neutronkorrel aci ok vizsg alata modern...

Diplomamunka

Neutronkorrelaciok vizsgalatamodern neutrondetektor-rendszerekben

Lanyi Zsombor

Fizikus MSc, Atommag es Nehezionfizika modul

Temavezeto:Dr. Horvath Akos

egyetemi docens

Atomfizikai Tanszek

Eotvos Lorand TudomanyegyetemTermeszettudomanyi Kar

Budapest, 2017

i

Tartalomjegyzek

Tartalomjegyzek i

1. Bevezetes 1

2. Az R3B kıserlet 3

2.1. Az R3B egyuttmukodes es a GSI/FAIR . . . . . . . . . . . . . . . . 3

2.1.1. A kevert radioaktıv nyalab eloallıtasa . . . . . . . . . . . . . 4

2.1.2. Fragmentumszeparatorok . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5

2.1.3. A Super-FRS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6

2.2. Az R3BRoot keretrendszer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6

2.2.1. Kornyezeti valtozok . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

2.2.2. A szimulacios folyamat . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

2.2.3. A szimulalt adatok analızise . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9

3. LAND es NeuLAND detektorok 11

3.1. A neutrondetektorok . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

3.2. A LAND detektor felepıtese . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

3.3. A NeuLAND detektor felepıtese . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13

3.3.1. Az R3BRoot tesztelese meglevo adatokon . . . . . . . . . . 14

3.3.2. Az aktıv detektorkozeg . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14

4. A LAND detektor szimulacioja GEANT4-el 17

4.1. A szogvaltozok reszletesebb vizsgalata . . . . . . . . . . . . . . . . 18

4.1.1. A Θ es Φ valtozok jelentese . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

4.1.2. A szogek eloszlasa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19

4.2. A kıserleti adatok terbeli eloszlasai . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20

4.2.1. Az x iranyu eloszlas asszimmetriaja . . . . . . . . . . . . . . 20

ii TARTALOMJEGYZEK

4.2.2. A valos spektrumok osszevetese a szimulaciokkal . . . . . . 21

4.3. A repulesi ido spektrumanak vizsgalata . . . . . . . . . . . . . . . . 23

4.4. Energetikai reszletek targyalasa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24

4.4.1. A PMT-k kuszobertekeinek beallıtasa . . . . . . . . . . . . . 26

4.4.2. Szaturacios effektusok kezelese a szimulaciokban . . . . . . 28

4.4.3. Kulonbozo fizikai listak alkalmazasa . . . . . . . . . . . . . . 29

4.4.4. GEANT4 parameterek vizsgalata . . . . . . . . . . . . . . . . 33

4.4.5. A szcintillatorok szaturaciojanak ujabb megkozelıtese . . . . 33

4.4.6. Tovabbi fenyhozambefolyasolo jelensegek . . . . . . . . . . 34

4.5. A szimulacios eredmenyek diszkusszioja . . . . . . . . . . . . . . . 37

5. Neutron-crosstalk jelenseg 39

5.1. Az azonosıtas modja . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40

5.1.1. A szorodasi szog meghatarozasa geometriai uton . . . . . . 41

5.1.2. A repulesi ido meghatarozasa a bombazo reszecske ener-

giajabol es a szorodasi szogbol . . . . . . . . . . . . . . . . . 42

5.2. Az algoritmus alkalmazasa a szimulacios adatokra . . . . . . . . . . 44

5.2.1. Az azonosıtas modja a szimulaciokban . . . . . . . . . . . . 45

5.2.2. Tovabbi feltetelek a crosstalk teljesulesehez . . . . . . . . . . 46

5.3. Osszefoglalas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50

Fuggelek 51

Irodalomjegyzek 53

Koszonetnyilvanıtas 55

Nyilatkozat 56

1

1. fejezet

Bevezetes

A dolgozat temajaul szolgalo kutatas elvegzesenek idoszakaban a GSI Helm-

holtzzentrum fur Schwerionenforschung intezet NUSTAR (NUclear STructure,

Astrophysics and Reactions) kutatasi reszleg R3B (Reactions with Relativistic Ra-

dioactive Beams) kutatocsoportjanak tagjakent vettem reszt ket fo teruleten. Elo-

szor a most epulo NeuLAND detektor fejleszteseben/teszteleseben kethetes ott-

tartozkodasom soran, majd reszben szimulacios, reszben pedig adatanalızisbeli

feladatokat lattam el a kollaboracioval egyuttmukodve.

A kıserletekben hasznalt nyalabot radioaktıv atommagok alkotjak, melyek al-

talaban rovid felezesi idejuek, ıgy azok letrehozasa es gyorsıtasa egyszerre kell,

hogy tortenjen. Ez egy specialis eljarast kıvan stabil atommagokkal vegzett kı-

serletekhez kepest. A ciklotronban felgyorsıtott elsodleges nyalab elso lepesben

lovedek tıpusu fragmentacioval sok reszre esik szet. Ezutan kovetkezik a frag-

mentum-szeparacio, ahol az elsodleges reakcioban letrejott rengetegfele mag ko-

zul valogatjuk ki a kıserlethez szukseges izotopot specialis magnesrendszer se-

gıtsegevel, melynek konkret megvalosıtasarol a 2. fejezetben ejtek szot reszlete-

sebben.

Az ilyen tıpusu atommagokkal vegzett kıserletek a magfizika tobb teruleten is

kiemelt fontossaguak, az egyik ilyen az ugynevezett halo-atommagok vizsgalata,

ezek kozul is legfokeppen a neutron halo-val rendelkezo magok kutatasa. Az

ilyen tıpusu atommagokban a neutronok szama jocskan meghaladja a protonoket,

ezaltal egy, ketto, esetleg negy neutron kerul nagyobb atlagos tavolsagu palyakra,

azaz lesz gyengebben kotott, ıgy az ilyen atommagok sugara joval meghaladja

2 1. FEJEZET. BEVEZETES

az azonos rendszamhoz tartozo tobbi izotopet. Ilyen tıpusu magra az elso peldat

Isao Tanihata [1] szolgaltatta, megmutatta, hogy a 11Li ketneutronos halo-val ren-

delkezik.

Ezen neutron-halo magok kulonbozo hataskeresztmetszeteinek ismereteben

tobbek kozott a szupernovakban az r-folyamat soran letrejovo nehez atomma-

gok nukleoszinteziset erthetjuk meg melyebben, illetve modellezhetjuk minel na-

gyobb pontossaggal.

Egy masik fontos terulet mind elmeleti, mind pedig kıserleti szempontbol a

hejmodell vizsgalata, illetve fejlesztese a neutron-drip line (neutron-leesesi vonal,

ahol mar egy tovabbbi neutron hozzaadasaval az uj atommag mar nem kotott)

kozeleben [2]. Ilyen kutatasok folynak szamos kutatointezetben, a legfontosab-

bak a RIKEN, a GSI, az NSCL es a GANIL. A GSI-ben nevezetesen a duplan

magikus 132Sn izotoppal, melyre N = 82 es Z = 50, tehat lathatoan nagy neut-

rontobblettel rendelkezik, tavol a stabilitas volgyetol.

A 3. fejezet soran bemutatom a kutatocsoport ket neutrondetektorat, szot ej-

tek a megepıtesuket megelozo szimulacios hatterrol, illetve az oket jellemzo pa-

rameterek kivalasztasanak fizikai okairol.

A 4. fejezetben a kollaboracionak vegzett vizsgalataimrol szamolok be reszle-

tesen, a kıserleti adatok pozıcio spektrumainak, illetve a leadott energiaspektru-

mok reprodukalasarol a szimulaciokban.

Az 5. fejezetben a kıserletek soran komoly problemat jelento neutron-felrede-

tektalasrol, a crosstalk-rol ejtek szot, majd egy lehetseges azonosıtasi algoritmust

mutatok be szimulacios adatokon futtatva, ezzel tesztelve annak hatasfokat. Ek-

kor ket kulonbozo, de idoben kozel detektalt neutront kell elkulonıteni attol az

esettol, mikor egy neutront a szorodasa utan ujra detektalunk.

3

2. fejezet

Az R3B kıserlet osszeallıtasa es

szoftveres tamogatasa

2.1. Az R3B egyuttmukodes es a GSI/FAIR

A GSI Helmholtzzentrum fur Schwerionenforschung egy kutatointezet Darm-

stadt-ban, Nemetorszag Hesse tartomanyaban, ami a jovoben otthont ad a FAIR

(Facility for Antiproton and Ion Research) projektnek, amely a jelenlegi energia-

tartomanyt jelentosen novelni fogja a kıserletek szamara (2.1.1.abra)

2.1.1. abra. A GSI jelenlegi terulete es a meglevo gyorsıto (kek vonalakkal vezetve)

es a tervezett FAIR terulete (piros vonalakkal jelzett terulet)

4 2. FEJEZET. AZ R3B KISERLET

Az R3B (Reactions with Relativistic Radioactive Beams 1) egyuttmukodes ra-

dioaktıv nyalabos kıserleteknek ad otthont, melyhez a kıvant nyalabot a Super-

FRS (FRS: Fragmentum szeparator) allıtja elo, a kıserleti elrendezes a 2.1.2.abran

lathato.

2.1.2. abra. Az R3B kıserleti elrendezese

Az altalam vizsgalt fontos osszetevo a neutrondetektor, mely a tovabbiakban

reszletes vizsgalat targya lesz. A jelenlegi vizsgalatokban ugyan mar a NeuLAND

detektort hasznaljak, sokat foglalkozok az elodevel, a LAND (Large Array Neut-

ron Detector) detektorral, ugyanis sok, meg el nem vegzett vizsgalatot tesz le-

hetove az uj keretrendszer. Bar a dolgozat fo reszet kepezik a neutrondetektorok

reszletei, roviden kiterek a kıserlet tobbi osszetevojere.

