Temperaturstudien an PWO Kristallen für ¯PANDA

Temperaturstudien an PWO Kristallen
für P̄ANDA
Bachelorarbeit
of Science
von
David-Leon Pohl
Bochum, März 2008
Ruhr-Universität Bochum
Fakultät für Physik und Astronomie
Institut für Experimentalphysik - Lehrstuhl I
Experimentelle Hadronenphysik
Inhaltsverzeichnis
Inhaltsverzeichnis
0.1
Abstract . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1 Einleitung
ii
1
1.1
Kern- und Teilchenphysik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1
1.2
Das P̄ANDA-Experiment . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3
1.3
Motivation
4
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2 Der Szintillationsprozess
5
2.1
Der Szintillationsdetektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5
2.2
Szintillationsmaterialien . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6
2.2.1
7
Bleiwolframat . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3
Der Szintillationsmechanismus
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
9
2.4
Energieauflösung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
10
2.5
Nachweis von γ-Strahlung durch Szintillationslicht . . . . . . . . . . . . . . . . .
12
3 Kosmische Strahlung
15
3.1
Primäre kosmische Strahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
15
3.2
Sekundäre kosmische Strahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
17
3.2.1
17
Myonen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4 Messungen
19
4.1
Aufbau
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
19
4.2
Durchführung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
20
4.3
Auswertung und Ergebnisse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
21
5 Zusammenfassung und Fazit
28
Abbildungsverzeichnis
31
Tabellenverzeichnis
31
Quellenverzeichnis
32
i
0.1 Abstract
0.1 Abstract
The present bachelor thesis deals with lead tungstate (PbWO4 ) a modern scintillation material
for high-energy physics. PbWO4 is an anorganic, crystalline scintillator with good characteristics like a fast decay time, a high density and a good radiation hardness. Thence the crystals
are used in the electromagnetic calorimeter of the PANDA detector (anti Proton ANnihilation
at DArmstadt). The PANDA experiment is the motivation to analyze two important temperature dependencies of lead tungstate. This bachelor thesis shows, that the lightyield-temperature
correlation is exponetial in the measured temperature interval (−32..20 ◦ C), whereas the decay
time-temperature correlation can be described by a parabel. The results squares with former
analyses in 1995. Because of the developments in crystal producting in the last ten years the temperature coefficient for the light yield at room temperature is −1, 4 %/◦ C instead of −1, 98 %/◦ C
published in 1995. The measurement results can be found on page 25ff.
Die vorliegende Bachelorarbeit beschäftigt sich mit Bleiwolframat (PbWO4 ), einem modernen
Szintillationsmaterial für die Hoch-Energie-Physik. PbWO4 hat als anorganischer, kristalliner
Szintillator hervorragende Eigenschaften, wie eine sehr schnelle Zerfallszeit, eine hohe Dichte
und Strahlungshärte. Daher werden diese Kristalle auch im elektromagnetischen Kalorimeter
des PANDA Detektors (anti Proton ANnihilation at DArmstadt) eingesetzt. Das PANDA
Experiment, an dem die Ruhr Universtät Bochum partizipiert, ist der Beweggrund die Lichtausbeute und die Zerfallszeit, zwei wichtige temperaturabhängige Eigenschaften von PbWO4 , näher
zu untersuchen. Es zeigt sich, dass in dem gemessenen Temperaturintervall von -32 bis 20 ◦ C
die Lichtausbeute-Temperatur Korrelation exponentiell ist und der Zusammenhang zwischen
Zerfallszeit und Temperatur eine Parabel beschreibt. Diese Ergebnisse decken sich mit früheren
Untersuchungen aus dem Jahr 1995 [Nim95]. Die Temperaturkoeffizienten sind aufgrund der
Entwicklungen bei der Herstellung von PbWO4 erwartungsgemäß anders. So liegt der Temperaturkoefffizient für die Lichtausbeute bei Raumtemperatur bei −1, 4 %/◦ C, anstatt der 1995
publizierten −1, 98 %/◦ C. Bei −25 ◦ C beträgt der Temperaturkoeffizient für die Lichtausbeute
−2, 6 %/◦ C und für die Zerfallszeit −2, 4 %/◦ C
ii
1 Einleitung
1.1 Kern- und Teilchenphysik
1 Einleitung
1.1 Kern- und Teilchenphysik
Die Kern- und Teilchenphysik beschäftigt sich mit dem Aufbau der Materie auf kleinster Größenskala (< 10−15 m). Der Atomkern, als größte Struktur in diesem Bereich, ist aus Protonen und
Neutronen, den sogenannten Nukleonen, aufgebaut. Diese wechselwirken über Mesonen miteinander, sodass der Kern als positiv geladenes Gebilde zusammenhält. Da Nukleonen und Mesonen Elementarteilchen sind, ist es möglich die Gesetze der Kernphysik durch Erkenntnisse in
der Elementarteilchenphysik zu erklären.
Die Elementarteilchenphysik versucht die
Teilchen
Wechselwirkungen der Grundbausteine der
Quarks
Materie auf fundamentaler Ebene zu verste-
u (up)
hen. In dem Standardmodell der Elementar-
d (down)
teilchenphysik werden diese Wechselwirkungen beschrieben. Das Standardmodell postuliert, dass die Materie im Universum aus
Fermionen (Tab. 1) aufgebaut ist, die über
Wechselwirkungfelder miteinander interagie-
3 − 7 MeV/c2
s (strange)
95 ± 25 MeV/c2
c (charm)
1, 25 ± 0, 09 GeV/c2
t (top)
174, 2 ± 3, 3 GeV/c2
b (bottom)
4, 20 ± 0, 07 GeV/c2
e− (Elektron)
Bosonen, welche einen Spin von 1 haben. Die
νe (Elektron-Neutrino)
Fermionen haben einen Spin von 1/2 und
unterliegen somit dem Paui-Prinzip. Die Eigenschaften der Fermionen, wie Ladung und
< 2 eV/c2
105, 658 MeV/c2
νµ (Myon-Neutrino)
< 0, 19 MeV/c2
ντ (Tauon-Neutrino)
gen sie ausgesetzt sind (Tab. 2). Ladung hat
0, 511 MeV/c2
µ− (Myon)
τ − (Tauon)
Flavor, bestimmen welchen Wechselwirkun-
nerte Bedeutung. Es gibt neben der elektri-
1, 5 − 3, 0 MeV/c2
Leptonen
ren. Die Feldquanten dieser Felder sind die
in diesem Zusammenhang eine verallgemei-
Masse
1777 MeV/c2
< 18, 2 MeV/c2
Tabelle 1: Fundamentale Teilchen
und ihre Massen1 [PDG06]
schen Ladung, die Farbladung und die Masse
als Ladung der gravitativen Wechselwirkung. Insgesamt existieren vier Wechselwirkungen, durch
die die Naturgesetze beschrieben werden können. Drei davon sind in dem Standardmodell enthalten.
Die schwache Wechselwirkung wirkt zwischen allen Quarks und Leptonen. Die Feldquanten der
sehr kurzreichweitigen Wechselwirkung ( 10−16 m) sind neutrale Z-Bosonen Z 0 , sowie negativ und positiv geladene W-Bosonen W + , W − . Sie kann als einzige Wechselwirkung die Sorte
der Elementarteilchen ändern. Die starke Wechselwirkung beschreibt über den Austausch von
1
Bei den Quarks sind die Stromquarkmassen angegeben. Die Anzahl der Ziffern bei den Leptonenmassen spiegelt
nicht die Signifikanz der Zahlen wider.
1
1.1 Kern- und Teilchenphysik
1 Einleitung
Gluonen die Kraft zwischen den Farbladungen2 der Quarks. Die elektromagnetische Wechselwirkung meint die Wechselwirkung zwischen geladenen Teilchen über Photonen und ist durch
die Quantenelektrodynamik seit 1940 beschrieben. Mit der elektroschwachen Theorie ist zudem
eine Vereinigung zwischen elektromagnetischer und schwacher Wechselwirkung gelungen.
Die gravitative Kraft als letzte Wechselwirkung hängt von der Masse der Teilchen ab und hat
deswegen eine zu vernachlässigende Größenordnung in der Kern -und Teilchenphysik. Das hypothetische Graviton als Vermittler der Kraft konnte noch nicht nachgewiesen werden und ist
im Gegensatz zu den anderen drei Wechselwirkungen ist die gravitative Wechselwirkung nicht
durch das Standardmodell der Elementarteilchenphysik beschrieben.
Gravitation
wirkt auf
Masse
teilnehmende Alle
Teilchen
Feldquanten Graviton
Schwache
Flavour
Quarks,
Leptonen
W ±, Z
Elektromagnetische
elektrische Ladung
elektrisch
geladene Teilchen
γ
Starke
Fundamentale Restliche
Farbladung
Quarks,
Hadronen
Gluonen
Gluonen
Mesonen
Tabelle 2: Eigenschaften der fundamentalen Wechselwirkungen [Tip04, S.1334]
Die Quantenchromodynamik (kurz: QCD) ist die akzeptierte, zugrundeliegende Theorie für die
starke Wechselwirkung. Die genaue Art und Weise dieser Wechselwirkung ist jedoch zu großen
Teilen nicht verstanden. Sie hat eine Sonderstellung, da ihre Feldquanten die Gluonen, im Gegensatz zu den Feldquanten der anderen drei Wechselwirkungen, selbst eine Ladung tragen.
Daher geht man davon aus, dass eine Trennung einzelner Quarks voneinander nicht möglich
ist. Die Kraft zwischen den Quarks nimmt mit zunehmenden Abstand nicht ab, sodass keine
Trennung, egal unter welchem Energieaufwand, erreicht werden kann. Die daraus resultierende
Nicht-Existenz von einzelnen Quarks versteht man unter Confinement.
Die bisherige Theorie der Quantenchromodynamik kann nur auf sehr kleine Distanzen, sehr viel
kleiner als 10−15 m, angewandt werden. Da die Gluonen auch untereinander koppeln, sollte es
Zustände geben, welche nur aus Gluonen (Gluebälle) bestehen. Die QCD sagt auch die Existenz
von gebundenen Systemen aus Quark-Antiquark-Paaren und Gluonen (Hybride) voraus. Ein
erfolgversprechender Weg die Theorie der Quantenchromodynamik weiter zu erklären und ihre
Vorhersagen, wie die Existenz von Gluebällen und Hybriden zu verifizieren, ist die Analyse von
Proton-Antiproton-Kollisionen. Diesen Proton-Antiproton-Kollisionen widmet sich das PANDA
Experiment (→ 1.2). [TPR05, S.3][Cot07, S.1ff][Mus88, S.17,39][Wie07, S.22-29][Tip04, S.1334ff]
2
Quarks können die Farbe rot, grün und blau tragen, die enstprechenden Antiquarks cyan, magenta und gelb.
