Messung neutraler Teilchen (Photonen, Neutronen)

Messung neutraler Teilchen (Photonen, Neutronen)
Michael Schug
Autor, Johannes Gutenberg Universität Mainz
Dr. Oliver Jahn
Betreuer, Johannes Gutenberg Universität Mainz,
Institut für Kernphysik
(Dated: 27. Dezember 2006)
In vielen kernphysikalischen Experimenten müssen ungeladene Teilchen wie das Photon oder das
Neutron nachgewiesen werden. Da diese keine Ladung besitzen, müssen sie zuerst über bestimmte,
teilchenspezische Wechselwirkungen geladene Teilchen erzeugen. Dazu dienen verschiedene Detektoren, in denen die Wechselwirkung stattnden kann. Nachdem ein Ereignis im Detektor stattgefunden hat, muss dieses in ein elektrisches Signal umgewandelt werden, welches mit diverser Elektronik
verarbeitet, und letztlich mit einem PC dargestellt werden kann. Ein Einsatz von einem Neutronenund Photonendetektor zeigt sich in einem Experiment zur Untersuchung der Polarisierbarkeit des
Neutrons und Protons, durchgeführt von der A2-Kollaboration am Mainzer Mikrotron (MAMI), bei
dem Photonen am Deuteron Compton-gestreut werden.
I.
MOTIVATION UND WECHSELWIRKUNG
NEUTRALER TEILCHEN MIT MATERIE
Anders als beim Photoeekt, wird bei der ComptonStreuung ein Photon an einem als frei angesehenen Hüllenelektron gestreut, was bedeutet, dass es nur einen Teil
A.
Wechselwirkungen von Photonen mit Materie
seiner Energie an das Elektron abgibt. Die Energie des
gestreuten Photons ergibt sich zu:
Betrachtet man Experimente bei denen ungeladene
Teilchen detektiert werden sollen, stellt sich aufgrund
Eγ0 = Eγ (1 +
dessen, dass Detektoren fast ausschlieÿlich auf die elektromagnetische Wechselwirkung von geladenen Teilchen
Eγ
(1 − cosθ))−1
me c2
(2)
ansprechen, die Frage, welche Wechselwirkung ungelade-
Wie in der Formel zu sehen, nimmt die Energie des
ne Teilchen eingehen müssen, um geladene Teilchen zu
gestreuten Photons mit gröÿer werdendem Streuwinkel
erzeugen. Betrachtet man zunächst die Wechselwirkung
ab, was einem höheren Energieübertrag vom einfallen-
von Photonen, so lassen sich 3 wesentliche Prozesse der
den Photon zum Elektron entspricht. Dieses Elektron
Wechselwirkung unterscheiden:
kann nun seine Energie im Detektor hinterlassen. Wie in
1.) der Photoeekt
bis
2.) die Compton-Streuung
bildet, welches das im Detektor sichtbare Elektronen-
3.) die Paarbildung
Rückstoÿspektrum darstellt. Für
Abb.1 zu sehen, sind alle möglichen Streuwinkel von
θ =π
θ=0
möglich, wodurch sich das Compton-Koninuum
θ = π
ergibt sich die
Minimalenergie des gestreuten Photons, und damit die
Beim
Ef-
maximale Energieabgabe an das Elektron, wodurch die
im
Compton-Kante entsteht. Lässt man nun die Energie
Jahre 1905 vorhergesagt, jedoch erst viele Jahre später
des einfallenden Photons sehr groÿ werden, so erkennt
experimentell bestätigt wurde, schlägt ein freies Photon
man, dass der Abstand zwischen Compton-Kante und
fekt
Photoeekt
genannt),
der Energie
(oder
der
auch
bereits
photoelektrischer
von
EP hoton = hν
Albert
Einstein
ein Hüllenelektron eines
Atoms heraus. Dieses Hüllenelektron besitzt also anschlieÿend die Energie
EBindung
die
EElektron = hν − EBindung ,
Bindungsenergie
des
Elektrons
wobei
an
der Energie des einfallenden Photons einen konstanten
Wert annimmt, nämlich
E = 256keV ,
die Energie des
gestreuten Photons.
