Technische Universität München - Physik

PHYSIK-DEPARTMENT
Entwicklung eines Detektors zum
Nachweis der Protonen aus dem β-Zerfall
des Neutrons
Diplomarbeit
von
Christian Tietze
Lehrstuhl für Experimentalphysik E18
November 2009
Technische Universität
München
Zusammenfassung
Die Neutronenlebensdauer τn ist ein wichtiger Parameter zum Verständnis der Nukleosyntheseprozesse kurz nach dem Urknall. Auch im Standardmodell der Teilchenphysik spielt sie eine große Rolle beim Testen der
Unitarität der Cabbibo-Kobayashi-Maskawa Matrix.
Das Experiment PENeLOPE soll die bisher mit 885, 7 ± 0, 8 s unzureichend bestimmte Lebensdauer daher mit höherer Genauigkeit erneut messen. Dazu werden ultrakalte Neutronen in einer 700 dm3 großen magnetogravitativen Falle eingeschlossen; die Lebensdauer wird sowohl über die
Anzahl der verbleibenden Neutronen nach Ablauf der Speicherzeit als
auch über den direkten Nachweis der Zerfallsprotonen ermittelt. Die Entwicklung eines großflächigen Detektors für die effiziente Zählung niederenergetischer Protonen (≤ 40 keV), der auch unter den vorliegenden
Umgebungsbedingungen zwischen supraleitenden Spulen bei hohem Magnetfeld von ca. 0, 6 T und niedriger Temperatur von ca. 20 K funktioniert,
stellt dabei eine große Herausforderung dar.
In dieser Arbeit wird die bestehende Idee zur Verwirklichung des Detektors getestet und weiterentwickelt. Die Protonen sollen eine Schicht
aus reinem Cäsiumiodid (CsI) zur Szintillation anregen. Die entstandenen Photonen werden über Lichtleiter gesammelt und von großflächigen
Lawinenphotodioden (LAAPDs) nachgewiesen. Eigenschaften des Cäsiumiodids und der LAAPD bei kryogenen Temperaturen werden untersucht, ebenso wie alternative Konzepte der Detektorgeometrie mit verschiedenen Kombinationen aus Lichtleiter und Szintillator, wie Plastikszintillatoren oder ein massiver CsI-Kristall. Dazu werden Simulationen
im Raytracing-Programm FRED zur effizienten Abbildung des Szintillationslichts auf die LAAPD durchgeführt.
Neben Messungen mit radioaktiven Quellen zur Charakterisierung des
Testdetektors konnte der paff -Beschleuniger benutzt werden, um Protonen auf bis zu 40 keV zu beschleunigen und auf den auf 30 K gekühlten
Probedetektor zu schießen. Damit gelang der Nachweis des Szintillationslichtes der niederenergetischen Protonen im CsI-Kristall mittels LAAPD,
auch wenn die Lichtausbeute mit ca. 23 in der LAAPD erzeugten ElektronLoch-Paaren pro Proton nur knapp über der Nachweisgrenze liegt.
Bis zum einsatzbereiten Detektor für PENeLOPE wird noch einige Entwicklungsarbeit nötig sein. Die Protonen deponieren zu wenig Energie,
um sie bei nicht idealer Lichtsammlung im großflächigen Detektor effizient nachweisen zu können.
Abstract
The neutron lifetime τn is an important parameter to understand the processes of primordial nucleosynthesis. Furthermore it plays a crucial role
in the Standard Model of particle physics when testing the Cabbibo-Kobayashi-Maskawa matrix on unitarity.
The experiment PENeLOPE is supposed to measure the lifetime again
with higher precision, as it is with 885.7 ± 0.8 s insufficiently determined
up to now. Therefore ultra-cold neutrons are confined in a 700 dm3 large
magneto-gravitational trap; the lifetime is determined by both, counting
the remaining neutrons after one storage cycle and the time-resolved detection of the decay protons. The developement of a large-area detector
for the efficient counting of low-energy protons (≤ 40 keV) which also
works under the extrem conditions between superconducting coils with
high magnetic field of 0.6 T and low temperature of 20 K represents a big
challenge.
In this work the existing idea of implementing the detector will be
tested and developed further. The protons are supposed to scintillate in a
layer of pure cesium iodide (CsI). The generated photons are collected by
light guides and focussed on large-area avalanche photodiodes (LAAPDs).
Characteristics of the cesium iodide and the LAAPD at cryogenic temperatures are examined, as well as alternative concepts of detector geometry
with various combinations of light guide and scintillation material, like
plastic scintillators or solid CsI crystals. For that purpose simulations of
efficient light transport to the LAAPD are performed with the raytracing
software FRED.
In addition to measurements with radioactive sources for characterising the test detector, the paff accelerator could be used to accelerate protons to energies of up to 40 keV and shoot them onto the detector position,
which can be cooled down to 30 K by a cold head. Hereby the possibility of detecting the scintillation light of low-energy protons in CsI with
LAAPDs is proven. Nevertheless, the light yield of about 23 electron-holepairs generated in the LAAPD per proton is only marginal above the limit
of detection.
Until the detector is ready for operation in PENeLOPE some development work is still necessary. The protons deposit too little energy to be
able to detect them efficiently when the light collection is not optimized.
Inhaltsverzeichnis
1
Einführung
1.1 Das Neutron . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 Neutronenlebensdauer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3 Ultrakalte Neutronen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1
1
2
4
2
PENeLOPE
2.1 Prinzip des Lebensdauerexperimentes . . . . . . . . . . . . .
2.2 Anforderungen an den Protonendetektor . . . . . . . . . . .
7
7
9
3
Der Protonenbeschleuniger paff
3.1 Aufbau des Beschleunigers . . . . . .
3.2 Charakterisierung des Beschleunigers
3.2.1 Strahlzusammensetzung . . . .
3.2.2 Protonenspektrum . . . . . . .
3.2.3 Visualisierung des Strahls . . .
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11
11
13
13
14
16
4
Lawinenphotodioden
19
4.1 LAAPDs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
4.2 Messung des Dunkelstromes . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
4.3 Verwendung in PENeLOPE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
5
Protonendetektion
5.1 Grundlegendes Detektorkonzept . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2 Cäsiumiodid als Szintillator . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2.1 Bändermodell im Kristall . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2.2 Modell zur Beschreibung der Temperaturabhängigkeit der Szintillation im Cäsiumiodid . . . . . . . . .
5.2.3 Messung des Temperaturverlaufes der Szintillationseffizienz im CsI . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2.4 Analyse der Ergebnisse . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2.5 Absolute Photonenausbeute bei Raumtemperatur . .
I
23
23
27
27
29
30
32
33
INHALTSVERZEICHNIS
5.3
5.4
5.5
6
7
Plastikszintillatoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3.1 Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3.2 Messung des Temperaturverlaufs der Szintillationseffizienz im Plastikszintillator . . . . . . . . . . . . . .
Simulationen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.4.1 SRIM-Simulationen zur Energiedeposition im Szintillator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.4.2 FRED-Simulationen zur Lichtsammlungseffizienz . .
Gesamteffizienz der Szintillator-LichtleiterKombinationen .
Detektortests
6.1 Vorüberlegungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.1.1 Verwendete Elektronik . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.1.2 Abschätzung der Höhe eines Szintillationssignales .
6.1.3 Bestimmung der Photonenanzahl über die Halbwertsbreite eines LED-Pulses . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2 Messungen bei Bestrahlung mit einer
α- Mischquelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2.1 Thalliumdotiertes Cäsiumiodid (CsI(Tl)) . . . . . . .
6.2.2 Plastikszintillator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2.3 Undotiertes Cäsiumiodid (CsI) . . . . . . . . . . . . .
6.3 Messungen bei Bestrahlung im Protonenstrahl . . . . . . . .
6.3.1 Aufgedampfte Cäsiumiodidschicht . . . . . . . . . .
6.3.2 Cäsiumiodidkristalle . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
34
34
34
36
36
37
45
49
49
49
49
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57
57
59
Zusammenfassung und Ausblick
67
7.1 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
7.2 Ausblick . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69
Abbildungsverzeichnis
73
Literaturverzeichnis
78
II
Kapitel 1
Einführung
1.1
Das Neutron
Abbildung 1.1: Neutronenzerfall im Quarkmodell [Pic08]. Ein d-Quark
wandelt sich unter Erzeugung eines W− -Bosons in ein u-Quark um. Das
Boson zerfällt in Elektron und Elektron-Antineutrino.
Neutronen bilden, zusammen mit Protonen und Elektronen, die Grundbausteine der Materie. Während die Elektronenhülle den Kern umgibt, ist
dieser zusammengesetzt aus einfach positiv geladenen Protonen und elektrisch neutralen Neutronen. So gebunden kann das Neutron stabil sein;
im freien Zustand zerfällt es jedoch über die schwache Wechselwirkung.
Es ist aufgebaut aus einem Up-Quark mit + 23 und zwei Down-Quarks
mit jeweils − 13 der Elementarladung. Beim Betazerfall ist nur eines der
Down-Quarks beteiligt; es wandelt sich unter Wechselwirkung mit einem
W− -Austauschboson in ein Up-Quark um und aus dem Neutron n wird
1
1.2. NEUTRONENLEBENSDAUER
Abbildung 1.2: Energieverteilung von Elektronen (links) und Protonen
(rechts) nach dem β-Zerfall des freien Neutrons [Pic08]. Die Elektronenenergie kann maximal 783 keV betragen, die der Protonen 751 eV.
ein Proton p. Dabei entstehen als weitere Zerfallsprodukte ein Elektron e−
und ein Elektron-Antineutrino νe , siehe Abb. 1.1. Die frei werdende Energie von 0, 783 MeV verteilt sich auf die Zerfallsprodukte
n → p+ + e− + νe + 0, 783 MeV.
(1.1)
In diesem Dreikörperzerfall ist die Energie der Produkte kontinuierlich
verteilt, es treten keine diskreten Linien im Spektrum auf. Vielmehr können alle Werte zwischen 0 und einer für jedes Teilchen spezifischen Maximalenergie Emax auftreten. Diese liegt für die Elektronen bei 783 keV und
für die Protonen bei 751 eV, siehe Abb. 1.2.
1.2
Neutronenlebensdauer
Dem β-Zerfall ist, wie jedem radioaktiven Zerfall, eine gewisse Halbwertszeit und somit auch eine Lebensdauer τn des freien Neutrons zugeordnet.
Diese ist mit τn = 885, 7 ± 0, 8 Sekunden erstaunlich ungenau bestimmt;
die einzelnen Messungen variieren deutlich um den Mittelwert der Particle Data Group [PDG], der von Arzumanovs Wert 885, 4 ± 1, 0 s [A+ 00]
am meisten beeinflusst ist. Serebrovs jüngste Messung weicht mit 878, 5 ±
0, 8 s [S+ 05] dagegen deutlich davon ab, siehe Abb. 1.3. Eine möglichst
genaue Kenntnis der Lebensdauer ist jedoch notwendig, z.B. im Standardmodell der Teilchenphysik, um die Unitarität der Cabibbo-Kobayashi-Mas2
KAPITEL 1. EINFÜHRUNG
Abbildung 1.3: Bisherige Messungen der Neutronenlebensdauer. Serebrovs Ergebnis [S+ 05] weicht vom Mittelwert deutlich ab. Dewey [D+ 03]
und Nico [N+ 05] liegen mit 886, 8 ± 1, 2 ± 3, 2 s bzw. 886, 3 ± 1, 2 ± 3, 2 s
gut im Mittelwert [PDG].
3
1.3. ULTRAKALTE NEUTRONEN
kawa-Matrix (CKM)
 0  
 

|d i
|di
Vud Vus Vub
 |s0 i  =  Vcd Vcs Vcb  •  |si 
|b0 i
Vtd Vts Vtb
|bi
zu testen. Die CKM -Matrix verbindet die Masseneigenzustände |di, |si, |bi
mit den Eigenzuständen |d0 i, |s0 i, |b0 i der schwachen Wechselwirkung. Unitarität ist nun gewährleistet, wenn gilt
|Vud |2 + |Vus |2 + |Vub |2 = 1.
(1.2)
Dabei kann das Matrixelement Vud bestimmt werden aus τ n und λ über
|Vud |2 =
4908, 7 ± 1, 9 1
· s,
τn
1 + 3λ2
(1.3)
siehe [S+ 08]. λ ist definiert durch das Verhältnis der Kopplungsstärken g A
und gV ,
λ = g A /gV .
(1.4)
Weitere Gebiete, in denen die Neutronenlebensdauer von Bedeutung
ist, sind die Kosmologie und die Astrophysik. Hier bestimmt sie über das
Verhältnis von Protonen zu Neutronen maßgeblich die Nukleosynthese in
den ersten Minuten nach dem Urknall [M+ 05].
1.3
Ultrakalte Neutronen
Beim Umgang mit Neutronen spielt deren Energie eine große Rolle. Von
den schnellen Spaltneutronen mit einigen MeV bis hin zu den ultrakalten
Neutronen (UCN) mit Energien von wenigen neV decken sie einen großen
Energiebereich ab. UCN besitzen definitionsgemäß die Eigenschaft, dass
sie von bestimmten Materialien unter allen Einfallswinkeln vollständig reflektiert werden. Dies ist - natürlich abhängig vom Fermi-Potential [G+ 91]
des jeweiligen Materials - unter etwa 250 neV der Fall. Somit ergibt sich die
Möglichkeit, UCN in einer Materieflasche einzusperren und zu speichern.
Ein weiteres Einschlussverfahren benutzt das magnetische Moment
µn = −60, 4 neV/ T,
(1.5)
welches Neutronen trotz ihrer fehlenden elektrischen Ladung besitzen. In
einem inhomogenen Magnetfeld der Flussdichte B wirkt auf sie die Kraft
F
~ µ~n · ~B).
~F = ∇(
(1.6)
4
KAPITEL 1. EINFÜHRUNG
Die Richtung der Kraft hängt dabei von der Ausrichtung des magnetischen Moments ab. Ist µ~n parallel zu ~B, so spricht man von „Low-FieldSeekern“, die Neutronen bewegen sich hin zu niedrigeren Feldern. „HighField-Seeker“ bewegen sich analog dazu in entgegengesetzter Richtung.
Eine magnetische Flasche, deren Feld in den Randbereichen bis auf 2 Tesla ansteigt, wird Low-Field-Seeker mit bis zu 120 neV somit zuverlässig
speichern. Allerdings müssen Feldänderungen adiabatisch erfolgen,
d~
dt B
|~B|
<< ωLarmor
(1.7)
um einen Spinflip zu verhindern. Ebenso darf das Feld nirgends im Speichervolumen vollständig verschwinden, da sonst die Polarisation der Neutronen nicht erhalten bleibt. Die relative Feldänderung, die das Neutron
beim Flug entlang seiner Bahn erfährt, muss deutlich kleiner sein als die
Larmorfrequenz ωLarmor der Gyrationsbewegung, die der Spin im Magnetfeld beschreibt. Bei etwa 100 neV liegt auch die potentielle Energie,
die die Neutronen im Gravitationsfeld der Erde bei einer Höhenänderung
um einen Meter gewinnen. Also ist auch der Einschluss durch eine nach
oben offene Flasche möglich.
5
1.3. ULTRAKALTE NEUTRONEN
6
Kapitel 2
PENeLOPE
2.1
Prinzip des Lebensdauerexperimentes
Die Lebensdauer des freien Neutrons soll mit dem neuen Speicherexperiment PENeLOPE (Precision Experiment on the Neutron Lifetime Operating with Proton Extraction) auf 0, 1 s genau bestimmt werden. Dazu soll
sowohl die Anzahl der verbliebenen Neutronen nach verschieden langen Speicherzeiten bestimmt werden, als auch direkt während der Speicherung die Zahl der entstehenden Zerfallsprotonen aufgenommen werden [Pic08]. Der Aufbau des Experiments besteht aus einer zylindrischen,
700 dm3 großen Flasche mit einem Durchmesser von 1 m und einer Höhe von 1, 1 m, siehe Abb. 2.1. Die Wände sind mit einem Material hohen
Fermi-Potentials beschichtet, nach oben ist sie offen, um Platz für den Protonendetektor zu lassen. Der Neutroneneinschluss geschieht hier durch
Gravitation. Die ganze Anordnung ist von einer komplizierten Konfiguration supraleitender Spulen umgeben, die für das benötigte Magnetfeld
sorgen. Dabei erzeugen die äußeren Spulen den Feldgradienten; die Richtung des Stromflusses in zwei aufeinander folgenden Spulen ist jeweils
entgegengesetzt, wobei die Stromstärke in der einen Richtung etwas höher ist, um ein verbleibendes Nettofeld zu erhalten. Dieses erleichtert die
Extraktion der Protonen, die entlang der Feldlinien zum Detektor geführt
werden. Die Spulen der Bodenplatte schließen das Volumen nach unten
ab und versperren durch ihr Feld gleichzeitig den Weg der Neutronen
durch den Füllschlitz, der sich am äußeren Rand des Bodens befindet. Ein
stromdurchflossener Leiter, der zentral entlang der Achse durch das Volumen läuft, vermeidet feldfreie Regionen. Allerdings muss diese „Rennbahnspule“ wiederum durch das Gradientenfeld der inneren Spulen vor
Neutronen geschützt werden.
7
2.1. PRINZIP DES LEBENSDAUEREXPERIMENTES
Abbildung 2.1: PENeLOPE. Schematische Ansicht des Versuchsaufbaus [Pic08]. Die Neutronen befinden sich im Speichervolumen; die dort
entstehenden Protonen werden nach oben extrahiert und treffen auf den
Detektor.
Diese werden bei ausgeschaltetem Feld durch den Schlitz eingefüllt
und für ca. 100 s nur durch das Fermi-Potential der Wände eingeschlossen.
Dabei wird das Spektrum bereinigt, indem schnellere Neutronen durch
einen Absorberring in einer Höhe von ca. 60 cm über dem Boden absorbiert werden. Das soll die nur leicht gebundenen Neutronen höherer Energie entfernen, die das Messergebnis verfälschen würden, siehe [Pic08].
Die übrig gebliebenen Neutronen werden durch das jetzt hochgefahrene Magnetfeld eingeschlossen. Zerfallsprotonen werden entlang der Feldlinien nach oben zum Detektor geleitet, ein Elektrodensystem an den Wänden des Speichervolumens verbessert die Extraktion [Fra09]. Durch ein
elektrisches Potential von −40 keV werden sie auf detektierbare Energien
8
KAPITEL 2. PENELOPE
beschleunigt. Nach Ablauf der Speicherzeit wird die Flasche geleert und
die verbleibenden Neutronen werden detektiert. Dann kann der Zyklus
wiederholt werden.
