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1 Historisches
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2 Theoretische
Beschreibung
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3 Anwendungen
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4"4/"&'
3.1 H.E.S.S.
Teleskop
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3.2 '0-..5'
Super-Kamiokande
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Im Jahre
1934 4)8
entdeckte
Pavel $5(&)'.$!%,
Cherenkov
wäh.D "=0*()(*.!
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1&"L*&&)%*)(*.!
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+)44)
&)8'2
9-"
rend seiner Forschungsarbeit die nach ihm benann'
(
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te Cherenkov
Strahlung
(in
Russland
auch
Vavilov!
(-)( )! "=0*("% 4.5"0$5" &)%*)("' !.( *44"%*)("58 /$( &"'*%"'
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5*D"(*4"'
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Cherenkov
Strahlung
Nach
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um ging
Cherenkov
Promotion
an(-"das
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4*55*.!(-'für
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Lebedev-Institut
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wo ihm
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einige Forschungsgebiete
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schlug. Er entschied sich für das Gebiet der Fluo)!% .(-"& ;*!%' .D &)%*)(*.!2 3! (-"'" 1-"!.4"!), $!5*;" *!
reszenz5$4*!"'0"!0",
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hier
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die
der
Uransalze.
Diese
löste
er
in(-"
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#
schiedenen
Lösungsmitteln
auf und (.bestrahlte
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mit γ-Strahlung
Abb. (-"
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Die schnellen
bewirkten,
dass
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(-" und
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(*4"2 emittierme der.DSalze
angeregt
wurden
Licht
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9-" +5.# (-)( Q-"&"!;.< #)' (. ./'"&<" A(-" 5$4*!"'L
+5.# /8 (-"Abbildung
:$"!0-*!+ 4"(-.%21: Messaparatur
ten sobald
in einen
tieferen
wechselten.
0"!0" sie
.D $&)!85
')5( '.5$(*.!'
$!%"&Zustand
(-" +)44)L&)8
&)%*)(*.!
Cherenkov Strahlung
Alessandro Simon
15. Mai 2015
Inhaltsverzeichnis
1 Historisches
Während seiner Untersuchungen fiel ihm auf, dass
Flüssigkeiten ohne gelöstes Salz, also schon die Lösungsmittel allein leuchteten. Diese
1
R0 : Strahlenquelle, 1: Lösung
1
CERENKOV RADIATION AND
4
ITS
APPLICATIONS
so that the negative charges of the electrons are displaced to one side
of the heavier positive charges of the nuclei of these atoms. The medium
thus becomes
about
thefast
P. Forschungsthema
When nowzuthe
electron
Beobachtung
veranlasste
Cherenkov
dazu sein
ändern,
da er
moves
polarized
point
dachte dass die von ihm beabsichtigten Messungen so unmöglich wären. Jedoch konnte
on to another
P' an
9 the elongated atoms around P return to
point,
sayweiter
Vavilov ihn
überzeugen
der unbekannten Strahlung zu arbeiten. Diese wurde
their
dann zunächst mit Fluoreszenz
der Lösungsmittel
selbst distorted
begründet. Um diese Theorie
normal
atoms are
shape. While the
they behave
like
weiter zu festigen wurden Effekte der Fluoreszenzlöschung verwendet. Dazu gehört das
with die
the
Hinzufügen
von Quenchern
die Energie
der angeregten
in Form vonaway
kinetischerfrom the
elementary
dipoles,
negative
polesAtome
pointing
Energie übernehmen sollen was die Helligkeit des erzeugten Lichts vermindert. Allerdings
track if the
is a negative electron, or vice versa for a
passing
änderte
sich nichtsparticle
am Leuchten der Flüssigkeit.
asumthe
the medium,
positron or
Thus,nicht
proton.
particle
passes
Da es
sich nun scheinbar
Fluoreszenz
handelte
mutmaßte
man die Strahlung
through
könnte etwas mit schnellen
in der Flüssigkeit
zu tun haben. Diese These wurde
each elemental
the glass
region of Elektronen
along the track will in turn receive
unterstützt durch die Tatsache, dass sich die Richtung der Strahlung durch Anlegen eines
a very brief
Magnetfeldes
änderte. Eine vollständige
nicht gefunden.
to jedoch
the complete
electromagnetic
pulse.Erklärung
Owingwurde
symmetry of
%&
OOQO OOo
0<3
ooo'C ooo
n n
oon
o
O_
000
oQo
ooo O^OO
P'
(a)
FIG.