2
1 Einleitung
1.2 Das P̄ANDA-Experiment
1.2 Das P̄ANDA-Experiment
Bei dem anti Proton ANnihilation at DArmstadt Experiment (PANDA) werden Antiprotonenstrahlen auf ruhende Protonen-Targets geschossen. Aus der Annihilation der Materie und
Antimaterie wird Energie frei. Diese führt, aufgrund der Energie-Massen Äquivalenz:
E = mc2
(1)
zur Enstehung von bekannten, jedoch kaum erforschten Teilchenzuständen [Nie07, S.1]. Der zum
Nachweis dieser Teilchen notwendige Detektor befindet sich momentan als eine internationale
Zusammenarbeit in der Entwicklung. Mehr als 45 Institute aus 15 Ländern und 300 Mitarbeitern
sind daran beteiligt. Ab 2014 soll der PANDA-Detektor in Darmstadt am HESR (High Energy
Storage Ring) des Forschungszentrums FAIR (Facility for Antiproton and Ion Research) in
Betrieb genommen werden [Novot]. Die Anforderungen an den Detektor sind hoch, da auch
seltene Zerfälle wie:
pp̄ → ηc → γγ
(2)
eindeutig von den Untergrundkanälen pp̄ → π 0 γ → 3γ und pp̄ → π 0 π 0 → 4γ unterschieden
werden sollen [Now05, S.9]. Dafür ist eine gute Postions-, Energie- und Zeitauflösung notwendig,
sowie eine fast vollständige Raumwinkelabdeckung.
An der folgenden Abbildung kann man die verschiedenen Detektorkomponenten erkennen.
Abb. 1: Schnitt des PANDA-Detektors von unten mit folgenden Detektorkomponenten: MVD:
Mikro Vertex Detektor, STT: Straw Tube Tracker, TPC: Time Projektion Chamber,
DIRC, RICH: Cherenkov Detektoren, EMC: Elektromagnetisches Kalorimeter, MDC:
Mini Drift Kammern, TOF: Time of Flight Detektor, MUO: Myonen-Nachweissystem
3
1.3 Motivation
1 Einleitung
Der Lehrstuhl für experimentelle Hadronenphysik an der Ruhr Universität Bochum befasst sich
mit der Entwicklung der vorderen Endkappe des hochauflösenden elektromagnetischen Kalorimeters (EMC), welches zur genauen Energiebestimmung der Teilchen notwendig ist. Das gesamte
elektromagnetische Kalorimeter besteht aus ca. 15000 Bleiwolframat (PbWO4 ) Szintillationskristallen, welche um das Target angeordnet sind, sodass der Detektor fast über den gesamten
Raumwinkel (96% 4π) sensitiv ist. Es gibt einen Barrel-Teil mit 11520 Kristallen mit einem
Innenradius von 570 mm zum Teilchenstrahl und zwei gegenüber liegende Endkappen mit 3864
bzw. 800 Kristallen. Die genaue Anordnung kann der folgenden Abbildung entnommen werden.
Abb. 2: Anordnung der Kristalle [Wor05]
Die Kristalle sind zudem angeschrägt, um sie auf den Kollisionspunkt richten zu können und die
Lücken zwischen ihnen und damit die ’toten Zonen’ möglichst gering zu halten.
Die Bleiwolframat-Kristalle senden in Abhängikeit der Energie der einfallenden Teilchen und
Strahlungen Licht aus, welches durch Avalanche-Photodioden in ein auswertbares, elektrisches
Signal umgewandelt wird. Der Einsatz von konventionellen Photomultipliern ist wegen des starken Magnetfeldes (ca. 2T) in dem sich das Kalorimeter befindet nicht möglich [Nie07, S.3].
1.3 Motivation
Da die Anforderungen beim PANDA-Experiment was die Lichtausbeute, Zerfallszeit und Strahlungshärte des Szintillationsmaterials angeht sehr hoch sind, wird mit Bleiwolframat ein relativ
neues Material eingesetzt. Dieses wird derzeit durch unterschiedliche Dotierungen stetig weiter
optimiert. Die Lichtausbeute und die Zerfallszeit sind abhängig von der Temperatur. Die genauen Temperaturabhängigkeiten zu kennen ist wichtig, um zum Beispiel die Arbeitstemperatur
und die notwendige Temperaturkonstanz der Kristalle im Detektor zu bestimmen.
Die Temperatur-Zerfallszeit und die Temperatur-Lichtausbeute Korrelationen der neuesten Version von PWO-Kristallen zu bestimmen ist Gegenstand dieser Arbeit und wird in Kaptitel 3
ausführlich diskutiert.
4
2 Der Szintillationsprozess
2.1 Der Szintillationsdetektor
2 Der Szintillationsprozess
2.1 Der Szintillationsdetektor
Es gibt eine Vielzahl von Detektortypen um energetische Teilchen nachzuweisen und ihre Eigenschaften, wie die elektrische Ladung, die Lebensdauer, den Spin und die Masse zu bestimmen.
Die elektrische Ladung kann anhand der Ablenkung in einem elektromagnetischen Feld aufgrund
der Lorentzkraft
~ + ~v × B)
~
F~ = q(E
(3)
oder durch die Ionisationsdichte gemessen werden. Die Messung der Lebensdauer eines Teilchens
wird mit der extrem genauen Verfolgung ihrer Spur, z.B. durch den Einsatz von Blasenkammern,
möglich und die Bestimmung des ursprünglichen Spins durch die Analyse der Zerfallsprodukte.
Die Masse wird indirekt über den Impuls p, der Energie E und der Geschwindigkeit v gemessen.
Der Zusammenhang zwischen diesen Größen ist durch die Energie-Impulsbeziehung
E 2 = m20 c4 + p2 c2
gegeben. m0 ist die Ruhemasse und p =
qm0 v
2
1− v2
(4)
der relativistische Impuls. [Wie07]
c
Bei einem Szintillationsdetektor setzt man ein luminiszierendes Material ein, welches Licht emittiert, sofern es von geladenen Teilchen durchdrungen wird. Die Lichtmenge ist dabei proportional
zur deponierten Energie (→ 2.4), sodass sich ein Szintillationsdetektor gut zur Energiebestimmung eignet. Das derart produzierte Licht gelangt durch Totalreflektionen an der Oberfläche
und durch reflektierende Materialien zu einer Photokathode. Je nach Bauart des Detektors kann
auch noch ein Lichtleiter eingesetzt werden, welcher die Aufgabe hat möglichst das gesamte
Szintillationslicht zu der Photokathode zu leiten.
Abb. 3: Szintillationsdetektor, gT: geladenes Teilchen, S: γ-Strahlung, Sz: Szintillator, Ll:
Lichtleiter, Ph: Photokathode, U: Spannung (≈ 2kV ), Ri : Widerstände, Di : Dynoden,
A: Anode, Im: Messimpuls
5
2.2 Szintillationsmaterialien
2 Der Szintillationsprozess
An der Photokathode lösen die Lichtquanten über den äußeren Photoeffekt (→ 2.5) niederenergetische Elektronen aus. Diese werden durch ein elektrisches Feld auf eine sogenannte Dynode
beschleunigt. Aufgrund der aufgenommenen kinetischen Energie der Elektronen schlagen sie bei
der Kollision mit der Dynode weitere Elektronen los. Pro Primärelektron lösen sich dabei etwa
drei bis zehn weitere Sekundärelektronen. Durch die Wiederholung dieses Verfahrens mit 10 bis
14 Dynoden, ist es möglich den ursprünglichen Elektronenstrom um 5 bis 9 Größenordnungen
zu verstärken. An der Anode sind die Elektronen dann als negativer Impuls zu messen. [Mus88,
S.164][Leo87, S.149]
2.2 Szintillationsmaterialien
Man unterscheidet zwischen zwei Arten von Szintillationsmaterialien, den organischen und den
anorganischen.
• Organische Szintillatoren bestehen aus organischen Stoffen und können als Kristalle, polymerisierte Festkörper oder Flüssigkeiten vorliegen. Sie beinhalten Benzolringe und aromatische Kohlenstoffe. Der Vorteil bei organischen Szintillatoren liegt in der sehr schnellen
Lichterzeugung (∼ ns), durch die eine sehr gute Zeitauflösung und hohe Teilchenraten
möglich sind. Da organische Szintillatoren nicht kristalin sein müssen, können sie theoretisch in jeder Form und Größe konstruiert werden und sind dabei noch relativ günstig in
der Herstellung. Jedoch ist wegen der kleinen Kernladungszahl Z und der geringen Dichte die Strahlungslänge relativ hoch. Daher sind organische Szintillatoren ungeeignet für
den Einsatz bei größeren Energien. Gebräuchliche Stoffverbindungen sind zum Beispiel
Anthrazen (C14 H10 , kristalin), p-Therphenyl (C18 H14 , flüssig) und NE111 (Plastik).
• Anorganische Szintillatoren sind meist Einkristalle, die mit Fremdatomen, sogenannten
Farbzentren, dotiert wurden. Die Lichtausbeute ist besser als bei den organischen, jedoch ist ihre Geometrie durch die Kristallachse vorgeschrieben. Ein Vorteil liegt in der
hohen Dichte und der damit verbundenen kurzen Strahlungslänge. Da der Kristall über
mehrere Tage wachsen muss und die Herstellung relativ kompliziert ist, sind die Kosten
für anorganische Szintillatoren hoch. Die Abhängigkeit zwischen der Temperatur und der
Lichtausbeute ist zudem bei den meisten anorganischen Materialien ausgeprägter als bei
den organischen. Häufig verwendete Kristalle sind CsI(Tl), NaI(Tl), BGO und PWO. Die
Elemente in den Klammern meinen die Dotierungsatome.
Um zu verstehen, warum derartige Unterschiede vorliegen ist es nötig den Szintillationsmechanismus genauer zu betrachten (→ 2.3). [Wie07][Leo87, S.151-156][Mus88, S.167][Now05, S.30]
6
2 Der Szintillationsprozess
2.2 Szintillationsmaterialien
2.2.1 Bleiwolframat
Bleiwolframat (PbWO4 , kurz: PWO) ist ein anorganischer Kristall der Gruppe I4 1/a mit tetragonaler Einheitszelle. Die relevanten physikalischen und chemischen Eigenschaften von Bleiwolframat können der folgenden Tabelle entnommen werden.
