Como funcionam detectores de partículas?
Em geral os aparelhos utilizados para analisar experimentos com partículas elementares são compostos de vários tipos diferentes de detectores que vem sendo utilizados em pesquisas de física nuclear em baixas energias. Vamos descrever algumas dessas unidades básicas.
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1 - Detectores a gás
É comum ver em filmes de ficção científica ou em noticiários sobre acidentes nucleares técnicos portando detectores portáteis, que muitas vezes ficam apitando para evidenciar a intensidade de radiação na área em questão. São os detectores Geiger, existentes desde o começo do século XX, quando Geiger um aluno de Rutherford construiu o primeiro desses detectores hoje em dia super versáteis e de fácil utilização. O detector Geiger é um detector a gás em baixa pressão munido de um eletrodo mantido em alta tensão, que é capaz de detectar facilmente partículas carregadas diretamente e radiação γ ou raios X através dos elétrons produzidos por efeito fotoelétrico no material que envolve o detector. Em geral, é de formato cilíndrico com uma face chamada de janela que é de um material resistente à diferença de pressão, mas fino o suficiente para que partículas carregadas também possam entrar no detector e assim serem observadas.
Os detectores a gás podem ser operados em diferentes condições conforme o gás utilizado, a pressão do gás e a tensão aplicada no anodo. Assim eles podem em certas condições identificar o tipo de partícula que está sendo detectadas. A curva abaixo mostra essa diferenciação
A primeira região plana da figura correspondente à alta tensão menor do anodo é a região de câmara de ionização (IC). Nessa região, os pulsos elétricos gerados ainda são muito pequenos e necessitam de amplificação eletrônica para serem facilmente quantificados, também eletronicamente, com contadores especiais denominados escalímetros (scalers). Partículas beta, por serem elétrons, deixam pouca energia dentro do detector e correspondem assim a pulsos elétricos menores que os das partículas alfa que perdem energia mais facilmente.
Em seguida, indo para tensões maiores no anodo, vem a região proporcional (PC), onde os pulsos elétricos deixados no contador já são maiores que os da região de ionização, mas ainda precisam de amplificação eletrônica para que as partículas sejam contadas com menores dificuldades. Por último, vem uma nova região onde se encontra um patamar, mas agora o mesmo patamar para qualquer partícula. É a região Geiger (GC), onde não se diferencia o tipo de partícula, sejam elas partículas alfa ou beta ou gama ou raios X, sendo detectada. Qualquer partícula que deixa alguma energia dentro do contador resulta num pulso relativamente grande que pode ser mais facilmente coletados e quantificados. Um circuito eletrônico transforma esse sinal em sinal sonoro comumente visto em detecção de radioatividade. Um som alto corresponde a muita radiação sendo detectada. Num contador Geiger todo o gás fica tomado por uma avalanche de descargas no momento que ocorre uma primeira ionização. Dessa forma, qualquer que seja a partícula incidente causa o mesmo efeito no contador. Apesar da altura do pulso resultante ser suficientemente alto para ser facilmente detectado, não é possível a identificação pela característica do pulso elétrico.
Notem a altura do pulso de um contador Geiger, da ordem de 20 volts! Mas notem o tempo gasto pela descarga até conseguir formar outro pulso, da ordem de 300 microsegundos, que é muito tempo em detecção. O tempo morto do detector Geiger é muito grande. Subindo ainda mais a alta tensão se atinge a região de descarga contínua do detector (D) e deve ser obviamente evitada.
Contadores proporcionais com fios de alta resistividade são ainda muito utilizados para identificar a posição em que um evento ocorre. A posição x é determinada comparando o sinal elétrico coletado em cada extremidade do fio, como mostra o esquema abaixo.
A figura abaixo mostra um esquema do equipamento eletrônico acoplado para armazenamento dos dados experimentais.
Existem detectores multifilares com várias camadas para localizar onde um evento ocorreu, como mostra a figura abaixo: Todos os sinais elétricos são armazenados com informação temporal e podem ser analisados posteriormente
2 - Interação da radiação com a matéria
Partículas carregadas interagem com a matéria principalmente via ionização. O campo eletromagnético da partícula alfa ou da partícula beta ao atingir a superfície interage com o campo dos átomos do material causando perdas de energia da partícula incidente por ionizações sucessivas. Enquanto a houver energia suficiente a partícula penetra no material causando ionizações. Já ondas eletromagnéticas como os raios X e raios gama perdem energia por outros processos como:
- Efeito fotoelétrico
- Efeito Compton
- Produção de pares.