1.1.
The
polarization set
up in a2: dielectric
passage of a charged particle,
Abbildung
Polarisierung by
des the
Mediums
(a)
At low
velocity, (b)
At high
velocity.
2 Theoretische
Beschreibung
the polarization
field surrounding
the electron, there will be no resultant
field at large distances and therefore no radiation. There is
Die Antwort auf die Herkunft der Strahlung lieferten im Jahr 1937 die, auch am Lebedev-
both
If
symmetry
Institut beschäftigten,
Theoretiker
Tamm und Ilja Frank. Zusammen mit Cherenkov
in azimuth
and along
theIgor
axis, in this case.
erhielten sie hierfür 1958 den Nobelpreis für Physik.
however the electron
moving
the medium, the
is
fast, that is at
a speed comparable
to that of light in
picture is quite different (see Fig.
Lib). In this case the polarization 2field is no longer completely symmetrical. In the azimuthal plane, symmetry is preserved, but
the
along
a resultant dipole field which will be apparent even at
large
distances from the track of the electron. Such a field will be
momentarily
axis there
is
the electron at each element along the track in turn, each
element then radiating a brief electromagnetic pulse. The radiation
set
up by
P2: SFK
Trim: 246mm × 189mm
CUUK1954/Zangwill
Top: 10.544mm
Gutter: 18.98mm
978 0 521 89697 9
August 10, 2012
8:52
Für die theoretische Beschreibung gehen wir davon aus, dass ein geladenes Teilchen
durch ein polarisierbares Medium fliegt. Wie man in Abb. 2 sieht, werden die Atome
des Mediums polarisiert. Diese Polarisierung findet mit einer endlichen Geschwindigkeit
statt (nämlich c/n, mit n : Brechungsindex im Medium).
23.7 Cherenkov Radiation
907
Die Grundannahme ist die, dass das geladene Teilchen auf jedem Punkt seines Weges eine elektromagnetische Elementarwelle auslöst. In Abb. 2 (a)
ist die Teilchengeschwindigkeit klein gegenüber cn
2 und die Polarisierung in alle Richtungen symmetrisch, sodass alle entstehenden Wellen sich gegenseitig auslöschen. In Abb. 2 (b) ist das Teilchen nun
schneller als cn , was zur Folge hat, dass die Polarisierung langsamer als das Teilchen ist, wodurch die
Symmetrie entlang der Bewegungsrichtung verloren geht. Die (b)
entstehenden Wellen können sich kon(a)
Abbildung 3: Interferenz der Wel- struktiv überlagern. Um zu verstehen wann dies der
Figure 23.17: The Cherenkovlen
effect for a charged particle (black dot) moving at constant speed. (a) Spherical
Fall ist betrachten wir Abb. 3. Die vom Teilchen
waves are emitted at previous positions of the particle (small open circles) and expand at speed c/n. (b) When the
ausgesendeten
Kugelwellen
sichthe
mit der Geparticle speed v > c/n, two information-collecting shells collapse
onto every observation
pointbreiten
(star) inside
schwindigkeit
c
aus,
das
Teilchen
selbst
mit
v.
Die
Wellen
überlagern
sich
zu
einem
Kegel
n
Mach cone at the same observation time. Figure from Ohanian (1995).
mit Außenwinkel θc wenn gilt 3
Rret
R θ =
sin
c
θ
cn
1
=
v
βn
v(t–tret
)
Dies ist die Grundvoraussetzung
damit
Cherenkov Strahlung entstehen kann. Ausserdem
folgt hieraus die Minimalgeschwindigkeit des Teilchens und der maximale Winkel des
Figure 23.18: The present-time position (black dot) and retarded-time position (small white circle) of a charge
Kegels
moving with constant velocity v. R and R point to the observation point.
ret
• βmin = 1/n
The interesting feature of these equations is that the equation which determines the retarded time,
• θmax = arcsin 1/n
R(tret )
t = anders, als Tamm und Frank, die Liénard-Wiechert(23.172)
tret −wir,
Für die Berechnung benutzen
cn
Potentiale
has two solutions when the observation point lies inside the Mach cone and no solutions when it lies
outside the cone. We can demonstrate this graphically using theconcept ofthe “information-collecting
1
q
shell” introduced in Section 23.2.2.