Parameter
Dichte
Schmelzpunkt
Strahlungslänge
Moliéreradius
Energieverlust
Abklingzeit
Strahlungsmaximum
Brechungsindex
Eigenschaft
relative Lichtausbeute
LY-Temperaturabhängigkeit
ρ
MP
X0
RM
dE/dx
τdecay
λmax
n
LY
d(LY)/dT
Wert
8.28
1123
0.89
2.0
13.0
6
420
2.2
nicht hygroskopisch
1.2%
-1.9
g/cm3
◦C
cm
cm
MeV/cm
ns
nm
bei λmax
LY NaI
% /◦ C
Tabelle 3: Eigenschaften von PWO bei 20 ◦ C [TPR05, S.180]
Bleiwolframat hat als ein sehr dichtes Material eine kleine Strahlungslänge. Dadurch ist der
benötigte Weg der Teilchen zur vollständigen Abgabe ihrer kinetischen Energie an den Kristall
kleiner. Dies ermöglicht es den Detektor kompakter zu konstruieren. PWO besitzt außerdem für
einen anorganischen Szintillator eine sehr schnelle Abklingzeit und eine relativ geringe Lichtausbeute. Da die Lichtausbeute jedoch stark von der Temperatur abhängt, ist es möglich sie durch
Abkühlen des Kristalls auf −170 ◦ C um bis zu einen Faktor 51 zu verbessern (Abb. 4).
(a) Lichtausbeute
(b) Zerfallszeit
Abb. 4: Temperaturabhängigkeiten [Nim95]
Solch niedrige Temperaturen sind in einem Detektor allerdings aufgrund der Wärmeleitung, der
erforderlichen Temperaturkonstanz und der dazu notwendigen Materialien schwer realisierbar.
Außerdem muss beachtet werden, dass die Abklingzeit mit dem Abkühlen unter −25 ◦ C stark
7
2.2 Szintillationsmaterialien
2 Der Szintillationsprozess
zunimmt (Abb. 4). Rekombinieren die angeregten Zustände in dem Kristall nicht schnell genug,
überlagern sich die Impulssignale mehrerer Teilchen, sodass eine eindeutige Indentifikation dieser
nicht mehr möglich ist (pile-up-effect). Dies senkt die Teilchenrate mit der Beschleunigerexperimente durchgeführt werden können und somit die Luminosität3 . Daher muss ein Kompromiss
zwischen Lichtausbeute und Abklingzeit getroffen werden. Die optimale Arbeitstemperatur für
Bleiwolframat wurde an einer früheren Version des Kristalls zu etwa −25 ◦ C bestimmt. Genauere
Studien in einem Temperaturintervall von 20 ◦ C bis −32 ◦ C zu den kürzlich hergestellten Kristallen sind in Kapitel 4 zu finden. Die neuen Ergebnisse werden dort auch mit den Messergebnissen
der älteren Versionen des Kristalls (siehe Abb. 5) verglichen.
(a) Lichtausbeute
(b) Zerfallszeit
Abb. 5: Temperaturabhängigkeiten mit Temperaturkoeffizienten [Nim95]
Es gibt noch weitere Aspekte, welche neben der Lichtausbeute, der Zerfallszeit und der Strahlungslänge bei der Wahl des geeigneten Szintillationsmaterials von Bedeutung sind. Die erreichbare Energieauflösung des Pandadetektors hängt maßgeblich von der Quanteneffizienz der
Photodiode ab (→ 2.4). Die Quanteneffizienz ist abhängig von der Wellenlänge des Lichtes und
die Lage maximaler Quanteneffizienz ist je nach Art der Photodiode unterschiedlich. Das Emissionsspektrum von PWO hat bei einer Wellenlänge von 420 nm ein Maximum. Nun sollten nach
Möglichkeit die verwendeten Photodioden dort eine hohe Quanteneffizienz besitzten. Die vorraussichtlich in dem Detektor eigesetzten Avalanche Photodioden (APD) haben bei 420 nm eine
relativ hohe Quanteneffizienz von 70% [TPR05, S.199].
3
Die Luminosität ist ein Begriff aus der Beschleunigerphysik und ein Maß für die Effizienz eines StoßExperiments.
8
2 Der Szintillationsprozess
2.3 Der Szintillationsmechanismus
2.3 Der Szintillationsmechanismus
In dem Szintillator verlangsamen sich die geladenen Teilchen als Folge der Ionisationsbremsung.
Durch die kinetische Energie regen sich die Szintillationsatome an, welche bei der Rekombination mit hoher Emissionswahrscheinlichkeit ein Photon emittieren. Dieser Vorgang verläuft bei
organischen und anorganischen Szintillatoren unterschiedlich. Bei organischen Flüssigkeiten ist
zudem der Mechanismus der Energieabsorption zu den organischen Feststoffen anders. Jedes
Szintillationsmaterial muss für das emittierte Photon durchsichtig sein, sodass als Grundvorraussetzung das Emissions- und das Absorptionsspektrum gegeneinander verschoben sind.
In dem organischen Szintillator bewegen sich
freie Valenzelektronen. Diese Elektronen sind
mit keinem Molekül assoziiert und befinden
sich in dem sogenannten π-Orbital, welches
aus der Überlagerung mehrerer Molekülorbitale resultiert. Die Energie dieser Orbitale ist
gequantelt, jedoch besitzt jeder Anregungszustand durch angeregte Vibrationsmoden der
Moleküle eine Feinstruktur. Die Energie zwischen den Zuständen ist in der Größenordnung von ein paar eV, die Aufspaltung durch
Abb. 6: Energiezustände mit Feinstruktur
die Feinstruktur erstreckt sich über einige zwanzigstel eV (Abb. 6).
Zudem muss man zwischen Spinzuständen, den Singlet- und Triplet Zuständen unterscheiden,
welche aus quantenmechanischen Auswahlregeln für den Spin resultieren.
Die Abregung von höheren Singletzuständen verläuft bis zum ersten Anregungszustand sehr
schnell (< 10 ps) und strahlungslos. Ab diesem Zustand (S ∗ ) regen sich die Elektronen mit hoher Photonenemissionswahrscheinlichkeit auf eine Vibrationsmode des Grundzustandes (S0 ) ab.
Da hierfür weniger Energie in Form von Strahlung emittiert wird als für den Übergang S0 → S ∗
nötig ist, erklärt sich hieraus die Transparenz des Szintillators für sein eigenes Szintillationslicht.
Die Übergänge der Tripletzustände sind alle strahlungslos, jedoch ist es möglich, dass durch die
Interaktion zweier Moleküle im T0 Zustand der S0 und S ∗ Zustand erreicht wird (5).
T0 + T0 → S ∗ + S0 + P hononen
(5)
Von S ∗ kommt es dann wieder zu einem strahlenden Zerfall nach S0 . Da dieser Vorgang länger
dauert und als Folge dessen das Licht später ausgesendet wird, spricht man auch von der langsamen Komponente des Szintillationslichtes. Jedoch ist dieser Anteil am gesamten Licht für die
meisten organischen Materialien nicht signifikant. [Sak94, S.205][Leo87, S.151-154]
9
2.4 Energieauflösung
2 Der Szintillationsprozess
Die Lichterzeugung bei anorganischen Szintillatoren kann durch das Energiebändermodell von
Kristallen erklärt werden. Die Ionenrümpfe der Atome sind in einem Gitter periodisch angeordnet. Durch diese Periodizität enstehen Auswahlregeln für die Energie der im Kristall befindlichen
Elektronen, welche mit den Gitteratomen wechselwirken. Es gibt Energiebereiche in denen keine wellenartige Elektronenorbitale existieren. Diese verbotenen Bereiche werden Energie -bzw.
Bandlücke genannt (Abb. 7).
Die meisten anorganischen Szintillatoren sind
Isolatoren. Das heißt, dass das Valenzband
vollständig besetzt und das Leitungsband leer
ist. Als Folge dessen kann der Gesamtimpuls
der Elektronen nicht kontinuierlich geändert
werden und es kommt bei angelegtem elektrischen Feld zu keinem Stromfluss. Zwischen
den beiden Bändern sind in den Szintillatoren
durch Dotierung mit Fremdatomen zusätzliche Energieniveaus (Farbzentren) eingezogen.
Durchdringt nun ein Teilchen oder Photon
Abb. 7: Kristallenergiebänder
mit ausreichender Energie (> ∆Eg ) den Szin-
tillator werden Elektronen aus dem Valenzband in das Leitungsband gehoben. Dadurch ensteht
ein Elektronenloch im Valenzband und ein Elektron im Leitungsband, wodurch dem Kristall
eine gewisse Leitfähigkeit verliehen wird. Bewegt sich ein Elektronenloch zu einem Farbzentrum
kann dort ein Verunreinigungsatom ionisiert werden. Ein weiteres angeregtes Elektron hat jetzt
die Möglichkeit über das zusätzliche Energieniveau zu dem Grundzustand zu rekombinieren.
Dies geschieht unter Aussendung eines Photons, welches als Szintillationslicht zu detektieren ist.
Ein weiterer Prozess, der durch ein energetisches Teilchen oder Photon hervorrgerufen werden
kann, ist die Bildung eines Excitons. Dabei wird ein Elektron in das Excitonenband, welches
direkt unter dem Leitungsband liegt, angeregt. Das Elektron bleibt jedoch an das enstehende
Elektronenloch gebunden. Diese Exitonen können sich frei durch den Kristall bewegen und wie
schon zuvor beschrieben unter Photonenemission rekombinieren. [Kit06, S.182-186,203f][Leo87,
S.158][Now05, S.30]
2.4 Energieauflösung
Die Energieauflösung ( ∆E
E ) hängt maßgeblich von den statistischen Vorgängen des Detektionsprozesses ab. Durchdringt ein geladenes Teilchen den Szintillator werden Zustände angeregt.
Die Anregungsgeschwindigkeit ist mit (10−10 − 10−9 ) s sehr hoch. Die Lebensdauer τ dieser
Zustände liegt bei (10−5 − 10−9 ) s und ist damit um Größenordnungen kleiner. Bei anorganischen Szintillatoren ist diese Diskrepanz besonders ausgeprägt.