No efeito fotoelétrico, a radiação incidente arranca um elétron ligado do átomo que se torna um elétron livre, com energia cinética igual à energia inicial da onda eletromagnética menos a energia de ligação do elétron no átomo. Esse elétron livre por sua vez pode caminhar dentro do material perdendo energia por ionização sucessiva. No efeito Compton, a radiação incidente é espalhada pelo átomo ( pelo campo eletromagnético do átomo) gerando um elétron livre e uma outra radiação eletromagnética. A energia inicial da onda eletromagnética é dividida entre o elétron que se torna livre e uma radiação eletromagnética de energia menos que a incidente. Há conservação de energia e de quantidade de movimento. Assim conforme o ângulo de saída do elétron, a radiação eletromagnética correspondente terá energia e ângulo de missão de acordo com as regras de conservação. O efeito Compton ocorre com elétrons pouco ligados ao átomo, ao contrário do efeito fotoelétrico que se dá com os elétrons mais ligados. Se a energia da radiação for maior que a de dois elétrons, isto é , maior que 1,022 Mev (cada elétron corresponde a 0,511 MeV) pode haver a criação de um par elétron pósitron. A energia excedente é distribuída igualmente entre o elétron e o pósitron como energia cinética. Em todos os casos valem as leis de conservação de energia e de quantidade de movimento.
3 - Detector de NaI de raios gama e raios X
No item 5 do material complementar está mostrado como diferentes materiais são afetados pela interação com a radiação gama. No caso dos detectores de iodeto de sódio NaI as secções de choque relativas aos três efeitos são mostrados na figura abaixo.
Podemos distinguir que em baixas energias, de dezenas a uma centena de eV predomina a interação por efeito fotoelétrico. Já para energia de duzentos eV há uma considerável contribuição de efeito Compton. Para energias maiores que 1,5 MeV começa também a haver contribuição da produção de pares. O cristal de NaI dopado com Tl é montado numa fotomultiplicadora que amplifica o sinal luminoso e o transforma em sinal elétrico. A fotomultiplicadora deve ser alimentada por uma fonte de tensão que polariza os vários dinodos, de modo que a multiplicação de elétrons ocorra sucessivamente até atingir o anodo onde o sinal elétrico é coletado para posterior amplificação e análise.
Assim um detector de NaI apresenta as características na distribuição das alturas de pulso elétrico detectadas e amplificadas, como pode ser visto no espectro típico de uma fonte de cobalto ( Melissinos pagina 198) e da fonte de césio ( Melissinos pagina 199) mostradas abaixo. Os eixos horizontais correspondem à energia depositada no cristal e no eixo vertical está mostrado o número de contagens correspondentes a cada energia. Vemos claramente um pico no espectro do césio que corresponde ao pico do efeito fotoelétrico, e em energias menores pode-se ver um “patamar” que corresponde ao efeito Compton. Os elétrons produzidos dentro do cristal perdem energia causando cintilações nos átomos do cristal de NaI dopado com tálio. Quanto maior a energia cinética do elétron, maior o número de cintilações. Essas cintilações são captadas por uma fotomultiplicadora, que converte essas luzinhas em impulso elétrico proporcional, que então é eletronicamente amplificado e enviado a um analisador multi-canal. A cada canal do analisador corresponde uma energia. Os eventos de cada energia são, assim, armazenados ao longo de uma aquisição de dados experimentais.
No caso do cobalto 60, pode-se ver dois picos bem definidos que correspondem aos picos do efeito fotoelétrico e um “patamar” contínuo do efeito Compton sobrepostos a um pico de retroespalhamento dos raios gama entre as abcissas indicadas por 1 e 2 do nível de discriminação. O esquema de decaimento do 60Co para o 60Ni por decaimento beta e posterior emissão dos raios gama em cascata está mostrado na figura. Os raios gama são de 1,33 MeV e 1,17 MeV, que são as energias atribuídas aos picos do efeito fotoelétrico, uma vez que a energia de ligação do elétron emitido perdida pelo raio gama é despresível. Notem que no espectro do césio o pico de retroespalhamento está sobreposto a uma elevação típica correspondente ao efeito Compton, isto é o “patamar” do efeito Compton tem uma elevação característica.