φ(r, t) =
(1)
4π the
R Mach
− βRcone
Figure 23.17(b) shows an observation point (star) inside
ret of a charge moving at
constant velocity. Also shown are two views of an information-collecting
shell
which collapses at speed
µ the volume
qv enclosed by the shell at time
cn and arrives at the star at time t. The moving charge enters
A(r, t) =
(2)
t1 . Both
these
are legitimate “retarded
t1 < t and exits that volume at time t2 where t > t2 > 4π
R −ofβR
ret
times” when v > cn . By contrast, the trajectory r0 (t) of the charge never enters or exits the volume
when the observation point lies outside the Mach cone. There is no retarded time and the field is
zero at such points. To be more quantitative, we refer to Figure 23.18 and note that the square of
2
Rret = |R + v(tcn−=tc/n
ret )| is a quadratic equation for t − tret with the solutions
3
v/c = β
!
−v · R ± (v · R)2 − (v 2 − cn2 )R 2
t − tret =
≥ 0.
(23.173)
v 2 − cn2
If v > cn , the positivity condition on the far right side of (23.173)
imposes two conditions:
3
v·R<0
and
(v · R)2 > (v 2 − cn2 )R 2 .
(23.174)
With the definition of θC in (23.169), the left and right sides of (23.174) respectively imply that
solutions to (23.173) exist if
π
(23.175)
θ>
and
sin θ ≤ sin θC = 1/βn .
2
The conditions (23.175) define the volume inside the Mach cone in Figure 23.17(a).
(a)
(b)
The Cherenkov
effectKlammer
for a chargedzur
particle
(black dot) moving
speed. (a) Spherical
Das Kürzel ret deutet an,Figure
dass23.17:
die Größen
in der
retardierten
Zeitattconstant
ret
waves are emitted at previous positions of the particle (small open circles) and expand at speed c/n. (b) When the
ausgewertet werden müssen. Um diese zu ermitteln betrachten wir die Geometrie des
particle speed v > c/n, two information-collecting shells collapse onto every observation point (star) inside the
Problems (s. Abb. 4). Es gilt
Mach cone at the same observation time. Figure from Ohanian (1995).
Rret
Rret = R + v(t − tret )
R
θ
(3)
v(t–tret)
Figure 23.18: The present-time position (black dot) and retarded-time position (small white circle) of a charge
Abbildung
Position
zu versch.
point
to the observation
point. Zeiten
moving with constant velocity
v. R and Rret 4:
The interesting feature of these equations is that the equation which determines the retarded time,
Quadriert man diese Gleichung und betrachtet t − tret als Variable R(t
gelangt
man zu der
ret )
−
t
=
,
t
ret
quadratischen Gleichung
c
(23.172)
n
has two solutions when
p the observation point lies inside the Mach cone and no solutions when it lies
R ±We can
(v ·demonstrate
R)2 − (v 2this
− graphically
c2n )R2 using the concept of the “information-collecting
outside−v
the ·cone.
t − tret
=
(4)
shell” introduced in Section
v 2 −23.2.2.
c2n
Figure 23.17(b) shows an observation point (star) inside the Mach cone of a charge moving a
constant
Also shown
are two views
an information-collecting
shell which collapses at speed
Aus der Positivität von Gleichungvelocity.
(4) können
wir schon
zwei of
Schlüsse
ziehen
cn and arrives at the star at time t. The moving charge enters the volume enclosed by the shell at time
• v · R < 0 =⇒ θ > π2t1 < t and exits that volume at time t2 where t > t2 > t1 . Both of these are legitimate “retarded
times” when v > cn . By contrast, the trajectory r0 (t) of the charge never enters or exits the volume
• sin θ ≤ sin θc = 1/βn when the observation point lies outside the Mach cone. There is no retarded time and the field is
at such points.
To be
more quantitative,
refer tozu
Figure 23.18 and note that the square of
Rechnet man den Term auszero
Gleichung
(4) aus
vereinfacht
sie dieweWurzel
Rret = |R + v(t − tret )| is a quadratic equation for t − tret with the solutions
r
!