2.1.1. A kevert radioaktıv nyalab eloallıtasa

Alapvetoen ketfele eljarast alkalmaznak radioaktıv nyalabok letrehozasara, e-

zek kulonbozo tıpusu atommagok letrehozasara alkalmasak [3, 5]. Az egyik le-

hetoseg, hogy a bombazo nyalab a kelto celtarggyal konkretan atfedesbe kerul,

ezaltal letrehozva egy gerjesztett, forro maganyag fazist az atfedesi zonaban, mely

aztan ”parolgassal” fragmentumokra esik szet. Ezzel a modszerrel a magas ger-

jesztettseg miatt altalaban neutronban szegenyebb atommagok allıthatok elo, mi-

vel egy neutron elparologtatasaval a gerjesztettseg konnyen mersekelheto. A ma-

sik technika, hogy a bombazo reszecske es a celtargy nem kerul egeszen fedesbe,

bombazo reszecskenek magas gerjesztettsegu magot valasztanak, amely bomla-

sahoz elegendo a celtargy Coulomb-terenek perturbacios hatasa. Ekkor gyakor-

latilag arrol van szo, hogy a bombazo reszecske ”fotonceltarggyal utkozik”, a

1A kollaboracio weboldala: https://www.gsi.de/r3b

2.1. AZ R3B EGYUTTMUKODES ES A GSI/FAIR 5

mozgo vonatkoztatasi rendszerbol szemlelve az esemenyeket, kulonbozo ener-

giaju virtualis fotonokkent latszik a celtargy Coulomb-tere. A masodik modszerre

egy konkret pelda a GSI eseteben az uran 238U28+ izotopja [3] (28-szorosan io-

nizalt), amely hasadasa soran neutronban igen gazdag izotopokat is kepes letre-

hozni, peldaul a mar emlıtett 132Sn-t.

2.1.2. Fragmentumszeparatorok altalanossagban

A jelenleg es a FAIR tovabbi mukodese soran hasznalt Super-FRS az FRS to-

vabbfejlesztese tobb szempontbol. A Super elotag termeszetesen arra utal, hogy

az iranyıtast vegzo magnesek szupravezeto tıpusuak, tovabba kisse mas felepı-

tesu, mint egy hagyomanyos fragmentum szeparator. Mindenekelott vazlatosan

kiterek az FRS jellemzesere, ezen bemutatva a fragmentum szeparatorok altalanos

jellemzoit, majd a Super-FRS sajatossagait emelem ki. A 2.1.3. abran lathato az

FRS blokkvazlata [5], ezen levo elemek jelentese sorban a kovetkezo: i) a nyalab

balrol jobbra halad, a nyalab utjaban a legelso szurke elem a celtargy, az ezzel

valo reakciok soran jonnek letre a kulonbozo radioaktıv izotopok; ii) a sarga ob-

jektumok kvadrupolmagnesek, ezek a nyalab szettartasat hivatottak csokkente-

ni, feladatuk a nyalabfokuszalas; iii) a kek elemek dipolmagnesek, ezek vegzik a

nyalabot alkoto reszecskek iranyıtasat; iv) kozepen a szurke teglalap egy szcin-

tillator, mely a TOF (Time of Flight) meres kezdopillanatat hatarozza meg; v) az

ek a fragmentumok sebessegdivergenciajat hivatott csokkenteni, amely atommag

jobban kisodrodik, az az ek vastagsaga miatt nagyobb lassıtast szenved, ıgy ho-

mogenizalodik a fragmentumok sebessege

2.1.3. abra. Az FRS blokkvazlata

A magnesrendszeren atvezetve a radioaktıv kevert nyalabot, vegsosoron ki-

szurheto egy adott izotop, a magneses ter (es ezzel egy adott reszecskere a palya-

sugar) hangolasaval.


2.1.3. A Super-FRS

Mint az elozoekben emlıtettem, a Super-FRS alapjaiban koveti az FRS felepıtesi

logikajat, csak kiegeszul egy plusz elemmel a hagyomanyos fragmentumszepa-

rator blokk elott. Ez azert szukseges, mert neutrongazdag elemek eloallıtasat

altalaban nem fragmentacioval vegzik, hanem leggyakrabban indukalt hasadassal,

mely soran a keletkezo partıciok szeles eloszlast kepviselnek a fazisterben, ıgy tul

nagy lenne a veszteseg, ezert elobb egy homogenizalas tortenik a pre-szeparator-

ban [4, 6] (ld. 2.1.4. abra FRS elotet).

2.1.4. abra. A Super-FRS blokkvazlata

2.2. Az R3BRoot keretrendszer

Az R3B kollaboracio sajat fejlesztesu, reszben a CERN-ben fejlesztett ROOT2

csomagra tamaszkodo keretrendszere az R3BRoot3. Az R3BRoot termeszetesen

modularis megvalosıtasu, C++ nyelvben fejlesztett csomag, sokat orokol a Fair-

Root csomagtol (a FAIR projekt altal fejlesztett rendszer), kiegeszıtve az egyutt-

mukodes igenyeivel, illetve a sajat detektorok kezelesere szolgalo modulokkal.

A keretrendszer es a kapcsolodo szoftverek logaikai felepıtese lathato a 2.2.1.

abran. A szimulaciokhoz valaszthato tobbfele Monte Carlo szimulacios motor

(tovabbiakban VMC) ugy, mint a GEANT3, GEANT4 es FLUKA, ezeket a ROOT

tartalmazza. A VMC koncepcio azert szerencses, mert szabadsagot nyujt abbol a

szempontbol, hogy a transzport kod valtoztatasa nelkul van lehetoseg kulonbozo

motorok kozott valtani, ezzel tesztelve a lehetseges eltereseket.

2A ROOT hivatalos oldala: https://root.cern.ch/3Az R3BRoot hivatalos oldala: https://www.r3broot.gsi.de/

2.2. AZ R3BROOT KERETRENDSZER 7

2.2.1. abra. Az R3BRoot keretrendszer logikai felepıtese

Az adatanalızis un. taskokon keresztul folyik, melyet a reszecskegeneralas, il-

letve a kıserlet korulmenyeinek kezelese mellett (magneses ter, stb.) a FairRo-

ot kormanyoz, az R3BRoot pedig a kollaboracio sajatos igenyeit elegıti ki, ugy,

mint a sajat detektorok geometriai felepıtese, a palyarekonstrukcio, illetve a szi-

mulaciokat is innen vezerelhetjuk. Az ujabb detektorok technologia reszleteinek

kidolgozasahoz is mar ezt a keretrendszert hasznaltak, mely a NeuLAND ter-

vezesekor a GEANT3-ot tamogatta (fejlesztoi oldalrol garantalva), de ebben sok

minden meg nem volt implementalva (a PMT-k szaturacioja, stb.), ıgy ezen as-

pektusok reszletes analızise is jelen dolgozat celja.

2.2.1. Kornyezeti valtozok

A kollaboracio nemregiben tortent megegyezesenek megfeleloen szimulacioim

soran a GEANT4 VMC-t fogom hasznalni, ugyanis sok minden implementalasra

kerult az ujabb verzioban, es a keretrendszer is ennek a tamogatasara all at je-

len pillanatban, hiszen sok elonye van a GEANT3-hoz kepest, illetve nagyobb


szabadsagot nyujt a fizikai folyamatok reszleteinek beallıtasaihoz. Ezen tul az

is fixalva lett az elmult evben, hogy milyen fizikai lista a definialt a NeuLAND

kıserletek eseteben, ez a GEANT4 szimulacios motort konkretizalja, ez tartalmaz-

za a kulonbozo hadronikus es elektromagneses folyamatok lezajlasanak modjat,

a valasztott lista a QGSP BIC HP, am ennek indokoltsaga a fizikai folyamatok

energiaskalajatol fugghet, ıgy mas kıserleteknel ez a reszlet valtozhat.

2.2.2. A szimulacios folyamat

A szimulaciok futtatasa az R3BRoot-on keresztul tortenik, a futas egeszet egy

FairRunSim objektum vezerli, melyben a szimulacios vilag anyagait, illetve a VMC

motort kell beallıtani, ami jelen esetben a GEANT4, ezert a futashoz hozza kell

adnunk a VMC-t konfiguralo makrot is (g4Config.C), ebben definialjuk a fizi-

kai listat, a szimulacio soran alkalmazott lepeshosszt, illetve egyeb, a GEANT4

futasat befolyasolo tenyezot. A szimulacio soran a szamunkra nem relevans fizi-

kai folyamatokra vagasokat adhatunk meg, ezzel szurve ki azokat, felgyorsıtva a

futast (nagy esemenyszam eseten nagy CPU terhelest jelent egy ilyen futtatas).

FairRunSim* run = new FairRunSim();

run->SetName("TGeant4");

run->SetMaterials("media_r3b.geo");

run->SetUserConfig("g4Config.C");

run->SetUserCuts("SetCuts.C");

A tovabbiakban definialnunk kell a szimulacio vilagaban letezo objektumokat,

eloszor a ”cave”-t (azaz magat a teret, amelyben a magnes, es az osszes detektor

talalhato)

FairModule* cave = new R3BCave("CAVE");

cave->SetGeometryFileName("r3b_cave.geo");

run->AddModule(cave);

Ezutan pedig, mivel elsokent egyneutron-szimulaciokkal fogok foglalkozni a LAND

detektorral, betoltom a LAND .geo.root fajljat, ami tartalmazza a detektorgeo-

metriat, a detektort felepıto anyagokat, illetve a pozıciojat az abszolut 0 ponthoz

kepest (ez a CAVE kozepe)

2.2. AZ R3BROOT KERETRENDSZER 9

R3BDetector* land = new R3BLand();

land->SetGeometryFileName("land_v12a_12m.geo.root");

run->AddModule(land);

Miutan a kıvant modulokat betoltottuk, a reszecskek generalasa kovetkezik, me-

lyek parametereit megadva hozzaadjuk feladatkent a szimulaciohoz

FairBoxGenerator* boxGen = new FairBoxGenerator(particleID);

boxGen->SetThetaRange(thetaMin, thetaMax);

boxGen->SetPhiRange(phiMin, phiMax);

boxGen->SetPRange(momentum, momentum);

boxGen->SetXYZ(0., 0., 0.);

FairPrimaryGenerator* primGen = new FairPrimaryGenerator();

primGen->AddGenerator(boxGen);

run->SetGenerator(primGen);

ahol az impulzust a nyalabenergiabol a kovetkezokeppen szamoljuk ki (T +mc2)2−

(pc)2 = (mc2)2 alapjan:

p =

√T 2 + 2Tmc2 + (mc2)2 − (mc2)2 =

√T 2 + 2Tmc2 (2.2.1)

Miutan minden kıvant feladatot hozzaadtunk a run peldanyhoz, mar csak el kell

indıtani magat a futast

run->Init();

run->Run(nEvents);

A szimulacios folyamat eredmenye egy .root fajl, amely tartalmazza az egyes

detektorokhoz tartozo blokkokat, melyben a kolcsonhatasi pontok vannak re-

gisztralva, illetve az egyes trackek (nyomok) is eltarolasra kerulnek.