4 - Chapas fotográficas e emulsões
A passagem de uma partícula carregada deixa uma trilha ou rastro de grãos reveláveis de halogeneto ou haleto de prata (silver halide) nos filmes fotográficos.
A figura abaixo mostra a comparação dos alcances e rastros de prótons, mésons e elétrons num material absorvedor. Os elétrons são as partículas mais leves das mostradas nessa comparação. Os prótons são os mais pesados e os mésons são os intermediários, como aliás o nome sugere. Notem as espessuras dos traços deixados. Como os elétrons são muito rápidos, eles interagem pouco e deixam um traço bem fininho. Notem também na parte final da trajetória do elétron como há mudança de direção e o traço se mantém ainda fininho. Já para os prótons e mésons nota-se que os traços ficam bem mais grossos na parte final da trajetória, isto é quando estão com velocidade menor, há perda maior de energia. Essa comparação mostra uma das técnicas utilizadas na identificação das partículas. A primeira identificação tentativa é normalmente feita considerando as semelhanças já conhecidas dos rastros das partículas. A identificação só é consolidada uma vez que as previsões da cinemática da colisão são verificadas em várias situações experimentais (energia incidente diferente, ângulo diferente, etc....) escolhidas adequadamente.
5 - Câmara de nuvens ou Câmara de Wilson
Um volume conhecido de gás saturado com um vapor adequado (por ex. álcool etílico) e confinado num recipiente cilíndrico constitui uma câmara de nuvens (a cloud chamber). A câmara de nuvens foi inventada por C. T. Wilson em 1911. O gás torna-se super saturado após ser expandido adiabaticamente; nesse meio ocorre a condensação do vapor com a formação de gotas. Em um primeiro estágio, a condensação acontece sobre íons carregados de tal forma que pequenas gotas de líquido se formam ao longo das trajetórias das partículas ionizantes, as quais acabaram de atravessar o gás previamente ou logo após da expansão. Os rastros (tracks) são iluminados através de janelas laterais e fotografados através de uma janela na extremidade do cilindro. Cuidadosamente é acertado o instante de se fotografar com um flash, este deve ser o instante exato da expansão. As trajetórias são então gravadas quando estão mais visíveis e antes de ocorrer uma condensação geral.
6 - Câmara de bolhas
A câmara de bolhas foi inventada por D. A. Glaser em 1952. Uma câmara de bolhas de hidrogênio foi desenvolvida e colocada em uso por L. Alvarez no Laboratório Lawrence Berkeley na Califórnia. Um pequeno protótipo estava em funcionamento por volta de 1954. Por volta de 1959, entrou em operação uma câmara contendo 500 litros de hidrogênio líquido e tendo o maior comprimento de 180 cm (era conhecido como “o de 72 polegadas”). Esta técnica teve um efeito particularmente profundo na pesquisa de espectroscopia de hádrons e na de outras propriedades de interações fortes no intervalo de energia de 100 MeV a 10 GeV. O ponto de ebulição de um líquido depende da pressão a que está submetido. Sob pressão maior que a pressão atmosférica, e numa temperatura que é a de ebulição, o líquido não irá ferver. Se a pressão em excesso é reduzida o líquido normalmente ferve. Entretanto, a fervura pode não começar imediatamente e diz–se então que ele está num estado superaquecido. Nesse estado a fervura pode ser começada repentinamente pela presença de poeira ou de íons no líquido. Uma partícula carregada atravessando o líquido deixa um rastro de íons no líquido, que age como centros de ebulição nesse estado superaquecido. Os estágios iniciais envolvem o crescimento de bolhas sobre os íons. Essas bolhas podem ser fotografadas com flashes; com o correto “timing” relativo da redução de pressão (a assim chamada expansão causada pelo aumento de volume do líquido causado pelo movimento de um pistão confinador), da passagem das partículas e do flash, as bolhas podem ser pegas quando elas estão grandes o suficiente para serem fotografadas, mas antes delas crescerem demais. O resultado é uma fotografia mostrando pequenas bolhas ao longo de trajetórias das partículas carregadas que atravessaram o líquido durante o seu período sensível. Fotografias em estéreo (stereo photography) permitem uma reconstrução tridimensional dos traços.