Wenn man davon ausgeht, dass die Anregung nahezu instantan erfolgt, lässt sich die Photone10
2 Der Szintillationsprozess
2.4 Energieauflösung
nemissionsrate Ṅ (t) durch eine Exponentialfunktion beschreiben:
Ṅ (t) =
N0 − t
e τ
τ
(6)
Häufig muss jedoch der Abklingprozess durch mehrere Zeitkonstanten beschrieben werden, um
den unterschiedlich schnellen Komponenten des Szintillationslichtes Rechnung zu tragen. Der
Zerfall von Anregungszuständen bei Bleiwolframat kann durch drei Exponentialfunktionen beschrieben werden:
− tt
Inorm = a1 e
1
− tt
+ a2 e
2
+ a3 e
− tt
(7)
3
mit a1 = 244, a2 = 78, a3 = 1, t1 = 5, 2 ns, t2 = 14 ns, t3 = 110 ns [Nim95]. Die Zahl der
Photonen np , die durch Rekombination dieser Zustände enstehen, ist abhängig von dem Konversionskoeffizienten ESZ des Szintillators. Dieser gibt den Wirkungsgrad an, mit dem die Anregungsenergie in Lichtquanten verwandelt wird.
np = ESZ
Ek
hν
(8)
hν ist die mittlere Energie der Photonen (≈3 eV) und Ek die Energie des geladenen Teilchens. Von den np Lichtquanten gelangen, aufgund von Absorption von Photonen im Szintillator
und Lichtleiter, sowie von Teilreflektionen an den Wänden des Szintillators, np · EAb Photonen
(EAb < 1) zur Photokathode. An dieser lösen sie, in Abhängigkeit zu der Quanteneffizienz Eph
der Photokathode, Photoelektronen aus. Die Anzahl der Elektronen wird dann im Sekundärelektronenvervielfacher (SEV) um den Koeffizienten C (≈ 105 − 109 ) verfielfältigt. Für die an der
Anode vorhandene Gesamtladung Q folgt daher
Q=−
Ek ESZ EAb Eph Ce
hν
(9)
Typische Werte für die Wirkungsgrade sind: ESZ = 0, 1; EAb = 0, 4; Eph = 0, 1 und für Bleiwolframat4 bei Raumtemperatur: ESZ EAb ≈ 3, 1 · 10−4 mit Eph = 0, 18.
Es muss jedoch beachtet werden, dass alle Prozesse in (9) statistisch sind und daher, trotz gleicher Energie Ek der einfallenden Teilchen, unterschiedliche Ladungen Q auftreten.
N
P
Die Wahrscheinlichkeit bei einem gegebenen Mittelwert n̄ = N1
ni einen Wert ñ zu erhalten
i
ist gegeben durch die Poissonverteilung:
P (n) =
4
n̄n −n̄
e
n!
(10)
Die Anzahl der detektierten Photoelektronen von PWO bei Zimmertemperatur beträgt 18-19 Photoelektronen/MeV mit einer Quanteneffizienz der Photokathode von Eph = 0, 18.
11
2.5 Nachweis von γ-Strahlung durch Szintillationslicht
2 Der Szintillationsprozess
Die Breite der Verteilung ist durch die Streuung σ 2 charakterisiert. Die Wurzel aus dieser ist
die Standardabweichung σ.
σ2 =
∞
X
(n̄ − n)2 P (n)
(11)
n=0
Mit der Dispersion der Poisson-Verteilung σ 2 = n̄, folgt für die relative Abweichung
δ=
σ
1
=√
n̄
n̄
(12)
Ein Zahlenbeispiel macht die Problematik einer schlechten Lichtleitung, einem zu geringen Konversionskoeffizienten des Szintillators oder einer zu kleinen Quanteneffizienz der Photokathode
deutlich. Durchdringen 100 keV Teilchen den Szintillator werden mit den genannten typischen
Wirkungsgraden E pro Teilchen ca. 133 Photoelektronen erzeugt. Daraus ensteht allein aufgrund
der Statistik ein relativer Messfehler von
√1
133
= 8, 7%.
[Mus88, S.149,165f][Fra99, S.52-55]
2.5 Nachweis von γ-Strahlung durch Szintillationslicht
Obwohl ein Szintillator nur durch die kinetische Energie geladener Teilchen Licht emittiert,
ist es möglich durch sekundäre Prozesse die Energie einfallender γ-Strahlung zu messen. Die
wesentlichen sekundären Prozesse sind Fotoeffekt, Compton-Effekt und Paarerzeugung.
• Fotoeffekt
Der Fotoeffekt beschreibt die Absorption eines γ- Quants durch ein gebundenes Elektron
und ist bei kleineren Energien (~ν 1 MeV) zu beobachten. Bei der Absorption erhält das
Elektron die kinetische Energie Ee , welche benötigt wird um das Atom zu verlassen. Dabei
muss berücksichtigt werden, dass je nach der Schale i in der sich das Elektron befindet
i notwendig ist.
eine zusätzliche Austrittsarbeit EB
i
Ee = ~ν − EB
(13)
Um den Energie- und Impulserhaltungssatz zu erfüllen, wird ein Teil des Photonimpulses
auf das Atom übertragen. An einem freien Elektron ist diese Wechselwirkung daher nicht
i ist der Absorptionskoeffizient
möglich. Aufgrund der Quantelung der Bindungsenergie EB
µf oto des Fotoeffektes für γ-Strahlung auch gequantelt.
• Compton-Effekt
Bei mittleren Energien (0, 1 − 10 MeV) tritt der Compton-Effekt auf. Bei diesem werden
die γ-Quanten an den Elektronen elastisch gestreut, welche infolge dessen die Richtung und
Energie ändern. Die Elektronen können aufgrund der hohen Energie der Photonen als frei
angesehen werden. Aus dem Energie- und Impulserhaltungssatz lässt sich durch diese Vereinfachung mit ausreichender Genauigkeit folgende Beziehung zwischen dem Streuwinkel
12
2 Der Szintillationsprozess
2.5 Nachweis von γ-Strahlung durch Szintillationslicht
θ, der Energie des Photons Eγ und der Energie des Elektrons Ee herleiten.
Ee = Eγ
1 − cos θ
1+
Eγ
m e c2
(1 − cos θ)
(14)
Da jeder Streuwinkel θ = 0..π möglich ist, sind die Energieüberträge an die Elektronen
kontinuierlich (Compton-Kontinuum).
• Paarbildung
Wenn die Energie der Photonen die der Ruhemasse zweier Elektronen übersteigt, kann
es zur Paarbildung kommen (2me c2 =1, 02 MeV). Dabei wird das γ-Quant im Coulombfeld des Elektrons oder Atomkernes absorbiert und es ensteht ein Elektron-Positron-Paar.
Ein Teil des Impulses muss aufgrund der Energie-/Impulserhaltung auf den Stoßpartner
übertragen werden. Daher existiert der Zerfall eines wechselwirkungsfreien γ-Quants in
Elektron/Positron nicht. Bei höheren Energien als 1, 02 MeV wandelt sich die überschüssige Energie des Photons in kinetische Energie der beiden Teilchen um.
Der lineare Gesamtabsorptionkoeffizient (Abb. 8) setzt sich nun aus den Anteilen der oben
beschriebenen Wechselwirkungsprozessen zusammen µ = µf oto + µcompton + µpaar .
Abb. 9: Schauerbildung
Abb. 8: Gesamtabsorptionskoeffizient
Je nach Eindringtiefe x nimmt die Zahl der Gammaquanten und somit die Intensität Ṅ = I des
Strahls ab. Die Intensitätsabnahme ist dabei proportional zur Intensität, sodass gilt
I(x) = I0 e−µx
(15)
Bei hochenergetischen Gammaquanten (Eγ >100 MeV) kommt es zudem zur Schauerbildung.
Ein Quant erzeugt ein Elektron-Positron-Paar, welches wiederum durch Bremsstrahlung hochenergetische γ-Quanten erzeugt. Diese erzeugen erneut Elektron-Positron-Paare (Abb. 9) u.s.w..
Die Schauerbildung hört unterhalb von Ee =
600MeV
,
Z
mit Z als Ladung des Materials auf, da es
ab dort zu keinem Bremsstrahlungsprozess mehr kommen kann. [Wie07][Leo87, S.50-57]
13
3 Kosmische Strahlung
3.1 Primäre kosmische Strahlung
3 Kosmische Strahlung
Die kosmische Strahlung, früher auch Höhenstrahlung genannt, wurde 1912 von Victor F. Hess
postuliert. Dieser entdeckte bei einem seiner Ballongflüge mit Hilfe eines Elektrometers, dass
sich der Ionisationsgrad der Luft mit der Höhe ändert.
Im folgenden Kapitel wird ein Einblick in die Enstehung und Zusammensetzung der kosmischen
Strahlung gegeben, sowie ihre Bedeutung für die Astro- und Elementarteilchenphysik erklärt.
Da in der Atmosphäre Wechselwirkungsprozesse stattfinden, unterscheidet man zwischen der
auf dem Erdboden auftreffenden sekundären kosmischen Strahlung und der extraterrestrischen
primären.
3.1 Primäre kosmische Strahlung
Obwohl das Wort Strahlung auftritt, ist mit primärer kosmischer Strahlung ein Fluss energetischer, geladener Teilchen gemeint. Dieser besteht zum überwiegenden Anteil aus Protonen
(≈ 87%), Elektronen und Atomkernen.
Die Energien reichen von einigen 100 keV bis hin zu
1021 eV5 . Die Zusammensetzung der nuklearen Komponente der Primärstrahlung ist bis auf einige Ausnahmen mit der solaren Elementhäufigkeit identisch. Lithium (Li), Beryllium (Be) und Bor (B) sind ca. 105
mal häufiger und das Verhältnis von 3 He zu 4 He 300
mal größer. Diese Diskrepanz lässt sich durch Kernreaktionen erklären. Der Weltraum ist mit einer Dichte von 10−25 g/cm3 kein perfektes Vakuum, sodass die
Teilchen Wechselwirkungspartner finden können. Aufgrund der bekannten, stattfindenden Wechselwirkungsprozesse (Fragmentation, Spallation) lässt sich daraus
die mittlere Lebenszeit der Strahlung auf etwa 106 −107
Jahre festlegen. Diese Fragmentationsprozesse erklären
Abb. 10: Häufigkeitsverteilung
Nukleonen [Fra99]
der
auch die vermehrte Häufigkeit von schweren und leichten Kernen (Abb. 10). Die mittlere Energie
des Teilchenspektrums liegt bei etwa 20 GeV pro Nukleon. Mit folgender Formel ist ein guter Fit
an den gemessenen Teilchenfluss in Abhängigkeit der Energie pro Nukleon (Abb. 11) möglich.