2.2.3. A szimulalt adatok analızise

A szimulaciohoz hasonloan, itt is egy analizalo run veszi at a vezerlest, ami be-

menetkent a szimulalt adatokat keri, majd az eredmenyeket egy kimeneti .root

fajlba menti


FairRunAna *fRun= new FairRunAna();

fRun->SetInputFile(inFile);

fRun->SetOutputFile(outFile);

Konvencionalisan az R3BLandDigitizer osztalyban szokas implementalni a geo-

metriai jellegu analızisbeli feladatokat, az itt regisztralt objektumokbol hozunk

letre R3BLandDigi tıpusu objektumokat, a R3BLandDigitizerQA-ban pedig ezen

objektumok energetikai vizsgalatait vegzi

R3BLandDigitizer* landDigitizer = new R3BLandDigitizer(0);

landDigitizer->UseBeam(beamE);

landDigitizer->SetTOFRange(400.);

fRun->AddTask(landDigitizer);

R3BLandDigitizerQA* landDigitizerQA = new R3BLandDigitizerQA();

landDigitizerQA->SetBeamEnergy(beamE);

fRun->AddTask(landDigitizerQA);

Az analızist vezerlo peldany a FairParRootFileIo osztaly egy peldanyan ke-

resztul kommunikal a kimeneti fajlokkal, amikhez az adatokat az fRun peldanytol

keri le

FairRuntimeDb* rtdb = fRun->GetRuntimeDb();

FairParRootFileIo* parIo1 = new FairParRootFileIo();

parIo1->open(parFile.Data());

rtdb->setFirstInput(parIo1);

rtdb->setOutput(parIo1);

rtdb->saveOutput();

Vegul miutan a feladatokat atadtuk, mar csak inicializalni kell, es elindıtani az

analızist

fRun->Init();

fRun->Run(0, nEvents);

11

3. fejezet

A NeuLAND es LAND detektorok

koncepcionalis es szimulacios

reszletei

3.1. A neutrondetektorok

Mind a LAND, mind pedig NeuLAND detektor megepıteset hosszas optima-

lizacios folyamat elozte meg, az elobbiet a LAND Technical Design Report [7]

foglalt ossze 1991 szeptembereben. A LAND epıtese, majd pedig az R3B kolla-

boracio szolgalataban tett hosszas mukodese soran osszegyult tapasztalatokra

epıtve az ujabb igenyek megjeleneset kielegıtendo, az uj neutrondetektor, a Neu-

LAND tervezeset vegul a NeuLAND Technical Design Report [8] summazta 2011

novembereben. Mint a NeuLAND neve is sugallja, sok mindenben epıt elodjere,

a LAND detektorra.

3.2. A LAND detektor felepıtese

A LAND egy szcintillacios neutrondetektor, mely 2m× 2m keresztmetszetu es

1m melysegu, amit 10cm× 10cm keresztmetszetu es 2m hosszu teglatest almodu-

lok alkotnak. Az akkori koncepcio alapjan a detektornak nem az egesz terfogata

aktıv detektoranyag, ugyanis az almodulok retegelt szerkezetuek (3.2.1.abra), az

egyes szcintillatoranyag-retegek koze passzıv konvertereket (vas) helyeztek el,

12 3. FEJEZET. LAND ES NEULAND DETEKTOROK

ıgy konvertalva a neutronokat protonokka, illetve γ fotonokka, melyek aztan

ionizacioval, illetve elektromagneses zaporok formajaban adjak le energiajukat.

Ezek osszetetele a kovetkezo: a ket szelso 2.5mm, a belso kilenc vaslap 5mm,

a szcintillatorretegek pedig szinten 5mm vastagok, ezekbol 10 darab van, ıgy

adodik ki az almodulonkent 10 centimeteres keresztmetszet.

3.2.1. abra. A LAND detektor egy elemenek felepıtese

Egy ilyen detektorral szemben ket fo kovetelmeny tamasztatik, az egyik, hogy

legyen jo hatasfoka, azaz a bejovo neutronok nagy hanyadat legyen kepes azo-

nosıtani, a masik pedig, hogy jo legyen mind az energia, mind a terbeli, illetve

idobeli felbontasa. Ez a ket kıvanalom sajnos egymasnak ellentmondo, ugyanis

a hatasfok egy masszıvabb szerkezetu, robosztusabb detektort feltetelez, a mely-

segnek a nuklearis szabaduthossz nehanyszorosanak kell lennie, ez csokkentheto

nagy surusegu anyagok bevonasaval (erre szolgal a vas, mint passzıv konver-

ter). A felbontas javıtasahoz pedig a legcelszerubb, ha minel surubben tortenik

mintavetelezes a reszecske palyajan minel kisebb behatas soran. E ket feltetel

kompromisszuma az almodulok reteges felepıtese. A retegek egymashoz kepest

90 fokkal elforgatva kerulnek osszeszerelesre, ıgy lehetseges pontosabb palya-

rekonstrukcio, ugyanis a rudakon belul hosszanti iranyban van helyfelbontas, a

vegekre szerelt fotoelektronsokszorozok (tovabbiakban PMT) jeleibol. Meg egy

nagyon fontos kıvanalom formalta a LAND arculatat, ugyanis a feluletenek eleg

nagynak kell lennie, hogy nagy terszoget fedjen le. A technikai reszletek pon-

tosıtasa (a pontos meretei az almodulok osszetevoinek, stb.) Monte Carlo szi-

mulaciok segıtsegevel tortent, ekkor a GEANT programcsomag meg nem volt

olyan elterjedten hasznalt, a HETC (High Energy Transport Code) volt a szten-

derd szimulacios eszkoz [7]. Ennek eredmenyekeppen lett kivalasztva a vegleges

3.3. A NEULAND DETEKTOR FELEPITESE 13

szcintillatoranyag (BC408 1) es a hozza tartozo PMT-k (XP2262 2)

(a) A LAND detektor sematikus abraja. Lathato,hogy a szomszedos retegek egymashoz kepest 90fokkal elforgatottak

(b) Egy LAND detektorbeli GEANT4altal szimulalt folyamat sematikus rajza(kek: neutron, zold: γ foton, piros nyom:proton)

3.2.2. abra. A LAND detektor GEANT4-beli reszletei

3.3. A NeuLAND detektor felepıtese

A NeuLAND egy lenyeges aspektusaban kulonbozik a LAND detektortol, mi-

szerint az almodulok itt mar nem retegelt szerkezetuek, hanem teljes mertekben

aktıv kozegek. Emiatt nagyobb terfogatunak kell lennie, ha gyors neutronok teljes

energialeadasat meg akarjuk hatarozni, ıgy a melyseg vegul 3m, amelyet 30 dupla

reteg alkot. Egy dupla reteget 100 darab rud alkot, egyenkent 5cm× 5cm× 250cm

meretekkel, ahol a rudak keresztmetszete szinten optimalizacio eredmenye [8].

Fontos, hogy a rudak dupla retegekbe vannak rendezve, az egyes retegek 90

fokkal elforgatva egymashoz kepest, hasonloan a LAND-hoz, am itt a PMT-k

jelei egy kozos feldolgozoelektronikaba futnak, mellyel ıgy jobb helyfelbontast

lehetseges elerni.

1Gyartja a Bicron Corporation, 2410 AG Bodegraven, Netherlands.2Gyartja a Valvo, Hamburg, Germany.


(a) A NeuLAND minimalis tavolsagban (b) A NeuLAND maximalis tavolsagban

3.3.1. abra. A NeuLAND detektor valtoztathato tavolsaggal rendelkezik, a de-

tektorretegek fele-fele kulon mozgathato

3.3.1. Az R3BRoot tesztelese meglevo adatokon

Mivel a tervezes soran az optimalizacio szimulaciok alapjan tortenik, ezert a

keretrendszert a LAND altal szolgaltatott adatokon tesztelni kellett. A LAND

geometriajat felepıtve szimulaciokat futtathatunk, hogy az ıgy kapott adatokat

osszevessuk egy 1992-ben vegzett deuteron felhasadast vizsgalo kıserlet ered-

menyeivel. A szimulacio parametereit a meglevo adatok spektrumaival valo e-

gyezessel osszhangban valasztjuk meg. A tervezes soran az R3BRoot a GEANT3

VMC-t hasznalta, az ezzel vegzett szimulaciok soran a PMT-k szaturacios tulaj-

donsagai meg nem voltak implementalva, ıgy az egyezesben voltak hibak, de

egy altalanos skalazasi faktorral valtoztatva a szimulacios spektrumokat mar ki-

elegıto egyezes volt elerheto. Jelen dolgozat celja ennek a fejlesztett keretrend-

szerben valo vizsgalata, am a dolgozat felepıtesenek logikaja miatt ezt a kesobbi-

ekben reszletezem, a 4. fejezetben.

3.3.2. Az aktıv detektorkozeg

A NeuLAND eseten a fo ok, amiert a teljesen aktıv kozeg mellett dontottek, az

idobeli felbontas pontosıtasa. A hatterben az indok az, hogy amikor a beerkezo

neutronok a konverter kozegben (vas) gerjesztett allapotba hoznak egy vas ato-

mot, az nagyreszt ”parolgassal” kerul alacsonyabb energiaju allapotba, az ıgy

3.3. A NEULAND DETEKTOR FELEPITESE 15

szabadda valo protonok terbeli eloszlasa izotrop, energiaeloszlasuk pedig hosszu-

farku eloszlas nehany MeV-es atlaggal, ıgy az idofelbontas mar a szcintillatora-

nyag felbontasatol fuggetlenul is veges ertek. A szimulaciok soran kiderult, hogy

egy teljesen aktıv szcintillatorrud eseten (idealis szcintillatoranyagot feltetelezve,

melynek idobeli felbontasa zerus, hogy az eredmenyek csak ezen geometriai meg-

kozelıtest tukrozzek) a 0 koruli kesleltetesu beutesek korulbelul ket nagysag-

renddel tobben vannak a LAND-beli koncepciohoz kepest. Ez a viselkedes nagy

mertekben energiafuggo, nagy energian (600 MeV kornyeken) ez lenyegtelenne

valik, am a kis energias rezsimben jelentos kulonbsegeket okoz, ami a NeuLAND

eseten fontos lesz.