Na figura acima é possível distinguir nitidamente um par elétron-pósitron. Note que se trata de um detector em três dimensões e a ajuda de uma figura limpa explicativa faz toda a diferença para leigos como nós. Ao longo do tempo, as dimensões de uma câmara de bolhas de hidrogênio passaram de alguns centímetros a dois metros de extensão. O livre caminho médio de píons carregados de 10 GeV/c no hidrogênio líquido (a densidade do hidrogênio é de 70.8kg/m3) é de 9,4m. Assim, cada fotografia com dez píons de momentum de 10 GeV/c entrando na câmara após atravessar 1 m vai mostrar, na média sobre muitas fotografias, geralmente uma interação. Assim, com expansões da câmara em intervalos de alguns segundos, muitos milhares de eventos podem ser registrados por dia de operação. É verdade que os eventos não são de um único tipo escolhido, mas essa é uma ocorrência em número adequado e para cada dez partículas incidentes por fotografia a câmara não estará demasiadamente cheia de eventos. Estas são quantidades muito aproximadas e vão variar com o tamanho, a construção e o modo de operação das câmaras. A segunda coisa é que os momenta de todas as partículas podem ser medidos pela curvatura das trajetórias num campo magnético. Todas as boas câmaras são equipadas com campos magnéticos adequados à sua geometria. Pelas características dos rastros de uma partícula pode se identificar se a partícula é um elétron, um píon ou um próton, ou outra qualquer. Após a identificação, a sua energia pode ser calculada. Por outro lado a identificação inequívoca nem sempre é possível, exceto nos casos de baixa quantidade de movimento. É comum utilizar hipóteses de reações relativas a um evento e escolher qual é a mais provável, considerando-se as restrições impostas pela conservação de energia e de momentum. Determina-se dessa forma a natureza do evento e a sua cinemática, com algum grau de confiança. Em certas circunstâncias, é possível determinar a identidade de uma única partícula neutra não detectada entre as demais partículas carregadas produzidas numa interação, como no evento mostrado na figura 10.5 (é um neutrino que está faltando, mas que fica implícito). Com as informações obtidas sobre muitos eventos foi possível descobrir a existência de estados de vida muito curta, da ordem de 10-20 de segundos. Por exemplo, colisões em que um π+ ou um π- são produzidos mostra a evidência de uma correlação entre os seus momentuns que indicam que eles são freqüentemente os produtos do decaimento de um bóson pesado (770MeV/c2) e não são produtos diretos da colisão. A terceira propriedade importante das câmaras de bolha é o seu tamanho, que varia entre alguns centímetros até dois metros de extensão, e, a sua resolução espacial. A resolução, que significa a menor distância em que separações e detalhes nos traços são detectados, é de aproximadamente 10 microns (mícron = micrometro, que é 10-6m) para as câmaras pequenas e 150 microns para as grandes. Por volta de 1950 trabalhos realizados com câmaras de nuvens (ou de Wilson) usando interações de raios cósmicos mostraram a existência de partículas instáveis de “vida longa”: vida longa se refere a vida de aproximadamente 10-9 a 10-11 de segundo. Nesse tempo tais partículas se movem de alguns milímetros a dezenas de centímetros. Essas distâncias são facilmente observáveis numa câmara de bolhas e eventos com a produção de tais partículas são eventos bem “chocantes”. Os dois decaimentos da figura abaixo são exemplos. A fotografia mostra vários traços retos que são do feixe incidente de pions, da esquerda para a direita: podem ser vistas da ordem de dez linhas retas paralelas. Vindo da esquerda para a direita, a aproximadamente 1/4 da foto vemos um leque que indica um decaimento. Em seguida e um pouco abaixo existe uma figura como um V deitado.