das
Atom darstellt. Dieser Prozess hat neben den anderen
Wechselwirkungen seine höchste Ezienz für einfallende
Photonenenergien von
EP hoton < 100keV
und für hohe
Ordnungszahlen Z des Targetmaterials. Dies zeigt sich in
der Born'schen Näherung für den Wirkungsquerschnitt,
die
für
einen
mittleren
Energiebereich
gilt,
d.h.
im
nicht-relativistischen Bereich.
σP hoto
√
me c2 7/2
Z5
)
∝ 7/2
= 4 2α σ0 Z (
Eγ
Eγ
4
5
Abbildung 1: Compton-Streuung
(1)
2
Zuguterletzt ist nun die Paarerzeugung zu erwähnen,
bei der sich ein Photon in ein Elektron-Positron-Paar um-
gezeigt. Diese Teilchen können nun im Folgenden im Detektor weiterverarbeitet werden.
wandelt. Dies kann nur innerhalb des Coulombfeldes eines Kernes stattnden, der einen Teil des Impulses wegträgt. Da man 2 Teilchen gleicher Masse erhält, kann die-
B.
Wechselwirkung von Neutronen mit Materie
ser Prozess erst ab der zweifachen Ruheenergie des Elektrons, also
2 · 511keV
stattnden.
Um die Wechselwirkung von Neutronen mit Materie
Betrachtet man Abb.2, so erkennt man die Bereiche, in
zu beschreiben, muss man sich zunächst darüber im Kla-
denen die verschiedenen Prozesse bezüglich der Energie,
ren sein, dass Neutronen der starken Wechselwirkung
und der Ordnungszahl des Targets dominieren.
unterliegen, welche sehr kurzreichweitig ist (näher als
10−13 cm).
Folglich ergeben sich seltener Ereignisse des
Neutrons mit Materie, als des Photons mit Hüllenelektronen. Neutronenwechselwirkungen werden anhand der
Energie des einfallenden Neutrons klassiziert. Für Energien unter 20 MeV kommen Prozesse folgender Art zustande, die geladene Sekundärteilchen produzieren:
n +6 Li −→ α +3 H
n +3 He −→ p +3 H
Abbildung 2: Ordnugszahl gegen Energie
(3)
(4)
Desweiteren sind für kleinere Energien sogenannte
Neutroneneinfangprozesse möglich, bei denen sich der
Es zeigt sich, dass im ersten Teil für geringe Energien
und hohe Ordnungszahlen der Photoeekt dominiert, ehe
Kern nach Aufnahme des Neutrons in einem angregten
Zustand bendet, und sich über
γ -Zerfall
abregen kann.
dann im Bereich von Photonenenergien von ca. 1 MeV
der Bereich der Comptonstreuung dominiert. Für hohe
n + (Z, A) −→ γ + (Z, A + 1)
Energien, und hohes Z dominiert vor allem die Paarbildung. Es sei noch erwähnt, dass die Linien in Abb.2 den
Bereich markieren, in dem beide Eekte als gleichwahrscheinlich anzusehen sind. Schaut man sich nun noch den
Wirkungsquerschnitt in Abhängigkeit von
Eγ
in Abb.3
an, so erkennt man die für den Photoeekt charakteristischen Sprünge für Energien im Bereich der abgeschlossenen Schalen in der Atomhülle, sowie das für höhere Energien immer kleiner werdende Compton-Spektrum, und
der ab höheren Energien beginnende Anstieg des Wirkungsquerschnitts für die Paarbildung.