17

4. fejezet

A LAND detektor szimulacioja

GEANT4-el az R3BRoot

kornyezetben

A kollaboracio tagjakent a feladataim kozott szerepelt, hogy a korabban a Ne-

uLAND TDR-ben [8] publikalt GEANT3-al vegzett szimulaciokat az immaron

kibovult R3BRoot kornyezetben, GEANT4 motorral vegezzem el. A kıserleti ada-

tok egy 1992-es kıserletbol szarmaznak, ahol deuterium felhasadasabol kelet-

keznek nagy energiaju neutronok, mint forras, azonban a pontos geometriai pa-

rameterek nem voltak ismertek, ıgy eloszor a terbeli eloszlasokat kellett szimula-

ciokbol reprodukalni, ezutan kovetkezhetett csak az energetikai analızis. Mint a

korabbaiakban (3. fejezet, 2.2.2. szakasz) megmutattam, a szimulacioban a forras

generalasakor a kinematikai valtozokon tul (ezek adottak) a nyalab kiterjedeset

meghatarozo Θmin, Θmax, Φmin, Φmax szogvaltozok allıthatok be. Mindenekelott

ezek pontos jelenteset, es a generalt szogek eloszlasat szeretnem tisztazni a tovab-

biakban, ezek alapjan haladva a kıvant spektrumok reprodukalasa fele.

Ezek utan a LAND detektor geometriai beallıtasainak reszleteit fogom rovi-

den targyalni, vegul a kıserleti spektrumok josagat fogom roviden jellemezni. A

spektrumok egyezesenek kimutatasa utan raterek a fejezet fo reszere, a kinema-

tikai valtozok josaganak targyalasara.

18 4. FEJEZET. A LAND DETEKTOR SZIMULACIOJA GEANT4-EL

4.1. A szogvaltozok reszletesebb vizsgalata

4.1.1. A Θ es Φ valtozok jelentese

Kulonbozo Θ es Φ parameterekkel lefuttatott szimulaciok eseten vizsgaltam a

nyalab kiterjedeset, illetve pozıciojat a kimeneti fajlokbol nyert adatok segıtsege-

vel, ezek alapjan leszurheto, hogy a Θ parameter a gombi polarkoordinatakban

megszokott, z tengellyel bezart szog, a 4.1.1. abran az x − y sık lathato, itt az

origotol valo tavolsagnak felel meg; a Φ szog pedig szinten a gombi polarkoordi-

natazas-beli azimutszog, Φmin es Φmax egy korcikket hataroz meg x− y sıkon.

0

5

10

15

20

25

X position100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 100

Y p

ositi

on

100−

80−

60−

40−

20−

0

20

40

60

80

100

(a) Θ = 1− 2, Φ = 0− 360

0

5

10

15

20

25

30

35

40

X position100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 100

Y p

ositi

on

100−

80−

60−

40−

20−

0

20

40

60

80

100

(b) Θ = 0− 4, Φ = 0− 360

0

10

20

30

40

50

60

X position100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 100

Y p

ositi

on

100−

80−

60−

40−

20−

0

20

40

60

80

100

(c) Θ = 0− 4, Φ = −30− 30

0

50

100

150

200

250

X position100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 100

Y p

ositi

on

100−

80−

60−

40−

20−

0

20

40

60

80

100

(d) Θ = 1− 3, Φ = 1− 2

4.1.1. abra. Kulonbozo Θ es Φ tartomanyokra meghatarozott x− y eloszlasok

A kesobbiekben lathato, hogy pusztan a szogek ertekeinek varialasaval a kı-

serleti spektrumok nem allıthatok elo, de az biztosan allıthato, hogy a beutesek

eloszlasa z tengely korul hengerszimmetrikus, ami egy plauzibilis konkluzio, ıgy

a 4.1.1. abran lathato (c) es (d) tıpusu parameterszettek elvethetok.

4.1. A SZOGVALTOZOK RESZLETESEBB VIZSGALATA 19

4.1.2. A szogek eloszlasa

A Φ valtozo eloszlasa a 4.1.1. abran is jol lathatoan egyenletes, ezen tul min-

denkeppen teljes Φ = 0 − 360 tartomanyt kell vizsgalni a hengerszimmetria mi-

att. A Θ eloszlasat erdemesebb vizsgalni, ugyanis ez egy veges tartomanyra lesz

megszorıtva, ez lathato 4.1.2 es 4.1.3 abrakon. A 4.1.2. abran lathato, hogy az el-

oszlas nagyjabol egyenletes, ezert a terbeli eloszlasokban nem dominalnak a kis

Θ ertekekhez tartozo beutesek, szemben a kesobbiekben bemutatott kıserleti ada-

tokkal.

0

100

200

300

400

500

X position100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 100

Y p

ositi

on

100−

80−

60−

40−

20−

0

20

40

60

80

100

(a) A beutesek x− y eloszlasa

angle [deg]Θ0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5

Fre

quen

cy

310

410

(b) A Θ szogek eloszlasa

4.1.2. abra.Θ = 0−4, Φ = 0−360 tartomanyokra futtatott szimulacio hisztogram-

jai

0

50

100

150

200

250

300

X position100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 100

Y p

ositi

on

100−

80−

60−

40−

20−

0

20

40

60

80

100

(a) A beutesek x− y eloszlasa

angle [deg]Θ0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5

Fre

quen

cy

1

10

210

310

410

(b) A Θ szogek eloszlasa

4.1.3. abra. Θ = 0.3− 1.3, Φ = 0− 360 tartomanyokra futtatott szimulacio hiszto-

gramjai

Emiatt - az origo koruli dominanciat elosegıtendo - a szimulaciokat kiterjesz-

tettem a nem Θmin = 0 parameteru halmazra is, ezaltal elkenve az origo koruli


eloszlast, egy ilyen futtatas eredmenye lathato a 4.1.3. abran.

4.2. A kıserleti adatok terbeli eloszlasai

A LAND detektor altal rogzıtett esemenyek terbeli hisztogramjai a 4.2.1. abran

lathatoak. Elsore furcsanak tunhet, hogy egy folytonos, es egy diszkret jarulek

alkotja az eloszlast, de ennek oka a LAND felepıteseben rejlik. Mint az 3. fejezet

3.2. szakaszaban reszleteztem, a detektor szomszedos retegei egymashoz kepest

90 fokkal el vannak forgatva. Igy ha egy neutron detektalodik egy horizontalis

iranyu rudban, majd tovabbszorodik a kovetkezo, vertikalis iranyu rudba, ak-

kor az elsoben egy jol meghatarozott x koordinatat fogunk kapni, am y iranyban

nincs felbontasa a rudnak, ıgy ott egy konkret erteket kapunk, barhol is legyen

a rudon belul a beutes (a kovetkezo rudban ennek megfeleloen fordıtva tortenik

mindez). Igy a diszkret jarulekok az x eloszlasban a vertikalis, az y-ban pedig a

horizontalis iranyu rudakbol szarmaznak. Ez a kettosseg zavaro a szimulacios

adatokkal valo osszevetes soran, ıgy interpolalva a diszkret ertekeket a folytonos

eloszlasbol, a statisztika egy reszet elveszıtjuk ugyan, de ez meg ıgy is elegendo

marad.

X position100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 100

Rel

ativ

e F

req

uen

cy

0

0.02

0.04

0.06

0.08

0.1

0.12

(a) x iranyu eloszlas

Y position100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 100

Rel

ativ

e F

req

uen

cy

0

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06

0.07

0.08

(b) y iranyu eloszlas

4.2.1. abra. Terbeli eloszlasok E = 1050 AMeV nyalabenergia eseten

4.2.1. Az x iranyu eloszlas asszimmetriaja

Mint az lathato a 4.2.1. abran is, az x iranyu eloszlas atlaga nem az origoban

van, ennek oka az, hogy az 1992-es kıserlet soran a LAND x iranyban el volt tol-

4.2. A KISERLETI ADATOK TERBELI ELOSZLASAI 21

va. A szimulaciokat megvaltozott LAND pozıcioval lefuttatva (a geo.root fajlt

ujrageneralva) azonban azonos eredmenyeket kapunk az eredeti helyzettel. En-

nek oka, hogy a szimulacio ugy zajlik, hogy a szimulacio terenek minden egyes

pontjat a geo.root fajlok alapjan definialjuk (az egyes pontokat a geometriai

fajlok tartalmanak megfelelo anyagokkal toltjuk ki), ezek utan azonban a kolcson-

hatasi pontokat (a beutesek helyet) globalis koordinatakban tarolja a szimulacio

motorja, ıgy ameddig a LAND pozıcioja nem valtozik meg annyira, hogy a nyalab

egy resze, vagy egesze kıvul essen azon, addig a geo.root fajl megvaltoztatasa

nem befolyasolja az eredmenyeket.

Azonban a kıserleti adatokban levo pontok koordinatai termeszetesen a LAND-

hoz viszonyıtott koordinatarendszerben ertendok, ıgy az x iranyu eloszlas el-

tolasanak merteke az origohoz kepest megadja a LAND detektor x iranyu el-

tolasat a globalis koordinatarendszerben. A tovabbi analızisek soran a konnyebb

osszehasonlıthatosag kedveert a kıserleti adatok centralt transzformaltjat fogom

felhasznalni.

4.2.2. A valos spektrumok osszevetese a szimulaciokkal

A 4.1.2 szakaszban mar kitertem arra, hogy a helyes szogeloszlas eleresehez a

Θ szogben egy nemzerus kozepu reszecskegeneratort alkalmaztam a szimulaci-

okban, az optimalis minimalis, illetve maximalis Θ erteket az egyes spektrumok

χ2 fuggvenyenek minimalizalasaval allapıtottam meg. A χ2 fuggveny szokasos

definıcioja:

χ2 =n∑i

(Xi − Yi)2

Xi

(4.2.1)

ahol Xi az egyes adatpontokat, Yi pedig az ”illesztett”, azaz ebben az esetben a

szimulalt adatpontokat jelkepezi.

A helyzet ıgy sem teljesen egyertelmu, ugyanis 4.2.2. abran is jol latszik, hogy

mıg a szimulacios adatokon teljesul a hengerszimmetria, azonban a kıserleti ada-

tok nem ezt tukrozik. Ennek oka, hogy a kıserlet soran a nyalab dipolformaju volt,

amit szimulacioval nehezkes reprodukalni, azonban lathato, hogy az egyezes

ıgy is kielegıto, am a szelsoertekproblema megoldasakor felvet nemi problemat,

tortenetesen, hogy az x, avagy az y iranyu spektrumra legyen cel a legpontosabb


illeszkedes. Ennek kivalasztasa nem a legfontosabb tenyezo, ıgy a tovabbiakban

onkenyesen az x spektrumat hatarozom meg celfuggvenykent, tovabba a χ2-pro-

bat nem az egesz spektrumra vegzem el, csak a fo, kozepso jarulekra, ugyanis

a beutesek donto hanyadat ez szolgaltatja, es energetikailag is ezek a legjelento-

sebbek. A kulonbozo tartomanyokra elvegzett χ2 proba eredmenyei kulonbozo

szogtartomanyokra a 4.2.1. tablazatban talalhatoak.