2, 7


I(E) ∝ E −γ , γ = 3, 0



2, 0 − 2, 5
5
bis 1015 eV
bis 1018 eV
sonst
zum Vergleich: Die Energie eines mit 270 km
geschlagenen Tennisballs liegt bei ca. 1021 eV
h
15
(16)
3.1 Primäre kosmische Strahlung
3 Kosmische Strahlung
Das Einknicken der Funktion von (16) bei 1015 eV wird als Knie des kosmischen Energiespektrums bezeichnet und das Abflachen ab 1018 eV als Knöchel. Diese Änderungen des Energieverlaufs sind noch nicht erklärbar.
Für kleinere Energien werden die geladenen Teilchen vom Erdmagnetfeld signifikant abgelenkt6 ,
sodass die Intensität in kleineren Energiebereichen auch von der Position des Messpunktes auf
der Erde (Breiteneffekt) und vom Winkel der Messung abhängt.
Die primäre kosmische Strahlung besitzt noch weitere Eigenschaften, welche Aufschluss über die Entstehung, Entwicklung und Erscheinung des Universums
geben. Man hat festgestellt, dass sie isotrop und zeitkonstant strahlt. Die Zeitkonstanz konnte durch Untersuchungen der Nuklidenverteilung von Meteoriten
und Mondgestein auf einen Zeitraum von über 109 Jahren festgelegt werden. Auch wurden in der kosmischen
Strahlung praktisch keine Antihadronen (< 1%) gefunden, was ein entscheidendes Indiz dafür ist, dass in
unserem Universum keine natürliche Antimaterie vorkommt und es folglich seit dem Urknall zu einer Asymmetrie von Materie und Antimaterie gekommen sein
muss. Die in der Strahlung auftretenden Teilchenenergien bis 1021 eV sind zudem die höchsten jemals im
Universum gemessenen Energien. Die Enstehung solch
Abb. 11: Energiepsektrum der nuklearen Komponente [Fra99]
hochenergetischer Teilchen ist nicht verstanden. Es gibt
viele Theorien, wie Supernovae und Neutronensterne als Quellen der sehr energiereichen Strahlung oder Zerfälle unbekannter Teilchen. Supernovae, welche in der Milchstraße alle 40 Jahre vorkommen, liefern genügend Energie. Die Supernova-Stoßwellen Beschleunigungsmodelle können
jedoch nur Teilchenenergien bis 1015 eV erklären. Auch ist der Urprungsgsort der kosmischen
Strahlungsteilchen weitestgehend unklar. Sie können im galaktischen Halo oder im inneren Ring
enstehen oder von außerhalb der Milchstraße kommen. Da die Protonen oberhalb von 1021 eV inelastisch mit der kosmischen Hintergrundstrahlung wechselwirken, müsste man im Teilchenenergiespektrum eine Grenzenergie erkennen (Cut-Off), insofern sie einen Ursprungsort außerhalb
der lokalen Galaxiengruppe haben. Im Spektrum konnte dieser Cut-Off noch nicht nachgewiesen
werden. Die meisten Experten sind der Meinung, dass die kosmische Strahlung unter 1018 eV
ihren Ursprung in der Milchstraße hat.
Insgesamt betrachtet ist die kosmische Strahlung noch zu großen Teilen unverstanden.
[Lesch][Pav01][Wie07][Fra99, S.583-589][Mus88, S.980-982]
6
Geladene Teilchen gyrieren um die Erdmagnetfeldlinien, driften zu den Erdpolen und erzeugen dort Polarlichter.
16
3 Kosmische Strahlung
3.2 Sekundäre kosmische Strahlung
3.2 Sekundäre kosmische Strahlung
Die sekundäre kosmische Strahlung hat für die Elementarteilchenphysik eine große Bedeutung.
Bis ca. 1950 waren die Elementarteilchenphysiker allein auf die kosmische Strahlung angewiesen
um neue Teilchen zu erzeugen und zu untersuchen. Die Konstruktion großer Teilchenbeschleunigeranlagen war noch nicht möglich. Auch in dem Experiment, das dieser Arbeit zugrunde liegt,
werden kosmische Myonen (→ 3.2.1) als Testteilchen für die Kristalle verwendet.
Die sekundäre Strahlung ensteht durch Wechselwirkungsprozesse der primären kosmischen Strahlung in
der Erdatmosphäre. Treffen hochenergetische Teilchen,
zum größten Teil Protonen, auf Atome der Atmosphäre
werden Schauer7 (Abb. 12) durch vielfältige Wechselwirkungskaskaden ausgelöst. Spallations- und Teilchenerzeugungsreaktionen der Primärteilchen mit Kernen
der Atmosphäre, hauptsächlich Sauerstoff- und Stickstoffkerne, erzeugen eine Vielzahl von Hadronen. Die
Mehrzahl der Hadronen stellen Pionen, Neutronen und
sekundäre Protonen, im geringerem Umfang Antinukleonen, Alphateilchen, Kaonen, Hyperionen und weitere Teilchen. Die infolge dieses Prozesses erzeugten in-
Abb. 12: Schauerbildung in der Atmosphäre [Fra99]
stabilen Teilchen zerfallen und es entstehen Elektronen,
Myonen, Neutrinos und Photonen. Aufgrund des hohen Impulses und der großen Reichweite
werden die Myonen als die harte Komponente der sekundären kosmischen Strahlung bezeichnet. Die hochenergetischen Photonen erzeugen über den Paarbildungeffekt (→ 2.5) ElektronPositron-Schauer. Diese stellen die weiche Komponente. Der Großteil der Energie einfallender
Primärteilchen geht über die Ionisation von Gasmolekülen in der Erdatmosphäre verloren. In
Erdbodennähe sind hauptsächlich noch Elektronen, Photonen und Myonen zu registrieren. Dennoch macht die kosmische Strahlung mit 0, 3 mSv etwa 14% der natürliche Strahlenexposition
für den Menschen in Deutschland aus.
3.2.1 Myonen
Das Myon (Zeichen: µ) wurde 1937 von C.D. Anderson und S.N. Neddermayer in der kosmischen
Strahlung entdeckt. Es gehört als Fermion zur Klasse der Leptonen und besitzt wie das Elektron
einen Spin von 1/2, eine Ladung von -e und ein Antiteilchen µ+ . Jedoch hat das Myon mit einer
Zerfallszeit von etwa 2, 2 µs eine endliche Lebensdauer und ist mit µ±
m = 105, 6594 MeV etwa 200
mal schwerer. Daher bezeichnet man Myonen auch als ’schwere Elektronen’. Der Myonenzerfall
ergibt ein Myonneutrino, ein Antielektronneutrino und ein Elektron (Abb. 13). Wie schon im
Abschnitt zuvor beschrieben, enstehen die Myonen in der Atmosphäre aufgrund von Reaktionen
7
Einzelne Teilchen können Schauer auslösen, welche auf dem Erdboden Ausmaße von mehreren km2 haben.
17
3.2 Sekundäre kosmische Strahlung
3 Kosmische Strahlung
der primären kosmischen Strahlung mit Gasatomen und den damit verbundenen Sekundärteilchenzerfällen. Dies geschieht in einer Höhe von ca. 9 km über Normalnull. Trotz der kleinen
Lebensdauer erreichen fast alle Myonen die Erde, da sie
mit einer Geschwindigkeit von 99, 8% c stark der Zeitdilatation9 unterliegen. Die Flussdichte mit der Myonen
auf den Erboden auftreffen, liegt bei ca. 0, 01s−1 cm−2 .
Da je nach Enstehungsort und Flugrichtung unterschiedliche Weglängen in der Atmosphäre zurückgelegt werden, erhält man für die gemessenen Myonenenergien
ein Spektrum. Erweitert man den Nachweis auf weitere Teilchen der sekundären kosmischen Strahlung, wie
Elektronen, Positronen und Photonen erhält man das
Abb. 13: Feynman-Diagramm8 des
Myonzerfalls [Hag08]
so genannte ’kosmische Spektrum’.
In der dieser Arbeit zugrunde liegenden Messung wird das kosmische Spektrum zu unterschiedlichen Temperaturen aufgenommen. Von hauptsächlicher Bedeutung in Meereshöhe sind die
Myonen, da ihre Raten und Energien am höchsten sind.
Sie sind minimal ionisierend, sodass der Energieverlust
hauptsächlich vom zurückgelegten Weg in dem Kristall abhängt. Aufgrund dessen kann in den Spektren
ein Höchstwert (Peak) ausgemacht werden, welcher von
den Myonen verursacht wird. Die Lage des Peaks ist
abhängig von der Detektorgeometrie, in diesem Falle also von der Form des PWO-Kristalls. Eine Monte-CarloSimulation hat ergeben (Abb. 14), dass der MyonenPeak bei liegendem Kristall mit den Maßen von 2, 44 cm2
Frontfläche, 2, 60 cm2 Rückfläche und 20 cm Länge bei
Abb. 14: Monte-Carlo Simulation
etwa 30 MeV liegt. Es ist nun möglich die Lichtausbeute-Temperatur Korrelation anhand der
Positionen der Peaks zu eruieren. Die Beschreibung des Versuchs und dessen Auswertung ist
Inhalt des folgenden Kapitels.
[Lesch][Pav01][Wie07][Fra99, S.583-589][Mus88, S.980-982][Tip04, S.1263f]
8
9
Teilchen dargestellt durch Pfeile in positiver Zeitrichtung, Antiteilchen durch Pfeile in negativer
1
klassische Rechnung: 2µs · c ≈ 600m 9, 5km; relativistische Rechnung: 2µs q
· c ≈ 9, 5km
1−( 0,998c
)2
c
18
4 Messungen
4.1 Aufbau
4 Messungen
Dieses Kapitel befasst sich mit der Beschreibung und Auswertung der durchgeführten Messungen. Ziel ist es, von den kürzlich für das Panda-Experiment hergestellten PWO-Kristallen, die
Lichtausbeute-Temperatur und die Zerfallszeit-Temperatur Korrelation zu bestimmen. Die Ergebnisse werden anschließend mit einer früheren Version des Kristalls verglichen und grafisch
dargestellt, sodass eine qualitative Aussage über die Einsetzbarkeit der neuen Kristalle für Panda
möglich ist.