2.2
Anforderungen an den Protonendetektor
Die Detektion der Zerfallsprodukte spielt eine entscheidende Rolle, bietet
sie doch die Möglichkeit, direkt während der Speicherung die Zerfallskurve der Neutronen zu beobachten. Hierbei stehen drei Teilchen zur Auswahl:
• Das Antineutrino scheidet aufgrund des viel zu geringen Wirkungsquerschnittes von vorneherein aus.
• Die Elektronen besitzen nach dem Zerfall Energien 0 ≤ E < 783 keV,
siehe Abb.1.2. Die Emissionsrichtung ist isotrop verteilt. Der Detektor kann nur einen kleinen Teil des Raumwinkels abdecken, nur die
Öffnung am oberen Ende der Flasche steht zur Verfügung. Eine Extraktion durch moderate elektrische Felder hin zum Detektor ist nur
sehr unvollständig möglich. Trotz des Magnetfelds erreichen nur 45%
der Elektronen den Detektor.
• Das Proton erhält im Zerfall maximal 751 eV. Eine Richtungsänderung und Extraktion ist durch Felder im kV-Bereich möglich. Magnetische Feldlinien zum Detektor unterstützen die Extraktionseffizienz, die hier etwa 70% beträgt. Nachbeschleunigung auf 40 keV
erleichtert die Detektion. Durch die Beschleunigung besitzen zudem
alle gemessenen Protonen in etwa die gleiche Energie. Dies erleichtert die Separation vom Untergrund.
Somit bietet sich das Proton als Teilchen für den direkten Nachweis des
Zerfalls an. Dennoch werden an den Detektor einige, teils sehr spezielle,
Anforderungen gestellt:
• Detektion von niederenergetischen Protonen
Es müssen 40 keV Protonen zuverlässig nachgewiesen werden. Eine noch höhere Beschleunigung durch elektrostatische Felder ist nur
schwer möglich.
9
2.2. ANFORDERUNGEN AN DEN PROTONENDETEKTOR
• Große Fläche
Es muss eine ringförmige, ca. 0, 3 m2 große Fläche abgedeckt werden
um eine möglichst hohe Effizienz zu erhalten; der Innendurchmesser
beträgt etwa 36 cm, der Außendurchmesser etwa 72 cm.
• Kryogene Temperatur
Aufgrund der Nähe zu den supraleitenden, mit flüssigem Helium
gekühlten Spulen, werden an der Detektorposition höchstens 20 K
herrschen. Gleichzeitig muss darauf geachtet werden, dass der Wärmeeintrag durch den Detektor nicht unnötig hoch ist.
• Betrieb in hohen magnetischen Feldern
Ebenfalls wegen der Spulen wird sich der Detektor im Feld von etwa
B ≈ 0, 6 T befinden.
• Ultrahochvakuum
Um Einflüsse auf die Lebensdauer des Neutrons und Verluste des
Protons bei seinem Weg zum Detektor zu vermeiden, muss im Tank
ein Vakuum von ca. 10−8 mbar bestehen.
• Diskrimination des Elektronensignals
Auch wäre es von Vorteil, wenn der Detektor nur sensitiv für die Protonen wäre, ohne auf die ebenfalls beim Zerfall entstehenden Elektronen zu reagieren; im Idealfall würden beide Teilchenarten detektiert werden, könnten aber unterschieden werden.
• Kosten
Nicht zuletzt spielen die Kosten des Detektors eine Rolle; sie sollten
sich natürlich in Grenzen halten.
10
Kapitel 3
Der Protonenbeschleuniger paff
3.1
Aufbau des Beschleunigers
Zum Detektortest stand der Beschleuniger paff (Proton Accelerator with
Femtoampere Flux) zur Verfügung [M+ 07]. Mit diesem können Protonen
auf Energien von bis zu 40 keV beschleunigt werden, die Energie, auf die
die Zerfallsprotonen im Experiment PENeLOPE nachbeschleunigt werden
sollen.
Der Beschleuniger besteht aus vier Sektoren, jeweils getrennt durch
einen Vakuumschieber, siehe Abb. 3.1. Jeder Abschnitt wird durch eine eigene Kombination aus Vorpumpe und Turbomolekularpumpe evakuiert.
Ionenquelle
Der erste Abschnitt dient zur Erzeugung und Beschleunigung der Protonen. Hier wird Wasserstoffgas durch Elektronenstöße ionisiert. Als Ionenquelle dient die Extractor Ion Source IQE 11/35 von Specs [Spe]. Die
entstandenen positiv geladenen Ionen werden extrahiert und weiter beschleunigt, indem die gesamte Quelle auf Hochspannung von bis zu 40 kV
gelegt wird. Die Regelung der Strahlintensität geschieht sowohl durch die
Einstellung des Wasserstoffdrucks zwischen ca. 10−7 und 10−4 mbar, als
auch durch die Kontrolle des Extraktionsstromes. Da jedoch nicht nur
Protonen erzeugt werden, sondern überwiegend einfach positiv geladene Wasserstoffmoleküle H2+ (neben vielen weiteren Ionenarten) [Mül08],
wird der Strahl durch einen Separationsmagneten um 30◦ abgelenkt. Da
vor dem Magneten alle Ionen dieselbe Energie besitzen, lässt sich somit eine Trennung der Ionen nach deren Verhältnis von Ladung zu Masse erreichen und man erhält einen fast reinen Protonenstrahl. Dieser durchquert
11
3.1. AUFBAU DES BESCHLEUNIGERS
Abbildung 3.1: Skizze des paff -Beschleunigers mit den vier Hauptabschnitten [Mül08]. Dabei ist: Ionenquelle (1), Hochspannungskäfig (2), Isolator (3), Ablenkmagnet (4), Blende (5), Einzellinse (6), Irisblenden (7), Faraday Cup (8), MCP (9), Elektronenkanone (10), Steuermagnet (12), Ablenkmagnet (13) und Targetpositionen (10a und 10b).
nun den Diagnostikteil.
Strahldiagnostik
Hier durchfliegt der Strahl zuerst eine Blende aus vier Blechen, wobei auf
jedem der auftreffende und abfliessende Strom gemessen und somit die
Position des Strahles bestimmt wird. Im weiteren Verlauf dient eine elektrische Einzellinse zur Fokussierung und Defokussierung des Strahles an
der Detektorposition. Mit zwei Irisblenden, einstellbar zwischen 2 und 40
mm Durchmesser, kann der Strahl räumlich begrenzt werden. Mit einem
Faraday-Cup, der in den Strahl abgesenkt werden kann, bestimmt man
die Strahlintensität durch Messen des Stromflusses, der durch die auftreffenden Protonen hervorgerufen wird. Ebenfalls pneumatisch absenkbar
ist ein MCP-Detektor (microchannel plate) [G+ 08, Kle05]. Dieser zählt die
Anzahl der Protonen bei geringen Strahlintensitäten .
Elektronenstrahl
Oben auf dem Diagnostikteil sitzt eine Elektronenkanone, die einen Elektronenstrahl mit bis zu 15 keV Energie erzeugen kann. Dieser wird dann
12
KAPITEL 3. DER PROTONENBESCHLEUNIGER PAFF
durch ein Magnetfeld in den Protonenstrahl eingekoppelt. Durch gleichzeitige Bestrahlung des Detektors mit Protonen und Elektronen soll der
Zerfall des Neutrons in Proton und Elektron simuliert werden.
Targetposition
Schließlich trifft der Strahl auf den zu testenden Detektor. Dieser ist auf
einem Kaltkopf montiert und kann somit bis auf ca. 20 − 30 K gekühlt
werden, was die Bedingungen in PENeLOPE in der Nähe der supraleitenden Spulen simuliert. Zur Verbesserung des Vakuums und vor allem
um zu verhindern, dass das Restgas auf dem Detektor ausfriert, wird im
Detektorteil eine Kryopumpe bei 15 K betrieben.
3.2
Charakterisierung des Beschleunigers
3.2.1
Strahlzusammensetzung
10000
Zählrate
1000
100
10
1
0
5
10
15
20
25
30
rrelative
elative Ionenmasse
I o n e n m a sse
Abbildung 3.2: paff -Massenspektrum. Der höchste Peak bei m/e = 2 entspricht den H2+ Ionen, der zweithöchste den Protonen. Über diese beiden
bekannten Ionen wurde die Massenskala geeicht.
13
3.2. CHARAKTERISIERUNG DES BESCHLEUNIGERS
Zur Bestimmung der Strahlzusammensetzung wurde das Massenspektrum am Ausgang des Beschleunigers aufgenommen. Dazu wurde ein
mit Thallium dotierter Cäsiumiodidkristall, CsI(Tl), der Größe 10 × 10 ×
10 mm3 auf einen Photomultiplier montiert und ein 20 keV Protonenstrahl
erzeugt. Der Wasserstoffdruck in der Quelle lag bei 6, 0 · 10−6 mbar, der
Extraktionsstrom bei 100 µA. Dann wurde das Feld des Ablenkmagneten
durchgefahren und zeitgleich die resultierenden Zählraten am Photomultiplier aufgenommen. Über den Wert des Magnetfeldes kann jedem Peak
ein Verhältnis von Ionenmasse zu Ladung zugeordnet werden. In Abb. 3.2
ist das gesamte Spektrum dargestellt. Deutlich zu erkennen sind drei hohe Peaks bei ein, zwei und drei Masseneinheiten. Diese entsprechen H+ ,
H2+ bzw. H3+ . Weitere Maxima sind Folge spezieller Vorgänge in diesem
Beschleuniger [Mül08]. Bei Massen von ca. 13 − 17u treten ionisierte Moleküle des Restgases in Erscheinung, wie möglicherweise CH+ , N+ , NH+ ,
O+ und OH+ . Bei 28 Masseneinheiten tritt noch N2+ auf.
3.2.2
Protonenspektrum
Des Weiteren wurde mit demselben Versuchsaufbau ein Spektrum des
Protonenpeaks aufgenommen, allerdings jetzt mit 40 keV Protonen. Zur
Energieeichung wurde der Kristall zusätzlich mit den radioaktiven Quellen 133 Barium und 241 Americium bestrahlt; die Spektren sind in Abb. 3.3
aufgetragen. Deutlich sichtbar sind hier neben den Protonen jeweils zwei
Linien der beiden Quellen. Diese können beim Barium der Gammalinie
81 keV und der Röntgenlinie bei 31 keV zugeordnet werden. Beim Americium findet man eine Gammalinie bei 59, 5 keV und zwei Röntgenlinien bei
etwa 13, 9 und 17, 8 keV. Die Gammalinien entstehen als direkte Folge des
radioaktiven Zerfalls durch Abregung des Tochterkerns. Diese kann jedoch auch über innere Konversion stattfinden, bei der der angeregte Kern
direkt seine Energie an ein Elektron der Hülle abgibt und es somit aus dem
Atom entfernt. Vorzugsweise sind dies Elektronen der s-Orbitale, die eine genügend große Aufenthaltswahrscheinlichkeit im Kern besitzen. Der
freigewordene Platz wird durch ein Elektron einer höheren Schale aufgefüllt. Somit können auch bei Kernprozessen Röntgenlinien auftreten. In
Abb. 3.4 sind die Energien der Linien gegen die Position der Peaks aufgetragen. Dem Protonenstrahl würden somit 36, 4 ± 2, 1 keV zugeordnet
werden, was nicht weit entfernt von den angelegten 40 keV liegt. Die Diskrepanz lässt sich einerseits durch eine inaktive Schicht an der Oberfläche
des Kristalls erklären (Hygroskopie ), in der die Protonen aufgrund ihrer
geringeren Reichweite mehr Energie verlieren, andererseits spielt Quen14
KAPITEL 3. DER PROTONENBESCHLEUNIGER PAFF
500
Americium
450
Untergrund
400
Barium
350
Protonen
Zählrate
300
250
200
150
100
50
0
0
100
200
300
400
500
600
700
800
900 1000 1100 1200 1300 1400 1500
Kanalnummer
Abbildung 3.3: Energieeichung des Protonenstrahls mithilfe der Gammaquellen 241 Americium und 133 Barium. Die Spektren wurden mit einem
CsI(Tl)-Kristall auf einem Photomultiplier aufgenommen.
15
3.2. CHARAKTERISIERUNG DES BESCHLEUNIGERS
100
90
80
70
60
50
40
30
20
10
0
0
100
200
300
400
500
600
700
800
900
1000
Kanalnummer
Abbildung 3.4: Kurve zur Energieeichung des Protonenstrahls. Die Fehler
über den Fit der Peakposition sind kleiner als die Datenpunkte.
ching eine Rolle: Stärker ionisierende Teilchen erzeugen im Szintillator
weniger Photonen pro deponierter Energie als schwach ionisierende.
3.2.3
Visualisierung des Strahls
Zur Visualisierung des Strahls wurde ein Phosphorschirm benutzt. Die
grünliche Fluoreszenz des auftreffenden Strahles konnte mit Hilfe einer
Digitalkamera beobachtet werden. Während der H2+ Peak in Abb. 3.5 noch
gut zu beobachten ist, ist der H+ Peak in Abb. 3.6 nur noch sehr schwer
wahrzunehmen. Das längliche Strahlprofil wird durch den Ablenkmagneten und mangelnde vertikale Fokussierung erzeugt.
16
KAPITEL 3. DER PROTONENBESCHLEUNIGER PAFF
Abbildung 3.5: Fluoreszenz des H2+ Strahls auf dem Phosphorschirm. Das
Abbild des Strahls ist hell genug, um auch bei Umgebungslicht noch etwas
erkennen zu können. Gut ist die räumliche Ausdehnung zu sehen.
Abbildung 3.6: Fluoreszenz des Protonenstrahls auf dem Phosphorschirm.
Die Intensität des Protonenstrahles ist deutlich geringer als die der H2+ Ionen. Auch bei völlig abgedunkeltem Schirm ist nur ein schwaches
Leuchten zu erkennen.
17
3.2. CHARAKTERISIERUNG DES BESCHLEUNIGERS
18
Kapitel 4
Lawinenphotodioden
4.1
LAAPDs
Zur Detektion des Szintillationslichtes sollen LAAPDs (large area avalanche photodiodes) verwendet werden. Photomultiplier kommen aufgrund
der Anforderungen, gekühlt und in der Nähe hoher magnetischer Felder
betrieben zu werden, nicht in Frage. Abbildung 4.1 zeigt den Aufbau der
Abbildung 4.1: Aufbau der für das CMS Kalorimeter entwickelten S8148
von Hamamatsu [Ren09].
S8148 reverse reach-through LAAPD von Hamamatsu [L+ 89]. Lawinendioden (LAAPD) werden in Sperrrichtung betrieben, die angelegte Spannung beträgt ca. 400 V. Das einfallende Photon erzeugt ein Elektron-Loch19
4.2. MESSUNG DES DUNKELSTROMES
Paar. Im hohen elektrischen Feld am p-n Übergang wird das Elektron so
weit beschleunigt, dass es ein weiteres Elektron-Loch-Paar erzeugen kann.
Beide Elektronen werden daraufhin weiter beschleunigt und erzeugen eine Lawine, die detektiert werden kann. LAAPDs sind weitgehend unempfindlich gegenüber magnetischen Feldern und können auch bei tiefen
Temperaturen betrieben werden; dabei hängen Durchbruchspannung und
Verstärkung stark von der Temperatur ab.
4.2
Messung des Dunkelstromes
Abb. 4.2 zeigt die Abhängigkeit des Dunkelstromes von der angelegten
S8664 Kennlinien
100
Strom [nA]
10
1
0,1
0,01
310
330
350
370
390
410
430
450
310K
300K
290K
280K
270K
260K
250K
240K
230K
220K
240K
230K
220K
200K
180K
160K
140K
120K
100K
80K
60K
40K
20K
Spannung [V]
Abbildung 4.2: Dunkelstromkennlinien der LAAPD S8664 für verschiedene Temperaturen. Für niedrige Temperaturen verläuft die U-I-Kennlinie
sehr steil. Die Messungenauigkeit der Strommessung beträgt 1 nA für die
Kurven im nA Messbereich, nach Umschalten des Messbereiches 10 pA.
Spannung für verschiedene Temperaturen für eine S8664 LAAPD von Hamamatsu. Die LAAPD war im Vakuum auf dem Kaltkopf des paff - Beschleunigers montiert. Als Spannungsquelle diente ein Fluke 415B High
20
KAPITEL 4. LAWINENPHOTODIODEN
Voltage Power Supply; das Amperemeter war ein TGEM 00, in dem an
einem in Serie geschalteten Widerstand, entweder 1 MΩ oder 100 MΩ,
die abfallende Spannung gemessen wird. Für den 1 MΩ-Widerstand geht
der Messbereich von 1 bis 2000 nA, für den 100 MΩ-Widerstand von 10
bis 20000 pA. Die Kurven für 220 − 240 K wurden doppelt gemessen, da
in diesem Bereich ein Umbau des Messbereiches des Amperemeters nötig war. Bei höheren Temperaturen wurde mit dem 1 MΩ Widerstand gemessen, bei tiefen Temperaturen wurde der 100 MΩ Widerstand eingebaut. Bestimmt man nun für jede Temperatur die entsprechende Betriebsspannung, bei der der Dunkelstrom 100 nA bzw. 10 nA für tiefe Temperaturen überschreitet, so erhält man Abb. 4.3. Die Tatsache, dass sich das
460
440
anlegbare Spannung [V]
420
400
380
360
340
320
300
0
50
100
150
200
250
300
350
Temperatur [K]
Abbildung 4.3: Betriebsspannung der LAAPD in Abhängigkeit von der
Temperatur. Die verschiedenen Farben zeigen die verwendeten Messbereiche des Amperemeters an. Der Fehler in der Spannung liegt in der Größenordnung ein Volt und ist somit kleiner als die Markierung.
Verhalten der LAAPD mit der Temperatur ändert, hängt mit der Phononendichte in der Verstärkungszone zusammen. Bei niedriger Temperatur
sind weniger Phononen angeregt, so dass die beschleunigten Elektronen
nun ihre Energie hauptsächlich durch Anregung von weiteren ElektronLoch-Paaren verlieren. Der Anteil des Energieverlustes durch Phononen21
4.3. VERWENDUNG IN PENELOPE
streuung entfällt. Somit ist nun auch schon bei niedrigerer Temperatur eine Lawinenausbildung möglich. Bei etwa 60 K, einem Zehntel der DebyeTemperatur Θ D des Siliziums [Kit05], sind die Phononen vollständig ausgefroren, deshalb flacht die Kurve in diesem Bereich ab [Mül08].