χ2X χ2

Y

Θ = 0.3− 1.2 0.4628 0.2399Θ = 0.3− 1.3 0.4523 0.2199Θ = 0.3− 1.4 0.4498 0.1946Θ = 0.3− 1.5 0.4503 0.1766Θ = 0.4− 1.2 0.4088 0.1409Θ = 0.4− 1.3 0.4124 0.1232Θ = 0.4− 1.4 0.4193 0.1188Θ = 0.4− 1.5 0.4325 0.1119

(a) χ2 a teljes tartomanyra

χ2X χ2

Y

Θ = 0.3− 1.2 0.4272 0.2145Θ = 0.3− 1.3 0.4183 0.1938Θ = 0.3− 1.4 0.4130 0.1700Θ = 0.3− 1.5 0.4159 0.1518Θ = 0.4− 1.2 0.3827 0.1273Θ = 0.4− 1.3 0.3869 0.1105Θ = 0.4− 1.4 0.3937 0.1056Θ = 0.4− 1.5 0.4079 0.0997

(b) χ2 a [−60, 60] tartomanyra

4.2.1. tablazat. χ2 ertekek az egyes szogkonfiguraciokra teljes, illetve megszorıtott

spektrum eseten

Lathato, hogy a Θ = 0.4−1.3 tartomany mindket eloszlasra jo illeszkedest biz-

tosıt, x-re pedig ez az optimum, ez lathato a 4.2.2. abran is, az egyes hisztogramok

alatt a kıserleti es a szimulacios adatok relatıv hibajaval egyutt.

100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

0.002

0.004

0.006

0.008

0.01

0.012

0.014

0.016

0.018

simulations

data

X position

100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 1000.004−0.002−

00.0020.0040.006

(a) x eloszlas

100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

0.002

0.004

0.006

0.008

0.01

0.012

0.014

0.016simulations

data

Y position

100− 80− 60− 40− 20− 0 20 40 60 80 1000.004−0.003−0.002−0.001−

00.0010.0020.003

(b) y eloszlas

4.2.2. abra. Terbeli eloszlasok a kıserleti es szimulacios adatokra, az illeszkedes

hibajaval Θ = 0.4− 1.3 szogtartomany eseten

4.3. A REPULESI IDO SPEKTRUMANAK VIZSGALATA 23

Miutan biztosıtottuk a geometriai megegyezest a kıserletekkel, raterhetunk az

energetikai reszletek targyalasara.

4.3. A repulesi ido spektrumanak vizsgalata

A kıserleti adatok - mint az a korabbiakban emlıtesre kerult - 1992-bol szar-

maznak, ennek megfeleloen nehany geometriai parameter a kıserlettel kapcso-

latban nemi ketellyel kezelendo az eltelt ido es a pontos dokumentacio bizo-

nyossaganak ketsegbe vonhatosaga miatt. A legbizonytalanabb ilyen reszlet a

forras-detektor tavolsag, melyet ezert a rendelkezesre allo repulesi ido (TOF)

spektrumokbol ellenorzeskeppen kiszamoltam. A TOF spektrumban a neutro-

nokhoz tartozo kiszelesedo csucsot megelozve latszik egy kisebb csucs, ez a for-

rasbol szarmazo foton altal keltett jelhez tartozik (gamma-csucs). Egy tipikus

ilyen spektrum lathato a 4.3.1. abran. Ezen idopillanat ismereteben a forras-de-

tektor tavolsag jol meghatarozhato, hiszen a fotonok energiajuktol fuggetlenul

c sebesseggel haladnak. Az energiafuggetlenseget kihasznalva, az osszes ren-

delkezesre allo energiahoz tartozo adatot felhasznalva ellenorizheto a kerdeses

tavolsag.

Time of flight [ns]0 0.02 0.04 0.06 0.08 0.1

310×

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

20

3−10×simulations

data

4.3.1. abra. Kıserleti adatok repulesi idospektrumanak osszevetese a gamma

csucs alapjan ellenorzott forras-detektor tavolsaggal szimulalt adatokkal


4.4. A szimulacios adatok energetikai osszevetese a

kıserletekkel

A NeuLAND tervezesekor az elodje altal szolgaltatott kıserleti adatok altal

rendelkezesre, ezert azokat lehetett osszevetni szimulaciokkal, annak demonstra-

lasara, hogy milyen pontosan adja vissza a valos eredmenyeket, illetve, hogy eset-

legesen milyen korrekciokat kell figyelembe venni. A tervezes ezen fazisaban az

R3BRoot frameworkben megbızhatoan tamogatott VMC a GEANT3 volt, ıgy az

osszehasonlıtast ezzel vegeztek. A legfontosabb meroszamok osszehasonlıtasa

lathato a 4.4.1. abran [8]. A fontos meroszamok egyezese (teljes energialeadas,

elso kolcsonhatasi pontokban leadott energia es az egyes rudakban leadott ener-

gia) egeszen jonak mutatkozik, foleg nagyobb energiakon, am ehhez egy altalanos,

0.4-es szorzofaktort kellett bevezetni a szimulalt adatokra.

A dolgozat egyik fo reszekent, az ujabb GEANT4 VMC-vel szimulalt adatok

analıziset reszletezem a tovabbiakban. A jelen adatok nem csak a Monte Carlo

motorban ternek el a fent bemutatottaktol, ugyanis az R3BRoot rendszerben a [8]

elkeszulte ota a szcintillatorrudak (ez az un. light quenching), illetve a fotoelekt-

ronsokszorozok szaturacioja is figyelembe van veve. A GEANT4 Monte Carlo

motor nagyobb szabadsagot biztosıt elodjehez kepest, am ez sok konkretizalando

szimulacios parametert jelent a gyakorlatban, mint arra a kovetkezokben ra fo-

gok mutatni. A szimulaciok soran kulonbozo energiaskalakon kulonbozo fizikai

folyamatok lehetnek dominansak, ennek megfeleloen valaszthato ki a megfelelo

fizikai lista, amely kulonbozo transzportmodellek implementaciojat tartalmazza.

Ezen tulmenoen bizonyos vagasok alkalmazhatoak az egyes folyamatokra, ıgy

zarhatoak ki esetlegesen irrelevans reszecskekeltesi mechanizmusok a vizsgalt

energiakon.

Jelen munka celja, hogy mesterseges szorzofaktorok alkalmazasa nelkul erjuk

el a legjobb egyezest egy adott parameterszett mellett realis fizikai jelensegek fi-

gyelembe vetelevel, illetve magyarazatot adni az esetleges devianciakra. Mivel a

GEANT3-al vegzett szimulaciokban alkalmazott beallıtando parametereket nem

bocsatottak rendelkezesemre, illetve a GEANT4 beallıtasaira vonatkozoan nem is

alltak rendelkezesre informaciok a kollaboracio reszerol a LAND esetere, azokat

a spektrumokra gyakorolt hatasuk alapjan magam optimalizaltam.

4.4. ENERGETIKAI RESZLETEK TARGYALASA 25

4.4.1. abra. GEANT3 szimulacios es kıserleti adatok legfontosabb meroszamainak

osszevetese kulonbozo energiakon. Fentrol lefele rendre 170, 270, 470, 600, 800 es

1050 MeV nyalabenergiara vonatkozo spektrumok; balrol jobbra pedig a mul-

tiplicitas, teljes energialeadas, elso kolcsonhatasi pontokban leadott energia es a

retegenkent leadott energia hisztogramjai lathatoak. Az abra a NeuLAND TDR-

jabol ujranyomtatva [8].


4.4.1. A PMT-k kuszobertekeinek beallıtasa

A valosagban a fotoelektronsokszorozok nem tudnak tetszolegesen kis ener-

giaval rendelkezo bejovo reszecsket regisztralni, ıgy a szimulacios adatok eloallı-

tasanal ezt is figyelembe kell vennunk, bizonyos kuszobertekeket kell definial-

nunk. A PMT-kre vonatkozo kuszobertekeket annak megfeleloen kell beallıtani,

hogy a kıserleti adatok multiplicitas, illetve az egyes rudakban regisztralt ener-

giaspektrummal minel jobban egyezzen a szimulalt. Az egyes csatornak thres-

hold ertekeit azonosnak valasztottam, ugyanis a LAND eseten ilyen konfiguracio

kerult beallıtasra. A kuszobertekek megvalasztasa energiatol fuggetlenul nem

egyszeru feladat, ugyanis a multiplicitas es az egy rudban detektalt energia spekt-

rumanak egyuttes illesztese nehezen kivitelezheto a szimulacios adatokra, amint

az lathato 4.4.2, 4.4.3, 4.4.4, . abrakon is, a kuszob magasabbra valasztasaval erheto

el a multiplicitas spektrumainak egyre jobb illeszkedese, azonban ekkor a masik

kerdeses spektrum illeszkedese romlik. Ezek fenyeben a celom egy optimalis

kuszobertek megvalasztasa volt, ami mindket spektrumra elfogadhato illeszke-

dest biztosıt kulonbozo energiaskalakon at.

Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 simulation

data

Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3 simulation

data

Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25simulation

data

Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.020.040.060.08

0.10.120.140.160.180.2

0.22 simulation

data

Energy in one paddle0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 500

10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data


10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data


10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data


10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data

4.4.2. abra. Kıserleti adatok osszevetese szimulalt adatok multiplicitas es energe-

tikai spektrumaival 0.9 MeV kuszobertek mellett. Az egyes energiakhoz tartozo

spektrumok balrol jobbra: 270, 470, 600 es 800 MeV bombazo energia


Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 simulation

data

Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3 simulation

data

Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25simulation

data

Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.020.040.060.08

0.10.120.140.160.180.2

0.22 simulation

data


10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data


10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data


10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data


10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data




Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 simulation

data

Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3 simulation

data

Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25simulation

data

Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 140

0.020.040.060.08

0.10.120.140.160.180.2

0.22 simulation

data


10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data


10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data


10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data


10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data




Jol lathato, hogy mindenkepp kompromisszumot vagyunk kotelesek kotni,

ugyanis magasabb bombazo energiak eseten eseten lathatoan a 1.5 MeV koruli

kuszobertek idealis a multiplicitas illesztesere, azonban ıgy a rudankenti detektalt


energia mar 270 MeV-en is jocskan elter a kıserleti spektrumtol. Mindent egybe-

vetve, az 1.1 MeV kuszob biztosıtja a legjobb illeszkedest az osszkepet tekintve.

