Istituzioni di Fisica Nucleare e Subnucleare Prof. A. Andreazza. Lezione 10. Acceleratori

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1 Istituzioni di Fisica Nucleare e Subnucleare Prof. A. Andreazza Lezione 10 Acceleratori

2 Acceleratori Gli acceleratoti sono, insieme ai rivelatori, una delle componenti essenziali per la sperimentazione in fisica nucleare e subnucleare. Per esplorare dimensioni, è necessario avere sonde con lunghezza d onda λ=ħ/p< L acceleratore attuale più potente, Large Hadron Collider, p~1 TeV/c, ~10-4 fm I grandi acceleratori sono delle infrastrutture collocate in laboratori che fungono da centri ricerca aperti a più esperimenti. La fisica degli acceleratori è una settore di ricerca ormai completamente autonomo e con applicazioni ben al di là della fisica subatomica. Toccheremo solo alcuni aspetti: L accelerazione ad alta energia richiede campi elettromagnetici variabili: ciclotrone e sincrotrone Perché si possa produrre un fascio di particelle è necessario che il meccanismo di accelerazione sia stabile : stabilità di fase e oscillazioni di betatrone Negli esperimenti particelle di un fascio possono venire fatte interagire con un bersaglio o con un altro fascio: esperimenti a bersaglio fisso o collisori. Concetto di luminosità 2

3 Acceleratori elettrostatici Gli acceleratori più semplici si basano su una differenza di potenziale elettrostatica. Sono limitati ad energie di ~10 MeV massima differenza di potenziale elettrostatico che si riesce a mantenere. Cockroft-Walton Van der Graaf Tandem 3

4 Moto in un campo magnetico L equazione del moto di una particella carica in un campo magnetico è dp dt = ev B in relatività ristretta la quantità di moto si può scrivere come pc = ε v/c con ε l energia della particella v la sua velocità l equazione del moto diventa dp dt = 1 dε c 2 dt v + ε dv c 2 dt = ev B moltiplicando per v si ottiene ( v è perpendicolare a dv e a v B ) dε dt = 0 ritroviamo il risultato che il campo magnetico non fa lavoro e l energia si conserva l equazione del moto diventa pertanto dv dt = v Ω v Ω v = eb ε cioè la velocità precessa con velocità angolare Ω v se v è perpendicolare a B la traiettoria della particella è una circonferenza percorsa in un tempo T = 2π/Ω v nel caso non relativistico: T=cost. nel caso relativistico: T=1/γ Per trovare il raggio della circonferenza 2π R T = v R = vt 2π = v Ω v R = vε βε = pc ebc 2 esprimendo il momento in GeV, il raggio in metri e il campo magnetico in Tesla p = R B c 2 R = p eb p = 0.3R B 4

5 Ciclotrone Incrementi graduali dell energia attraverso multipli passaggi attraverso la stessa differenza di potenziale. V (t) = cos(ωvt) Lawrence con il primo ciclotrone, 1932 Campo magnetico per forzare traiettorie cicliche. Potenziale risonante: Ωv = 5 eb me frequenza di ciclotrone Adatto per velocità non relativistiche: richiede frequenza variabile ~1/γ Costo del magnete ~R2~p2

6 Sincrotrone Cavità a radiofrequenza forniscono il campo elettrico accelerante: E = 1-10 MV/m f = MHz Tempo necessario per percorrere l anello deve essere un multiplo esatto del periodo di oscillazione del campo elettrico T=1/f. acceleratore sincrono Raggio di curvatura definito per costruzione: il campo magnetico prodotto dai dipoli varia seguendo l energia del fascio. Sezioni rette tra gli archi per inserire rivelatori o linee di fascio. 6

7 Sincrotrone: LHC Cavità acceleratrici LHC Magneti LHC 15 m 7

8 Sincrotrone: LEAR 8

9 CERN accelerator comple 9

10 Sincrotrone Consideriamo come esempio LHC: Frequenza delle cavità: f=400.8 MHz, periodo 1/f= s Circonferenza: C= km, periodo di rotazione T=C/c= s In un giro la cavità effettua un numero di oscillazioni: T f = s s -1 = Per un energia dei fasci di 7 TeV serve un campo magnetico: B=p / 0.3 R = π/0.3 C = 5.5 T I fasci possono circolare anche per 12 ore: rivoluzioni La stabilità è un aspetto critico! 10