A descoberta de partículas charmosas “charmed particles”, com vida média da ordem de 10-13 de segundos, requer câmaras pequenas e de alta resolução, que permita observar a distância entre a produção e o decaimento dessas partículas. Essas propriedades fizeram da câmara de bolhas um dos instrumentos vitais para desvendar o espectro dos hádrons, em particular, aquelas das partículas estranhas, nas duas décadas que se seguiram à sua invenção. Câmaras de bolhas feitas depois foram dimensionadas para outras finalidades; por exemplo, as câmaras de grande volume usadas para investigar as interações com neutrinos.
7 - Detector semi-condutor
Vocês já ouviram o som de um disco comum de 78 rotações em antigos amplificadores à válvula? Comparem com os modernos MP3 etc etc que já são feitos com circuitos integrados de diodos e transistores cada vez menores e de melhor qualidade... Se não conheceram, procurem saber com pessoas mais velhas que certamente sabem a diferença. Não é só o tamanho dos aparelhos que mudaram é também a qualidade e fidelidade dos equipamentos transistorizados (não os equipamentos digitalizados). O nível de ruído de fundo diminui em muito, o que torna a reprodução mais fiel. O aperfeiçoamento correspondente em detectores de partículas é observado quando se compara um detector a gás tipo proporcional com um de barreira de superfície. Nos detectores a gás são necessários da ordem de 30eV para a criação de um par de íons. O conjunto dos pares deixados no gás do detector devidamente coletados forma o sinal elétrico, que traz a informação da energia da partícula. No caso de um detector semicondutor, como o de barreira de superfície necessita de apenas da ordem de 3 eV, o que certamente melhora a estatística na formação de pares resultando uma melhor resolução de energia, além de maior eficiência. Os pares formados nos detectores semicondutores denominados genericamente de detetores de barreira de superfície ocorrem na região de contacto de dois semicondutores tipo p e tipo n. Nas vizinhanças dessa superfície forma-se a região de depleção onde as cargas livres do semicondutor se recombinam causando uma distribuição de carga como se fosse um capacitor através das cargas presas à rede cristalina. Essa região pode ser aumentada externamente através de polarização reversa de uma fonte de tensão auxiliar. Quanto maior a região de depleção maior será a região disponível para a detecção eficiente de energia e partículas de energia maior podem ser detectadas. Partículas carregadas são detectadas por esse tipo de detector com ampla vantagem em eficiência e resolução em energia. A boa resolução permite a diferenciação de grupos de partículas com energia bem próximas. O termo barreira de superfície vem do fato que esses detectores são fabricados com a face dianteira como área sensível, de modo que apenas uma superfície delgada de um dos semicondutores é colocada em contato com o semicondutor do outro tipo, esse sim com espessura suficiente para detectar adequadamente a partícula carregada. A descontinuidade da superfície delgada produz a região de depleção. A face sensível do detector deve ser suficientemente delgada a fim de evitar perda de energia desnecessária, que afetaria a sua definição, o que é obtido por essa geometria adequada.
Partículas carregadas ( prótons, partículas alfa, elétrons) que incidem na face dos detectores perdem energia na região de depleção e formam um número grande de pares elétron lacuna, que por sua vez, uma vez coletados, formam um pulso elétrico cuja altura é proporcional à energia depositada.Esse pulso da ordem de milivolts é devidamente amplificado e analisado com circuitos eletrônicos apropriados, digitalizados e armazenados em computadores para análise posterior.
Partículas carregadas positivamente são detectadas em detectores semicondutores de silício dopados, enquanto radiação X e gama são detectadas pelos elétrons do efeito fotoelétrico em detectores de germânio-lítio. Sendo produtos do efeito foto-elétrico as energias dos fotoelétrons são praticamente iguais à energia dos raios X ou gama incidentes. A figura abaixo mostra um quadro sendo “iluminado” (veja um pontinho verde) por um feixe de partículas submetido à analise pelo método denominado PIXE ( Particle Induced X rays Emission) . Os raios X característicos emitidos pelos diferentes átomos, que compõem a tinta, sob ação das partículas incidentes estão identificados no espectro em energia sobreposto ao quadro. Raios X e Gama podem ser detectados por detectores de Ge-Li. O detector de germânio lítio também é detector semicondutor e os elétrons do efeito fotoelétrico, que tem energia bem próxima da energia total do raio X ou do Gama produzem espectros de energia bem característicos.Uma vez feita a calibração com fontes padrões, o sistema permite a identificação das radiações com grande precisão.