(5)
Der sicherlich wichtigste Prozess mit Neutronen behandelt die Moderation, also das Abbremsen schneller
Neutronen in Materie. Dabei wird je nach Energie, das
Neutron elastisch wie inelastisch am Kern gestreut, ehe es
aufgrund des sukzessiven Energieverlusts vom Kern eingefangen wird. Für Neutronen unterhalb Energien von
1GeV steht die elastische Streuung an Protonen im Vordergrund, welche als geladene Teilchen detektiert werden
können. Nach der elastischen Streuung hat das Neutron
eine Energie, die nur noch abhängig von der Massenzahl
des Targetmaterials ist:
(
A−1 2
) E0 < E < E0
A+1
(6)
Man kann sich diese Formel herleiten, indem man sich
in das bewegte System des Neutrons transformiert, um
die Wechselwirkung zu beschreiben. Man sieht also, dass
bei hohen Massenzahlen A des Moderators die gestreute
Energie E des Neutrons sich nicht wesentlich von der Anfangsenergie
E0
unterscheidet. Dagegen liegt die Energie
für Protonen als Moderator zwischen 0 und
E0 ,
es kann
also die Energie komplett an das Rückstoÿproton übertragen werden. Es zeigt sich also, dass je kleiner der Mo-
Abbildung 3: Wirkungsquerschnitt gegen Energie
deratorkern, umso grösser ist die abgegebene Energie des
Neutrons. Für Energien oberhalb von 5GeV zerplatzt der
Kern bei Kollision mit dem Neutron in seine elementa-
Damit sind die Umwandlungsprozesse von ungeladenen Photonen zu geladenen Elektronen, bzw. Positron
ren Bausteine, die Hadronen, welche dann mittels eines
Hadronenkalorimeters detektiert werden können.
3
C.
A.
Fazit
Zusammenfassend lässt sich sagen, dass man bei Photonen durch die genannten Prozesse geladene Elektronen
Halbleiterdetektor
Der prinzipielle Aufbau eines Halbleiterdetektors wird
zunächst in Abb.5 gezeigt:
(bzw. Positronen) erhält, während bei den Kernprozessen
des Neutrons, geladene Teilchen wie das Proton, oder das
α-Teilchen erzeugt werden. Damit ist der Schritt von den
ungeladenen zu den geladenen Teilchen vollzogen, welche
im Folgenden zu einem messbaren Signal weiterverarbeitet werden müssen.
II.
DETEKTOREN FÜR GELADENE
Abbildung 5: Halbleiter
TEILCHEN
Neben vielen verschiedenen Detektortypen, sind hier
im wesentlichen der Halbleiter-, sowie der Szintillationsdetektor zu erwähnen. Detektoren, wie zum Beispiel der
Ionisationsdetektor werden aufgrund ihrer Beschaenheit
als Gaszähler (zu geringe Dichte um Neutronenprozesse
mit kleinem Wirkungsquerschnitt nachzuweisen) ausgeschlossen. Spricht man von Teilchendetektoren so gelangt
man zur Frage, wie nun geladene Teilchen im Detektor
ihre Energie hinterlassen. Eine Antwort ndet man in der
Bethe-Bloch-Formel:
Es handelt sich hierbei um eine Diode, die in Sperrrichtung betrieben wird. Dies erreicht man dadurch, dass
die durch Diusionsströme der Ladungsträger entstandene Verarmungszone am p-n-Übergang durch ein entsprechend angelegtes Feld noch vergröÿert wird. Diese
Sperrschicht dient nun als Detektoräche in dem Sinne,
dass einfallende Ladungen in diesem Bereich einen Plasmaschlauch aus Elektronen und Löchern hinterlassen, die
dann durch das angelegte elektrische Feld abgesaugt werden, ehe sie rekombinieren können. Der groÿe Vorteil von
Halbleiterdetektoren wird erkenntlich, wenn man sich die
Energielücke ansieht, die für die Entstehung eines solchen
−
Z zr
2me γ 2 v 2 Wmax
dE
= 2πNA re2 me c2 ρ
[ln(
− 2β 2 )]
2
dx
Aβ
I2
Elektron-Loch-Paares nötig ist (s.Abb.6).