4.3
Verwendung in PENeLOPE
Die LAAPDs sind im Originalzustand mit einem Epoxidharz beschichtet; bei Abkühlung entstehende mechanische Spannungen können zum
Bruch der Module führen. Deshalb dürfen nur Dioden verwendet werden, bei denen die Epoxidschicht in einem Schwefelsäurebad weggeätzt
wurde. Dadurch liegen sowohl die aktive Fläche als auch das goldene
Kontaktdrähtchen frei, was die mechanische wie optische Ankopplung an
den Szintillatorkristall oder Lichtleiter sehr erschwert. Auch reagiert die
LAAPD unbeschichtet empfindlicher auf Umwelteinflüsse. Die Verwendung von optischem Fett ist nicht mehr möglich. Ebenso zeigt sich , dass
jetzt α-Teilchen und niederenergetische Protonen Signale in der LAAPD
erzeugen und diese sogar zerstören können [L+ 05]. In Abb. 4.4 sind die
Abbildung 4.4: LAAPD Hamamatsu S8148 mit 5 × 5 mm2 aktiver Fläche
nach entfernen der Epoxidschicht.
frei liegende aktive Fläche sowie links das Bonding-Drähtchen gut zu erkennen.
22
Kapitel 5
Protonendetektion
5.1
Grundlegendes Detektorkonzept
Abbildung 5.1: Links: Eines der 42 Detektorsegmente mit CsIBeschichtung (gelb) und adiabatischem Lichtleiter mit LAAPD (rot).
Rechts: Einbau des Detektors in PENeLOPE. Blick von schräg unten auf
die Detektoranordnung. Jeweils sieben Trapeze sind zu einem 60◦ Segment zusammengefasst.
Eine Variante zur Realisierung des Detektors in PENeLOPE benutzt
die Szintillation eines geeigneten Materials unter Protonenbeschuss. Die
ringförmige Detektorfläche wird in Trapezsegmente zerlegt, deren Unter23
5.1. GRUNDLEGENDES DETEKTORKONZEPT
seite mit dem Szintillator beschichtet ist. Die Segmente dienen gleichzeitig
als Lichtleiter und transportieren die Photonen zur Außenseite; von hier
aus werden sie durch adiabatische Lichtleiter auf die rechteckige Form der
großflächigen Lawinenphotodioden fokussiert. Abbildung 5.1 zeigt neben
einem einzelnen Segment den Einbau des Detektors in PENeLOPE. Für
den Szintillator ist pures Cäsiumiodid (CsI) aufgrund der guten Lichtausbeute bei niedrigen Temperaturen das Material der Wahl, als Lichtleiter
soll UV-transparentes Acrylglas verwendet werden. Jedoch bereitet diese
Kombination einige Schwierigkeiten:
• Das Szintillationslicht von reinem CsI hat sein Intensitätsmaximum
für 300 K bei 315 nm, gekühlt auf 77 K bei 340 nm [W+ 90]; als Lichtleiter kann deshalb normales Acrylglas nicht verwendet werden. Sogar für spezielles UV-transparentes Acrylglas liegt die Grenze der
Transmission etwa in dem Bereich, die Absorptionskurve steigt dort
steil an. Nach Abb. 5.2 beträgt die Absorptionskonstante hier etwa
Abbildung 5.2: Transmissionskurve für UV-transparentes Acrylglas [Eljb].
In blau und violett ist die wellenlängenabhängige Transmission durch
18 mm bzw. 105 mm dicke Proben von UV-transparentem Acrylglas aufgetragen. Zum Vergleich gibt die schwarze Kurve die Transmission in einer
18 mm dicken Schicht handelsüblichen Acrylglases an.
24
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
λa = 10/m; nach 0, 1 m ist die Intensität schon auf 1/e abgefallen. Lange Lichtleiter sind somit kaum verwendbar, vor allem der
adiabatische Lichtleiter sollte so kurz wie möglich gehalten werden.
Auch muss die Wellenlänge bei der Auswahl von optischem Fett zur
Kopplung an die LAAPD berücksichtigt werden, sofern optisches
Fett bei tiefen Temperaturen transparent bleibt und die unbeschichtete LAAPD nicht beschädigt. Glauser [Gla03] beschreibt eine Trübung des optischen Fetts nach längerer Kühlzeit.
• Die benötigte dünne CsI-Schicht wird auf den Lichtleiter aufgedampft.
Dabei bildet sich keine homogene Schicht, CsI wächst vielmehr in
einer säulenförmigen Struktur, Abb. 5.3 Dies verringert die effekti-
Abbildung 5.3: Aufnahme der säulenartigen Struktur einer CsI-Schicht
[RMD]. Der Durchmesser einer Säule liegt im µm Bereich.
ve aktive Fläche des Detektors. Auch wird die Szintillationseffizienz
von der Position des eintreffenden Protons abhängen. Nicht zuletzt
lässt diese Struktur nur eine sehr schlechte Lichtleitung entlang dem
Trapezsegment hin zur LAAPD zu.
• Cäsiumiodid ist hygroskopisch, d.h. es entzieht der Umgebung Feuchtigkeit und lagert diese im Kristall an. Zwar geben Ergebnisse frühe25
5.1. GRUNDLEGENDES DETEKTORKONZEPT
rer Messungen [Mül08] Hinweise auf eine zuerst zunehmende Szintillationseffizienz bei Einlagerung von Wasser in die Kristallstruktur; bei längerer Kontamination wird sich aber eine inaktive Wasserschicht auf dem Kristall bilden, in der die Protonen Energie verlieren, ohne Szintillationszentren anregen zu können. Ebenso lässt sich
schon nach wenigen Sekunden an feuchter Luft eine deutliche Trübung der aufgedampften Schicht feststellen. Tremsin beobachtet ein
Verklumpen der dünnen Schicht CsI bei hoher Luftfeuchtigkeit, das
dazu führt, dass 80-85% des Substrates unbedeckt sind [Tre00].
• Der Brechungsindex von CsI beträgt n = 1, 95 für die Wellenlänge des Szintillationsmaximums 315 nm, für 340 nm immerhin noch
1,90. Daher sind die Verluste am Übergang von CsI zum Lichtleiter
recht hoch. Licht, das unter einem Einfallswinkel von mindestens
50, 3◦ auf die Grenzfläche zum Acrylglas trifft, wird totalreflektiert
und kann die CsI-Schicht nicht verlassen. Es wird somit nur ein geringer Prozentsatz des Lichtes unter Winkeln emittiert, die eine Weiterleitung im Lichtleiter erlauben.
100
Lichtsammlung in Prozent
90
80
70
60
50
40
30
20
10
0
1
1,1
1,2
1,3
1,4
1,5
1,6
1,7
1,8
1,9
2
2,1
2,2
Brechungsindex des Szintillators
Abbildung 5.4: Lichtsammeleffizienz gegen den Brechungsindex des Szintillators. Angenommen ist ein Lichtleiter aus Acrylglas mit Brechungsindex n = 1, 5. Aufgetragen ist der Lichtanteil, der im Lichtleiter weitergeleitet wird.
26
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
In Abb. 5.4 ist die Sandwichstruktur aus Acrylglaslichtleiter mit Brechungsindex nL = 1, 5 und Szintillator mit variablem Brechungsindex nS = 1..2, 2 angenommen. Für nS < nL gilt für die Lichtsammeleffizienz LS
1
LS = cos arcsin
.
(5.1)
nS
Das ist der Lichtanteil, der im Sandwich weitergeleitet wird, ohne
nach oben oder unten senkrecht zu den Flächen austreten zu können.
Für nS > nL gilt
nL
1
− cos arcsin
.
(5.2)
LS = cos arcsin
nS
nS
Dies ist der gleiche Term wie in Gl. 5.1, jedoch wird analog dazu derjenige Teil abgezogen, der im Szintillator totalreflektiert wird ohne
in den Lichtleiter eindringen zu können.
Hinzu kommt noch, dass bei jedem Kontakt des Lichtstrahles mit der
Grenzfläche zum Cäsiumiodid der Strahl den Lichtleiter wieder verlässt und in den Kristall hineingebrochen wird. Die dortige Struktur
wird sich wiederum sehr negativ auf die Weiterleitung auswirken.
5.2
Cäsiumiodid als Szintillator
Zum Nachweis niederenergetischer Protonen wird ein Szintillationsmaterial mit möglichst guter Lichtausbeute benötigt. Auch muss die Verwendbarkeit des Szintillators bei kryogenen Temperaturen gewährleistet sein.
Thalliumdotiertes Cäsiumiodid ist für gute Lichtausbeute von 63 ± 3 Photonen pro keV [V+ 93] einfallender γ-Energie bekannt. Allerdings gilt dies
nur für Raumtemperatur. Zu niedrigeren Temperaturen hin sinkt die Effizienz [Bir64b].
Anders ist dies bei reinem, undotierten Cäsiumiodid. Dieses Material szintilliert bei Raumtemperatur nahezu nicht (etwa 3 Photonen pro keV
für γ-Strahlung [A+ 02]). Die Lichtausbeute wächst mit abnehmender Temperatur jedoch stark an. Im Folgenden soll dieser Effekt näher untersucht
werden.
5.2.1
Bändermodell im Kristall
Cäsiumiodid ist ein kubischer Kristall, aufgebaut aus Cs+ - und I− -Ionen.
Die äußeren Elektronen der Atome bleiben nicht in ihrem atomaren Orbital lokalisiert, sie können sich im Bändermodell vielmehr im gesamten
27
5.2. CÄSIUMIODID ALS SZINTILLATOR
Abbildung 5.5: Bändermodell im aktivierten Kristall mit Szintillationszentrum [Bir64b].
Kristall frei bewegen. Im nichtleitenden Kristall ist das untere, das Valenzband, vollständig mit Elektronen gefüllt, das Leitungsband ist leer. Dazwischen befindet sich die Bandlücke. Elektronen können angeregt und in
das Leitungsband angehoben werden, dies geschieht entweder thermisch,
oder bei größerer Bandlücke wie beim CsI durch ionisierende Strahlung.
Im Valenzband bleibt ein Loch zurück. Elektron und Loch können frei
durch den Kristall driften, oder sie bleiben locker zu einem Exziton gebunden. Im aktivierten Kristall bilden die Aktivatoren neue Niveaus innerhalb
der Bandlücke, siehe Abb. 5.5. Szintillatorkristalle können durch Fremdatome aktiviert werden, aber auch durch einen Überschuss einer Ionensorte (selbstaktivierte Kristalle). Im reinen Cäsiumiodid werden die Szintillationszentren durch Kristalldefekte gebildet. Gelangen Elektron und Loch
zu einem Szintillationszentrum, so können sie unter Aussendung eines
Photons rekombinieren. Durch die geringere Energiedifferenz des Zentrums gegenüber der Bandlücke ist die Transparenz des Kristalles gegenüber seinem eigenen Szintillationslicht (Stokes-Shift) gewährleistet. In einem Zentrum konkurriert jedoch der strahlende Übergang mit einer strahlungslosen Abregung (Quenching).
28
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
5.2.2
Modell zur Beschreibung der Temperaturabhängigkeit der Szintillation im Cäsiumiodid
Abbildung 5.6: Relative Szintillationseffizienz als Funktion der inversen Temperatur 1/T für reine Alkalihalogenide [BR52]. Die Punkte sind
Messwerte, die durchgezogenen Linien entsprechen für CsI der Gl. 5.4 mit
den oben angegebenen Werten.
Ein einfaches Modell zur Beschreibung der temperaturabhängigen Szintillation in reinen Alkali-Halogenidkristallen benötigt Lumineszenzzentren mit drei möglichen Zuständen [Bir64b]. Dabei ist der Übergang vom
mittleren Niveau F zum untersten Niveau M ein strahlender Übergang;
vom oberen „Quenching Niveau“ Q aus treten strahlungslose Übergänge
auf. Wahrscheinlichkeiten für Übergange von F bzw. Q aus seien k f und
k q , die entsprechenden Energien über dem Grundzustand W f und Wq . Bei
gegebener Temperatur T gilt für die relative Bevölkerung der drei Zustände M, F und Q
Wf
1 : e− kT : e−
29
W f +Wq
kT
(5.3)
5.2. CÄSIUMIODID ALS SZINTILLATOR
Die Quanteneffizienz QE für Szintillation ist durch
Wf
f ( T ) · k f e− kT
QE =
kfe
Wf
− kT
+ kq e
−
W f +Wq
kT
f (T )
=
1+
kq
kf
Wq
· e− kT
.
(5.4)
gegeben. Dabei ist f ( T ) die gesamte temperaturabhängige Anregungswahrscheinlichkeit des Zentrums. Für f ( T ) = 1 ist Gleichung 5.4 die MottGurney-Beziehung. Mit k q /k f = 5 · 104 und Wq = 0, 12 eV ergibt sich zwischen 300 K und 50 K eine Verbesserung um den Faktor 485 in der Quanteneffizienz. Experimentelle Ergebnisse von Bonanomi und Rossel [BR52]
bestätigen dieses Verhalten, siehe Abb. 5.6.
5.2.3
Messung des Temperaturverlaufes der Szintillationseffizienz im CsI
Die Zunahme der Lichtausbeute durch Abkühlen von CsI soll nun im Experiment untersucht werden. Dazu wurde ein CsI-Kristall, hergestellt von
Hilger Crystals [Hil], zusammen mit einer S8148 LAAPD von Hamamatsu
auf den Kaltkopf montiert. Dieser Aufbau wurde dann bei verschiedenen
Temperaturen, von 300 bis 50 Kelvin in 50 K Schritten einerseits mit einer α-Mischquelle und andererseits mit einer grüngelben gepulsten LED
(λLED ≈ 550 nm) bestrahlt. Eine genaue absolute Messung der Lichtmenge mit der LAAPD bei verschiedenen Temperaturen ist schwierig, da mit
der Temperatur auch die Betriebsspannung variiert, und somit die interne Verstärkung der LAAPD nur ungenau bekannt ist. Deshalb wurde die
LED zum Eichen der Lichtmenge des Szintillationssignales benutzt. Die
LED deponiert eine konstante Lichtmenge, unabhängig von der Temperatur des Aufbaus, da sie selbst auf Raumtemperatur bleibt. Ein temperaturabhängiger Einfluss der unterschiedlichen Wellenlängen von LED und
Szintillationslicht auf die Verstärkung der LAAPD ist nicht zu erwarten.
Zwar beobachtet Ludhova einen Einfluss der Temperatur auf das Verhältnis der Amplituden von Röntgenstrahlung zu sichtbarem Licht [L+ 05].
Dieser Effekt ist jedoch auf die hohe Dichte an Elektron-Loch-Paaren in
der LAAPD, die von der Röntgenstrahlung erzeugt werden, zurückzuführen. Somit muss nur die Peakposition des Szintillationssignales für jede Temperatur relativ zum LED-Signal bestimmt werden, und man erhält
den Verlauf der Lichtausbeute relativ zum Wert bei Raumtemperatur. Wie
aus Abb. 5.7 ersichtlich ist, steigert sich der Wert ca. um den Faktor 20
zwischen 300 K und 30 K.
30
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
Abbildung 5.7: Temperaturverlauf der Szintillationseffizienz von Cäsiumiodid. Blau: Die aktuelle Messung mit LAAPD und α-Quelle liefert eine
18,6fache Verbesserung relativ zu 300 K. Rot: Die Messung aus [Mül08]
ergibt ungefähr den Faktor 20 bei Kühlung auf 30 Kelvin.
31
5.2. CÄSIUMIODID ALS SZINTILLATOR
5.2.4
Analyse der Ergebnisse
Bei der in Abb. 5.7 blau gezeichneten, aktuellen Messung steht zwischen
den Werten bei 300 K bzw. 50 K der Faktor 18, 6 ± 0, 1. Der hier dargestellte
Fehler beruht nur auf der Unsicherheit in der Bestimmung der Peakpositionen. Der Fehler bei der Temperaturmessung dürfte deutlich größer sein,
da sich die Temperatursonde nicht direkt auf dem Kristall befand, und die
Temperatur in der Nähe des Kaltkopfes doch recht inhomogen ist. Die rot
dargestellte Messung ergibt eine Steigerung der Effizienz bei Kühlung auf
30 K um den Faktor 20.
Obwohl diese beiden Werte auf ziemlich unterschiedlichen Messmethoden beruhen, stimmen sie erstaunlich gut überein. In [Mül08] wurde
ein CsI-Kristall von Korth Kristalle verwendet. Das Szintillationslicht wurde über einen 100mm langen Quarzlichtleiter aus dem Vakuum heraus
auf einen Photomultiplier geführt, der sich bei Raumtemperatur befand.
Die hier vorliegende Messung benutzte einen Kristall von Hilger Crystals,
der direkt vor einer S8148 LAAPD montiert war. Bestrahlt wurde dieser
Aufbau mit einer α-Quelle, der vorige verwendet die 136 keV Gammalinie
einer 57 Co-Quelle.
Der Wert 485 aus [BR52] kann jedenfalls nicht bestätigt werden. Am
α-Strahler und einem eventuell temperaturabhängigen Quenching-Effekt
[HR] kann es nicht liegen, da ja auch mit einer Gammaquelle gemessen
wurde. Der Quenching-Effekt verringert die Lichtausbeute bei stark ionisierenden Teilchen. Durch die hohe Dichte an angeregten Szintillationszentren kann es durch gegenseitige Beeinflussung verstärkt zu nichtstrahlenden Übergängen kommen. Verunreinigungen des Kristalls spielen mit
Sicherheit eine große Rolle bei der Lichtausbeute.
In der Literatur findet man jedoch ähnliche Werte in der Größenordnung von ca. 15: Amsler[A+ 02] gibt im Vergleich zu Raumtemperatur
für pures Cäsiumiodid bei 77 K den Faktor 15, 8 ± 1, 0 an. Woody [W+ 90]
kommt zwischen 295 K und 77 K auf 14,6 ohne Angabe eines Fehlers bei
einer Messung mit Photodiode. Bei Verwendung eines PMT kommt er jedoch nur auf den Faktor 6. Als Erklärungsversuche bietet er Unterschiede
zwischen den Proben oder eine Änderung der Charakteristik der Photodiode bei tiefen Temperaturen an: Die Verschiebung des Szintillationsmaximums des Cäsiumiodid beim Kühlen würde aber über die höhere Quanteneffizienz der Photodiode bei größerer Wellenlänge nur 3% Verbesserung liefern. Es ist jedoch die Messung mit dem Photomultiplier, die mit
den anderen Ergebnissen nicht übereinstimmt.