−v · R ± (v · R)2 − (v 2 − cn2 )R 2
c2n
2
t − tret
≥ 0.
(23.173)
Rv
θ=
− sin
v 2 − cn2
v2
v > cn , the positivity condition on the far right side of (23.173) imposes two conditions:
Die Lösung aus Gleichung (4)Ifkann
man dann über Gleichung (2) in die Liénard-Wiechert4
v·R<0
and
(v · R)2 > (v 2 − cn2 )R 2 .
(23.174)
Potentiale einsetzen
With the definition of θC in (23.169), the left and right sides of (23.174) respectively imply tha
1 to (23.173)
q exist if
solutions
φ(r, t) =
Θ(cos θc − cos θ)
(5)
2π R(1 − βn2 sin2 θ)1/2 π
(23.175)
θ>
and
sin θ ≤ sin θC = 1/βn .
2
µ
qv define the volume inside the Mach cone in Figure 23.17(a).
A(r, t)The
= conditions (23.175)
Θ(cos θc − cos θ)
(6)
2π R(1 − βn2 sin2 θ)1/2
Aus den Potentialen folgen schließlich über
∂A
und B = ∇ × A
E = −∇φ −
FOR
∂tENDORSEMENT PURPOSES ONLY. DO NOT DISTRIBUTE
die Vektorfelder E und B
4
Die Θ-Funktion folgt aus der zweiten Bedingung oben
4
(βn2 − 1)R̂
1
Θ(cos θc − cos θ)
2π R2 (1 − βn2 sin2 θ)3/2
p
βn2 − 1R̂
1
δ(cos θc − cos θ)
+
2π R2 βn (1 − βn2 sin2 θ)1/2
E=−
B=
(8)
An Gleichung (7) erkennt man, dass das E-Feld aus zwei Komponenten besteht. Die Erste
sorgt für ein Feld innerhalb des Kegels, dass in Richtung der Ladung zeigt. Der zweite
Teil ist ein singuläres Feld (δ-Funktion) auf der Kegeloberfläche das zum Beobachter
zeigt. Um das Frequenzspektrum zu bestimmen bilden wir die Fouriertransformation des
zeitabhängigen Feldes E(t). Dieses finden wir auf folgende Art. Wir legen den Ursprung
des Koordinatensystems zur bewegten Ladung (s. Abb. 5). Die Position des Beobachters
zur Zeit t = 0 ist (R(0), θc ). Nehmen wir an, dass R(0) ≈ R(t) vt und ∆θ 1, folgen
durch θ(t) = θc + ∆θ die Näherungen
rim: 246mm × 189mm
4/Zangwill
v
sin θ(−θ̂ × E)
c2n
(7)
Top: 10.544mm
Gutter: 18.98mm
978 0 521 89697 9
.7 Cherenkov Radiation
∆θ ≈ vt
sin θc
R(0)
(9)
cos θc − cos θ(t) = cos θc − cos θc + ∆θ ≈ sin θc ∆θ =
1−
βn2 sin2 θ(t)
≈
−2βn2 cos θc sin θc ∆θ
cn t
βn R(0)
p
2cn t 1 − βn2
=
R(0)
August
(10)
9
(11)
c 0t
υt
Zeitabhängiges
Feld change as a function of time (small
gure 23.19: The polar coordinates of a Abbildung
stationary5:laboratory
observer
hite circles) whenEingesetzt
they are erhalten
referredwir
to für
coordinate
axes centered at the position of a moving point charge (blac
das elektrische Feld
t). Figure adapted from Smith (1997).
Θ(t)
q(βn2 − 1)1/4
δ(t)
p
√ − 3/2
E(t) ≈
2t
t
(2cn )3/2 π R(0)
(12)
t = 0. In that case, Figure 23.19 shows that the polar coordinates of the observer are (R(0), θC
short time later, the observer finds him/herself inside the cone with polar coordinates (R(t), θ(
here θ (t) = θC + "θ . This information, and the 5assumptions that R(0) ≈ R(t) ≫ vt and "θ ≪
ll permit us to write the Cherenkov electric field (23.180) as an explicit function of time.