4.4.2. Szaturacios effektusok kezelese a szimulaciokban

A szaturacio egy nemlineritasi effektus, a light quenching jelenseget magya-

razando, J. B. Birks adott empirikus formulat szerves szcintillatorokkal vegzett

meresek soran levont tapasztalatok alapjan [9], amely Birks formulakent ismert:

dL

dx=

S dEdx

1 + kB dEdx

(4.4.1)

ahol L a fenyhozam, dEdx

az ionizacio, S a szcintillacios hatasfok, kB pedig anya-

gonkent eltero konstans (amely a homerseklettol is fugg). Molekularis szinten az

effektus azzal magyarazhato, hogy nagyobb ionizacio eseten a gerjesztett szin-

teken olyan nagy lesz az allapotsuruseg, hogy az ugynevezett quenching mar

jelentos lesz, szcintillacios fotonok kibocsatasa helyett mas formaban adodik le a

gerjesztett allapotok energiaja [10].

A masik jelentos befolyasolo tenyezo a fotoelektronsokszorozok szaturacioja,

melynek magyarazata, hogy egy bizonyos energiaskala felett a PMT altal kiadott

jel mar nem all linearis kapcsolatban a reszecske altal keltett fotoelektronok sza-

maval, ugyanis telıtesbe megy. Az effektust leıro egyenlet:

Lm =εL

1 + S ′L(4.4.2)

ahol S ′ a szaturacios koefficiens, ε pedig a PMT szisztematikus hibait figyelembe

vevo faktor [8]. Ez az effektus a szimulacios adatok feldolgozasa soran szinten fi-

gyelembe van veve, szabad parameterkent a szaturacios koefficienst kell fixalni,

mely hatasat a kovetkezokben ismertetem. Ahogyan a 4.4.5. abran lathato, a sza-

turacios parameter novelesevel a leadott energia spektruma egyre kisebb ertekek

fele torlodik ossze, amely 4.4.2. egyenlet alapjan ertheto, hiszen a nevezot folya-

matosan noveljuk, am a torlodas termeszetesen nemlinearis, a nagyobb ertekek

nagyobb torzulast szenvednek a szaturacio hatasara. A S ′ parameter valtoztata-

saval lathatoan a multiplicitas spektrum extrem ertekekig nem valtozik, termesze-

tesen S ′ = 0.1 eseten az energialeadasi spektrum oly mertekben van befolyasolva,

hogy mar a multiplicitasra is hatassal lesz az effektus. Osszehasonlıtaskeppen a


4.4.5. abran feltuntettem azt az esetet is, amikor a szaturaciot nem vesszuk figye-

lembe (ez termeszetesen S ′ = 0 parameter mellett all elo).

A cel ezen reszproblema vizsgalatakor a szaturacios koefficiens olyan erte-

kenek beallıtasa a szimulaciokhoz, mely energiatol fuggetlenul optimalis illesz-

kedest tesz lehetove a kıserleti adatok spektrumaira, ezert tekintsuk a rendel-

kezesre allo adatszett energiaiban a masik vegletet, az 1050 MeV-es adatokat es

a GEANT4 szimulaciok eredmenyeit ugyanezen szaturacios parameterek eseten

(4.4.6. abra). Lathato 4.4.6. abrarol, hogy a 270 MeV eseten idealis S ′ = 0.03 ertek

nem biztosıt megfelelo illeszkedest onmagaban minden mennyiseg vizsgalatakor,

am a multiplicitas, illetve az egyes rudakban detektalt energia spektrumara kel-

loen jo. Ezt az elozo szakaszban nem emlıtettem a logikai ıv megtoresenek el-

kerulese erdekeben, de az ott bemutatott spektrumok mar figyelembe veszik az

S ′ = 0.03 merteku szaturaciot. Lathato, hogy az illeszkedes -magasabb energiak

fele haladva egyre jobban- a teljes energialeadas, illetve az elso kolcsonhatasi

pontban leadott energia spektrumaban nem megfelelo, ennek egyik lehetseges

oka, hogy a Monte Carlo szimulacio soran az energialeadas merteke tulbecsult.

Ennek orvoslasara eloszor a GEANT4-ben alkalmazott fizikai lista kerdeset jarom

korul.

4.4.3. Kulonbozo fizikai listak alkalmazasa

Mint azt a bevezetoben emlıtettem, az R3B kollaboracio idei talalkozojan sok

szimulacios parameter fixalasra kerult a tovabbiakra nezve, azonban ezek meg

nem vegleges eloırasok, sok esetben elteres lehetseges bizonyos fizikai listak al-

kalmazasa eseten, foleg mas detektorokkal vegzett szimulaciok eseten, mint je-

len helyzetben. Az eloredefinialt fizikai listak leırasa megtalalhato a GEANT4 ol-

dalan 1, ezek a kulonbozo kolcsonhatasok kezeleseben ternek el (eltero string mo-

delleket alkalmaznak). Az alkalmazott energiaspektrumra es a kisebb energiakon

is pontos neutronszimulaciohoz ajanlott legfontosabb listak:

• QGSP BERT HP (Bertini-fele kaszkad modell alkalmazasa a hadron-atom-

mag kolcsonhatasra)

1http://geant4.cern.ch/support/proc mod catalog/physics lists/referencePL.shtml


Multiplicity0 2 4 6 8 10 12 14

0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 simulation

data

Total energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

3−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data

(a) S′ = 0


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 simulation

data

Total energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

3−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data

(b) S′ = 0.01


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 simulation

data

Total energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

3−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data

(c) S′ = 0.03


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 simulation

data

Total energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

3−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data

(d) S′ = 0.05


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 simulation

data

Total energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

3−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

3−10×

simulation

data

(e) S′ = 0.1

4.4.5. abra. A vizsgalt spektrumok valtozasa novekvo szaturacios egyutthatok

mellett 270 MeV energian



0

0.02

0.04

0.06

0.08

0.1

0.12

0.14

0.16

0.18

0.2

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

3−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data

(a) S′ = 0


0

0.02

0.04

0.06

0.08

0.1

0.12

0.14

0.16

0.18

0.2

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

3−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data

(b) S′ = 0.01


0

0.02

0.04

0.06

0.08

0.1

0.12

0.14

0.16

0.18

0.2

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

3−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data

(c) S′ = 0.03


0

0.02

0.04

0.06

0.08

0.1

0.12

0.14

0.16

0.18

0.2

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

3−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data

(d) S′ = 0.05


0

0.02

0.04

0.06

0.08

0.1

0.12

0.14

0.16

0.18

0.2

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

3−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

3−10×

simulation

data

(e) S′ = 0.1

4.4.6. abra. A vizsgalt spektrumok valtozasa novekvo szaturacios egyutthatok

mellett 1050 MeV energian


• QGSP BIC HP (Binary cascade modell)

• FTFP INCLXX HP (Fritiof modell alapu kolcsonhatasi kep [11])

A lenyeges, hogy barmely fizikai listat is valasztjuk, kis energiak eseten a HP

valtozatot alkalmazzuk, ugyanis ez tartalmazza a∼20 MeV-nel kisebb skalaju ne-

utronok pontos kezeleset. Ezen fizikai listakkal futtatott szimulaciok eredmenyeit

summaztam a 4.4.7. abran, kettesevel osszehasonlıtva oket a zsufoltsag elkerulese

vegett.


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 QGSP_BIC_HPQGSP_BERT_HPdata

Total energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

3−10×

QGSP_BIC_HPQGSP_BERT_HPdata

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×



Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

3−10×


(a) QGSP BIC HP es QGSP BERT HP


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 QGSP_BERT_HPFTFP_INCLXX_HPdata

Total energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

3−10×

QGSP_BERT_HPFTFP_INCLXX_HPdata

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×



Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

3−10×


(b) QGSP BERT HP es FTFP INCLXX HP


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4 QGSP_BIC_HPFTFP_INCLXX_HPdata

Total energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

3−10×

QGSP_BIC_HPFTFP_INCLXX_HPdata

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

3−10×



Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

3−10×


(c) QGSP BIC HP es FTFP INCLXX HP

4.4.7. abra. Kulonbozo fizikai listak osszehasonlıtasa 270 MeV energian

A kulonbozo fizikai listak elterese ilyen kis energiakon nem szamottevo, aho-

gyan az az abrakon is lathato, a kulonbseg leginkabb az 5-10 GeV tartomanyon

kezd jelentos lenni. Am kisebb kulonbsegek erzekelhetoek, leginkabb a multipli-


citas es a rudankent leadott energia tekinteteben, ıgy a tobbi nyalabenergia ese-

teben is elvegezve a vizsgalatot, vegul a QGSP BERT HP lista mellett dontottem.

Tehat a fizikai lista vegleges megvalasztasa nem oldotta meg a tulzott energiale-

adas problemajat, am egyes mennyisegek illeszkedeset javıtotta.

4.4.4. GEANT4 parameterek vizsgalata

Mivel a fizikai lista megvaltoztatasa nem hozott szamottevo javulast, ıgy a GE-

ANT4 szimulacios motor parametereinek vizsgalata volt a kovetkezo lepesem. Itt

leginkabb a kulonbozo fizikai folyamatokra valo vagas merteket valtoztattam, am

viszonylag szuk tartomany johet szoba, ha tul magasra definialjuk a kuszoboket,

relevans informaciokat veszıthetunk el. Vegul a kollaboracioval valo megegyezes

alapjan 1 MeV merteku vagasokat alkalmaztam, ez nem valtoztatta meg a szi-

mulacios adatokat relevansan.

Mint mondtam, a kıserleti es szimulacios adatok osszehasonlıtasakor az tunhet

fel, hogy az elso kolcsonhatasban leadott energia tulsagosan nagy (ez a legrosszab-

bul illeszkedo spektrum a vizsgaltak kozul), ennek hatasara az osszes energia jel-

legu spektrum torzulast szenved. Ennek javıtasara a szimulacios folyamat soran

alkalmazott lepeshossz valtoztatasaval probalkoztam, ugyanis amennyiben az

adaptıv lepeshosszt tul nagyra valasztja a rendszer, ugy tobb kolcsonhatasi pont-

ban leadott energia erteke osszemoshato, ıgy hamisan magasabb energialeadast

eredmenyezve. Tobb nagysagrenden keresztul (az esszeruseg keretein belul) val-

toztatott lepeshossz hatasara azonban szamottevo kulonbseg nem jelentkezett a

vizsgalt spektrumokban, ıgy a Monte Carlo szimulacio soran fellepo hibak kizar-

hatoak.