Für weitere Überlegungen und Simulationen in vorliegender Arbeit
wird die Verbesserung der Lichtausbeute beim Kühlen auf etwa 30 K mit
32
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
etwa dem Faktor 20 angenommen. Die Ergebnisse von Amsler und Woody bezogen sich beide auf 77 K und sind daher natürlich etwas kleiner.
Die aktuelle Messung bezieht sich auf 50 K; für 30 K kann daher ein etwas
höherer Wert angenommen werden, wie in Abb. 5.7 ersichtlich ist.
5.2.5
Absolute Photonenausbeute bei Raumtemperatur
Die Kenntnis der Verbesserung der Szintillationseffizienz nutzt allerdings
wenig, wenn die Effizienz bei Raumtemperatur nicht bekannt ist. Hierfür
gibt es unterschiedliche, teils sehr widersprüchliche Werte im Bereich zwischen 2 und 16,8 Photonen pro keV für γ-Strahlung. Amsler gibt die Szintillationseffizienz mit 3, 2 ± 0, 4 Photonen / keV an [A+ 02], der Wert des
Herstellers Saint-Gobain Crystals [SGCa] beträgt 2 Photonen/ keV. Mit 6
% der Effizienz von CsI(Tl) bei Raumtemperatur ist [W+ 90] gut verträglich mit etwa 2-3 Photonen/ keV, ebenso die 4 % bzgl. NaI aus [K+ 87].
Lediglich die Messung von Holl et al. [H+ 88] weicht mit 16, 8 ± 0, 2stat ±
0, 85syst Photonen deutlich von den anderen ab. Woody erklärt das mit der
„questionable impurity“ [W+ 90] der Kristalle von [H+ 88]. Dabei gibt auch
Hilger Crystals [Hil] die Effizienz mit 16800 Photonen/ MeV an, in [Mül08]
werden alle Kurven auf diesen Wert geeicht. Damit wäre pures Cäsiumiodid aber auch schon bei Raumtemperatur ein hervorragender Szintillator; beim Kühlen erhielte man utopische Werte.
33
5.3. PLASTIKSZINTILLATOREN
5.3
5.3.1
Plastikszintillatoren
Eigenschaften
Gegenüber Cäsiumiodid sind Plastikszintillatoren sehr leicht zu handhaben. Sie sind mechanisch leicht zu bearbeiten, besitzen homogene, glatte
Oberflächen und sind nicht hygroskopisch. Der Brechungsindex für Szintillatoren auf Polyvinyltoluolbasis ist mit 1,58 relativ nahe an gängigen
Materialien für Lichtleiter und die Wellenlänge am Emissionsmaximum
liegt mit ca. 420 nm im optischen Bereich. Absorption im Lichtleiter spielt
hier keine bedeutende Rolle. Auch die Lichtausbeute ist mit etwa 10 Photonen pro keV deponierter Energie recht gut und nur geringfügig von der
Temperatur abhängig.
Äußerst negativ wirkt sich bei Plastikszintillatoren aber der QuenchingFaktor QF aus. Der theoretische Wert von 10 Photonen pro keV gilt nur für
γ-Strahlung. Im Allgemeinen hängt er von der Art des ionisierenden Teilchens und von dessen Energie ab. Für 40 keV Protonen liegt er genauso
wie für 5, 5 MeV α-Teilchen bei ungefähr 0,08. Die Lichtausbeute sinkt somit auf 0,8 Photonen pro keV für die Protonen. Birks Gesetz [Bir64a]
A dE
dL
dx
=
dx
1 + K B dE
dx
(5.5)
beschreibt den Zusammenhang zwischen Szintillationslicht und Energieverlust pro Wegstrecke. Dabei ist A die absolute Szintillationseffizienz, K B
die materialabhängige Birks-Konstante. Für stärker ionisierende Teilchen
ist die Szintillation nicht mehr proportional zur deponierten Energie.
5.3.2
Messung des Temperaturverlaufs der Szintillationseffizienz im Plastikszintillator
Hersteller beschreiben die Lichtausbeute zwischen +20 und −60◦ C als
konstant. Zur Bestätigung dieser Angabe und zum Testen des Verlaufs bei
weiterem Abkühlen wurde analog zur Abschätzung des Temperaturverlaufs der Szintillationseffizienz von Cäsiumiodid die gleiche Messung für
einen Plastikszintillator vorgenommen. Dazu wurde ein Streifen 0, 1 mm
dicker szintillierender Folie auf einer S8148 LAAPD befestigt, und wiederum mit der Americiumquelle und einer gepulsten LED bestrahlt. Dann
wurden die Spektren bei verschiedenen Temperaturen aufgenommen und
die entsprechenden Veränderung der Lichtausbeute relativ zur Raumtemperatur T = 300 K ermittelt. Hierbei treten wie erwartet keine signifikan34
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
1.02
1.00
0.98
0.96
0.94
0.92
0.0
0
50
100
150
200
250
300
Temperatur [K]
Abbildung 5.8: Temperaturverlauf der Effizienz des Plastikszintillators
beim Abkühlen.
ten Unterschiede auf, lediglich zwischen 300 K und 250 K nimmt die Effizienz um 5% ab, siehe Abb. 5.8. Im weiteren Verlauf liegen Änderungen
innerhalb der Messunsicherheit.
35
5.4. SIMULATIONEN
Abbildung 5.9: SRIM Simulation des Auftreffens von 1000 Protonen mit
40 keV auf Cäsiumiodid. Links ist die räumliche Verteilung des Energieverlustes dargestellt, in der Mitte die Reichweite der Ionen. Die rechte Abbildung zeigt den Energieverlust durch Ionisation in Abhängigkeit von
der Eindringtiefe.
5.4
Simulationen
5.4.1
SRIM-Simulationen zur Energiedeposition im Szintillator
Zur Simulation der Energiedeposition und der Reichweiten der Protonen
im Kristall wurde das Simulationsprogramm SRIM (Stopping and Range of Ions in Matter) [Zie] verwendet. Damit konnte das Auftreffen von
40 keV Protonen auf Cäsiumiodid simuliert werden. Abb. 5.9 links zeigt
die Wechselwirkungspunkte der Ionen im Material, in der Mitte ist die
Reichweite abgebildet. Ein Proton kommt durchschnittlich 0, 41 µm weit.
Interessanter ist die Verteilung der Energiedeposition (rechts). Schon nach
0, 5 µm haben die Protonen ihre gesamte Energie abgegeben. Eine weniger als 1 µm dicke CsI-Schicht ist also ausreichend zum Detektieren der
Protonen. Abb. 5.10 zeigt zum Vergleich die Simulationsergebnisse für
einen Plastikszintillator auf Toluol-Basis, die mittlere Reichweite ist hier
mit 0, 65 µm etwas größer.
Da Cäsiumiodid hygroskopisch ist, wurde der Einfluss einer dünnen
Wasserschicht auf dem Kristall untersucht. Wichtig ist hierbei die in der
Wasserschicht deponierte Energie, die nicht mehr zu Szintillationen beiträgt. Abbildung 5.11 zeigt beispielhaft eine Simulation mit einer 0, 3 µm
dicken Wasserschicht; obwohl fast alle Protonen bis ins CsI vordringen,
haben sie die Hälfte der Energie schon im Wasser deponiert. Diese Berechnung wurde für unterschiedliche Schichtdicken durchgeführt und für jeden Wert der im Szintillator deponierte Energieanteil bestimmt, Abb. 5.12.
Die im Wasser deponierte Energie wächst dabei etwa linear mit der Dicke
36
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
Abbildung 5.10: SRIM Simulation des Auftreffens von 1000 Protonen mit
40 keV auf einen Plastikszintillator. Die dargestellten Größen sind die gleichen wie in Abb. 5.9, nämlich links die räumliche Verteilung des Energieverlustes, in der Mitte die Reichweite der Ionen und rechts der Energieverlust durch Ionisation in Abhängigkeit von der Eindringtiefe.
Abbildung 5.11: SRIM Simulation mit 0, 3 µm Wasser auf Cäsiumiodid.
Obwohl fast alle Protonen noch ins CsI eindringen, haben sie in der Wasserschicht schon die Hälfte ihrer Energie verloren.
der Wasserschicht, bis er bei 0, 7 µm fast 100% erreicht.
5.4.2
FRED-Simulationen zur Lichtsammlungseffizienz
Simulationsprinzip
Mit einem weiteren Simulationsprogramm, der Raytracing Software FRED
[PE], kann die Effizienz des Lichttransportes vom Entstehungsort im Szintillator durch den Lichtleiter hindurch untersucht werden. In FRED können die Wege der Lichtstrahlen, ausgehend von z.B. einer Punktquelle isotrop in alle Richtungen verteilt, simuliert werden. Jeder einzelne Strahl
wird dabei entsprechend den Gesetzen der geometrischen Optik behandelt und setzt seinen Weg nach Brechung oder Reflexion an einer Grenzfläche mit angepasster Intensität fort. Auf einer definierten Analyseebene
37
5.4. SIMULATIONEN
100
90
Energieverlust im CsI [%]
80
70
60
50
40
30
20
10
0
0,0
0,1
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
0,7
0,8
0,9
1,0
Dicke Wasserschicht [µm]
Abbildung 5.12: Energieverlust durch die Wasserschicht auf dem CsIKristall, in SRIM simuliert für verschiedene Dicken der Wasserschicht.
Fehler sind in der Größenordnung der Markierung.
werden alle auftreffenden Strahlen abgebildet; die Aufsummierung der
Einzelintensitäten liefert den ankommenden Anteil der Ausgangsintensität. Dieser Anteil entspricht der Wahrscheinlichkeit für ein einzelnes Photon den Detektor zu erreichen.
Simulation verschiedener Szintillator-Lichtleiter-Kombinationen
Als zu testende Geometrie wurde eines der Trapezstücke angenommen,
die Höhe beträgt 180 mm, dabei verschlankt sich die 52 mm breite Grundfläche bis auf 26 mm. Die Dicke beträgt 3 mm, siehe Abb. 5.13. Vier verschiedene Konfigurationen wurden betrachtet:
• 3 mm dicker Cäsiumiodidkristall,
• 3 mm dicker Plastikszintillator,
• Dünne Folie aus Plastikszintillator auf 3 mm Acrylglas,
• Dünne (1 µm) Schicht Cäsiumiodid auf 3 mm Acrylglas.
38
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
Abbildung 5.13: Trapezelement, wie es für die Simulation zur Lichtsammeleffizienz in FRED verwendet wurde. Die gelbe Schicht an der Unterseite stellt den Szintillator dar, in blau werden die Lichtstrahlen dargestellt. Zur besseren Anschauung wurden hier nur 50 Strahlen simuliert.
An der hinteren, rot eingefärbten Fläche wird die Intensität der ankommenden Strahlung detektiert. Der Abstand der Punktquelle vom Detektor,
hier dargestellt für x = 90 mm, wird zwischen 0 und 180 mm variiert.
Als Ursprung für die Lichtstrahlen wurde jeweils eine punktförmige Quelle 0, 5 µm unter der Oberfläche des Szintillators angenommen, die 1000
isotrop verteilte Strahlen gleicher Intensität emittiert. Aufsummiert wurde
dann die Intensität aller Strahlen, die auf die 52 mm lange Seite des Lichtleiters trafen, und ins Verhältnis zur Ausgangsintensität gesetzt. Simuliert
wurde für verschiedene Punkte entlang der zentralen Achse des Trapezes. Auffallend ist die sehr homogene Lichtsammlung, wenn man vom
ersten und letzten Punkt absieht. Abb. 5.14. Diese lagen aber auch direkt
am Rand des Lichtleiters. Absorption ist hier noch nicht berücksichtigt.
Den besten Wert mit 62% liefert das massive Cäsiumiodidsegment. Aufgrund des hohen Brechungsindexes ist die Weiterleitung durch Totalreflexion auch bei kleinen Winkeln zur Normale gegeben. Auch recht gut ist
die Lichtsammlung beim massiven Plastikszintillator mit 44%. Schlechter
wird dies allerdings bei der Sandwichstruktur aus Lichtleiter und Szintillator. Beim Plastikszintillator können nur noch 26% detektiert werden, bei
der Cäsiumiodidbeschichtung 12%. Das Modell Cäsiumiodid - Quarzglas
würde sich von Cäsiumiodid auf Acrylglas hier kaum unterscheiden.
39
5.4. SIMULATIONEN
0,8
CsI Kristall
0,7
0,6
Lichtsammeleffizienz
0,5
Plastikszintillator
0,4
0,3
Plastikszintillator auf Plexiglas
0,2
0,1
CsI Beschichtung auf Plexiglas
0
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
Entfernung der Szintillation von der Trapezaußenseite [mm]
Abbildung 5.14: FRED-Simulation der Lichtsammlungseffizienz für verschiedene Szintillatorkonfigurationen. Die Ausbeute sinkt dabei vom CsIKristall mit 62% bis zur CsI-Beschichtung auf Acrylglas mit 12%.
UV Absorption im Acrylglas
Für das CsI-Licht im Acrylglas spielt die Absorption eine große Rolle.
Nach Abb. 5.2 beträgt der Absorptionskoeffizient von Acrylglas bei 315 nm
1
. Allerdings verschiebt sich das Szintillationsmaxiungefähr λa = 10 m
mum beim Kühlen hin zu höheren Wellenlängen, 340 nm bei 77 K [W+ 90].
3
Hierfür erhielte man ca. λa = m
als Absorptionskoeffizient. Mit diesen
beiden Werten wurde die Kurve für CsI auf Acryglas aus Abb. 5.14 erneut
simuliert. Die resultierenden Werte sind nun nicht mehr von der Position
unabhängig, die Effizienz sinkt mit der Entfernung. Allerdings geht der
Wert bei etwa 120 mm in Sättigung und verschlechtert sich nicht weiter.
Das lässt sich durch die Wege des Lichtes erklären. Die Gesamtintensität setzt sich zusammen aus der Intensität der Strahlen, die direkt Richtung Analyseebene gehen, und aus denen, die erst in Richtung des kurzen
Endes gehen und dort reflektiert werden. Bei Vergrößerung des Abstandes sinkt nun der erste Beitrag, der zweite steigt. Für die Cäsiumiodidschicht erhält man bei 340 nm Wellenlänge nur noch 6% Sammlungseffizi40
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
0,18
0,16
µ = 3/m (340nm)
Lichtsammeleffizienz
0,14
µ = 10/m (315nm)
0,12
0,1
0,08
0,06
0,04
0,02
0
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
200
Entfernung der Szintillation von der Trapezaußenseite [mm]
Abbildung 5.15: FRED-Simulation der Lichtsammlungseffizienz für die
CsI-Schicht auf Acrylglas unter Berücksichtigung der Absorption der UVStrahlung im Lichtleiter. Beim Kühlen verschiebt sich das Szintillationsmaximum auf 340 nm; diese Wellenlänge wird durch den Lichtleiter besser transmittiert.
enz, eventuelll noch deutlich verschlechtert durch die unebene Oberfläche
des Cäsiumiodids. Die Werte gelten für 100%ige optische Ankopplung an
die Photodiode ohne Verwendung eines Reflektors.
Fokussierender Effekt eines keilförmig zulaufenden Lichtleiters
Ein Lichtleiter, der sich zur auszulesenden Seite hin verbreitert, bewirkt
eine Fokussierung, bzw. Parallelisierung des Lichtes. Bei jeder Reflexion
wird der Winkel β zur Mittelachse um 2α verkleinert.
β0 = | β − 2α|
(5.6)
α ist dabei der Winkel der Seitenfläche zur Mittelachse des Lichtleiters.
Das so gerichtete Licht kann die Kopplung an die LAAPD besser überwinden. Im Folgenden soll die Abhängigkeit der Winkelverteilung der
ankommenden Strahlen durch Abschrägung des Trapezessegmentes untersucht werden. Die Dicke an der 52 mm langen Seite wird dabei auf
41
5.4. SIMULATIONEN
0,4
0,35
Lichtsammeleffizienz
0,3
0,25
0,2
0,15
1 bis 5 mm
0,1
3 bis 5 mm
5 bis 5 mm
0,05
7 bis 5 mm
0
0
50
100
150
Entfernung der Szintillation von der Trapezaußenseite [mm]
200
Abbildung 5.16: Sammeleffizienz bei Abschrägung des Trapezsegmentes.
An der Auslesefläche wird die Dicke auf 5 mm gesetzt, die gegenüberliegende ist variabel zwischen 1 und 7 mm.
5 mm gesetzt, die gegenüberliegende Seite ist 1, 3, 5 oder 7 mm dick. Diese
Simulationen wurden mit Plastikszintillator auf Acrylglas durchgeführt.
Abb. 5.16 zeigt die Sammeleffizienz in Abhängigkeit vom Ort der Szintillation für vier verschiedene Dicken an der Innenseite des Segments. Im
Vergleich zum planparallelen Fall mit 5 mm sinkt die Lichtsammlung bei 1
und 3 mm leicht. Die 7-mm-Kurve dient nur zur Anschauung. Die Abnahme lässt sich erklären, wenn man die ursprüngliche Richtung der Strahlen
betrachtet, siehe Abb. 5.17. Zwar steigt die Ausbeute für die in Richtung
der Auslesefläche gesandten Photonen mit der Abschrägung leicht an, da
hier für die erste Reflexion ein größerer Raumwinkelbereich für die Totalreflexion in Frage kommt. Der entgegengesetzt emittierte Anteil, der erst
am dünnen Ende des Lichtleiters reflektiert werden muss, nimmt wesentlich stärker ab, so dass die Summe aus beiden auch abnimmt.
Diese Abschrägung hat also auf die Lichtsammeleffizienz keine bedeutenden Auswirkungen, bewirkt aber eine Richtungsfokussierung. Ab42
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
0,4
0,35
Strahlung nur
in Richtung zur
LAAPD
Lichtsammeleffizienz
0,3
0,25
Strahlung nur
in Richtung
von der LAAPD
weg
0,2
0,15
0,1
Strahlung in
den vollen
Raumwinkel
0,05
0
0
1
2
3
4
5
6
Dicke des schmalen Trapezendes
Abbildung 5.17: Richtungsabhängigkeit der Lichtsammlung im abgeschrägten Lichtleiter. Bei Abschrägung verbessert sich zwar die Detektion
der direkt in Richtung der LAAPD ausgesandten Strahlung. Der Teil, der
erst am schmalen Ende reflektiert werden muss nimmt jedoch wesentlich
stärker ab. Insgesamt geht die Ausbeute deshalb im Vergleich zum planparallelen Lichtleiter leicht nach unten.
bildung 5.18 zeigt die Auswirkung der Abschrägung auf die Verteilung
von cos(fi) in Abhängigkeit vom Ort der Szintillation. β ist der Winkel
zwischen Lichtstrahl zur und Szintillationsebene, gelb dargestellt in Abb.