8 - Medições de tempo de vôo
No caso de detecção de nêutrons uma forma conhecida é a da medida do tempo de vôo. Mede-se exatamente o intervalo de tempo entre a produção e a detecção de um nêutron em circuitos eletrônicos chamados de TAC ( Time to Amplitude Converter) ou de TPHC( Time to Pulse Height Converter) basicamente pela medida da carga total acumulada em um condensador enquanto decorre o intervalo de tempo entre o começo e o fim da detecção, respectivamente correspondentes à formação do nêutron e a sua chegada, por exemplo, num detector cintilador com elementos hidrogenados. A formação do nêutron pode ser identificada por um sinal que é captado do feixe incidente, logo antes da sua chegada ao alvo nuclear. Uma vez produzido o nêutron ele voa até o detector, posicionado a uma distância conhecida do alvo, onde deixa um sinal que é usado para medir o tempo. Mede-se assim a velocidade do nêutron. Quanto maior é o tempo maior a carga do condensador, dimensionados com capacidade adequada para os tempos em questão, que é de alguns nanosegundos (ns=10-9s). Em geral, começa-se a medição do tempo com o sinal do nêutron chegando e termina com o sinal induzido pelo feixe, levando em consideração a baixa secção de choque das interações. Como o processo é cíclico pode-se dessa forma evitar a ocorrência de muitos sinais de começo de medição sem que o fenômeno estudado ocorra, portanto sem a produção do sinal de fim do intervalo. A medição do tempo de vôo pode ser aplicada em outros casos em que uma partícula carregada deixa um pequeno sinal em dois detectores, posicionados a uma distância adequada e bem conhecida. A perda de energia nos dois detectores de sinal de começo e fim da medição do tempo deve ser muito pequena em comparação com a energia total. Energias diferentes resultarão em picos correspondentes a tempos de vôo distintos. Dessa forma vários grupos de nêutrons ou de partículas podem ser observados quantitativamente. Para a correta identificação das partículas costuma-se empregar alguma reação muito bem conhecida para “calibrar” o TAC. Também utilizando distâncias diferentes entre o detector que inicia (start do TAC) e o que termina (stop do TAC) a medição pode-se conferir a energia da partícula detectada. Uma outra aplicação das medidas de tempo de vôo é em espectrometria de massa. Nesse caso tempos diferentes são correspondentes a massas diferentes.
9 - Detectores Čerenkov
O efeito Čerenkov ocorre quando a velocidade de uma partícula carregada que atravessa um meio dielétrico excede a velocidade da luz nesse meio. Fótons são emitidos num ângulo Θ determinado pela velocidade da partícula e pelo índice de refração do meio que a partícula atravessa. A luz é coletada numa fotomultiplicadora, que gera um impulso elétrico armazenado convenientemente. Contadores Čerenkov com vidros contendo chumbo são muito utilizados para a detecção de fótons. O chumbo tem um alto número atômico, o que favorece a ocorrência do efeito foto elétrico. O elétron então é detectado no gás do contador. A figura abaixo mostra esquematicamente como a informação de um evento que ocorre no ponto O se propaga dentro do contador e como o instante t1 comparado com o instante t (quando ocorre o evento) está relacionado com o raio do círculo r1., definindo um ângulo Θ como mostra a parte b da figura. ( Melissinos página 174).
A figura abaixo ( Fernow figura 8.2) mostra como o ângulo Θ depende de β =v/c , onde v é a velocidade da partícula no gás e c a velocidade da luz no vácuo, para diferentes valores do índice de refração do gás.
A figura abaixo mostra a variação do índice de refração de vários materiais em função do comprimento de onda da luz. Está mostrada a linha correspondente à linha D do sódio.
As figuras 8.9 e 8.10 do Fernow mostram a eficiência de detectores de Čerenkov, já com a escolha do gás adequado, em função da energia da partícula detectada.
A tabela abaixo mostra os índices de refração e as densidades de diferentes materiais utilizados nos detectores Čerenkov existentes.
A figura 8.8 do Fernow mostra um detector de Čerenkov com múltiplas camadas.