4.4.5. A szcintillatorok szaturaciojanak ujabb megkozelıtese

Ahogyan az elozoekben emlıtettem, a szcintillatorok szaturacios effektusaira

J. B. Birks szolgaltatott egy felempirikus formulat meresek alapjan, azonban nem

ez az egyetlen lehetoseg a jelenseg kezelesere. Chou 1952-ben felvetese alapjan,

a Birks formula kiegeszult egy magasabb rendu taggal az ionizacioban, az ehhez

tartozo parameterhez azonban mar nehezen tarsıthato kozvetlen fizikai jelentes,


ez illesztendo parameter. A Chou-Birks formula [10]:

dL

dx=

S dEdx

1 + kB dEdx

+ C ′(dEdx

)2 (4.4.3)

ahol, mint mondtam kB es C ′ illesztendo, anyagra jellemzo parameterek. Mi-

utan az elozoekben belattam, hogy a Birks formula alapjan kezelt szcintillator-

szaturacio es a fotoelektronsokszorozok szaturaciojanak figyelembe vetele on-

magaban nem kepes megoldani a problemat, ezert a szcintillatorokra vonatkozo

vizsgalatokban a tovabbiakban a Chou-formula parametereit, illetve S ′-t optima-

lizaltam.

4.4.6. Tovabbi fenyhozambefolyasolo jelensegek

Miutan ugy dontottunk, hogy uj alapokrol epıtjuk fel a fenyhozam problema-

jat, ugy gondoltuk, hogy figyelembe vesszuk az osszes relevans effektust, ami

altalunk ismert, illetve az irodalomban felleltunk. Igy az eddigiek mellett, egy

linearis skalazast is alkalmazunk a fenyhozamra, ami ket fo forrasbol tevodik

ossze. Az egyik a feny-osszegyujtesi hatasfok (light collection efficieny), amely abbol

adodik, hogy amennyiben a szcintillatorrudak feluletere a teljes visszaverodes

hatarszogenel nagyobb szogben esik egy szcintillacios foton, ugy az abban tarolt

informacio elveszik, ugyanis a rudak elnyelo reteggel vannak korbevonva. A

masik az ugynevezett chemical quenching, ami azert lep fel, mert a rudakat felepıto

anyag nem lehet teljesen tiszta szenhidrogen-polimer, a jelen levo szennyezo anya-

gok a keltett fotonok egy reszet elnyelhetik, amely szinten egy linearis vesz-

teseget okoz. Ezt az α-val jelolt linearis hatast is beepıtettem a fenyhozamot be-

folyasolo tenyezok koze, ıgy vegul a teljes transzformacio:

Lm =εα

1 + S ′∫ E

0dE′

1+kB dEdx

+C′( dEdx )

2

·∫ E

0

dE ′

1 + kB dEdx

+ C ′(dEdx

)2 (4.4.4)

ahol E a szcintillatoron atmeno reszecske energiaja, Lm a tenylegesen mert feny-

hozam, a tobbi parametert mar ismertettem. Vegsosoron az optimalizaciot az

{α, S ′, kB,C ′} parameterszetten vegeztem. A kezdeti parametereket [12] cikk a-

lapjan inicializaltam. A tovabbiakban bemutatom az egyes parameterek valtozta-

tasanak hatasat nehany parameterszett eseten, illetve ramutatok nehany mellek-


feltetelre, melyeket a parameterek valtoztatasakor figyelembe vettem. Az egyik

az, hogy C ′ biztosan kisebb, mint kB, ugyanis a Birks formula onmagaban is

kepes elfogadhato egyezest adni, ıgy a negyzetes tag egyutthatoja kB-nel ki-

sebb kell, hogy legyen, am nem feltetlenul nagysagrendekkel kisebb ertek (sok

regebbi publikacioban 10(−4)−(−6) nagysagrendu). Ezen kıvul α-ra a gyarto spe-

cifikacioit figyelembe veve 0.7 − 0.9 tartomanyt vettuk figyelembe, a szaturacios

koefficiens ertekere pedig a korabbi vizsgalataim alapjan a 0.01−0.05 tartomanyra

szorıtkoztam.

Elsokent rogzıtett {kB, α, S ′}mellett valtoztattam C ′ erteket, ennek hatasa lat-

hato a 4.4.8. abran.


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

0.45

0.5

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

203−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

45

503−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

70

803−10×

simulation

data

(a) C ′ = 9.6 · 10−1 (cm/eV)2


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

0.45

0.5

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

203−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

45

503−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

70

803−10×

simulation

data

(b) C ′ = 9.6 · 10−2 (cm/eV)2


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

0.45

0.5

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

203−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

45

503−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

70

803−10×

simulation

data

(c) C ′ = 9.6 · 10−4 (cm/eV)2

4.4.8. abra. A Chou-Birks formulaban szereplo negyzetes tag egyutthatojanak

valtoztatasaval kapott spektrumok 1050 MeV energian

A (b) abran lathato, hogy az utolso ket spektrum nagyon szepen illeszkedik,

am a teljes leadott energia mar kisebb ertekek fele tolodik es a multiplicitas is tor-


zult, ıgy lathato, hogy a tobbi parametert is valtoztatni kell a kezdetihez kepest.

Ezek utan a Chou-Birks formula ket parameteret egyutt valtoztatva probaltunk

kozelıto optimumot talalni a masik ket parameter rogzıtese mellett, nehany ilyen

futtatas eredmenye a 4.4.9. abran.


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

0.45

0.5

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

203−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

45

503−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

70

803−10×

simulation

data

(a) C ′ = 9.6 · 10−4 (cm/eV)2, kB = 0.02cm/eV


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

0.45

0.5

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

203−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

45

503−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

70

803−10×

simulation

data

(b) C ′ = 0 (cm/eV)2, kB = 0.2cm/eV


0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

0.45

0.5

simulation

data

Total energy0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

203−10×

simulation

data

First energy0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Rel

ativ

e F

requ

ency

0

5

10

15

20

25

30

35

40

45

503−10×

simulation

data


Rel

ativ

e F

requ

ency

0

10

20

30

40

50

60

70

803−10×

simulation

data

(c) C ′ = 9.6 · 10−3 (cm/eV)2, kB = 0.2cm/eV

4.4.9. abra. A Chou-Birks formulaban szereplo tagok egyutthatojanak

valtoztatasaval kapott spektrumok 1050 MeV energian

A (c) abran bemutatott parameterszett kozelıtoleg jo egyezest mutat a kıserleti

spektrumokkal, az elteres a szaturacios koefficiens es az α hangolasaval csokkent-

heto. Megjegyzem, hogy a bemutatott abrak kisebb esemenyszamu szimulaciok

eredmenyei, ugyanis meg ezek is komoly CPU terhelest jelentenek, ıgy sok idobe

telik futtatasuk, ami a parameterter osszetettsegevel egyutt kompromisszumot

kıvan. A jonak bizonyulo parameterszettekkel nagyobb mintaju szimulaciokat

futtattam, ami a fluktuaciokat csokkenti, ıgy az eredmeny pontosabban ertelmez-

4.5. A SZIMULACIOS EREDMENYEK DISZKUSSZIOJA 37

heto.

Az S ′ es α parametereket is valtoztatva vegul a Chou-Birks formulaban sze-

replo kB erteket mersekelni kellett az illeszkedes biztosıtasahoz, ıgy vegul [12]

cikkel kozel egyezo erteket kaptam (< 5% elteres) kB-re, ezt a parametert ezert a

tovabbiakban fixen tartottam.

4.5. A szimulacios eredmenyek diszkusszioja

A fejezet soran bemutattam a szimulacioban elofordulo parameterek szerepet,

illetve az egyes ter- es idobeli, illetve energetikai spektrumokra gyakorolt ha-

tasukat. Elsokent a kıserleti adatokra valo illeszkedes josagat vizsgalva megha-

taroztam a detektor nyalabra meroleges sıkban vett pozıciojat abszolut koordi-

natakban, a nyalab szettartasanak szoget, illetve azimutalis iranyban vett kiter-

jedeset, ezekkel a terbeli spektrumokat a dipol jellemzoktol eltekintve kielegıto

pontossaggal reprodukaltam. Mivel a kıserlet 1992-es, ennek szellemeben a bizo-

nyossag megteremtese erdekeben ellenoriztem a detektortavolsagot is a repulesi

ido spektrumbol kulonbozo nyalabenergiak eseten.

A celom az volt, hogy a kıserleti spektrumokat az egyuttmukodes elozo mun-

kajaval ellentetben mesterseges beavatkozas nelkul, a detektalas soran fontos fi-

zikai folyamatokat figyelembe veve illesszem a szimulacios adatokbol. Ezeket a

folyamatokat bemutattam, majd a szukseges illesztendo parametereket allıtottam

be az osszes spektrum leheto legjobb illeszkedeset szem elott tartva. Ennek e-

redmenyekeppen mind a fotoelektronsokszorozok kuszob-, mind pedig a sza-

turacios koefficiens ertekere kompromisszumos megoldas szuletett a szeles ener-

giatartomanyra valo illeszkedes nehezsege miatt. A multiplicitas spektruma os-

szessegeben jol illesztett, az energiaspektrumok kıserleti adatokkal valo egyezeset

a tulbecsult elso kolcsonhatas soran leadott energia rontja, ennek kikuszobolesere

mas modszereket kellett alkalmazni.

Mint azt az elozoekben bemutattam, kiterjedtebb modon kozelıtettem meg a

fenyhozamot befolyasolo tenyezok hatasat, ezeket implementaltam a keretrend-

szerben. Vegsosoron ot parametert kellett optimalizalnom, ezek a fotoelektron-

sokszorozok kuszobertekei, a chemical quenching linearis α skalazasi egyutthatoja,

a fotoelektron-szaturacio koefficiense, illetve a Chou-Birks formula elso-, vala-

mint masodrendu tagjanak egyutthatoi. A parameterteret esszeru megfontolasok


alapjan megszorıtottam, ıgy konnyebben kivitelezhetove valt a problema meg-

oldasa. Az ıgy kapott eredmenyek atgondolt, fizikailag indokolt folyamatok fi-

gyelembe vetelenek eredmenyei, nem tartalmaznak az illeszkedes josagat javı-

tando indokolatlan skalazasi faktorokat.

Az optimalizacio soran a kovetkezo parameterszett bizonyult a legjobb illesz-

kedest biztosıtonak:

• kB = 0.013cm/eV, ami jo egyezesben all [12] cikk eredmenyevel az adott

szcintillatoranyagra

• C ′ = 9.6 · 10−3 (cm/eV)2, a Chou-Birks formula negyzetes tagjanak egyutt-

hatoja, ez egy nagysagrenddel nagyobb, mint [12] cikk mereseinek eredme-

nye, am megjegyzendo, hogy az ott vizsgalt energiatartomany lenyegesen

kisebb, ez okozhat szignifikans elterest

• α = 0.8, ami teljesen plauzibilis, ennek fizikai jelentese, hogy a szcintillator

szennyezesodesei es a fotonok kiszorodasa miatt 20 szazalekos veszteseg

adodik a fenyhozamban

• S ′ = 0.01MeVee−1, ez a fotoelektronsokszorozok szaturacios egyutthatoja

• a fotoelektronsokszorozok kuszobertekere pedig a multiplicitas spektrum

illesztesebol 0.5 MeV adodik

A vegso eredmenyek osszehasonlıtasa az R3B kollaboracio korabban kapott e-

redmenyeivel a Fuggelekben talalhato a pontosabb osszevethetoseg erdekeben.