11 Sincrotrone Traiettoria di riferimento: particella sincrona moto esattamente circolare con periodo giusto rispetto all RF Stabilità rispetto a divergenza e posizione Oscillazioni di betatrone Stabilità rispetto alla sincronia con RF Stabilità di fase z S N N S 11

12 Oscillazione di betatrone Le particelle di un fascio hanno una loro divergenza: Lasciate propagare liberamente, tenderebbero ad allargarsi. Devo mantenerle focalizzate. Lenti magnetiche: Magneti quadrupolari Campo magnetico crescente con la distanza dall orbita di equilibrio: Danno un impulso tanto maggiore quanto più la particella è lontana dall orbita di equilibrio Problema: Se convergente in una direzione, divergente nell altra. Vanno sempre a coppie: convergente+divergente = convergente Le particelle compiono oscillazioni attorno all orbita di equilibrio: Queste oscillazioni trasversali sono dette oscillazioni di betatrone. N S B B S N 12

13 Oscillazioni di betatrone Per fare un analisi più quantitativa del processo, introduciamo nel piano trasverso le coordinate curvilinee:! = d dl =l d/dl l = lunghezza lungo la traiettoria di riferimento della particella sincrona, corrispondene al valore nominale di p e R nel campo dipolare B. Per tale traiettoria: = 0! = 0 Per una particella su una traiettoria passante per il punto l (l = 0) = 0 "(l = 0) = " 0 se sente solo il campo di dipolo B, avrà dopo una distanza L coordinate: (l = L) = 0 + L" 0 "(l = L) = " 0 (L) In forma matriciale:!(l) = 1 L (0) 0 1!(0) Stesso procedimento possiamo fare per la =l d/dl l 13

14 Oscillazioni di betatrone Una particella che passa ad un distanza dal centro di un quadrupolo, sente un campo magnetico proporzionale a : N S B = db d e percorrendo il quadrupolo di lunghezza piccola (*) d riceve un impulso trasverso: S B N Δp = F Δt = ( qvb )( d / v )= qb d = q db v~v l che corrisponde ad una variazione: Δ! = Δp p d d = db d d p B Al passaggio attraverso il quadrupolo abbiamo:! after = before! before before q db d d p = 1 0 q db d d p 1! before (*) piccola: sulla lunghezza d del quadrupolo possiamo trascurare la divergenza d! 14

15 Oscillazioni di betatrone Ripetendo lo stesso discorso per la componente : Δp = F Δt = ( qvb )( d / v ) = qb d = q db che corrisponde ad una variazione:! after = v~v l before! before + before q db d d p d d Δ! = Δp p = q db d d p 1 0 = q db d d p 1! before N S B S N Per un quadrupolo abbiamo db d = db d B e possiamo definire una lunghezza focale: f = p q db / d ( )d (*) piccola: sulla lunghezza d del quadrupolo possiamo trascurare la divergenza d! 15

16 Oscillazioni di betatrone Se f>0 allora il quadrupolo risulta focalizzante in e defocalizzante in : 1 0 =! 1 f 1! after before f 0 quadruplo f 1 0 = / f! after = f 1! before f 0 quadruplo f 1 0 = / f 16

17 Oscillazioni di betatrone Combinando quadrupoli con diversa orientazione in una cella insieme a dei dipoli: Focus+Drift+Defocus+Drift Matrice di trasformazione:! after = 1 L 0 1! after = f 1 Risolvendo l equazione agli autovalori si ottiene che, per L<2f, gli autovalori sono: λ ± = 1 L2 L 2 L2 2 f 2 ± i f f 2 λ 2 ± = 1 Gli autovettori cambiano solo di una fase: 1 L f L2 f 2 L f 2 1 L 0 1 oscillazioni stabili 2L + L2 f 1+ L f f 1! before! before 17

18 Betatrone Il Betatrone è un acceleratore per elettroni di moderata energia. La forza elettromotrice è generata facendo variare il flusso nel campo magnetico tra i poli del magnete. Effetto focalizzante del campo magnetico ai bordi. 18

19 Stabilità di fase Una particella circola con energia costante se, quando passa per la cavità a radio-frequenza RF, trova un campo elettrico che compensa l energia persa in un giro. Il periodo deve essere un multiplo del periodo dell RF: T 0 = 2π R 0 c = 2π 0.3Bc p 0 = N 1 f Una particella più energetica: Raggio R maggiore Impiega più tempo Arriva più tardi Sente un campo inferiore: perde energia Una particella meno energetica: Raggio R minore Impiega meno tempo Arriva più presto Sente un campo maggiore: guadagna energia L orbita di equilibrio è stabile! RF 19