(7)
Das wichtigste Kriterium in dieser Formel ist die Ge-
v
c und zum
gegeben. Dies zeigt sich in Abb.4, bei
schwindigkeitsabhängigkeit, zum einen in
anderen in
2
ln(v )
β=
welcher man die dierentielle Energieabgabe gegenüber
dem Produkt aus
βγ
aufgetragen sieht.
Abbildung 6: Energielücke
Um ein Elektron aus dem Valenz- ins Leitungsband
zu heben, ist bei Halbleitern eine geringe Energie von
einigen eV (Bsp.: Ge 2,8 eV) nötig. Man erhält also mit
einem Teilchen hoher Energie viele Ladungsträger und
damit im Endeekt eine gute Energieauösung, welche
für die Detektion kleinster Ladungen Voraussetzung ist.
Abbildung 4: Bethe-Bloch
1
v 2 -Abfall bis zu einem Minimum, bei dem es sich um den Punkt minimal
Dies wird in folgender Formel für die Energieauösung R
ersichtlich:
√
Man erkennt zunächst deutlich den
ionisierender Teilchen handelt, und der unabhängig vom
R = 2, 35
n
n
(8)
umgebenden Material ist. Anschlieÿend lässt sich der An-
Wie in der Formel zu erkennen, wird die Energieauf-
ln(v 2 ) erkennen, bei dem mit höheren Energien
lösung R umso besser, je mehr Ladungsträger n erzeugt
auch entsprechend mehr Energie pro Weglänge abgege-
werden. Der Faktor 2,35 kommt hierbei aus der Gauÿ-
ben wird.
Verteilung der Ereignisse. Hingegen der guten Energie-
stieg mit
4
auösung zeigen sich die Nachteile eines Halbleiterdetek-
innerhalb des Moleküls stattnden und daher besonders
tors darin, dass er gekühlt werden muss, da es aufgrund
schnell (im Bereich von ein paar Nanosekunden) ablau-
der geringen Energielücke zu minimalen Strömen kom-
fen, besitzen organische, besonders Plastikszintillatoren,
men kann, die das Signal verschlechtern, sowie der teue-
eine sehr gute Zeitauösung und eignen sich daher beson-
ren Herstellung von Halbleitern, welche ein groÿes Volu-
ders gut für Experimente in denen die Zeitauösung des
men besitzen.
Signals eine entscheidende Rolle spielt. Um das emittierte Licht, welches im UV-Bereich liegt, in der Wellenlänge für die folgende Lichtsignalverarbeitung zu verändern,
B.
Szintillationsdetektoren
bedient man sich sogenannten Wellenlängenschieber, also Materialen, die mit den organischen Stoen in Ver-
Die bedeutensten Detektoren, wenn es um ungelade-
bindung gebracht werden, und über weitere Prozesse, die
ne Teilchen wie Neutronen und Photonen geht, sind die
emittierte Wellenlänge des Moleküls verändern.
Szintillatoren. Dabei unterscheidet man zunächst zwi-
Anorganische Szintillatoren bestehen meist aus Kristal-
schen Anorganischen und Organischen. Letztere separie-
len einer Alkalimetallverbindung, die mit sogenannten
ren nochmal in Kristalle, Flüssigkeiten und Plastikszin-
Aktivatorzentren, d.h. Fremdatome wie Tl dotiert sind,
tillatoren.
um die Lichterzeugung möglich zu machen. Der Prozess
Organische
Szintillatoren
bestehen
aus
aromatischen
dazu zeigt Abb.8:
Kohlenwasserstoverbindungen mit einer Benzol-RingStruktur. Diese sind je nach Szintillatorart im festem Zustand oder in Flüssigkeiten wie z.B. Toluol gelöst. Um
nun den Prozess der Lichterzeugung im Molekül zu verstehen, muss man sich das Termschema des Molekülzustandes im Singulett sowie im Triplett-Zustand ansehen,
was in Abb.7 zu sehen ist.