4.1 Aufbau
Um das Szintillationslicht in ein äquivalentes elektrisches Signal zu verwandeln wurde ein Szintillationsdetektor benutzt (→ 2.1, Abb. 3). Photodiode und Photomultiplier lagen fest verbunden
als Einheit, als so genannte Photomultiplier Tube (PMT), vor. Die Hochspannung von 2000 V für
den Photomultiplier lieferte ein Hochspannungsnetzteil. Ein Spannungsteiler leitete mit Hilfe von
unterschiedlichen Widerständen die verschiedenen Spannungen auf die Dynoden. Die genauen
Typenbezeichnungen der verwendeten Geräte sind in der umseitigen Tabelle aufgeführt. Um zu
gewährleisten, dass der Kristall mit dem Lichtleiter des Photomultipliers fest verbunden bleibt,
wurde der Aufbau fest auf eine Holzplatte montiert. Da bei einer Messung über ein Temperaturintervall von 42 ◦ C Materialausdehnungen zu erwarten sind, wurde der Kristall mit Hilfe eines
Gummibandes unter Verwendung von optischem Gel auf den Lichtleiter gepresst. Weiterhin war
es wichtig den Photomultiplier vor Fremdlicht zu schützen. Dies garantierte die Verwendung von
lichtundurchlässiger Folie. Außerdem wurde reflektierende Folie um den Kristall gewickelt, damit kein Szintillationslicht durch Teilreflektionen an der Oberfläche des Kristalls verloren ging.
Der Messaufbau kann der Abbildung 15 entnommen werden. Die Integrationskonstante des Vor-
Abb. 15: Versuchsaufbau
verstärkers konnte maximal gewählt werden, da die Rate der kosmischen Teilchen mit 0, 01 cm12
19
s
4.2 Durchführung
4 Messungen
recht niedrig ist. Für die Zeitmessung wurde der Messimpuls, um Verzerrungen zu vermeiden,
ohne Vorverstärkung direkt an der Anode des Photomultipliers abgegriffen. Das zeitintegrierte,
verstärkte analoge Singnal ist proportional zur Intensität des Szintillationslichts. Zur computerunterstützten Auswertung wurde dieses mit Hilfe eines 8000 Kanal Analog-Digital-Konverters
(ADC) digitalisiert. Auf dem Messcomputer lief ein unter ROOT10 programmiertes Messprogramm, welches die Lichtemissionen nach ihren Energien zu ordnete und zählte.
Gerät
Hochspannungsgerät
Photomultiplier
Vorverstärker
Hauptverstärker
Analog-Digital-Konverter
digitales
Oszilloskop
Temperaturprüfschrank
Typ
Canberra H.V.
Power Supply 3002
PMT: XP2020, Basen: S563
Photokathode: Typ D
baugleich mit Ortec 113
Tennelec TO 205a/1
Linear Amplifier
Berthold Silena 400 Mhz ADC
Modell 7420/c
Tektronix TDS3054
500 MHz, 5 Gb/s
Vötsch Industrietechnik
VT 4021
Einstellungen
Anodenspannung:
2000V, negativ
Arbeitstemperatur:
50..-30C
Integrationskonstante:
maximal ≈ 50 µs
Coarse Gain: 100
Fine Gain: 1 bzw. 0,65
Shaping Constant: 2µ
Gain: 8k, Range 8k
Tabelle 4: Geräteliste mit relevanten Einstellungen
4.2 Durchführung
Die Temperatur in der die PWO-Kristalle später betrieben werden sollen liegt bei etwa −25 ◦ C.
Daher wurde bei folgenden Temperaturen gemessen:
(20, 15, 10, 5, 0, −5, −10, −15, −20, −22, −23, −24, −25, −26, −27, −28, −30, −32) ◦ C. Es ist zu beachten, dass die letzte Messung bei −32 ◦ C außerhalb der Arbeitstemperatur des Photomultipliers lag. Die minimale Arbeitstemperatur ist in dem Datenbuch des Herstellers mit −30 ◦ C
angegeben [Val85, S.81].
Es erwieß sich als notwendig Testmessungen vorzunehmen, um die Messzeit zu bestimmen in
der der Myonen-Peak in dem kosmischen Spektrum eindeutig erkennbar ist. Dies ist erforderlich,
um bei der Auswertung der Daten eine Funktion sinnvoll an die Messwerte anpassen zu können.
Die Position des Peaks muss zudem vollständig innerhalb des aufgezeichneten Spektrums liegen.
Testmessungen ermöglichen die hierzu notwendigen Verstärkereinstellungen zu finden. Des Wei10
ROOT ist ein objektorientiertes Framework, welches zur Datenanalyse in der Hochenergiephysik geschrieben
wurde. Es unterliegt der GNU-Lizenz für freie Dokumentation und kann auf http://root.cern.ch/ heruntergeladen werden.
20
4 Messungen
4.3 Auswertung und Ergebnisse
teren war es notwendig festzustellen, wieviel Zeit benötigt wird, bis der gesamte Kristall eine
vorgegebene Temperatur erreicht hat. Hierzu wurde der Kristall von −20 ◦ C auf 20 ◦ C erwärmt
und es wurden 24 h lang Spektren aufgenommen. Der Temperaturprüfschrank ist in der Lage
einen Temperatursprung dieser Größenordnung innerhalb weniger Minuten zu vollziehen. Es war
zu erwarten, dass durch die fortschreitende Erwärmung des Kristalls die Lichtausbeute abnimmt
und sich daher die Peakpositionen der Spektren zu kleineren Kanalnummern verschiebt.
Nun galt es die Zeit zu bestimmten nach der
sich die Positionen der Peaks nicht mehr weiter verschieben und folglich der Kristall die
eingestellte Endtemperatur von 20 ◦ C erreicht
hat. Da sich die Kristalltemperatur viel schneller ändert als die niedrige Rate kosmischer
Teilchen ein auswertbares Spektrum hergibt,
ist es natürlich nicht möglich den genauen
Zeitpunkt des Erreichens der Endtemperatur
festzustellen. Eine Abschätzung einer ausreichenden Wartezeit ist jedoch möglich. Diese
Abb. 16: Testmessung
liegt, wie in Abbildung 16 erkennbar, bei et-
wa 8 Stunden. Ein Spektrum, auch Histogramm genannt, enthielt nach etwa 6 Stunden Messzeit
ausreichend viele Einträge, um den Peak klar auszumachen und die unten noch genauer beschriebene Funktion anfitten zu können. Aufgrund der Ergebnisse der Testmessung wurde das
Histogramm für jeden Temperaturpunkt mindestens 6 h lang aufgenommen und dem Kristall
eine Zeit von mindestens 14 h bei einem Temperatursprung von 5 ◦ C und 2 ◦ C bzw. 12 h bei
einem Temperatursprung von 1 ◦ C gewährt. Bei der Aufnahme der verschiedenen Histogramme
stellte sich heraus, dass ab −20 ◦ C der Peak des Histogramms nicht mehr vollständig in dem
aufgezeichnetem Spektrum lag. Daher wurde die Fine Gain Einstellung des Hauptverstärkers
für Temperaturen kleiner gleich −20 ◦ C von 1 auf 0,65 geändert.
Für jede Messtemperatur ab 15 ◦ C wurden 5-6 mal die durch Myonen verursachten Impulse der
Anode des Photomultipliers mit einem Oszilloskop gespeichtert.
4.3 Auswertung und Ergebnisse
Die Peakpositionen der aufgezeichneten Histogramme können mit Hilfe einer Fitfunktion gefunden werden. Es zeigte sich, dass folgende Summe mehrerer Funktionen die Histogramme gut
widergibt:
f (x) =
n(x)
|{z}
N ovosibirsk−F unktion
−
x
p4 · e p5
| {z }
+
Exponentialf unktion
+
p ·x + p
| 6 {z }7
(17)
lineare F unktion
Die abfallende Exponentialfunktion und die lineare Funktion beschreiben den Untergrund eines
Histrogramms. Der Peak kann mit der Novosibirsk-Funktion angepasst werden. Diese ist als
21
4.3 Auswertung und Ergebnisse
4 Messungen
Faltung einer Gauß- und einer Exponentialfunktion definiert und lautet wie folgt:


2
√
log(4))
·
x−peak sinh(tail
√
 1  log 1 + tail · width ·


t · log(4)



 + tail2 
n(x) = A · exp − 


tail
 2


(18)
Die Amplitude (A), die Lage des Peaks (peak) und die Halbwertsbreite (width) sind drei aus der
Gaußfunktion bekannten Parameter. Der zusätzliche Parameter tail beschreibt eine Verbreiterung der Funktion. Für positive Werte liegt die Verbreiterung auf der rechten Seite, bei negativen
Werten auf der linken [Now05, S.46]. Bei den vorgenommenen Anpassungen der Funktion an
die Histogramme war tail stets positiv. Die Parameter A, peak, width, tail, p4 , p5 , p6 und p7
wurden durch einen Fitalgorithmus von ROOT bestimmt.
Wie schon in 2.4 erklärt, lässt sich die Photonenemissionsrate von Szintillatoren und damit
auch die Form der Impulse an der Photoanode durch Exponentialfunktionen beschreiben. Daher lag es nahe die Abstiegszeiten der aufgenommenen Impulse durch eine Exponentialfunktion
anzufitten.
g(x) = c1 e
− cx
(19)
2
Das dazu verwendete Programm war Octave11 . Bei einigen Zerfällen war jedoch
der Abfall der Exponentialfunktion in
der Nähe des Peaks nicht steil genug.
In solchen Fällen wurden die ersten ca.
15% der Zerfallszeit durch eine Regressionsgerade angepasst. Ein Beispiel ist
in Abbildung 17 zu finden. Auf den folgenden Seiten sind exemplarisch einige
Histogramme und Impulse zu verschiedenen Temperaturen abgebildet. Links
sind die Histogramme mit Fitfunktion
Abb. 17: Zerfallszeitfit
und Parametern zu erkennen und rechts
die Anodenimpulse. Der Fitbereich ist in den Zerfallsdiagrammen durch zwei vertikale Striche zu
erkennen. Die beiden weiteren vertikalen Striche, welche von der Exponentialfunktion ausgehen,
markieren die Zeitpunkte bei denen der Zerfall auf 90% bzw. 10% der maximalen Amplitude
fortgeschritten ist.
11
Octave ist eine Skriptsprache zur numerischen Lösung mathematischer Probleme und unterliegt der GNU
General Public License. Es ist weitestehend mit dem proprietären MATLAB kompatibel und kann unter
http://www.gnu.org/software/octave/ kostenlos heruntergeladen werden.
