessaria per igas usati nei rivelatori a ionizzazione. La ionizzazione e quindi 10 voltemaggiore e si possono ottenere risoluzioni in energia migliori.

La maggior parte dei rivelatori a semiconduttore, con l’eccezione di quelli a silicioe ad arsenuro di gallio, richiede basse temperature per ridurre gli effetti termici.Un’altra difficolta e connessa con il possibile danneggiamento dovuto ad alte dosidi radiazioni; si cercano percio materiali che siano utilizzabili a temperaturaambiente e che siano poco sensibili ad alte dosi di radiazione (per esempio, Ga eAs).


Rivelatori a semiconduttore

L’utilizzazione principale nel campo delle alte energie riguarda i rivelatori amicrostrip di silicio con lo scopo primario di ottenere un rivelatore di vertice e ditracce con alta risoluzione spaziale (5± 10µm).

I rivelatori a semiconduttore usati nella fisica delle alte energie sono sottili(spessori di 200 ± 300 µm) e sono costituiti di materiali cristallini (silicio) di altapurezza; sono pero anche usati materiali opportunamente drogati con impurezzepentavalenti o trivalenti (rispetto alla tetravalenza del Si).

I segnali ottenuti sono lineari, nel senso che il segnale elettrico in uscita edirettamente proporzionale all’energia depositata.


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