Abbildung 8: Anorganischer Szintillator
Ein geladenes Teilchen kann ein Elektron vom Valenzins Leitungsband anheben, wodurch ein Elektron-LochPaar entsteht. Dieses wandert im Kristall, ehe es auf ein
Aktivatorzentrum trit. Dort kann das Loch das Aktivatoratom ionisieren, wodurch im einst verbotenen Energiebereich Zustände entstehen, über welche das Elektron unter Aussendung von Photonen mit dem Loch
rekombinieren kann. Aufgrund dessen, dass bei diesem
Prozess die Lichtausbeute höher ist, als im organischen
Szintillator, wird dieser für Experimente benutzt, die ei-
Abbildung 7: Molekülzustand
ne gute Energieauösung verlangen. Die verschlechterte
Zeitauösung im anorganischen Kristall kommt dadurch,
Der Grundzustand
S0
setzt sich aus dem Elektronen-
zustand sowie Schwingunszuständen des Moleküls zusammen. Geladene Teilchen können nun Elektronen vom
Grund- in die verschiedenen angeregten Zustände
S12 , S21
dass die Elektron-Loch-Paare im Kristallgitter wandern
müssen, ehe sie ein Aktivatorzentrum treen, an dem sie
rekombinieren können.
S10 ,
usw. anregen. Diese regen sich ohne Lichtaus-
sendung zum einen aus den Schwingungszuständen, aufgrund thermischer Gleichgewichte in die Zustände
C.
Lichtsammlung, Lichtleitung
S10 ,
S20 , und zum anderen durch innere Konversion
S20 nach S10 ab. Erst von diesem Zustand aus re-
Energieauösung im Signal einhergeht, möchte man so-
gen sich die Elektronen über Aussendung von uoreszen-
viele Photonen wie möglich vom Szintillator über Licht-
tem Licht in die verschiedenen Zustände des Grundzu-
leiter zum Photomultiplier bringen. Geht man von dif-
stands ab. Desweiteren besteht die Möglichkeit, dass der
fusem Licht aus, welches im Szintillator erzeugt wird, so
Singulett- in den Triplettzustand übergeht, und es dort
wird ein Teil der Photonen an den Grenzächen total re-
zur Lichtaussendung kommt. Der Zustand ist energetisch
ektiert, ehe sie zum Lichtleiter gelangen. Solche Photo-
niedriger, wodurch das Licht eine höhere Wellenlänge be-
nen, die keinen Einfallswinkel der Totalreexion besitzen,
sitzt und phosphoreszent genannt wird. Da alle Prozesse
können durch Aluminiumfolie, die um den Szintillator ge-
bzw.
von
Da jeder Lichtverlust im Szintillator mit Verlust an
5
wickelt wird, reektiert werden. Prinzipiell schlieÿt sich
E.
Beispiel einer Detektion und eines gemessenen
Spektrums
direkt an den Szintillator der Photomultiplier an, der aus
den Photonen ein Stromsignal macht. Manchmal verlangt
jedoch der experimentelle Aufbau oder ein vorhandenes
Um ein Gefühl für Zahlenwerte zu bekommen, sei an
Magnetfeld beim Szintillator, dass der Photomultiplier
dieser Stelle ein Ablauf einer Detektion eines 511keV
versetzt werden muss. Dadurch muss die Lichtübertra-
Strahls vorgestellt:
gung vom Szintillator zum Photomultiplier mit Licht-
Aus dem 511keV
leiter gewährleistet werden. Das können Glasfaserkabel
nen im Szintillator, von denen aufgrund von Verlusten im
sein, die im Innern die Totalreexion ausnutzen, um die
Szintillator bzw. Lichtleiter noch 15000 an der Kathode
Photonen weiterzuleiten. Dabei ist für die Lichtausbeute
des Photomultipliers ankommen. Daraus werden gerade
das Liouvillsche Theorem zu beachten, welches die Kon-
noch 3000 Elektronen an der Kathode produziert, die
stanz des Volumens im Phasenraum fordert, d.h. eine Er-
dann durch die Verstärkung zu
höhung der Dichte der Photonen im Ortsraum ergibt ei-
Anode werden, was letztlich einem Strompuls von 2mA
ne Verringerung der Dichte im Impulsraum. Ein weiterer
entspricht. Dieser wird über einem Widerstand zu einem
Faktor zur Reduktion der Lichtausbeute stellt das Ver-
Spannungspuls, der dann mit weiterer Elektronik (ADC)
hältnis der Stirnächen von Szintillator zur Stirnäche
in ein Digitalsignal gewandelt wird. Ein so gemessenes
des Photomultipliers dar.