Using (23.169) and βn = v/cn = nv/c, we infer from the geometry of Figure 23.19 that
"θ ≈ vt
sin θC
R(0)
(23.18
Die Fouriertransformation führen wir mithilfe von partieller Integration durch und erhalten
iωq(βn2 − 1)1/4
p
E(ω) ≈
R̂(0)
(2cn )3/2 π R(0)
Z
0
∞
q(β 2 − 1)1/4 ω 1/2
dt t−1/2 eiωt = √ n 3/2 p
(1 − i)R̂(0)
4 πcn R(0)
(13)
Nun wollen wir die abgestrahlte Energie
p in Abhängigkeit der Frequenz bestimmen, also
das Frequenzspektrum. Der Faktor R(0) legt Nahe dass es sich um eine zylindrische
Welle handelt. Daher folgt
d2 U
cn
=
kE(ω)k2
dωdA
π
(14)
Um nicht die Energie pro Flächenelement dA sondern pro Längeneinheit d` zu erhalten
müssen wir mit dem Umfang eines Kreises mit Radius ρ multiplizieren
d2 U
d2 U
= 2πρ(ρ̂ · (−θ̂))
dωd`
dωdA
(15)
Eingesetzt mit den Größen aus Abb. 5 erhalten wir schließlich
d2 U
d2 U
= −2π sin θc cos θc
dωd`
dωdA
(16)
Zusammen mit Gleichung (13) und (14) folgt
d2 U
µ(ω)q 2
=
dωd`
4π
q2
d2 U
=
d`
4π
c2
1− 2 2
ω
v n (ω)
µ(ω)ω 1 −
Z
c
v> n(ω)
bzw.
c2
v 2 n2 (ω)
(17)
dω
(18)
Am Endergebnis (auch Tamm-Frank-Formel gennant) sehen wir warum die Cherenkov
Strahlung auf Fotos immer bläulich wirkt. Die Intensität des Lichts ist direkt proportional zur Frequenz, und da blaues Licht das sichtbare Licht mit der größten Frequenz
ist überwiegt es im Spektrum. Nun kann so Aussehen, dass die abgestrahlte Energie
unbeschränkt ist, da das Integral proportional zu ω ist und wir über alle Frequenzen
integrieren müssen, dies ist jedoch natürlich nicht der Fall. Wie in Gleichung (18) angemerkt ist der Brechungsindex n nicht konstant sondern hängt von der Frequenz des
Lichts ab. Für hohe Frequenzen geht n gegen 1 und die Bedingung
v>
c
n(ω)
6
kann nicht mehr erfüllt werden (hier handelt es sich um die Vakuumslichtgeschwindigkeit), weshalb keine Strahlung mehr emittiert wird. Neben der Frequenz ist die Strahlung
auch proportional zur Permeabilität µ des Mediums was Sinn macht, da der Effekt ja
auf der Polarisierung des Mediums beruht. Aus dem Klammer-Ausdruck folgt, dass die
Intensität mit höheren Geschwindigkeiten steigt. (Allerdings beschränkt, da v < c)
3 Anwendungen
Der Cherenkov Effekt findet in vielen Teilgebieten der Physik Anwendung, vor allem zur
Detektion von Teilchen. Im Folgenden werden kurz zwei wichtige Projekte beschrieben,
die den Cherenkov Effekt nutzen um bestimmte Größen zu messen. Bei beiden wird
sowohl die Intensität als auch die Richtung 5 der Strahlung genutzt.
3.1 H.E.S.S. Teleskop
Abbildung 6: Das H.E.S.S Teleskop
Beim H.E.S.S. Teleskop (High Energy Stereoscopic System) handelt es sich um mittlerweile fünf Spiegelteleskope, die in der Wüste von Namibia aufgestellt sind. Mit die5
Zur Bestimmung des Ursprungs der Teilchen
7
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2
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6
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;
7
55
%-& 10%*"$
-*+-9&$&'+3
.'"%"$(/
1'& 1
sen#$)&'
möchte
man"4 die
Quellen
von 8-*0hochenergetischer
γ-Strahlung untersuchen. Tritt γ0"$(%*%#&$% "4 0"(,*0 '13(5 :-& 0"#$%&' 81( ,1)& *$ %-&
,
54
4
8
Strahlung,
mit
Energien
in die Atmosphäre ein,: entstehen
durch PaarbilR1A"'1%"'3 "4
!"(,*0
S13( A3 1im
%&1,TeV-Bereich,
2&) A3 T U !-#)16"75
59
57
5
:-& Elektronen-Positronen
4#$0%*"$ "4 %-& '1)*1%"' *$ %-& 0"#$%&'
81(die
4#24*22&)
A3
dung
Paare,
wiederum
durch Bremsstrahlung,
neue γ-Strahlung
81%&'/ 8-*0- 4*22&) 1 -#+& %1$6 8&2)&) "4 (%&&2 (-&&%(5 :-&
50
56
52
emittieren.