5.13. Dieser ist durch die Abflachung deutlich beeinflusst. Die Standardabweichung verbessert sich hier für den entferntesten Punkt von 0,55 für
die planparallelen Flächen mit 5 mm Abstand bis auf 0,13 für die abgeflachte Geometrie mit 1 mm an der schmalen Seite. Senkrecht hierzu ist
das Trapez sowieso abgeschrägt. In dieser Richtung erreicht man maximal
eine Parallelisierung bis zu 0,3 für die Standardabweichung. Der fokussierende Effekt wirkt sich aber eben nur für Punkte aus, die weiter von der
LAAPD entfernt sind, da hier mehr Reflexionen an den schrägen Flächen
stattfinden.
43
5.4. SIMULATIONEN
0,6
5 mm
Standardabweichung von cos(
cos(β)
0,5
0,4
3 mm
0,3
0,2
1 mm
0,1
0
0
50
100
150
200
Entfernung der Szintillation von der Trapezaußenseite [mm]
Abbildung 5.18: Standardabweichung in cos(β) der an der Trapezaußenseite ankommenden Strahlen. Die Richtungsfokussierung hängt stark von
der Abschrägung ab. Je größer die Abschrägung und je weiter die Szintillation vom Detektor entfernt ist, umso gebündelter kommt das Licht bei
der LAAPD an. Die Benennung der Kurven in Millimetern bezeichnet die
Dicke der schmalen Seite; an der breiten Seite beträgt sie 5 mm.
44
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
5.5
Gesamteffizienz der Szintillator-LichtleiterKombinationen
Mit den nun vorliegenden Daten lässt sich abschätzen, wie viele Photonen in der LAAPD tatsächlich gezählt werden können (vorausgesetzt,
die LAAPD deckt die gesamte 52 × 3 mm große Fläche ab, eventuell über
einen adiabatischen Lichtleiter). Betrachtet wurden wieder die vier in Frage kommenden Kombinationen aus Szintillator und Lichtleiter. Die in Tabelle 5.1 berücksichtigten Faktoren sind dabei:
Szintillationseffizienz [Ph/keV]
Quenching-Faktor
für Protonen
Photonen für
40 keV Protonen
Sammlungseffizienz
Kopplung
an LAAPD
Szintillationsmaximum [nm]
Quanteneffizienz
der LAAPD
Anzahl der gezählten Photonen
Cäsium- PlastikPlastikszintillator Cäsiumiodid
iodid
szintillator auf Plexiglas
auf Plexiglas
64
10
10
64
0,89
0,08
0,08
0,89
2278
32
32
2278
62%
44%
26%
6%
22%
45%
60%
60%
340
420
420
340
45%
70%
70%
45%
140
4,4
3,5
37
Tabelle 5.1: Abschätzung der Gesamteffizienz
Szintillator-Lichtleiter-Kombinationen
für
verschiedene
• Szintillationseffizienz: Anzahl der im Szintillator pro keV erzeugten
Photonen für schwach ionisierende Strahlung (γ).
• Quenching-Faktor: Verringerung der Szintillationseffizienz von stärker ionisierender Strahlung gegenüber γ-Strahlung.
Saint-Gobain [SGCb] gibt für Plastikszintillatoren und 40 keV Protonen QF mit etwa 0,05 an, eine Berechnung nach Birks Gesetz mit
45
5.5. GESAMTEFFIZIENZ DER
SZINTILLATOR-LICHTLEITERKOMBINATIONEN
Abbildung 5.19: Einfluss der Temperatur auf die relative Szintillationseffizienz von reinem CsI für 137 Cs γ-Strahlung und 210 Po α-Teilchen [HR].
kBPVT = 0, 0131 g cm−2 MeV−1 [CS70] und
dE/dx = 894 MeV cm2 g−1 [NIS] liefert
QF = 0,08, vgl. [Tor00].
Für CsI ist der Quenching-Faktor nur unzureichend bekannt, wenngleich er hier wesentlich weniger ausmacht und nur geringfügig kleiner als 1 sein sollte. QF = 0,85 wurde von Hahn und Rossel [HR] bestimmt, beschreibt jedoch das Verhältnis der Szintillationseffizienz
von 5, 3 MeV α-Teilchen von 210 Po zu 662 keV γ-Strahlung von 137 Cs
bei 77 K, siehe Abb. 5.19. Fraglich bleibt, inwiefern man den Wert
von hochenergetischen α-Partikeln auf niederenergetische Protonen
übertragen darf, da der Quenching-Faktor von der Art und Energie
des Teilchens abhängt. Ausgehend von QF = 0,85 und dem Bremsvermögen in CsI, dE/dx = 289 MeV cm2 g−1 für 5, 5 MeV α-Teilchen
[NIS], lässt sich über Birks Gesetz kBCsI zu
kBCsI = 6, 1 · 10−4 g cm−2 MeV−1
(5.7)
bestimmen. Mit dE/dx = 195 MeV cm2 g−1 für 40 keV Protonen [NIS]
46
KAPITEL 5. PROTONENDETEKTION
in Cäsiumiodid erhält man den gewünschten Quenching-Faktor
QF = 0, 89.
• Photonen für 40 keV Protonen: Anzahl der erzeugten Photonen unter Berücksichtigung des Quenching-Faktors der Protonen und deren Energie
• Sammlungseffizienz: Durch Simulationen in FRED (siehe Abb. 5.14
und 5.15) erhaltener Anteil des Szintillationslichtes, der zur von der
LAAPD ausgelesenen Seite des Lichtleiters gelangt.
• Kopplung an die LAAPD: Ebenfalls in FRED simulierte Werte für
den Anteil des Lichtes, der die Ankopplung an die LAAPD ohne
optisches Fett überwinden kann. Der Wert hängt primär vom Brechungsindex des Lichtleiters ab.
• Wellenlänge des Szintillationsmaximums: Für gekühltes Cäsiumiodid
liegt das Szintillationsmaximum bei 340 nm, bei Raumtemperatur
bei 315 nm. Gängige Plastikszintillatoren haben ihr Maximum bei etwa 420 − 425 nm.
• Quanteneffizienz der LAAPD für die jeweilige Wellenlänge des Szintillationsmaximums [Ham].
• Anzahl der Photonen, die für diese Kombination letztendlich nachgewiesen werden können.
Typische Werte für die minimal nachweisbare Photonenzahl in einer
Lawinenphotodiode liegen bei etwa 10 bis 20 Photonen [Ren09]. Die beiden Kombinationen mit Plastikszintillator mit 4,4 bzw. 3,5 detektierbaren
Photonen werden wohl schwer zu verwirklichen sein. Die Ausbeute bei
der Cäsiumiodidschicht ist grenzwertig und wird sich durch quantitativ
schlecht erfassbare Faktoren wie die Säulenstruktur oder hykroskopische
Veränderungen in der dünnen Schicht noch verschlechtern. Lediglich die
Variante aus einem massiven CsI-Kristall erscheint mit 140 Photonen erfolgversprechend.
Hinzu kommt noch die Abbildung der 52 × 3 mm2 großen Seitenfläche auf die LAAPD. Dies ginge zwar mit entsprechend großer LAAPD1
und adiabatischem Lichtleiter, würde aber bei Verwendung von Acrylglas gerade beim CsI die Absorption aufgrund der Wellenlänge des Szintillationslichtes wiederum erhöhen. Die Fläche kann nach dem Liouville1 z.B.
47
S1315 von RMD
5.5. GESAMTEFFIZIENZ DER
SZINTILLATOR-LICHTLEITERKOMBINATIONEN
Theorem mit Lichtleitern nicht auf eine kleinere Fläche einer LAAPD fokussiert werden, Phasenraumargumente verhindern eine dadurch verbesserte Lichtsammlung, [Leo87]. In diesem Zusammenhang ist natürlich
die Parallelisierung der Photonen durch die Trapezform des Lichtleiters
zu beachten. Insgesamt hängt die Geometrie der Trapezsegmente in erster
Linie von der Größe der aktiven Fläche der verwendetem LAAPD ab. Die
hier vorgestellten Werte sind auf die 13 × 13 mm2 große Fläche der RMD
S1315 zugeschnitten. Die wohl eher verwendete S8148 würde mit ihrer
5 × 5 mm2 großen Fläche schmälere bzw. dünnere und somit insgesamt
mehr Segmente erfordern. Auf die Lichtleitung hätte die höhere Zahl an
Segmenten praktisch keinen Einfluß.
48
Kapitel 6
Detektortests
6.1
6.1.1
Vorüberlegungen
Verwendete Elektronik
Die folgenden Messungen wurden mit LAAPDs der Typen S8148 und
S8664 von Hamamatsu, jeweils mit und ohne Epoxidbeschichtung, durchgeführt. Angeschlossen waren sie an den ladungsempfindlichen Vorverstärker Canberra 2003BT, als Netzgerät für die Detektor-Bias-Spannung
diente ein Keithley 487. Der Ausgang des Vorverstärkers wurde über einen
Tennelec TC-243 Verstärker in einen Silena 7423/UHS Ultra High-Speed
Spectroscopy ADC geführt. Von dort konnten die Spektren über GPIB auf
den Messcomputer übertragen und mittels Labview bearbeitet werden.
6.1.2
Abschätzung der Höhe eines Szintillationssignales
Mit demselben Aufbau, der schon zur Bestimmung der Temperaturabhängigkeit des Plastikszintillators verwendet worden war, nämlich ein Stück
Plastikszintillatorfolie, an dem von der Rückseite durch eine S8148 LAAPD
das Szintillationslicht ausgelesen wurde, das die α-Quelle erzeugte, wurde
eine Abschätzung der zu erwartenden Signalhöhe vorgenommen. Tabelle 6.1 zeigt die Entwicklung des Signals von der Entstehung bis zur Darstellung im Vielkanalanalysator. Ein α-Teilchen mit 5, 5 MeV kinetischer
Energie sollte demnach ein 266 mV großes Signal erzeugen. Der dann tatsächlich beobachtete Wert liegt bei 195 ± 2 mV. Die grobe Übereinstimmung ist eine Bestätigung der oben verwendeten Parameter und ergibt
ein insgesamt konsistentes Bild der Abläufe. Wahrscheinlich ist die interne Verstärkung der LAAPD mit 100 etwas zu hoch angenommen. Die restlichen Parameter sind wesentlich genauer bekannt.
49
6.1. VORÜBERLEGUNGEN
Element in der Signalkette
α-Energie
Szintillationseffizienz
Quenching-Faktor für α
Lichtsammlung/Raumwinkel
Quanteneffizienz der LAAPD
Interne Verstärkung der LAAPD
Ladung des Pulses
Sensitivität des Vorverstärkers
Verstärkung
Faktor
Neuer Wert
5, 1/5, 5/5, 8 MeV ≈ 5, 5 MeV
10000 Ph./MeV
≈ 55000 Photonen
0,08
≈ 4400 Photonen
0,12
≈ 528 Photonen
−
0,70 e /Ph.
≈ 370 Primärelektr.
100
≈ 37000 Elektronen
−
19
−
1, 6 · 10
C/e
≈ 5, 9 fC
0, 45 V/ pC
≈ 2, 66 mV
100
≈ 266 mV
Tabelle 6.1: Abschätzung der Signalhöhe. Ein 5, 5 MeV α-Teilchen sollte ein
266 mV hohes Signal liefern.
6.1.3
Bestimmung der Photonenanzahl über die Halbwertsbreite eines LED-Pulses
Als wichtiger Beitrag zum besseren Verständnis der Messergebnisse dient
die Bestimmung der Photonenanzahl über die Breite des Peaks einer LED.
Dabei wird die LED in einem gewissen Abstand zur LAAPD gebracht und
gepulst bei konstanter Signalhöhe betrieben. Nun ist die Anzahl der Photonen, die die LAAPD trifft, poissonverteilt. Jedes einzelne Photon besitzt
eine bestimmte Trefferwahrscheinlichkeit; die Anzahl der Treffer pro LEDPuls wird somit um einen Mittelwert variieren, mit zugehöriger Standardabweichung. Mit der Annahme, dass das Signal nach LAAPD und Verstärkern direkt proportional zur Anzahl der einfallenden Photonen ist, lässt
sich aus der Verbreiterung des Peaks die von der LAAPD gezählte Photonenzahl, bzw. die Anzahl der Primärelektronen N, bestimmen. E sei die
Amplitude des LAAPD-Signales eines LED-Pulses, σ die zugehörige Standardabweichung. Nach den Gesetzen der Poissonverteilung gilt
2
E
.
(6.1)
N=
σ
Allerdings ist hier der Excess-Noise-Faktor F
2
2
m
m
F=
=
M2
h m i2
(6.2)
noch nicht berücksichtigt. Dabei ist m die Verstärkung einer einzelnen Lawine in der APD und M der Erwartungswert hmi von m. F beschreibt die
50
KAPITEL 6. DETEKTORTESTS
Variation der Verstärkung M. Aufgrund des statistischen Charakters des
Verstärkungsprozesses in der Elektronenlawine kommt es zum sogenannen „multiplication noise“ [S+ 03]. Nach McIntyre’s Theorie [McI66] lässt
sich F ausdrücken durch
1
F ≈ keff M + 2 −
(1 − keff )
(6.3)
M
für M 1. keff ist das Verhältnis der Beiträge von Löchern und Elektronen
zur Verstärkung in der LAAPD. Für keff 1 und M 1 ergibt sich für
den Excess-Noise-Faktor ungefähr 2. Solovov bestimmte F in Abhängigkeit von M zu
F = 1, 87(2) + 0, 00239((8) · M
(6.4)
[S+ 03], für eine Verstärkung von etwa 100 erhält man hier ebenso F ≈ 2.
Nach [S+ 03] und [L+ 85] lässt sich die Verbreiterung des Pulses der
LAAPD durch
σ 2 F − 1
1
σ2
n
=
+
+ + e2
(6.5)
2
MN
N
N
E
ausdrücken. σn steht für das elektronische Rauschen am Eingang des Vorverstärkers, e2 enthält den nicht-poissonverteilten Anteil der Fluktuationen in N, z.B. nichtkonstante LED-Pulshöhen. Der erste Term in Gl. 6.5
lässt sich für große N vernachlässigen, der letzte Term für kleine N. Für
mittlere N im interessanten Bereich von ca. 102 − 104 lässt sich N in guter
Näherung durch
E2
E2
(6.6)
N ≈ F· 2 ≈ 2· 2
σ
σ
ausdrücken. Im Vergleich zum rein poissonverteilten Fall in Gl. 6.1 wird
der Korrekturfaktor 2 benötigt.
Zum Testen dieser Methode wurden mehrere Spektren aufgenommen,
die sich nur durch die Stärke des Lichtpulses der LED unterschieden. Für
jedes Spektrum wurde in Abb. 6.1 über die oben angegebene Formel die
Primärelektronenzahl ermittelt und über die Kanalnummer des Peaks aufgetragen. Die in guter Näherung durch den Ursprung gehende Gerade bestätigt die Anwendbarkeit dieser Methode. Wären hier Kanalnummer und
Elektronenzahl nicht direkt proportional, so hätte die Linienverbreiterung
andere Ursachen als die Poissonstatistik der auftreffenden Photonen. Lediglich die zwei größten Werte weichen von der Gerade etwas nach unten
ab, hier bei sehr großen N ist die Statistik und somit die Auflösung sehr
gut, und es beginnen andere Effekte die Verbreiterung zu dominieren; der
Term e2 aus Gl. 6.5 macht sich bemerkbar. Für kleinere N ist die Methode
hingegen anwendbar.
51
6.1. VORÜBERLEGUNGEN
50000
40000
30000
20000
10000
0
0
1000
2000
3000
4000
5000
6000
7000
Kanalnummer
Abbildung 6.1: Bestimmung der Primärelektronenzahl über die Standardabweichung des LED-Peaks. Die über die Peakverbreiterung errechnete
Zahl der in der LAAPD nachgewiesenen Photonen verhält sich linear zur
detektierten Energie des Signales.
Auch der Fano-Faktor spielt hier keine Rolle. Er wird benötigt, wenn
die Poissonstatistik aufgrund einer Energieschwelle korrigiert werden muss.
Dies ist z.B. der Fall, wenn ein hochenergetisches Teilchen mehrere ElektronLoch-Paare in der Diode erzeugt. Die Trefferwahrscheinlichkeit der Photonen auf die LAAPD benötigt jedoch keine Korrektur zur Poissonverteilung. Die direkte Bestimmung der Anzahl der gezählten Photonen eines
Szintillationspeaks ist aber kaum möglich. Es müssten hier neben dem
Fano-Faktor des CsI auch andere Faktoren berücksichtigt werden wie Inhomogenitäten in der Lichtsammlung oder Störungen in der Kristalloberfläche. Beides könnte den Peak verbreitern. Bei der verwendeten α-Quelle
scheidet die Methode ganz aus, da es sich um eine Mischquelle mit mehreren nahe beieinander liegenden Linien handelt. Und nicht zuletzt liegen die in der vorliegenden Arbeit gemessen Protonensignale der 40 keV
Protonen aus dem Beschleuniger so weit im Rauschen, dass die Position
52
KAPITEL 6. DETEKTORTESTS
des Peaks schon sehr schwer ermittelt werden kann. Die Bestimmung der
Halbwertsbreite wäre erst recht viel zu ungenau. Somit wird immer die
Photonenanzahl eines stärkeren LED-Pulses errechnet und auf die Peakposition des Szintillationssignales herunter skaliert.
6.2
Messungen bei Bestrahlung mit einer
α- Mischquelle
Da die Protonen aufgrund ihrer geringen Energie nicht ohne Weiteres nachzuweisen sind, wurden zuerst Messungen mit einer α-Quelle durchgeführt. Nach der erfolgreichen Beobachtung der Szintillation mit α-Teilchen
im Bereich weniger MeV war es leichter die Beobachtung auf die niederenergetischen 40 keV Protonen auszuweiten. Als Quelle diente eine Mischquelle aus 239 Pu, 241 Am und 244 Cm. Die entsprechenden Energien liegen
bei 5, 15 MeV für Plutonium, 5, 49 MeV für Americium und 5, 80 MeV für
Curium. Jedes der drei Isotope sollte eine Aktivität von 1 kBq besitzen; bei
244 Cm ist diese mit 18,1 Jahren Halbwertszeit nicht mehr in vollem Umfang erhalten. Die Messungen wurden in einer lichtdichten Alubox durchgeführt, was zugleich den störenden Untergrund ausschließt, der beim
Betrieb des Protonenbeschleunigers paff oft auftritt. In diesem kontrollierten Umfeld wurden dann verschiedene Szintillatoren und Geometrien
unter Beschuss von α-Teilchen getestet. Verwendet wurden LAAPDs des
Typs S8148 von Hamamatsu, sowohl mit Epoxidbeschichtung, als auch
solche, bei denen die Beschichtung mit konzentrierter Schwefelsäure entfernt worden war.