γ -Spektrum
D.
γ-
γ -Strahl werden zunächst 25000 Photo-
3 · 109
Elektronen an der
ist in Abb.10 zu sehen:
Photomultiplier
Um nun die im Szintillator entstandenen Photonen in
ein elektrisches Signal umzuwandeln, wird ein Photomultiplier verwendet. Dessen Aufbau ist in Abb.9 zu sehen.
Abbildung 10: Gamma-Spektrum
Was man sieht ist der Zerfall von
60
Co, wobei 2 Photo-
nen ausgesendet werden. Die beiden hinteren Peaks entsprechen also den Photopeaks, der maximal deponierten
Energie im Detektor, hervorgerufen durch Photoeekt.
Davon ist der erste höher als der zweite, da hier zusätzlich die Compton-Kante des zweiten Photons liegt. Man
Abbildung 9: Photomultiplier
sieht weiterhin das Comptonkontinuum, sowie bei niedrigen Kanalnummern (Impulshöhe) sogenannte Rückstreueekte.
Dabei werden die Photonen mittels Photoeekt an der
Kathode in Elektronen umgewandelt, um dann im elektrischen Feld, welches über die Dynoden zwischen Anode
III.
EXPERIMENTELLE REALISIERUNG
und Kathode angelegt ist, beschleunigt zu werden. Der
Verstärkungsfaktor
A = pn
setzt sich aus dem Sekun-
därelektronenkoezient p (gibt an, wieviele Elektronen
pro Dynode freigesetzt werden), und der Anzahl n der
Dynoden zusammen. Mit diesem Ausdruck gelangt man
zu Verstärkungen bis zu einem Bereich von
10
8
. Durch
unterschiedliche Laufzeiten der Elektronen erhält man eine weitere Verschlechterung der Zeitauösung. Ein Punkt
der besseren Signalausbeute ist die spektrale Empndlichkeit des Kathodenmaterials auszunutzen, d.h. es wird
Eine
experimentelle
Realisierung
der
gleichzeitigen
Messung von Photonen und Neutronen wurde im Experiment Compton-Streuung am Deuteron
der A2-
Kollaboration am Mainzer Mikrotron (MAMI) durchgeführt. Ziel dieses Versuches ist die Untersuchung der Polarisierbarkeit von Nukleonen, also Proton und Neutron.
Die quantitative Erfassung geht dabei über das elektrische und magnetische Dipolmoment:
mittels Wellenlängenschieber die Wellenlänge gesucht,
bei der das Kathodenmaterial die höchste Quantenausbeute (Anzahl von ausgelösten Photoelektronen pro 100
einfallende Photonen) besitzt.