Durch
diesen
Kreislauf
entstehen
viele
schnelle
geladene
Teilchen,
die, nun
%1$6 81( 1 %'#$01%&) 0"$& *$ (-1.& V;*+5 >W5 :-& A1(& "4 %-&
%'#$01%&) 0"$& ,&1(#'&) K5> , *$ )*1,&%&'/ %-& #..&' 0"$&
mitA1(&
Luft
als Medium, Cherenkov Strahlung aussenden. Diese wird aus einer Höhe von ca.
,&1(#'&) X5> , *$ )*1,&%&'/ 1$) %-& -&*+-% 81( > ,5 :"
2*+-%/ <K .-"%",#2%*.2*&'(
100",,")1%&) (3,,&%'*9
10 '&0"')
km innerhalb
von Nanosekunden
Richtung!"#$%&
Erde
gestrahlt wo sie von den Teleskopen
'( R1'+& %"%1291A("'.%*"$ !-&'&$6"7 0"#$%&'5
01223 1A"#% %-& 0"$& 1Y*( "$ *%( (#'410& 8&'& #(&)5 :-& *$$&'
registriert
wird. Da nur einige wenige Photonen pro m2 am Boden ankommen können nur
%1$6 (#'410& 81( .1*$%&) 8-*%& %" .'&7&$% %-& 8122 4'",
,3(%&'*"#( .1'%*02&
*$ ,1$3 '&(.&0%(/
&Y-*A*%*$+ 1$ &Y%'&,&23
%-& '1)*1%*"$
%-1% )*) $"% *,,&)*1%&23
4*$)kein
*%( 813Mondlicht)
bei1A("'A*$+
optimalen
Bedingungen
(d.h. z.B.
Messungen
vorgenommen
werden
8&16 *$%&'10%*"$ 8*%- "%-&' &2&,&$%1'3 .1'%*02&(5 :-& +*+1$9
*$%" %-& .-"%",#2%*.2*&'(5 :-& 81%&' 4*22*$+ %-& 410*2*%3 81(
(ca..#'*4*&)
10004"'h%-&im(1,&
Jahr).
%*0 (*C& "4 %-& 0"#$%&' .&',*%( '&0"')*$+ *$)*7*)#12 1$)
.#'."(&/ %" ,*$*,*C& 1A("'.%*"$ "4 %-&
*$4'&P#&$% &7&$%( "4 %-& *$%&'10%*"$ "4 $&#%'*$"( 8*%- .'"%"$(
L17*2"7O!-&'&$6"7 '1)*1%*"$5
1$) $&#%'"$( *$ %-& 1%",*0 $#02&* "4 %-& &2&,&$%( %-1% ,16&
Z$ &$%&'*$+ %-& 7"2#,& "4 (#0- 1 0"#$%&'/ 1 -*+-9&$&'+3
#. 81%&' V"Y3+&$ 1$) -3)'"+&$W5 ;1(% 0-1'+&) .1'%*02&( 1'&
.1'%*02& .'")#0&) 1$ &2&0%'"$O.-"%"$ "' &2&0%'"$O$#02&#(
.'")#0&) *$ %-& 0"22*(*"$ "4 &$&'+&%*0 $&#%'*$"( 8*%- $#02&"$(5
(-"8&'5 ;'", %-& *$%&+'12 L17*2"7O!-&'&$6"7 +2"8 .'"9
:-& 41(% .1'%*02&( .'")#0& L17*2"7O!-&'&$6"7 '1)*1%*"$ *$
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%-&*' .1((1+& %-'"#+- %-& 81%&' 0"2#,$ "4 %-& 0"#$%&'5 :-&
.'*,1'3 .1'%*02& &$&'+35
Ein weiteres
ist4"'der
Neutrino
De:-*( 0"#$%&'Beispiel
81( ".&'1%&)
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#(&)/
*$ .1'%*0#21'/
%" *$7&(%*+1%& ,#2%*.2& .'")#0%*"$
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Super-Kamiokande
(s. Abb.