Aber auch hier traten zunächst unerwartete Effekte auf. So ergab sich
bei einer ersten Messung mit unbeschichteter LAAPD und Plastikszintillator zwar ein sehr scharfer Peak, der allerdings bei einer Kontrollmessung
ohne Szintillator nicht verschwand (Abb. 6.2, links). Der Szintillator hatte
nicht die gesamte Fläche der LAAPD bedeckt, sodass das gemessene Signal wohl von Teilchen stammte, die die LAAPD direkt trafen und dort
ohne den Umweg über den Szintillator Elektron-Loch-Paare erzeugten.
Dafür kommt sowohl α-, als auch γ-Strahlung aus der Quelle in Betracht.
Mit einem einfachen Blatt Papier zwischen Quelle und LAAPD ließen sich
die Signale jedoch vollständig unterdrücken, sowohl der Peak als auch der
Untergrund, Abb. 6.2 rechts. Also handelt es sich um die α-Teilchen, die
von der LAAPD registriert wurden. Auffallend ist in Abb. 6.2 rechts der
Schwanz des Peaks hin zu hohen Energien; bei Energieverlust z.B. in der
Quelle erhielte man ihn bei niedrigen Energien. Ludhova beobachtet bei
53
6.2. MESSUNGEN BEI BESTRAHLUNG MIT EINER
α- MISCHQUELLE
500
70
mit Szintillator
60
ohnePapierabschirmung
450
ohne Szintillator
mit Papierabschirmung
400
50
350
Zählrate
Zählrate
300
40
30
250
200
150
20
100
10
50
0
0
0
100
200
300
Kanalnummer
400
500
0
200
400
600
800
1000
Kanalnummer
Abbildung 6.2: Spektren der direkten Effekte der α-Strahlung auf die unbeschichtete LAAPD. Links die Abhängigkeit vom Vorhandensein des
Szintillators, rechts der Effekt einer Papierabschirmung zwischen α-Quelle
und LAAPD.
der Bestrahlung einer LAAPD von Advanced Photonics mit α-Strahlung
ein fast identisches Spektrum, jedoch nur bei mittlerer Betriebsspannung
der LAAPD. Für niedrige Spannung verschwindet der hochenergetische
Schwanz [L+ 05]. Erklärt wird dieser Effekt aber nicht.
6.2.1
Thalliumdotiertes Cäsiumiodid (CsI(Tl))
Im Folgenden wurde daher eine beschichtete LAAPD verwendet, um diese Störsignale zu beseitigen. Das Entfernen der Beschichtung ist nur beim
Kühlen notwendig. Mit Beschichtung ist auch die Handhabung und optische Ankopplung besser möglich. Abb. 6.3 zeigt das Energiespektrum der
α-Quelle. Der thalliumdotierte Cäsiumiodidkristall wurde dabei von einer
beschichteten S8148 ausgelesen. Gegenüber dem Peak bei der kleinsten
Energie, bei dem der Kristall nur an die LAAPD gelegt wurde, erreicht
man durch Einwickeln mit reflektierender Alufolie eine Verschiebung des
Peaks hin zu höheren Energien um einen Faktor 1,8; bei Verwendung von
optischem Fett erreicht man sogar 2,4. Beides zusammen erhöht die Kanalzahl des Maximums für das detektierte Signal um den Faktor 4,2. Damit
reicht die Auflösung sogar, um die drei Linien der α-Quelle aufzulösen.
54
KAPITEL 6. DETEKTORTESTS
6.2.2
Plastikszintillator
Auch mit Plastikszintillator und α-Quelle konnten Spektren beobachtet
werden. Der direkt mit optischem Fett auf die beschichtete LAAPD geklebte Plastikszintillator ergibt einen sauber vom Untergrund getrennten
Peak bei Kanalnummer 310, siehe Abb. 6.4. Benutzt man allerdings ein
3 × 10 × 30 mm3 großes Stück Acrylglas als Lichtleiter, klebt den Szintillator auf die Oberfläche und liest das Licht von der Stirnseite her aus, wie
es bei PENeLOPE der Fall sein soll, so liegt der Peak bei Kanal 46 zur
Hälfte schon im exponentiellen Untergrundrauschen. Die Szintillatorfolie
war 10 × 10 mm2 groß; der Lichtleiter war mit Alufolie umwickelt. Die
Geometrie des Aufbaus entspricht der, wie sie in Abb. 6.5 für die Cäsiumiodidbeschichtung dargestellt ist.
ϰϬϬϬ
Ɛ/důŵŝƚůƵĨŽůŝĞŵŝƚ
&Ğƚƚ
ϯϱϬϬ
Ɛ/důŵŝƚůƵĨŽůŝĞ
ŽŚŶĞ&Ğƚƚ
ϯϬϬϬ
ćŚůƌĂƚĞ
ϮϱϬϬ
Ɛ/důŽŚŶĞůƵĨŽůŝĞ
ŵŝƚ&Ğƚƚ
ϮϬϬϬ
Ɛ/důŽŚŶĞůƵĨŽůŝĞ
ŽŚŶĞ&Ğƚƚ
ϭϱϬϬ
ϭϬϬϬ
ϱϬϬ
Ϭ
Ϭ
ϱϬϬ
ϭϬϬϬ
ϭϱϬϬ
ϮϬϬϬ
<ĂŶĂůŶƵŵŵĞƌ
Abbildung 6.3: Energiespektren des CsI(Tl) Kristalls mit α-Quelle mit und
ohne optische Ankopplung an die LAAPD bzw. der Verwendung von Aluminiumfolie als Reflektor.
55
6.2. MESSUNGEN BEI BESTRAHLUNG MIT EINER
α- MISCHQUELLE
5000
Plastikszintillator ohne Lichtleiter
Plastikszintillator auf Lichtleiter mit seitlicher Auslese
4000
3000
2000
1000
0
0
100
200
300
400
500
Kanalnummer
Abbildung 6.4: Plastikszintillator bestrahlt mit α-Quelle, sowohl direkt auf
der LAAPD als auch mit seitlich ausgelesenem Lichtleiter, wie es in PENeLOPE der Fall sein wird. Hier ist das Spektrum kaum noch vom Untergrund zu trennen.
6.2.3
Undotiertes Cäsiumiodid (CsI)
Ein undotierter CsI-Kristall erbrachte unter Bestrahlung mit α-Teilchen
kein messbares Szintillationssignal, obwohl dies mit einem ähnlichen Aufbau später gelang. Gründe hierfür könnten sein, dass die α-Strahlung in
der Strecke von wenigen Millimetern durch Luft schon zu viel Energie
verloren hatte. Mit Sicherheit aber haben optisches Fett und Epoxidbeschichtung der LAAPD einen Großteil der 315 nm Strahlung des puren
Cäsiumiodids absorbiert. Der Durchlässigkeitsbereich von Epoxidharzen
endet bei etwa 350 bis 300 nm [New].
56
KAPITEL 6. DETEKTORTESTS
6.3
6.3.1
Messungen bei Bestrahlung im Protonenstrahl
Aufgedampfte Cäsiumiodidschicht
Abbildung 6.5: Testaufbau mit CsI-Beschichtung (gelb dargestellt) auf UVtransparentem Lichtleiter, mit seitlicher Auslese durch eine S8664 LAAPD.
Die Halterung wird auf den Kaltkopf von paff montiert.
Da es ein Ziel war, frühere Messungen [Mül08] zu verifizieren - vor allem die Abhängigkeit der Szintillationseffizienz der Cäsiumiodidbeschichtung von der Zeit, die sie der feuchten Umgebungsluft ausgesetzt war wurden die ersten Messungen mit folgendem Testdetektor vorgenommen:
Ein 3 × 10 × 30 mm3 großes Stück UV-transparentes Acrylglas (Evonik Industries) wurde im Targetlabor des Physik-Departments mit reinem Cäsiumiodid beschichtet. Das im Elektronenstrahl verdampfte CsI setzte sich
während einer Beschichtungszeit von 3 Stunden auf dem Substrat ab und
bildete eine 1 µm dicke Schicht, entsprechend 450 µg/cm2 . Das Substrat
wurde während des Prozesses auf Raumtemperatur gehalten. Vom Ausbau aus der Beschichtungsanlage bis zum Wiedereinbau auf dem Kaltkopf
und Starten der Vakuumpumpen sind ca. 20 Minuten vergangen, in denen
die CsI-Schicht durch Luftfeuchtigkeit kontaminiert werden konnte. Diese Konfiguration wurde dann auf dem Kaltkopf des paff -Beschleunigers
montiert und auf der Stirnseite durch eine unbeschichtete S8664 LAAPD
ausgelesen, siehe Abb. 6.5. Der Detektor befand sich noch in einem Kup57
6.3. MESSUNGEN BEI BESTRAHLUNG IM PROTONENSTRAHL
ferschild zur thermischen Abschirmung; es blieb nur ein Eintrittsloch für
die Protonen direkt vor der beschichteten Fläche; die LAAPD konnte also nicht direkt durch Protonen aus dem Strahl von paff getroffen werden. Dennoch waren die beobachteten Signale zwar korreliert mit dem
Protonenstrahl, hingen aber nicht von der Anwesenheit des Szintillators
ab. Auch ohne Szintillator sah das Spektrum unverändert aus. Beobachtet wurden wohl nur Effekte des Strahles auf die unbeschichtete LAAPD.
Das Anbringen einer Abschirmung aus Alufolie vor der LAAPD verringerte die Zählrate zwar deutlich, konnte sie aber nicht ganz unterdrücken.
Die beobachteten Spektren weisen keinerlei Peakstruktur auf; vielmehr
schließt sich an das Rauschen nur eine Schulter an, die ziemlich konstant
verläuft und dann rasch abfällt, wie Abb. 6.6 links zeigt. Auch durch Ab1000
300
800
250
300K
230K
200
Zählrate
600
140K
150
400
100K
100
200
60 K
50
0
40 K
0
100
200
300
400
500
0
0
50
100
150
200
250
Kanal
Abbildung 6.6: Spektren bei der Bestrahlung des Detektors aus CsIbeschichtetem Lichtleiter mit Protonen. Die beobachteten Signale sind zurückzuführen auf direkte Einflüsse der Protonen auf die unbeschichtete
LAAPD. Mit Szintillationen in der CsI-Beschichtung haben sie nichts zu
tun.
kühlen änderte sich das Spektrum nicht wesentlich; die Abbruchkante verschiebt sich mit sinkender Temperatur nur hin zu niedrigeren Kanalnummern und somit Energien, siehe Abb. 6.6 rechts. Da die Eigenschaften der
LAAPD temperaturabhängig sind, wurden die Kanalnummern mit Hilfe
einer gepulsten LED geeicht, die temperaturunabhängig immer die gleiche Lichtmenge in der LAAPD deponiert, und deren Peak somit immer
zur gleichen Kanalnummer skaliert werden kann. Bei der 60 K-Kurve erscheint etwa bei Kanalnummer 70 ein angedeuteter Peak, der eventuell auf
Szintillation zurückzuführen sein könnte. Die 40 K-Kurve bestätigt diesen
58
KAPITEL 6. DETEKTORTESTS
Verdacht jedoch nicht. Dies ist ein weiterer Hinweis darauf, dass die Signale keine Prozesse im Szintillator als Ursache haben.
6.3.2
Cäsiumiodidkristalle
Nach diesen unbefriedigenden Messungen musste wieder ein Schritt zurück zu einem einfacheren Aufbau gemacht werden. Jetzt wurde ein Cäsiumiodidkristall verwendet, um Fehlerquellen durch Beschichtung und
Lichtleiter ausschließen zu können. Die neu entwickelte Halterung schirmte den gesamten Aufbau vor den Protonen ab, bis auf ein kleines Loch
(6 mm Durchmesser), an das von innen direkt der 10 × 10 × 10 mm3 große
Kristall gedrückt wurde. Das Licht wurde an einer Kristallseite direkt von
einer S8148 LAAPD mit 5 × 5 mm2 aktiver Fläche ausgelesen, jedoch mit
einem kleinen Luftspalt vor der aktiven Fläche. Direkter Kontakt ist wegen der Geometrie der LAAPD nicht möglich; nach dem Wegätzen der
Epoxidbeschichtung liegt die aktive Fläche etwas nach hinten versetzt im
Keramikrahmen. Die restlichen Kristallseiten waren mit reflektierender
Alufolie verkleidet, der gesamte Aufbau mit CsI-Kristall und LAAPD war
durch den Kaltkopf auf 30 K gekühlt. Obwohl die Abschirmung funktio2,0E+05
2,0E+05
1,5E+05
Zählrate
Zählrate
Signal
Signal
1,5E+05
Untergrund
1,0E+05
Untegrund
1,0E+05
Signal - Untergrund
Signal - Untergrund
5,0E+04
5,0E+04
0,0E+00
0,0E+00
0
50
100
Kanalnummer
150
200
0
50
100
150
200
Kanalnummer
Abbildung 6.7: Spektrum für 40 keV Protonen vor und nach Ausheizen des
Kristalls. Nach Subtraktion des Untergrundes kann man einen Szintillationspeak erahnen.
nierte, war die Lichtausbeute sehr gering. So konnte zwar ein deutlicher
Einfluss der Protonen auf das aufgenommene Spektrum festgestellt werden, die Ereignisse lagen doch sehr weit im Rauschen und wurden davon
praktisch völlig überdeckt. Subtrahieren des Untergrundes erwies sich als
schwierig, da allein schon die Zählrate des Untergrundes hohe Totzeiten
59
6.3. MESSUNGEN BEI BESTRAHLUNG IM PROTONENSTRAHL
in der Datenaufnahme verursachte und das Spektrum verzerrte. So kam es
meist zu widersprüchlichen Ergebnissen: Die Zählrate für niedrige Kanäle war bei der Untergrundmessung um mehr als einen Faktor zwei höher
als bei der Messung mit zusätzlichem Protonenstrahl. Die Differenz, die
eigentlich die Protonenzahl angeben sollte, lag damit im Negativen. Auch
Ausheizen des hygroskopischen Kristalles, um die Kontamination durch
Wasser teilweise auszuheilen, wie es in [Mül08] beschrieben ist, verbesserte dies nicht signifikant. Der gesamte Detektor wurde dabei im Vakuum
zwei Stunden lang auf 70◦ C aufgeheizt. Das Spektrum in Abb. 6.7 verschiebt sich zwar hin zu höheren Energien, eine sinnvolle Analyse, z.B.
bzgl. der Peakposition ist praktisch unmöglich. Mehr als die quantitative Aussage einer Verbesserung ist nicht herauszulesen. Diese Messung ist
vielmehr nur ein erster Hinweis darauf, tatsächlich 40 keV Protonen mit
reinem Cäsiumiodid und LAAPD sehen zu können.
Eine deutliche Verbesserung zeigte sich allerdings in der folgenden
Messung. Der Aufbau war prinzipiell der gleiche wie zuvor, nur mit einigen kleineren Änderungen:
100000
45,0 keV
42,5 keV
40,0 keV
37,5 keV
35,0 keV
32,5 keV
30,0 keV
27,5 keV
25,0 keV
Untergrund
80000
60000
40000
100000
45,0 keV
42,5 keV
40,0 keV
37,5 keV
35,0 keV
32,5 keV
30,0 keV
27,5 keV
25,0 keV
80000
60000
40000
20000
20000
0
0
0
100
200
Kanalnummer
300
400
0
100
200
300
400
Kanalnummer
Abbildung 6.8: Protonenspektren für verschiedene Energien im abgeschliffenen CsI-Kristall bei 30 K. Links: Nur für Protonenenergie > 40 keV
ist der Peak vom Untergrund separiert. Rechts: Subtraktion des Untergrundes erlaubt bis herab zu 25 keV die Auflösung des Szintillationspeaks.
• Die LAAPD befand sich nicht mehr an einer der Außenseiten sondern an der dem Protonenstrahl gegenüberliegenden Rückseite. Dies
liefert eine bessere, und vor allem räumlich homogenere Lichtsammlung. Im ersten Fall mit der seitlichen Auslese variiert die Lichtsammlung mit der Position der Szintillationsquelle, deren Entfernung von der LAAPD mit 1 bzw. 9 mm angenommen wurde. Es ergeben sich bei einer Simulation in FRED Werte zwischen 0,3% und
60
KAPITEL 6. DETEKTORTESTS
1,9%. Bei Auslese des Szintillationslichtes von der Rückseite des Kristalles dagegen hängt die Lichtsammlung kaum vom Ort der Szintillation ab. Die Sammlungseffizienz am Rand des Kristalles unterscheidet sich mit 1,9% kaum von der in der Mitte der bestrahlten
Fläche mit 2,2%.
• Die restlichen vier Seiten waren nun nicht mehr mit Alufolie, sondern mit reflektierendem weißen Teflonband eingewickelt. In dieser Geometrie mit würfelförmigem Kristall, bei dem die Länge nicht
deutlich größer ist als die Breite, bietet ein diffuser Reflektor bessere
Ergebnisse [Elja].
• Die Anschlusskabel der LAAPD waren besser gegen Störsignale abgeschirmt.
• Die Intensität des Protonenstrahles wurde optimiert. Sie sollte niedrig genug sein, um nicht zu viel Totzeit im ADC zur Folge zu haben,
aber doch hoch genug, um gegenüber dem Hintergrundrauschen
nicht völlig zu verschwinden.
• Schließlich wurde noch die den Protonen ausgesetzte Seite des Kristalles abgeschliffen und neu poliert, um durch Wasser kontaminierte Schichten zu entfernen.
Abbildung 6.9 zeigt den verbesserten Aufbau mit Auslese durch die
LAAPD von der Rückseite her. Die letzten beiden Punkte hatten wahrscheinlich den größten Effekt. Abbildung 6.8 zeigt die Spektren für Protonenenergien zwischen 25 und 45 keV. Im linken Bild ist das Spektrum mit
Untergrund dargestellt. Der spitze Peak etwa bei Kanal 50 ist das exponentielle Hintergrundrauschen, das durch den Lower-Level-Discriminator des
Vielkanalanalysators, möglicherweise aufgrund zu hoher Zählraten, unsauber abgeschnitten wurde. Bei etwa Kanal 200 ist der Protonenpeak zu
erkennen, für höhere Protonenenergien ist er schon fast vom Untergrund
getrennt, unterhalb von 37, 5 keV nur noch als Schulter wahrzunehmen.