20 Radiazione di sincrotrone Particelle cariche in moto circolare uniforme subiscono un accelerazione centripeta: a = v2 a R c =! β = β 2 c R La potenza emessa da una carica accelerata è data dalla formula di Lienard-Larmor: ( ) 2 P = e2 6πε 0 c γ 6! "β 2! β! " β Se la particolarizziamo al caso di moto circolare: a v P = e2 6πε 0 c γ! 6 1 β 2 " β 2 = e2 6πε 0 c γ 4! " β 2 1/γ 2 = e2 6πε 0 c γ 4 β 4 c 2 R 2 = e2 6πε 0 p m 4 c R 2 In particolare l energia persa in un giro è: ΔE = P 2π R = e2 p c 3ε 0 R m Questa energia compensata con quella fornita dalla RF Esempio: LEP (Large Electron-Positron collider) era un acceleratore per elettroni nello stesso tunnel di LHC: R=4.2 km Ha prodotto fasci fino ad un energia di 100 GeV: γ= Energia persa per giro: ΔE = 4π 3 α!c R γ 4 = 4π MeV m ( ) m = MeV = 2.3GeV 20

21 Radiazione di sincrotrone La potenza richiesta alle cavità RF pone dei limiti alla costruzionie di acceleratori di elettroni di grande energia. Piuttosto applicazione di acceleratori dedicati alla produzione di luce di sincrotrone: 4!c 3 γ sorgenti X intense e collimate!ω = R 5 3 Booster Linac Sale sperimentali 21

22 Bersaglio fisso e collisori Gli acceleratori vengono utilizzati con due modalità di funzionamento fascio estratto: esperimenti a bersaglio fisso collider: collisione di fasci La modalità con fascio estratto è la più semplice da utilizzare La differenza principale fra le due modalità è la massima energia disponibile per produrre nuove particelle fondamentale nella scoperta di nuovi fenomeni Vediamo qual è l energia minima che deve avere un protone per produrre una particella di massa M X In una collisione di un protone fascio con un nucleone bersaglio si ha p + N N ʹ + X dove N è un nucleone o insieme di nucleoni, necessario alla conservazione di numeri quantici (carica, numero barionico, ) dalla cinematica s = ( p p + p N ) 2 = p N ʹ + p X ( ) 2 La soglia per la produzione corrisponde al valore di s per il quale nel centro di massa la particelle N e la particella X sono a riposo L energia è stata usata solo per produrre massa (zero energia cinetica) 22

23 Bersaglio fisso e collisori Il valore di s corrispondente è s = ( m N ʹ + M X ) 2 Per un esperimento a bersaglio fisso si ha ( ) 2 = m p 2 + m N 2 + 2m N E p s = p p + p N l energia minima per la produzione della massa M X è pertanto E p = ( m N ʹ + M X ) 2 m 2 2 p m N 2m N E p M X 2 2m p Per un esperimento con fasci in collisione simmetrici, si ha N=p e E N =E p : s = ( ), p N = ( E p p p ) p p = E p p p ( p p + p N ) 2 = ( E p + E N ) 2 2 = 4E p l energia minima per la produzione della massa M X è pertanto E p = m N ʹ + M X E 2 p M X 2 Con i fasci in collisione, a parità di energia del fascio, si producono energie nel centro di massa più elevate 23

24 Luminosità In un collisore due fasci di particelle sono fatti circolare in direzione opposta e fatti collidere in opportune regiore (punti di intersezione) dove sono installati i rivelatori I fasci sono raggruppati in pacchetti (bunch): n 1 e n 2 sono il numero di particelle nei bunch dei due fasci di area (sezione) S La frequenza delle collisioni dei due bunches è f Se σ è la sezione d urto di un dato processo, il numero di eventi di quel processo prodotti al secondo è dn dt Si definisce Luminosità Si misura in cm -2 s -1 = n 1 f n 2 S σ L = n 1 f n 2 S In un dato esperimento il numero di eventi prodotti è N = dn = n 1 f n 2 S σ dt = σ L dt Luminosità Integrata In un esperimento a bersaglio fisso: dn/dt = I n T d σ I = intensità del fascio dell acceleratore n T d = densità superficiale del bersaglio La luminosità integrata è l inverso di una sezione d urto; si misura in nb -1, pb -1 Se in un esperimento, si misurano N eventi, nota la luminosità integrata la sezione d urto è σ = N / L dt L dt 24