7).*$
<="#$)&'%# #&'$)&=>
-*+-9&$&'+3 $#02&1' *$%&'10%*"$( [<\]5 F$ %-& ,*)9<=KQ(/ %-&
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Es 0"#$%&'
handelt
sich m Grunde
ein%-*(Tank,
der
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T% %-1% %*,&/
81( %-& 8"'2)E(
21'+&(% !-&'&$6"7 0"#$%&'5
3.2 Super-Kamiokande
mit 50 000 t hochreinem Wasser gefüllt
!!!
ist und an der Oberfläche mit PhotomulF$ <==K/ 1 +*+1$%*0 !-&'&$6"7 )&%&0%"' 81( .#% *$%"
tipliern
ausgekleidet ist. Um die, beim
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A&$&1%%-&
(#'410& "4 %-&
U1'%- *$
%-& _1,*"61 '&+*"$/
1A"#%
H.E.S.S. Teleskop
noch
essentielle,
kosmi\QQ 6, $"'%- "4 :"63"5 :-& )&%&0%"' *( 1 032*$)'*012 %1$6 "4
sche
Strahlung
abzuschirmen
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V;*+5 KW5 :-& %1$6liegt
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tektor
1 km
unter 1$)
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Erdoberfläche.
81%&' A&*$+ 01'&4#223 .#'*4*&) %" ,*$*,*C& %-& 1A("'.%*"$ 1$)
Die(01%%&'*$+
Cherenkov
wird
"4 2*+-% *$Strahlung
*%5 R"01%&) "$ %-&
8122(hier
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4"' .'"%"$mit
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geringen
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*,."'%1$%
Wasser
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wechselwirken
so
)*(0"7&'*&(W *$ $&#%'*$" .-3(*0(5 :-& $&#%'*$" *( (%*22 1
A&#B
!"#$%& )( a1%&' !-&'&$6"7 )&%&0%"'/ >Q %-"#(1$) %"$( "4 81%&'/
<<XQQ .-"%",#2%*.2*&'( VBb(W5
Abbildung 7: Super-Kamiokande
geladene Teilchen entstehen lassen. Diese
führen dann bekannterweise zu Cherenkov
Strahlung die mit den Photomultipliern aufgezeichnet wird. Aus dem Durchmesser der
„Kegelböden“ und der Schärfe der Ränder (s. Abb. 8) kann man Rückschlüsse auf die
detektierten Teilchen ziehen (z.B. deren Masse).
8
Abbildung 8: Beispiel eines Events
9
Literatur
[1] url: www.wikipedia.org.
[2] Boris M Bolotovskii. “Vavilov – Cherenkov radiation: its discovery and application”.
In: Physics-Uspekhi 52.11 (2009), S. 1099. url: http://stacks.iop.org/10637869/52/i=11/a=R03.
[3] J V Jelley. “Cerenkov radiation and its applications”. In: British Journal of Applied
Physics 6.7 (1955), S. 227. url: http://stacks.iop.org/0508-3443/6/i=7/a=301.
[4] K. Kleinknecht. Detektoren für Teilchenstrahlung. Teubner Studienbücher Physik.
Vieweg+Teubner Verlag, 2005. isbn: 9783835100589. url: https://books.google.
de/books?id=Ythy5VR3TjkC.
[5] Ig. Tamm. “Radiation Emitted by Uniformly Moving Electrons”. English. In: Selected
Papers. Hrsg. von BorisM. Bolotovskii, VictorYa. Frenkel und Rudolf Peierls. Springer Berlin Heidelberg, 1991, S. 37–53. isbn: 978-3-642-74628-4. doi: 10.1007/9783-642-74626-0_3. url: http://dx.doi.org/10.1007/978-3-642-74626-0_3.
[6] Andrew Zangwill. Modern electrodynamics. Cambridge University Press, 2012.
10
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