22
4 Messungen
4.3 Auswertung und Ergebnisse
Abb. 18: T=15 ◦ C
Abb. 19: T=0 ◦ C
Abb. 20: T=−15 ◦ C
23
4.3 Auswertung und Ergebnisse
4 Messungen
Abb. 21: T=−25 ◦ C
Abb. 22: T=−32 ◦ C
Häufig wird anstatt der Zerfallszeit von 90% auf 10% die mittlere Zerfallszeit τ angegeben.
Die Temperaturabhängigkeit des Zerfalls einer früheren Version des Kristalls ist auch durch die
mittlere Zerfallszeit angegeben. Hier sei nochmal an Abbildung 5 von Kapitel 2.2.1 erinnert.
Zum besseren Vergleich der Ergebnisse, werden die gemessenen Zerfallszeiten zusätzlich in der
mittleren Zerfallszeit angegeben. Die Umrechnung ist im Folgendem beschrieben.
Das exponentielle Zerfallsgesetz lautet:
N (t) = N0 e−λt
(20)
N (t) beschreibt die Anzahl der Teilchen zum Zeitpunkt t. N0 ist die Anzahl der Teilchen bei
t = 0. λ bezeichnet man als die Zerfallskonstante. Die angefitteten Exponentialfunktionen sind,
wie in Abbildungen 18 bis 22 zu erkennen, von der Form: f (x) = −Ae−λx . Die Zerfallskonstante
λ hängt mit der mittleren Zerfallszeit über folgende Beziehung12 zusammen: τ = λ1 .
12
Der interessierte Leser sei hier für die Herleitung der Relation auf http://en.wikipedia.org/wiki/Mean lifetime
verwiesen.
24
4 Messungen
4.3 Auswertung und Ergebnisse
Es seien nun zwei Punkte p1 = (x1 , y1 ) und p2 = (x2 , y2 ) gegeben. p1 sei der Punkt bei dem
die Exponentialfunktion auf 90% abgefallen ist und p2 der Punkt bei dem der Zerfall auf 10%
fortgeschritten ist. Daraus folgt:
y1 = −Ae−λx1
∧ y2 = −Ae−λx2
1
y1
⇒λ =
ln
x2 − x1
y2
x2 − x1
⇒ τ =
|{z}
y1
ln
1
y2
τ=
λ
⇒ τ
|{z}
=
x2 − x1
ln(9)
=
t90/10
ln(9)
y1
=9
y2
⇒
|{z}
τ
x2 −x1 =t90/10
Ergo ist die Umrechnung durch einen Faktor
1
ln(9)
(21)
gegeben. Die Ergebnisse der Messungen sind
unten in der Tabelle aufgeführt und in den Diagrammen 23 und 24 visualisiert. Die Abklingzeit
für eine Temperatur wurde aus dem Mittelwert der Zerfallszeiten berechnet. Der angegebene Fehler ist die Standardabweichung des Mittelwertes. Der veränderte Verstärkungsfaktor ab
−20 ◦ C wurde schon mit einberechnet.
Temperatur
(◦ C )
20
15
10
5
0
-5
-10
-15
-20
-22
-23
-24
-25
-26
-27
-28
-30
-32
Peakkanalnummer
2480 ± 07
2839 ± 28
3040 ± 17
3383 ± 31
3826 ± 38
4339 ± 22
4812 ± 37
5001 ± 43
5749 ± 32
5894 ± 69
6150 ± 36
6374 ± 56
6477 ± 46
6688 ± 47
6891 ± 47
7094 ± 48
7590 ± 53
8124 ± 53
relativer
Fehler
0,30%
0,97%
0,56%
0,92%
0,98%
0,52%
0,77%
0,87%
0,55%
1,17%
0,58%
0,88%
0,72%
0,70%
0,69%
0,68%
0,70%
0,65%
Abklingzeit t90/10
(ns)
–
25, 2 ± 03, 8
27, 0 ± 02, 9
32, 3 ± 04, 3
33, 6 ± 03, 6
37, 4 ± 05, 5
44, 0 ± 02, 4
53, 3 ± 06, 3
56, 5 ± 05, 8
62, 8 ± 05, 5
63, 8 ± 04, 7
64, 1 ± 05, 7
67, 7 ± 03, 7
62, 5 ± 10, 7
70, 8 ± 07, 9
62, 5 ± 07, 5
75, 5 ± 04, 9
78, 1 ± 05, 6
Tabelle 5: Ergebnisse
25
Abklingzeit τ
(ns)
–
11, 5 ± 01, 7
12, 3 ± 01, 3
14, 7 ± 01, 9
15, 3 ± 01, 6
17, 0 ± 02, 5
20, 0 ± 01, 1
24, 3 ± 02, 9
25, 7 ± 02, 7
28, 6 ± 02, 5
29, 0 ± 02, 1
29, 2 ± 02, 6
30, 8 ± 01, 7
28, 4 ± 04, 9
32, 2 ± 03, 6
28, 4 ± 03, 4
34, 4 ± 02, 2
35, 5 ± 02, 6
relativer
Fehler
–
14,88%
10,89%
13,22%
10,65%
14,79%
5,48%
11,76%
10,34%
8,79%
7,32%
8,91%
5,41%
17,12%
11,19%
11,94%
6,48%
7,22%
4.3 Auswertung und Ergebnisse
4 Messungen
Abb. 23: Lichtausbeute-Temperatur-Korrelation von PWO
a = 2163 ± 321 (14.85%)
b = (3, 38 ± 0, 34) · 10−2 s−1 (10.17%)
c = 1539 ± 311 (20.18%)
Die Bestimmung der Fitparameter, sowie das Plotten der Daten übernahm Gnuplot13 . Für den
Temperaturkoeffizienten α ergibt sich:
α =
∂f (x)
∂x
f (x)
abe−bx
= − −bx
ae
+c
abe−bx
⇒ α in %/◦ C = −100 −bx
ae
+c
13
Gnutplot ist ein kommandozeilen basiertes Programm zur grafischen Darstellung von Daten und Funktionen.
Es unterliegt einem Copyright, kann jedoch kostenlos heruntergeladen und verwendet werden.
Link: http://www.gnuplot.info/
26
4 Messungen
4.3 Auswertung und Ergebnisse
Abb. 24: Zerfallszeit-Temperatur-Korrelation von PWO
c1 = (1, 43 ± 0, 42) · 10−11 (29, 42%)
c2 = (−8, 62 ± 0, 93) · 10−10 (10, 82%)
c3 = (3, 47 ± 0, 12) · 10−8 (3, 46%)
In analoger Berechnung wie bei der Lichtausbeute ergibt sich für den Temperaturkoeffizienten
der Zerfallszeit:
α in %/◦ C = 100
2c1 x + c2
c1 x2 + c2 x + c3
(22)
In Anbetracht der großen Fehlerbalken der Messwerte, liegt die Vermutung nahe, dass neben
den nicht zu vermeidenden statistischen Fehlern, systematische Fehler bei der Bestimmung der
Zerfallszeiten begangen wurden. Diese könnten zum Beispiel in der Anpassung der Exponentialfunktion an die Anodenimpulse liegen.
27
4.3 Auswertung und Ergebnisse
4 Messungen
5 Zusammenfassung und Fazit
Die Eigenschaften von Bleiwolframat (PWO) wurden erstmals 1995 im Hinblick auf den Einsatz
als Szintillationsmaterial (→ 2.2) untersucht. Obwohl PWO schon 1948 erforscht wurde, war es
zu diesem Zeitpunkt von geringem Interesse, da sich die Lichtausbeute bei Raumtemperatur als
sehr niedrig heraustellte [Nim95]. Es gelang jedoch durch stetige Verbesserungen in der Herstellung und durch Verwendung verschiedener Dotierungselemente die Lichtausbeute merklich
zu steigern. PWO ist ein gutes Beispiel für die Entwicklung eines Szintillationsmaterials durch
eine interdisziplinäre Gemeinschaft von Materialwissenschaftlern, Ingenieuren und Hochenergiephysikern. Aufgrund seiner Eigenschaften, wie die kurze Strahlungslänge, schnelle Zerfallszeit
und Strahlungshärte (Tab. 3) wird sich Bleiwolframat für die nächsten Jahre zu dem meistbenutzten Szintillationsmaterial bei Teilchenphysik-Experimenten entwickeln. Bei vielen aktuellen
Beschleunigerexperimenten, wo hohe Anforderungen an die Energieauflösung und Luminosität
gestellt werden, wird PWO eingesetzt [Nim02]. Genannt seien das CMS und ALICE Experiment
am CERN14 , sowie das PANDA Experiment (→ 1.2).
In dieser Arbeit wurden zwei temperaturabhängige Eigenschaften von PWO untersucht, die
Zerfallszeit, sowie die Lichtausbeute. Aufgrund von früheren Messungen war zu erwarten, dass
die Beziehung zwischen Lichtausbeute und Temperatur in dem Messintervall von -32 bis 20 ◦ C
exponentiell ist, während der Zusammenhang von Zerfallszeit und Temperatur in diesem Temperaturintervall parabolischer Natur ist. Beide Korrelationen konnten durch die vorgenommenen
Messungen bestätigt werden. Das Experiment verlief demzufolge erfolgreich. Lediglich die Aufnahme der Zerfallszeit bei 20 ◦ C schlug aufgrund eines nicht zu erklärenden Störsignals fehl.
In Bezug auf den späteren Einsatz der Kristalle beim PANDA Experiment sind die gewonnenen
Daten von besonderer Bedeutung, um Informationen wie die nötige Temperaturkonstanz im
Detektor, sowie die sinnvollste Arbeitstemperatur der Kristalle zu eruieren. So zeigte sich, dass
die neueste Version der PWO-Kristalle eine niedrigere Temperaturabhängigkeit in Bezug auf die
Lichtausbeute besitzen als die früheren. Der Temperaturkoeffizient von PWO bei Raumtemperatur (20 ◦ C) liegt aktuell bei −1, 4 %/◦ C anstatt der 1995 in [Nim95] publizierten −1, 98 %/◦ C.
Die Relation zwischen Abklingzeit und Temperatur ist hingegen ausgeprägter. Im direkten Vergleich zu den Messergebnissen von 1995 zeigt sich, dass die mittlere Zerfallszeit nur bei etwa
15 ◦ C übereinstimmt. Bei −20 ◦ C Grad ist die Zerfallszeit der neueren Version schon um ca.