In Abb. 6.8 rechts ist das Differenzspektrum zum Untergrund dargestellt.
Nach Subtraktion des Untergrundspektrums mit gleich langer Aufnahmezeit (Real Time) von 300 s sind die Peaks deutlich zu erkennen. Am
niederenergetischen Rand spielen Totzeit-Effekte noch eine Rolle. Anpassen einer Gausskurve liefert die Position der Peaks für die verschiedenen
Beschleunigungsspannungen, die direkt proportional zur Kanalnummer
sind, siehe Abb. 6.10.
Mit Hilfe einer LED wurde die Photonenanzahl bestimmt, die dem
Peak der 40 keV Protonen zugeordnet ist (über die Halbwertsbreite des
61
6.3. MESSUNGEN BEI BESTRAHLUNG IM PROTONENSTRAHL
Abbildung 6.9: Blick durch das Loch der Aluminium-Abschirmung. Die
quadratische, dunkle Fläche in der Mitte ist die LAAPD, der CsI-Kristall
ist nur durch die Trübung zu erkennen. Der Kristall überdeckt mit 10 mm
Kantenlänge sowohl das 6 mm-Loch als auch die LAAPD vollständig.
LED-Peaks und die Poissonverteilung, siehe Gl. 6.6). Man erhält 370 Primärelektronen, die bei einem LED-Puls im Mittel in der LAAPD erzeugt
werden. Herunter skaliert auf die Peakposition des Szintillationssignales
ergeben sich 22, 8 ± 0, 2 Elektron-Loch-Paare in der LAAPD.
Die Bestimmung über die Breite des Szintillationspeaks selbst ohne
Umweg über die LED ergibt etwa 16, 2 ± 0, 4 Primärelektronen. Da hier
mehrere Faktoren zur Verbreiterung beitragen (siehe Kap. 6.1.3) ist einleuchtend, dass der so bestimmte Wert zu gering ist. Außerdem ist für so
niedrige N die Vernachlässigung des ersten Terms in Gl. 6.5 nicht mehr
zulässig.
Der theoretische Wert für die Anzahl der im Cäsiumiodid erzeugten
Photonen liegt bei 2278, siehe Tabelle 5.1. Simulationen in FRED mit einem
würfelförmigen 10 × 10 × 10 mm3 CsI-Kristall, an dem die LAAPD mit einem kleinen Vakuumspalt befestigt ist, ergeben für die Lichtsammlung
1,7%. Betrachtet man die vier von weißem, reflektierenden Teflonband bedeckten Flächen als diffusen Reflektor, so steigt die Lichtsammlungseffizienz auf 2,2%. Unter Berücksichtigung der Quanteneffizienz der LAAPD
62
KAPITEL 6. DETEKTORTESTS
50
45
40
35
30
25
0
0
100
120
140
160
180
200
Kanalnummer des Peaks
Abbildung 6.10: Linearer Zusammenhang zwischen Protonenenergie in
keV gegen die Kanalnummer des Peaks. Die Unsicherheit in der Peakposition wird durch einen Gaussfit bestimmt.
würden somit theoretisch rund 22,6 Elektron-Loch-Paare erzeugt werden.
Experiment und Theorie stimmen perfekt überein. Auch eine Abschätzung des LAAPD-Gains ist möglich. Die rund 23 Elektron-Loch-Paare erzeugen das bei 165 mV gemessene Signal für M ≈ 500. Die angelegte Spannung lag nur sehr knapp unter der Durchbruchspannung.
Die Grenzen der LAAPD sind damit schon fast erreicht; weniger als
10 - 20 Photonen [Ren09] sollten nicht aufgelöst werden können. Martinez [M+ 00] gelingt zwar der Nachweis einzelner Photonen mit LAAPDs,
jedoch hängt die Equivalent-Noise-Charge (ENC) von Fläche, Temperatur und Verstärkung der LAAPD ab. Für eine Hamamatsu S8148 LAAPD
mit 5 × 5 mm2 aktiver Fläche und etwa 102 erreichbarem Gain erhält man
wiederum nur etwa 20 Elektronen für die ENC, siehe Abb. 6.11.
Allerdings erweist sich die Lichtsammeleffizienz auch als äußerst gering. Obwohl der Aufbau mit dem Kristall direkt vor der LAAPD auf den
ersten Blick recht effizient erscheint, ergibt eine genauere Betrachtung lediglich 2,2%. Dazu trägt neben dem Luftspalt der hohe Brechungsindex
bei; das Licht gelangt nur unter fast senkrechtem Einfall aus dem Kristall
heraus. Auch deckt die aktive Fläche der LAAPD nur einen kleinen Teil
63
6.3. MESSUNGEN BEI BESTRAHLUNG IM PROTONENSTRAHL
212
M. Martinez et al. / Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 442 (2000) 209}215
Fig. 1. Equivalent noise charge of the APD#Preampli"er chain as a function of APD gain in the absence of a signal.
Abbildung 6.11: Equivalent-Noise-Charge (ENC) als Funktion der Verstärkung der LAAPD [M+ 00]. Links bei Raumtemperatur für verschiedene
LAAPD-Größen, rechts für eine 10 × 10 mm2 LAAPD bei verschiedenen
Temperaturen bis −100◦ C. Die ENC gibt an, wie viele Primärelektronen
für ein Signal-zu-Rausch-Verhältnis von eins nötig sind.
des Kristalls ab, siehe Abb. 6.9. Zur Bestätigung, ob die Verbesserung in
der Lichtausbeute tatsächlich durch das Abschleifen verursacht worden
war, wurde der Kristall 70 Stunden lang bei Normaldruck und mittlerer Luftfeuchtigkeit belüftet und dann erneut ein Spektrum im Protonenstrahl aufgenommen, siehe Abb. 6.12 Mitte. Zur Eichung diente wieder
der Peak des LED-Pulses. Im Vergleich zur Messung direkt nach der mechanischen Bearbeitung des Kristalles, siehe 6.12 oben, sank die Ausbeute
um 11, 5 ± 1, 2%. Schließlich wurde der Kristall umgedreht, so dass eine
nicht frisch abgeschliffene Seite von den Protonen beleuchtet wurde, sieFig. 2. Signal/noise ratio versus APD gain.
he Abb. 6.12 unten. Es zeigte sich nunFig.bloß
noch
eine
Verbreiterung
des
3. Ratio
between
(Signal/Noise)
due to Poisson
#uctuations
and
(Signal/Noise)
due
to
detecting
system
versus
APD gain for
Untergrundes, wie sie schon in früheren Messungen gesehen wurde. Eine
(5]5)mm2 (solid line) and (10]10)mm2 (broken line) surface
Let us Peakbestimmung
consider 8 photoelectrons
as Subtraktion
a realistic
durch
des
Untergrundes liefert nur ungeAPDs.
value for the
threshold
setting
in
a
single
cell.6
The
naue Ergebnisse. Auch kann die Eichung über die LED nur bedingt veroptimal gain for such signals will be even lower and
wendet werden, da durch das Verdrehen des Kristalls die Geometrie verthe signal-to-noise ratio even a bit better as the two
ändert
so wahrscheinlich
der
Lichteinfall
auf die
ge- Poisupper broken
lineswurde,
in Fig. und
3 demonstrate.
As we
considered
as acceptable
butLAAPD
still, the natural
ändert wurde.
Führt ratio
man could
die Berechnung
trotzdemwill
durch,
so ergibt
sichtwo.
see, the accessible
signal-to-noise
be
son #uctuations
be raised
by a factor
The worst case Effizienz.
(large surface
APDs)
eine Abnahme auf etwa die Hälfte der ursprünglichen
Beim
Ver-has been
considered
above.
If we are able to
concentrate
the
gleich dieses Wertes mit der SRIM Simulation
einer
Wasserschicht
auf
dem
light
into
the
surface
of
a
(5]5)mm2
APD
using,
6 The realKristall
threshold will
depend,
in particular,
the DAQ
(siehe
Abb.
5.12) on
lässt
sich auf eine ca. 0,2 bis 0, 3 µm dicke Wasfor instance, high refractive index lightguides, we
rate capability and the acceptable dead time.
serschicht schließen. Diese Ergebnisse zeigen deutlich die negativen Aus64
KAPITEL 6. DETEKTORTESTS
wirkungen der Hygroskopie auf die Protonendetektion mit Hilfe von Cäsiumiodid.
65
6.3. MESSUNGEN BEI BESTRAHLUNG IM PROTONENSTRAHL
100000
Signal
Zählrate
Untergrund
Signal - Untergrund
50000
0
0
100
200
300
Kanalnummer
200000
Signal
Zählrate
Untergrund
100000
Signal - Untergrund
0
0
100
200
300
Kanalnummer
300000
Signal
200000
Zählrate
Untergrund
Signal - Untergrund
100000
0
0
100
200
300
Kanalnummer
Abbildung 6.12: Spektren der 40 keV Protonen im CsI-Kristall bei 30 K
in Abhängigkeit von der Kontamination durch Luft, Aufnahmezeit des
Spektrums 5 Minuten. Oben: Direkt nach der Bearbeitung der Kristalloberfläche. Mitte: Nach 70 Stunden Belüftung wird der Peak schwächer und
wandert in den Untergrund. Unten: Umdrehen des Kristalls, so dass eine
nicht neu abgeschliffene Kristallseite im Strahl steht, schiebt den Szintillationspeak komplett in den Untergrund hinein.
66
Kapitel 7
Zusammenfassung und Ausblick
7.1
Zusammenfassung
Die Neutronenlebensdauer spielt eine wichtige Rolle in der Teilchenphysik, sei es zum Testen des Standardmodells über die Unitarität der CKM
Matrix, oder zur Erforschung der Nukleosyntheseprozesse in den ersten
Minuten nach dem Urknall.
Umso erstaunlicher ist daher die große Unsicherheit, mit der die Lebensdauer bisher bekannt ist. Der offizielle Mittelwert der Particle Data Group beträgt 885, 7 ± 0, 8 s, die jüngste Messung weicht mit 878, 5 ±
0, 8 s [S+ 05] deutlich davon ab.
Daher soll das Experiment PENeLOPE mit einer neuen präzisen Lebensdauermessung dazu beitragen, diese Diskrepanz zu klären. Das große
magnetogravitative Speichervolumen hilft statistische Fehler gering zu halten, der systematische Fehler wird von der Depolarisation der Neutronen
dominiert und ist gut untersucht [M+ 09].
Die Lebensdauer lässt sich über zwei unabhängige Methoden bestimmen: Zählen der in der Falle verbliebenen Neutronen nach Ablauf der
Speicherzeit und Detektion der Zerfallsprotonen während der Speicherung.
Die Protonen sollen in einem großflächigen Szintillationsdetektor nachgewiesen werden; ein geeignetes Szintillationsmaterial ist undotiertes Cäsiumiodid, welches bei tiefen Temperaturen T < 50 K eine sehr gute Lichtausbeute besitzt, etwa um den Faktor 20 höher als die 3, 2 ± 0, 4 Photonen
pro keV für γ-Strahlung bei Raumtemperatur. Die erzeugten Photonen
sollen durch Lawinenphotodioden ausgelesen werden. Es wurde gezeigt,
dass 40 keV Protonen prinzipiell mit dieser Kombination nachzuweisen
sind; das tatsächlich gemessene Signal stimmt mit dem theoretisch erwar67
7.1. ZUSAMMENFASSUNG
teten Wert gut überein und es ergibt sich ein konsistentes Bild der Vorgänge und der verwendeten Faktoren.
Die favorisierte Lösung mit einer auf einen Lichtleiter aufgedampften
Cäsiumiodidschicht ergibt jedoch ein kaum noch detektierbares Signal.
Der Vorteil der dünnen Schicht, der die Unterdrückung des Elektronensignales gewesen wäre, die in 1 µm Szintillator ein wesentlich kleineres
Signal produzieren, sollte zugunsten von einem massiven Cäsiumiodidkristall aufgegeben werden. Bei diesem wird etwa viermal mehr Licht zur
LAAPD geleitet, auch spielen Materialeigenschaften wie das Wachstum in
der Säulenstruktur oder die Hygroskopie eine geringere Rolle. Trotzdem
kann eine Verringerung des Signals durch Belüften des Kristalls festgestellt werden. Die besten Ergebnisse liefert ein frisch bearbeiteter und polierter Kristall. Unterscheidung des Elektronensignales von dem der Protonen ist dennoch möglich. Dazu kann der Detektor auf +1 kV gelegt werden; die Protonen werden vollständig unterdrückt, während dieses Potential auf die wesentlich höhere Energie der Elektronen kaum Einfluß hat.
Plastikszintillatoren kommen aufgrund des hohen Quenching-Faktors
wohl nicht in Frage.
Die 5 × 5 mm2 großen LAAPDs können direkt an der Seitenfläche des
Kristalles platziert werden, dabei werden eventuell mehrere LAAPDs parallel oder seriell zusammengeschaltet um die Flächenabdeckung und Signalhöhe zu optimieren. Nicht zuletzt würde dies die Kosten für Ausleseelektronik senken. Bei größeren quadratischen LAAPDs wäre die Verwendung von adiabatischen Lichtleitern notwendig.
68
KAPITEL 7. ZUSAMMENFASSUNG UND AUSBLICK
7.2
Ausblick
Nächste Schritte im Hinblick auf die Verwendung des Detektors in PENeLOPE wären Tests mit einem großflächigem Cäsiumiodidkristall und
die optimale optische sowie mechanische Anbindung der LAAPDs an den
Kristall, besonders was die Verwendbarkeit von optischem Fett auf der
unbeschichteten LAAPD betrifft. Die originale Epoxidbeschichtung ist aufgrund der unterschiedlichen thermischen Ausdehnung und wahrscheinlich auch der Absorption im UV Bereich nicht zu verwenden. Dennoch
kann nicht auf die Vorteile dieser Schicht verzichtet werden, wie der Abschirmung von Protonen, dem mechanischen Schutz des Bonding Drahtes
und der aktiven Fläche sowie der bessern optischen Ankopplung. Ein adäquater Ersatz dafür muss entwickelt werden.
Das gesamte Konzept des Szintillationsdetektors muss auch weiterhin
optimiert werden, um mit alternativen Detektionsmethoden konkurrieren
zu können.
Einerseits kommen dafür MCPs (microchannel plates) in Frage. Mit
diesen können zwar niederenergetische Protonen gut nachgewiesen werden und es wird nur eine Beschleunigungsspannung von wenigen kV benötigt, die effektiv abdeckbare Fläche ist jedoch gering, was sich auf die
Nachweiswahrscheinlichkeit der Protonen negativ auswirken wird. Auch
spielen die Kosten für MCPs bei dieser Detektorfläche eine nicht unwesentliche Rolle. Darüber hinaus können MCPs nur die Anzahl der Ereignisse zählen; sie liefern keine Energieauflösung [G+ 08, Kle05].
Andererseits besteht die Möglichkeit der Verwendung von Konverterfolien. Diese bestehen z.B. aus einer dünnen Kohlenstoffschicht [Kre04]
oder einer LiF-beschichteten Polyimidfolie [H+ 06], die auf einem Potential von −20 kV liegt. Die Zerfallsprotonen werden darauf zu beschleunigt
und schlagen etwa zehn Elektronen heraus. Diese werden durch dieselbe
Potentialdifferenz ebenfalls wieder auf 20 keV beschleunigt. Zehn Elektronen mit 20 keV zu detektieren ist deutlich einfacher als ein 40 keV Proton.
Denkbar wäre hierfür der gleiche Szintillationsdetektor mit Cäsiumiodid
und LAAPD; da der Quenching-Faktor für Elektronen im Plastikszintillator jedoch annähernd gleich eins ist, wäre dieser Versuchsaufbau hier die
erste Wahl.
69
7.2. AUSBLICK
70
Abbildungsverzeichnis
1.1
1.2
1.3
Neutronenzerfall im Quarkmodell . . . . . . . . . . . . . . . 1
Energieverteilung von Elektronen (links) und Protonen (rechts)
nach dem β-Zerfall des freien Neutrons . . . . . . . . . . . . 2
Bisherige Messungen der Neutronenlebensdauer . . . . . . . 3
2.1
CAD Zeichnung von PENeLOPE . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1
3.2
3.3
Skizze des paff -Beschleunigers . . . . . . . . . . . . . . . . .
paff -Massenspektrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Energieeichung des Protonenstrahls mithilfe von Gammaquellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Kurve zur Energieeichung des Protonenstrahls . . . . . . . .
Fluoreszenz des H2+ Strahls auf dem Phosphorschirm . . . .
Fluoreszenz des Protonenstrahls auf dem Phosphorschirm .
3.4
3.5
3.6
4.1
4.2
4.3
4.4
5.1
5.2
5.3
5.4
71
8
12
13
15
16
17
17
Aufbau der für das CMS Kalorimeter entwickelten S8148
von Hamamatsu. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
Dunkelstromkennlinien der LAAPD S8664 für verschiedene Temperaturen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
Betriebsspannung der LAAPD in Abhängigkeit von der Temperatur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
LAAPD Hamamatsu S8148 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
Links: Eines der 42 Detektorsegmente mit CsI-Beschichtung
(gelb) und adiabatischem Lichtleiter mit LAAPD (rot). Rechts:
Einbau des Detektors in PENeLOPE. Blick von schräg unten
auf die Detektoranordnung. Jeweils sieben Trapeze sind zu
einem 60◦ Segment zusammengefasst. . . . . . . . . . . . . .
Transmissionskurve für UV-transparentes Acrylglas . . . . .
Aufnahme der säulenartigen Struktur einer CsI-Schicht . . .