~
p~el = αE
~
p~mag = β B
(9)
(10)
6
wobei
p~el , p~mag das elektrische und magnetische Dipolα, β die elektrische und magnetische Po-
moment, und
larisation sind. Um die Formeln im Rahmen dessen, was
man messen möchte, anschaulich zu machen, darf man
sich folgendes Modell vorstellen:
Abbildung 13: Tagger
Abbildung 11: Nukleon
Aufgrund dessen, dass die Elektronen im
~ -Feld
B
ab-
gelenkt, und impulsselektiert werden, kann man auf die
Energie des Photons zurückschlieÿen, die anhand von
Bremsstrahlung an einem Nickel-Radiator erzeugt werden. Um eine Zuordnung von Elektron zu Photon zu
nden, werden beide in Koinzidenz gemessen. Nun trit
dieser Photonenstrahl wie in Abb.14 zu sehen auf das
Deuteron Target:
Abbildung 12: Nukleon im E-Feld
Abbildung 14: Comptonstreuung
Zur besseren Vorstellung dessen, was Polarisierbar-
Das rückwärtsgestreute Photon wird nun in Koinzi-
keit im Nukleon bedeutet, seien die Ladungsverteilungen
denz mit dem gestreuten Proton oder Neutron gemes-
im Nukleon mit einer Feder zusammengehalten, deren
sen. Dafür sprechen jetzt unterschiedliche Detektoren an,
Federkonstante nun die Polarisierbarkeit repräsentieren
nämlich ein anorganischer Szintillator NaI(Tl) zur Mes-
soll, nämlich derart, dass man sich die Änderung der Fe-
sung der Photonen, ein organischer Plastikszintillator,
~ -Feldes
E
(Abb.12) und
der aufgrund seiner schmalen Breite Neutronen passie-
~ -Feld analog anschaut, und anschlieÿend auf die PoB
ren lässt und vornehmlich Protonen detektieren soll, und
larsierbarkeit zurückrechen kann. Da für diese Polarisier-
letztlich ein üssiger Szintillator, der die Neutronen nach-
barkeiten ein statisches Feld, realisiert durch Plattenkon-
weisen soll. Aus den Signalen lässt sich ein Wirkungs-
derlänge unter Einwirkung eines
im
densator oder Spule viel zu schwach wäre, nimmt man
α und
p
s
n
αE
= 12 (αE
+ αE
),
= 11.3 ± 0.7(stat),
querschnitt bestimmen, der die Polarisierbarkeiten
langwellige Photonen, deren Ausdehnung gegenüber den
β
Nukleonen so groÿ ist, dass das elektromagnetische Feld
bzw.
enthält. Aus der Messung von
tonen wohldenierter Energie geschieht am MAMI über
p
s
n
s
βB
= 12 (βB
+ βB
) zu ᾱE
s
β̄B = 3.2 ± 0.7(stat), und den ermittelten Protonwerten
p
p
ᾱE
= 11.0 ± 1.4(stat) und β̄B
= 2.8 ± 1.4(stat) zeigt sich
das recht interessante Ergebnis, dass die Polarisationen
die Photonenmarkierungsanlage, zu sehen in Abb.13:
von Neutron und Proton in etwa gleich sind:
der Photonen für den Zeitraum der Wechselwirkung als
statisch angesehen werden kann. Die Erzeugung von Pho-
7
kleonvolumens liegt.
p
n
ᾱE
≈ ᾱE
p
n
β̄B
≈ β̄B
(11)
(12)
Ein weiterer interessanter Aspekt dieser Untersuchung
IV.
LITERATUR- UND QUELLENANGABE
Leo,
Techniques
ndet sich zudem in der Betrachtung der Volumenänderung des Nukleons. Wie schon in Abb.12 (übertrieben)
for
Nuclear
and
Particle
Physics
dargestellt, erfolgt im Nukleon durch die Wechselwirkung
Experiments
des elektromagnetischen Feldes eine Änderung der La-
Kleinknecht, Detektoren für Teilchenstrahlung
dungsverteilung, welche bekanntlich der starken Wechsel-
Promotionsvortrag R.P.Hildebrandt, Compton-Streuung
wirkung unterliegt, und damit auch eine Volumenände-
am Nukleon und Deuteron
rung. Macht man sich bewuÿt, wie die Wechselwirkungen
Diplomarbeit O.Jahn, Inbetriebnahme und Anwendung
energetisch skalieren, so überrascht das Ergebnis nicht,
eines groÿen Natriumjodid-Photonendetektors
dass die Änderung des Volumens bei etwa
10−4
des Nu-