37% größer. Der Temperaturkoeffizient bei −25 ◦ C beträgt für die Lichtausbeute −2, 6 %/◦ C
und für die Zerfallszeit −2, 4 %/◦ C.
In aktueller Diskussion sind die in dieser Arbeit nicht erwähnten Strahlenschäden, die bei tieferen
Temperaturen stark zunehmen. Unter Berücksichtigung der noch kommenden Messergebnisse,
insbesondere die zu den Strahlenschäden, sowie den aus dieser Arbeit gewonnenen Informationen, wird eine Entscheidung in Bezug auf die Arbeitstemperatur der Kristalle möglich sein.
14
CERN ist das europäische Labor für Teilchenphysik. In der von 20 Mitgliedsländer finanzierten Forschungseinrichtung arbeiten bis zu 3000 Mitarbeiter. Unter anderem ist dort mit dem Large Hadron Collider (LHC) der
leistungsstärkste Teilchenbeschleuniger der Welt installiert. Link: http://www.cern.de/
28
Erklärung
Erklärung
Hiermit erkläre ich, dass ich die vorliegende Arbeit selbständig verfasst und keine anderen als
die angegebenen Hilfsmittel verwendet habe.
Die Arbeit wurde bisher keiner anderen Prüfungskommission in gleicher oder ähnlicher Form
vorgelegt.
Bochum, den 13. März 2008
———————————
David-Leon Pohl
29
Danksagungen
Danksagungen
Diese Arbeit wurde nur durch die nette und hilfsbereite Unterstützung der Mitarbeiter des
Lehrstuhl I - Experimentelle Hadronenphysik an der Ruhr Universität Bochum möglich, welche
mir stets bei Problemen und Fragen halfen. Ich möchte mich im Besonderen bei Dr. Thomas
Held für seine Hilfen beim Versuchaufbau, Dr. Matthias Steinke für seine Unterstützung mit
ROOT, PD Dr. Fritz-Herbert Heinsius für seine Verbesserungsvorschläge für die Arbeit, Jan
Zhong für die Monte-Carlo-Simulation, Florian und Christoph bedanken. Desweiteren möchte
ich mich bei Prof. Dr. U. Wiedner bedanken, dass er mir die Möglichkeit gab, bei einem
interessanten Projekt durch eine sinnvolle Aufgabe im Rahmen der Bachelorarbeit
mitzuwirken. Natürlich darf auch meine Familie nicht fehlen, meine Eltern, die mir mein
Studium ermöglichen, meine Schwester Judith, sowie Katharina, Paula und Sarah wegen ihrer
Unterstützung und Hilfe bei der Fehlersuche.
30
Abbildungsverzeichnis
Abbildungsverzeichnis
1
Der PANDA-Detektor und die eingesetzten Detektortypen . . . . . . . . . . . . .
3
2
Die Kristallanordnung im elektromagnetischen Kalorimeter des PANDA Detektors
4
3
Aufbau eines Szintillationsdetektors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5
4
PWO-Temperaturabhängigkeiten von −200
◦C
bis 20
◦C
. . . . . . . . . . . . . .
7
◦C
8
5
PWO-Temperaturabhängigkeiten mit Temperaturkoeffizienten (−30
6
Energiezustände organischer Szintillatoren mit Feinstruktur/Vibrationsmoden . .
9
7
Kristallenergiebänder anorganischer Szintillatoren . . . . . . . . . . . . . . . . . .
10
8
Der Gesamtabsorptionskoeffizient für Gammastrahlung . . . . . . . . . . . . . . .
13
9
Elektron-Positron Schauer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
13
10
Nukleonenhäufigkeitsverteilung in der primären kosmischen Strahlung . . . . . .
15
11
Energiespektrum der nuklearen Komponente der primären kosmischen Strahlung
16
12
Schauerbildung in der Atmosphäre aufgrund von kosmischer Strahlung . . . . . .
17
13
Feynman-Diagramm des Myonzerfalls . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
18
14
Monte-Carlo Simulation des PWO-Kristalls . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
18
15
Versuchsaufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
19
16
Testmessung
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
21
17
Exemplarischer Zerfallszeitfit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
22
18
19
kosmisches Spektrum und Zerfallszeit von PWO bei 15
kosmisches Spektrum und Zerfallszeit von PWO bei 0
◦C
◦C
bis 40
◦ C)
. . . . . . . . . . . . .
23
. . . . . . . . . . . . .
23
kosmisches Spektrum und Zerfallszeit von PWO bei −15
◦C
. . . . . . . . . . . .
23
kosmisches Spektrum und Zerfallszeit von PWO bei −25
◦C
. . . . . . . . . . . .
24
22
kosmisches Spektrum und Zerfallszeit von PWO bei −32
◦C
. . . . . . . . . . . .
24
23
Lichtausbeute-Temperatur-Korrelation von PWO . . . . . . . . . . . . . . . . . .
26
24
Zerfallszeit-Temperatur-Korrelation von PWO . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
27
20
21
Tabellenverzeichnis
1
Fundamentale Teilchen und ihre Massen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1
2
Eigenschaften der fundamentalen Wechselwirkungen . . . . . . . . . . . . . . . .
2
3
Physikalische und chemische Eigenschaften von PWO . . . . . . . . . . . . . . .
7
4
Verwendete Geräte /-einstellungen für die Messung . . . . . . . . . . . . . . . . .
20
5
Ergebnisse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
25
31
Quellenverzeichnis
Quellenverzeichnis
[Cot07]
W.N. Cottingham, D.A. Greenwood:
An Introduction to the Standard Model of Particle Physics
Cambridge University Press Cambridge New York Melbourne Madrid Cape Town
Singapore Sao Paulo, 2. Auflage, 2007
[Fel07]
F. Feldbauer: Studien für Auslesedetektoren für PWO-Kristalle
Ruhr Universität Bochum, 2007, Bachelorarbeit
[Fra99]
H. Frauenfelder, E. M. Henley: Teilchen und Kerne, Die Welt der subatomaren Physik
R. Oldenbourg Verlag München Wien, 4. Auflage, 1999
[Hag08]
R. Hagemann: The Feynman Diagram of the muon decay
http://de.wikipedia.org/wiki/Bild:Myon-Zerfall.png, Stand: 09.02.2008
Quelle steht unter GNU-Lizenz für freie Dokumentation, Grafik
[Kit06]
Ch. Kittel: Einführung in die Festkörperphysik
Oldenbourg Verlag München Wien, 14., überarbeitete und erweiterte Auflage, 2006
[Leo87]
W. R. Leo: Techniques for Nuclear and Particle Physics Experiments
Springer-Verlag Berlin Heidelberg New York London Paris Tokyo, 1987
[Lesch]
Prof. H. Lesch: Was ist kosmische Strahlung?, Sendedatum: 25.05.2003
http://www.br-online.de/cgi-bin/ravi?v=alpha/centauri/v/&g2=1&f=030525.rm
Wo entsteht die kosmische Strahlung?, Sendedatum: 12.10.2005
http://www.br-online.de/cgi-bin/ravi?v=alpha/centauri/v/&g2=1&f=051012.rm
Bayerisches Fernsehen, Sendereihe Alpha Centauri
[Mus88] G. Musiol, J. Ranft, R. Reif, D. Seelinger: Kern- und Elementarteilchenphysik
VEB Deutscher Verlag der Wissenschaften, 1988
[Nie07]
B. Niermann: Studien zu einem Auslesesystem für γ-Detektoren
Ruhr Universität Bochum, 2007, Bachelorarbeit
[Nim95] P. Lecoq, I. Dadinei, E. Auffray, M. Schneegans, M.V. Korzhik, O.V. Missevitch, V.B.
Pavlenko, A.A. Fedorov, A.N. Annenkov, V.L. Kostylev, V.C. Ligun:
Lead tungstate (PbWO4 ) scintillators for LHC EM calorimetry
Nuclear Instruments & Methods in Physics Research, S. 291-298, Ausgabe 365
Elsevier, 1995, Zeitschrift
[Nim02] A.A. Annenkov, M.V. Korzhik, P. Lecoq: Lead tungstate scintillation material
Nuclear Instruments & Methods in Physics Research, S. 30-50, Ausgabe 490
Elsevier, 2002, Zeitschrift
32
Quellenverzeichnis
[Novot]
R. Novotny: Electromagnetic Calorimeter (EMC)
http://www-panda.gsi.de/auto/det/ home.htm, Stand: 30.01.2008, Grafik
[Now05] H. Nowak: Untersuchungen von Szintillatoren und Photosensoren für das elektromagnetische Kalorimeter des PANDA-Detektors
Ruhr Universität Bochum, 2005, Diplomarbeit
[Pav01]
Z. Pavkovic: Energiespektrum und chemische Zusammensetzung kosmischer Strahlung
http://www.pi1.physik.uni-erlangen.de/∼katz/ws01/atp/talks/zp/ZP.pdf
Stand: 30.01.2008, Astroteilchenseminarskript vom 19.11.2001
[PDG06] W-M Yao et al: Review of Particle Physics
http://www.iop.org/EJ/article/0954-3899/33/1/001/g 33 1 001.html
Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics, Band 33
Particle Data Group, Juli 2006, Buchreihe
[Sak94]
J. J. Sakurai: Modern Quantum Mechanics
Addison-Wesley Publishing Company, Inc., Revised Edition, 1994
[Tip04]
P.A. Tipler, G.Mosca: Physik für Wissenschaftler und Ingenieure
Elsevier GmbH, Spektrum Akademischer Verlag, 2. deutsche Auflage, 2004
[TPR05] Panda Collaboration: Technical Progress Report for PANDA, Strong Interaction Studies with Antiprotons
http://www-panda.gsi.de/archive/public/panda tpr.pdf, Stand: Februar 2005
[Val85]
Valvo, Unternehmensbereich Bauelemente der Philips GmbH: Fotoelektronenvervielfacher, Elektronenvervielfacher-Einzelkanäle, -Vielkanalplatten, Datenbuch
Unternehmensbereich Bauelemente der Philips GmbH, Januar 1985, Datenbuch
[Wie07]
Prof. Dr. U. Wiedner: Einführung in die Kern- und Teilchenphysik I
Ruhr Universität Bochum, Lehrstuhl I für Experimentalphysik,
Vorlesungsskript des Wintersemesters 2007/08
[Wor05] H. Nowak: Workshop on Physics with Antiprotons
GSI/Uni Frankfurt, 08.09.2005, Skript
33