Lichtsammeleffizienz gegen den Brechungsindex des Szintillators . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
23
24
25
26
ABBILDUNGSVERZEICHNIS
5.5
5.6
5.7
5.8
5.9
5.10
5.11
5.12
5.13
5.14
5.15
5.16
5.17
5.18
5.19
6.1
6.2
6.3
6.4
6.5
6.6
Bändermodell im aktivierten Kristall . . . . . . . . . . . . . . 28
Relative Szintillationseffizienz als Funktion der inversen Temperatur 1/T für reine Alkalihalogenide . . . . . . . . . . . . . 29
Temperaturverlauf der Szintillationseffizienz von Cäsiumiodid 31
Temperaturverlauf der Effizienz des Plastikszintillators beim
Abkühlen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
SRIM Simulation des Auftreffens von 1000 Protonen mit
40 keV auf Cäsiumiodid . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
SRIM Simulation des Auftreffens von 1000 Protonen mit
40 keV auf Plastikszintillator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
SRIM Simulation mit 0, 3 µm Wasser auf Cäsiumiodid . . . . 37
Energieverlust der Protonen in der Wasserschicht auf CsI . . 38
Trapezelement, wie es für die Simulation zur Lichtsammeleffizienz in FRED verwendet wurde . . . . . . . . . . . . . . . 39
FRED-Simulation der Lichtsammlungseffizienz für verschiedene Szintillatorkonfigurationen . . . . . . . . . . . . . . . . 40
FRED-Simulation der Lichtsammlungseffizienz für die CsISchicht auf Acrylglas unter Berücksichtigung der Absorption der UV-Strahlung im Lichtleiter . . . . . . . . . . . . . . . 41
Sammeleffizienz bei Abschrägung des Trapezsegmentes . . 42
Richtungsabhängigkeit der Lichtsammlung im abgeschrägten Lichtleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
Standardabweichung in cos(β) der an der Trapezaußenseite
ankommenden Strahlen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
Einfluss der Temperatur auf die relative Szintillationseffizienz von reinem CsI . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46
Bestimmung der Primärelektronenzahl über die Standardabweichung des LED-Peaks . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52
Spektren der direkten Effekte der α-Strahlung auf die unbeschichtete LAAPD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
Energiespektren des CsI(Tl) Kristalls mit α-Quelle mit und
ohne optische Ankopplung an die LAAPD bzw. der Verwendung von Aluminiumfolie als Reflektor. . . . . . . . . . 55
Plastikszintillator bestrahlt mit α-Quelle, sowohl direkt auf
der LAAPD als auch mit seitlich ausgelesenem Lichtleiter . . 56
Testaufbau mit CsI-Beschichtung (gelb dargestellt) auf UVtransparentem Lichtleiter, mit seitlicher Auslese durch eine
S8664 LAAPD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
Spektren bei der Bestrahlung des Detektors aus CsI-beschichtetem
Lichtleiter mit Protonen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58
72
ABBILDUNGSVERZEICHNIS
6.7
Spektrum für 40 keV Protonen vor und nach Ausheizen des
Kristalls . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.8 Protonenspektren für verschiedene Energien im frisch abgeschliffenen und polierten CsI-Kristall bei 30 K . . . . . . .
6.9 Blick durch das Loch der Alu-Abschirmung . . . . . . . . . .
6.10 Protonenenergie gegen die Kanalnummer des Peaks . . . . .
6.11 Equivalent-Noise-Charge als Funktion der Verstärkung der
LAAPD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.12 Spektren der 40 keV Protonen im CsI-Kristall bei 30 K in Abhängigkeit der Kontamination durch Luft . . . . . . . . . . .
73
59
60
62
63
64
66
ABBILDUNGSVERZEICHNIS
74
Literaturverzeichnis
[A+ 00] S. Arzumanov et al. Neutron life time value measured by storing ultracold neutrons with detection of inelastically scattered
neutrons. Phys. Lett. B, 483:15–22, 2000.
[A+ 02] C. Amsler et al. Temperature dependence of pure CsI: Scintillation light yield and decay time. Nucl. Instr. Meth. A, 480:494–500,
2002.
[Bir64a] J.B. Birks. The Scintillation Process in Alkali Halide Crystals. IEEE Trans. Nucl. Sci., (11):4–11, 1964.
[Bir64b] J.B. Birks. The theory and practice of scintillation counting. Pergamon
Press, 1964.
[BR52]
J. Bonanomi and J. Rossel. Helv. Phys. Acta, 25:725, 1952.
[CS70]
R.L. Craun and D.L. Smith. Analysis of response data for several
organic scintillators. Nucl. Instr. Meth., (80):239–244, 1970.
[D+ 03] M.S. Dewey et al. Measurement of the neutron lifetime using a
proton trap. Phys. Rev. Lett., 91(15:152302), 2003.
[Elja]
EljenTechnology. Datasheet for reflective paint for plastics
and crystals. http://www.eljentechnology.com/datasheets/
EJ510%20data%20sheet.pdf.
[Eljb]
EljenTechnology.
Datenblatt für Acrylglas Lichtleiter.
http://www.eljentechnology.com/datasheets/PMMA%20data%
20sheet.pdf.
[Fra09] B. Franke. Studies on the Conceptual Design of Extraction Electrodes for the PENeLOPE experiment. Masterthesis, TU München, 2009.
[G+ 91] R. Golub et al. Ultra-cold Neutrons. Adam Hilger, Bristol, 1991.
75
LITERATURVERZEICHNIS
[G+ 08] C. Grupen et al. Particle Detectors. Cambridge University Press,
2008.
[Gla03] A. Glauser. Development of APD readout for pure-CsI crystals
at cryogenic temperatures. Nucl. Instr. and Meth. A, 504:347–349,
2003.
[H+ 88] I. Holl et al. A measurement of the light yield of common inorganic scintillators. IEEE Trans Nucl. Sci, 35:105, 1988.
[H+ 06] S. A. Hoedl et al. An electron transparent proton detector for neutron decay studies. Journal of Applied Physics, (99):084904, 2006.
[Ham]
Hamamatsu. Datenblatt der S8664 und S8148. www.hamamatsu.
com.
[Hil]
HilgerCrystals. Datenblatt CsI. http://www.hilger-crystals.
co.uk/properties.asp?material=5.
[HR]
B. Hahn and J. Rossel. Helv. Phys. Acta, (26):271.
[K+ 87] H. Kobayashi et al. Kyoto University Preprint, KUNS-900, 1987.
[Kit05] Ch. Kittel. Einführung in die Festkörperphysik. Oldenbourg, München, 2005. 14. Auflage.
[Kle05] K. Kleinknecht. Detektoren für Teilchenstrahlung. Teubner, 4. Auflage, 2005. S. 106.
[Kre04] M. B. Kreuz. Messung von Winkelkorrelationen im Zerfall polarisierter Neutronen mit dem Spektrometer PERKEO II. Doktorarbeit,
Ruprecht-Karls-Universität Heidelberg, 2004.
[L+ 85]
R. Lecomte et al. Performance Characteristics of BGO-Silicon
Avalanche Photodiode Detectors for PET. Trans. Nucl. Sci.,
32(1):482–486, 1985.
[L+ 89]
R. Lecomte et al. Status of BGO-Avalanche Photodiode Detectors
for Spectroscopic and Timing Measurements. Nucl. Instr. Meth.
A, (278):585–597, 1989.
[L+ 05]
L. Ludhova et al. Planar LAAPDs: temperature dependence,
performance, and application in low-energy X-ray spectroscopy.
Nucl. Instr.Meth. A, (540):169–179, 2005.
76
LITERATURVERZEICHNIS
[Leo87] W.R. Leo. Techniques for Nuclear and Particle Physics Experiments.
Springer, 1987.
[M+ 00] M. Martinez et al. Constraints in using APDs in air Cherenkov
telescopes for γ-astronomy. Nucl. Instr. Meth. A, (442):209–215,
2000.
[M+ 05] G.J. Mathews et al. Big bang nucleosynthesis with a new neutron
lifetime. Phys. Rev. D, 71(021302(R)), 2005.
[M+ 07] A.R. Müller et al. PAFF, a low-energy, low-flux proton accelerator
for detector tests. Nucl.Instrum. Methods A, 2007.
[M+ 09] S. Materne et al. PENeLOPE - on the way towards a new
neutron lifetime experiment with magnetic storage of ultra-cold
neutrons and proton extraction. Nucl. Instr. and Meth. A, 2009.
doi:10.1016/j.nima.2009.07.055.
[McI66] R.J. McIntyre. Multiplication Noise in Uniform Avalanche Diodes. IEEE Trans. Elektr. Dev., 13(1):164–168, 1966.
[Mül08] A. R. Müller. Characterization of solid D2 as source material for ultra
cold neutrons and development of a detector concept for the detection of
protons from the neutron decay. Doktorarbeit, TU München, 2008.
[N+ 05] J.S. Nico et al. Measurement of the neutron lifetime by counting trapped protons in a cold neutron beam. Phys. Rev. Lett. C,
(71):055502, 2005.
[New]
NewportScience.
Epoxid Transmission Curves.
http://
gratings.newport.com/information/techdata/ep_trans.pdf.
[NIS]
NIST. National Institute of Standards and Technology. http:
//physics.nist.gov/PhysRefData/Star/Text/contents.html.
[PDG]
Particle Data Group PDG. http://pdg.lbl.gov.
[PE]
FRED Photon Engineering. Tucson, Arizona.
photonengr.com/fred/raytracing.html.
[Pic08]
R. Picker. PENeLOPE and AbEx: On the Way Towards a NEW Precise Neutron Lifetime Measurement. Doktorarbeit, TU München,
Dezember 2008.
[Ren09] D. Renker. Private Kommunikation, 2009.
77
http://www.
LITERATURVERZEICHNIS
[RMD] RMD Radiation Monitoring Devices. www.rmdinc.com.
[S+ 03]
V.N. Solovov et al. Low-temperature performance of a large area
avalanche photodiode. Nucl. Instr. Meth. A, (504):53–57, 2003.
[S+ 05]
A. Serebrov et al. Measurement of the neutron lifetime using a
gravitational trap and a low-temperature Fomblin coating. Phys.
Lett. B, 605:72–78, 2005.
[S+ 08]
A.P. Serebrov et al. Neutron lifetime measurement using gravitationally trapped ultracold neutrons. Phys. Rev. C, (78):035505,
2008.
[SGCa] SGC Saint-Gobain Crystals.
Datenblatt csi.
http://www.
detectors.saint-gobain.com/uploadedFiles/SGdetectors/
Documents/Product_Data_Sheets/CsI-Pure-Data-Sheet.pdf.
[SGCb] SGC Saint-Gobain Crystals.
Scintillation products - organic scintillators.
http://www.detectors.saint-gobain.
com/uploadedFiles/SGdetectors/Documents/Brochures/
Organics-Brochure.pdf.
[Spe]
Specs. The Extractor Ion Source IQE 11/35. http://www.specs.
de/cms/upload/PDFs/IQE11-35/iqe11-info_04072006.pdf.
[Tor00] L. Torrisi. Plastic scintillator investigations for relative dosimetry
in proton-therapy. Nucl. Instr. Meth. B, (170):523–530, 2000.
[Tre00] A.S. Tremsin. Structural transformation of CsI thin film photocathodes under exposure to air and UV irradiation. Nucl. Instr.
Meth. A, (447):614–618, 2000.
[V+ 93] J.D. Valentine et al. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-40, page 1267, 1993.
[W+ 90] C.L. Woody et al. Readout Techniques and Radiation Damage
of Undoped Cesium Iodide. IEEE Trans. Nucl. Sci., 37(2):492–499,
1990.
[Zie]
J.F. Ziegler. SRIM - The Stopping and Range of Ions in Matter.
http://www.srim.org/.
78
Index
α-Quelle, 53
β-Zerfall, 2
Abschleifen, 61
Abschrägung, 41
Absorberring, 8
Absorption, 25
Absorptionskoeffizient, 40
Acrylglas
Absorption, 40
UV transparent, 24
adiabatische Bedingung, 5
Aktivatorniveau, 28
Alkalihalogenide, 29
Amperemeter, 21
Analyseebene, 38
Ankopplung, 22, 69
Antineutrino, 9
Ausheizen, 60
Bandlücke, 28
Belüften, 64
Birks Gesetz, 34, 45
Birks-Konstante, 34
Bonding Draht, 69
Bonding-Draht, 22
Bremsvermögen, 46
Bändermodell, 27
CKM
Matrix, 4
Unitarität, 4
Cäsiumiodid
Beschichtung, 23, 57
79
Brechungsindex, 26
Hygroskopie, 25
Lichtausbeute bei Raumtemperatur, 33
Lichtausbeute beim Kühlen, 30
Säulenstruktur, 25
Debye-Temperatur, 22
Detektortest, 11
Differenzspektrum, 61
diffuser Reflektor, 62
Dunkelstrom, 20
Durchbruchspannung, 20
Eindringtiefe, 36
Einzellinse, 12
Elektron, 9
Elektron-Loch-Paar, 20
Elektron-Loch-Paare, 62
Elektronendiskriminierung, 10
Elektronenenergie, 2
Elektronenkanone, 12
Energieverlust, 36
Epoxidharz, 22, 59
Equivalent-Noise-Charge, 64
Excess-Noise-Faktor, 50
Extraktionselektrode, 8
Extraktionsstrom, 11
Exziton, 28
Fano-Faktor, 52
Faraday-Cup, 12
Fermi-Potential, 4, 7
Fokussierender Effekt, 41
INDEX
Fokussierung, 12
FRED, 37
Gain, 49
geometrische Optik, 37
Gesamteffizienz, 45
High-Field-Seeker, 5
Hygroskopie, 14
Ionenmasse, 14
Ionenquelle, 11
Irisblende, 12
Kaltkopf, 13, 32
Konverterfolie, 69
Kopplungsstärke, 4
Kosmologie, 4
Kristalldefekt, 28
Kryopumpe, 13
LAAPD
Aufbau, 19
Beschichtung, 22
Quanteneffizienz, 47
Larmorfrequenz, 5
Lawinenphotodiode, 19
Lebensdauerexperiment, 7
LED, 30, 50, 62
Leitungsband, 28
Lichtausbeute, 27
Lichtleiter
adiabatisch, 24, 47
Kombinationen, 45
Lichtsammlung, 39
Liouville-Theorem, 48
Loch, 28
Low-Field-Seeker, 5
Lower-Level-Discriminator, 61
Lumineszenzzentrum, 29
Magnetfeld, 7
magnetische Flasche, 5
Materieflasche, 4
MCP, 12, 69
Messbereich, 21
Mott-Gurney-Beziehung, 30
Multiplikation Noise, 51
Nachbeschleunigung, 9
Neutron
Lebensdauer, 2
magnetisches Moment, 5
Zerfall, 1
Zerfallskurve, 9
Nukleosynthese, 4
optisches Fett, 22, 25
p-n-Übergang, 20
paff
Aufbau, 11
Energiespektrum, 14
Massenspektrum, 14
Papierabschirmung, 54
Particle Data Group, 2
PENeLOPE, 7
Phasenraum, 48
Phononendichte, 21
Phoshorschirm, 16
Photomultiplier, 14, 19, 32
Photonenzahl, 47, 50
Plastikszintillator, 34
Poissonverteilung, 50
Polarisation, 5
Polyvinyltoluol, 34
Primärelektron, 50, 64
Proton
Beschleuniger, 11
Detektor, 7, 9
Energie im β-Zerfall, 2
Extraktion, 7, 9
Protonendetektor
Anforderungen, 9
Konzept, 23
80
INDEX
Punktquelle, 37
Quanteneffizienz, 32, 45
Quanteneffizienz
für Szintillation, 30
Quenching-Effekt, 16, 32
Quenching-Faktor, 34, 45, 46, 49
Raumtemperatur, 30
Rauschen, 58
Rennbahnspule, 7
Röntgenstrahlung, 30
Schwefelsäurebad, 22
Seitliche Auslese, 56
Selbstaktivierung, 28
Separationsmagnet, 11
Signalhöhe, 49
Speicherzeit, 9
Spinflip, 5
SRIM, 36
Standardabweichung
des Peaks, 50
Standardabweichung der Winkelverteilung, 44
Stokes-Shift, 28
Strahldiagnostik, 12
Strahlprofil, 16
Störsignal, 54
supraleitende Spulen, 7, 10
Szintillation, 23
Szintillation
Maximum, 24
Szintillationeffizienz, 45
Szintillationseffizienz, 29, 33, 49
Szintillationsmaximum, 32, 40
Teflonreflektor, 61, 62
Totalreflexion, 27, 42
Totzeit, 60, 61
Trapez, 23
Turbomolekularpumpe, 11
81
U-I-Kennlinie, 20
UCN, 4
Ultrahochvakuum, 10
Untergrund, 61
Urknall, 4
Vakuumschieber, 11
Valenzband, 28
Verstärkungszone, 21
Vielkanalanalysator, 61
Vorverstärker, 49
Wasserschicht, 36, 37, 64
Wasserstoff, 11
Winkelverteilung, 41
Wärmeeintrag, 10
Zerfallsprodukte, 2
Zerfallsprotonen, 7
Danksagung
Zuerst möchte ich Stephan Paul meinen Dank aussprechen für die Möglichkeit bei ihm am Lehrstuhl meine Diplomarbeit an einem sehr interessanten Thema zu schreiben.
Besonderer Dank gebührt Joachim Hartmann, Rüdiger Picker und Stefan
Materne, die mich während meiner gesamten Zeit am Lehrstuhl mit Rat
und Tat unterstützten, sowie fürs Korrekturlesen dieser Arbeit in diversen Entwicklungsstadien mit zahlreichen konstruktiven Verbesserungsvorschlägen.
Ebenso eine große Hilfe war Dieter Renker mit seinem nahezu unbegrenzten Wissen über APDs und viele aufschlussreiche Diskussionen sowie Interpretationen meiner nicht immer eindeutigen Messergebnisse.
Auch möchte ich mich bei meinem Betreuer Erwin Gutsmiedl bedanken,
sowie bei dem gesamten Team der UCN Hütte und der Werkstatt, nicht
nur für gelungene Grillfeste, die viel zur guten Atmosphäre am Lehrstuhl
beitrugen.
Nicht zu vergessen ist die angenehme Büroatmosphäre und meine Mitinsassinnen Bea und Julia, die mich stets mit Keksen und Schokolade versorgten und so gerade in der Schlussphase die Konzentrationsfähigkeit
verlängerten.
Schließlich möchte ich mich noch bei Axel Reimer Müller bedanken, meinem Vorgänger bei der Entwicklung der Szintillationsdetektoren und Erbauer des paff -Beschleunigers, der auch im Abschlussstress seiner Doktorarbeit noch Zeit fand mich in die Bedienung des Beschleunigers einzuweisen.
Nicht zuletzt gebührt meinen Eltern großer Dank, die mir mein Studium
überhaupt erst ermöglicht haben.
Erklärung
des Diplomanden
Name:
Tietze
Vorname:
Christian
Mit der Abgabe der Diplomarbeit versichere ich, dass ich die Arbeit
selbständig verfasst und keine anderen als die angegebenen Quellen
und Hilfsmittel verwendet habe.
...................................
.........................................
(Ort, Datum)
(Unterschrift)