Osszessegeben elmondhato, hogy vizsgalataink reprodukaljak az egyuttmukodes

korabbi eredmenyeit, nehol tulszarnyaljak azt illeszkedesben, nehol kisse rosszabb

eredmenyeket kaptunk, azonban fontos, hogy a jelen eredmenyek a korabban fi-

gyelembe nem vett effektusok implementalasaval adodtak, a fenyhozamot be-

folyasolo tenyezok valos fizikai folyamatok altal megalapozottak.

39

5. fejezet

Neutron-crosstalk jelenseg

szimulacios esemenyekben es

kıserleti adatokban

Sok olyan folyamat is konnyen elkepzelheto, mely soran egy magreakcio kovet-

kezteben tobb neutron van jelen a vegallapotban, ıgy detektalasra kerulhet. Ilyen-

kor egy komoly problemaval allunk szemben, ugyanis a szcintillatorrudakban

leadott energiainformaciok rekonstrukcioja nem egyertelmu tovabbi tenyezok fi-

gyelembe vetele nelkul, mert egy adott helyen mert jel nagysagabol nem dont-

heto el, hogy az egy elsodleges, vagy mar a detektorban szorodott, masodlagos

neutronbol szarmazik. A crosstalk az a jelenseg, amikor egy szorodott neutront

tevesen elsodleges neutronkent azonosıtunk, ezzel komoly hibaval terhelve a ke-

sobbiekben meghatarozott fizikai mennyisegeket, peldaul az adott reakciora vo-

natkozo hataskeresztmetszetet.

Kulonosen nagy jelentosegu a felreazonosıtas minimalizalasa a mar korabban

emlıtett, neutronban gazdag egzotikus atommagok vizsgalata kapcsan. Ezek ne-

utron halo-ja konnyen leszakıthato az erosen kotott atommag-torzsrol Coulomb-

disszociacioval, mely soran konkret utkozes nem tortenik a celtargy es a bombazo

atommag kozott, azonban a celtargy Coulomb tere a bombazo reszecske vonat-

koztatasi rendszerebol nezve meghatarozott szamu es energiaju virtualis fotonq-

kent tekintendo [13], melyekkel kolcsonhatva elegendo energia fektetodik be a

rendszerbe a halo disszociaciojahoz. A tovabbiakban egy lehetseges modszert

mutatok be a crosstalk azonosıtasara, majd bemutatom a jelen keretrendszerbeli

40 5. FEJEZET. NEUTRON-CROSSTALK JELENSEG

implementacio fobb aspektusait.

5.1. Az azonosıtas modja

Egy lehetseges azonosıtasi algoritmus lepeseit mutatom be a kovetkezoben,

melynek eredeti otlete J. Wang csoportjanak erdeme [14], a modszer implementa-

cioja, az energetikai reszletek kidolgozasa relativisztikus energiakon, valamint

a szimulacios adatokon valo teszteles soran meghatarozott tovabbi lehetseges

szurofeltetelek alkalmazasa sajat munkam eredmenye.

A modszer azon alapszik, hogy a beutesek koordinatainak, illetve nehany pa-

rameterenek ismereteben a repulesi ido meghatarozhato relativisztikus targya-

lasmodot alkalmazva, a meresi adatokbol pedig pontosan ismert. Igy minden

egyes beutesparra ket repulesi ido adatunk all rendelkezesre, ezek kulonbsege

zerus korul szor (a veges pontossag kovetkezteben) crosstalk eseten, ellenkezo

esetben a ketto kozott nincs ilyen jellegu korrelacio. A beuteseket tehat repulesi

ido szerint sorbarendezve es paronkent kiszamıtva a repulesi idok korrelaciojat,

megallapıthato, hogy fuggetlen reszecskek nyomai-e, vagy sem. Az, hogy az egy-

re novekvo repulesi ideju beutesek kozul meddig megyunk el a parosıtasban,

mint a kovetkezokben lathato, nagyban fugg attol is, hogy az algoritmus altal

crosstalk-nak jelolt beutesek kozul hany esetben valos a megallapıtas, mekkora

a felreazonosıtasi arany, ezt szeretnem minimalizalni. Elvben ugyan nem kel-

lene szurni a beutesek parosıtasat repulesi ido szerint, ugyanis a neutron io-

nizaciora nem kepes, csak rugalmas es rugalmatlan szoras soran hat kolcson, ıgy

lehetseges, hogy nagy tavolsagokat tesz meg a detektorban szabadon.

5.1. AZ AZONOSITAS MODJA 41

5.1.1. A szorodasi szog meghatarozasa geometriai uton

5.1.1. abra. Detektoron beluli szorodas illusztracioja,

a koordinatarendszer origoja a nyalab kiin-

dulopontja, az elso sık kozepe a (0, 0, l) pont.

A ϕ az elsodleges neutron beesesi szoge, Θ a

masodlagos neutron szorodasi szoge

Az 5.1.1. abran lathato

egy bejovo neutron szo-

rodasa az egyik detekt-

orretegben (ezt a pontot

jeloli a (x1, y1, l) szam-

harmas), melynek kovet-

kezteben egy masik re-

tegben ujra jelet kelt, ez

az (x2, y2, l + d) pont. Az

itt lathato jeloleseket hasz-

nalva lathatjuk, hogy a c,

e, f oldalak altal meg-

hatarozott haromszogre al-

kalmazva a koszinusz-tetelt,

megkaphato a Θ szog.

Az x1, y1, x2, y2, l es

d koordinatak ismertek,

a tobbi mennyiseg ezek

fuggvenyeben kifejezheto.

Az x3, y3-ra, valamint ϕ-re

konnyen belathato:

x3 = x1

(1 +

d

l

)y3 = y1

(1 +

d

l

)tanϕ =

√x21 + y21l

(5.1.1)

Tovabbi trigonometrikus osszefuggeseket alkalmazva megkaphato a szukseges

c, e, f oldal is:

c =√

(x2 − x3)2 + (y2 − y3)2 (5.1.2)

f =√

(x2 − x1)2 + (y2 − y1)2 + d2 (5.1.3)

e =d

cosϕ= d√

1 + tan2 ϕ =d

l

√x21 + y21 + l2 (5.1.4)


Innen a keresett erteke mar koszinusz tetel alapjan meghatarozhato:

cosΘ =f 2 + e2 − c2

2fe(5.1.5)

A tovabbiakban Θ-rol atterek ϑ jelolesre, hogy konzisztens maradjon a jeloles-

rendszer.

5.1.2. A repulesi ido meghatarozasa a bombazo reszecske ener-

giajabol es a szorodasi szogbol

Ahogyan azt a BSc szakdolgozatomban [15] hosszasan reszleteztem, egeszen

mas komplexitasu az energiak kapcsolata klasszikus, illetve relativisztikus ener-

giaskalakon. Ott a crosstalk vizsgalatakor a michigan-i NSCL (National Super-

conducting Cyclotron Laboratory) intezet altal szolgaltatott adatokon dolgoz-

tam, a kıserlet korulmenyei indokoltta tettek az energetikai reszletek klasszikus

kezeleset. Am a jelen helyzetben, mint azt korabban megmutattam, akar 1050

MeV/nukleon energiaju nyalabokkal is folynak kıserletek, amely relativisztikus

targyalasmodot kıvan. A levezetesek hosszadalmassaga miatt csak a megerteshez

nelkulozhetetlen reszeket emelem at korabbi munkambol, a reszletek megtalal-

hatoak a 4.2 es 5.2 szakaszokban.

A 4.2 szakaszban a ket vonatkoztatasi rendszer kozti boost vegrehajtasaval

teremtettem kapcsolatot az egyes szorodasi szogek kozott (lasd 5.1.2. abra). Az

5.2 szakaszban pedig a tomegkozepponti es laborrendszerbeli energia-impulzus

megmaradasbol kiindulva megmutattam, hogy a bombazo reszecske (m tomeg)

szorodas elotti (Ep), illetve utani teljes energiaja (E ′p) kozott milyen kapcsolatot

teremt a tomegkozepponti szog:

E ′p = Ep −M(E2

p −m2c4)

c2 (m2 +M2) + 2EpM(1− cosΘ) (5.1.6)

ahol M a celtargy tomege, Θ pedig a tomegkozepponti rendszerbeli szorodasi

szog. A konkret adatokon vegzett szamolasok soran praktikusabb a laborrend-

szerbeli szogek hasznalata, ıgy a tovabbiakban felhasznalom az erre kapott ered-

5.1. AZ AZONOSITAS MODJA 43

menyt:

tanϑ =

vcmpcγcm sinΘ

Vcm

c+

vcmpc

cosΘ=

βcmp γcm sinΘ

βcm + βcmp cosΘ

(5.1.7)

5.1.2. abra. Tomegkozepponti es la-

borrendszerbeli kettest-szoras

ahol tobb mennyiseg is magyarazatra

szorul, ϑ a laborrendszerbeli szorodasi

szog, Vcm a tomegkozepponti rendszer se-

bessege, mely a laborrendszerbeli vp se-

bessegtol, valamint az x = Mm

tomeg-

aranytol a kovetkezo modon fuggenek

(hasznalva a megszokott γi =√

1− β2i

−1=√

1− v2ic2

−1jelolest):

Vcm =γpvpγp + x

(5.1.8)

Vegul vcmp pedig a bombazo reszecske to-

megkozepponti rendszerbeli sebessege:

vcmpc

= γpvpc

x+ γp − 1

x+ γp − γ2pv2pc2

(5.1.9)

A cel az, hogy a meresi adatokbol ismert ϑ szogbol meghatarozzuk a tomeg-

kozepponti szoget, mellyel mar a bombazo reszecske energiajanak ismereteben

megkaphato a szort reszecske energiaja. Ehhez a 5.1.7. egyenletet kell invertalni

Θ-ra, melyhez nehany egyszerusıto jelolest hasznalok:

A = βcmp γcm B = βcm C = βcm

p (5.1.10)

Tehat 5.1.7 alapjan 5.1.10. egyenlet parametereit alkalmazva es kihasznalva cosΘ =√1− sin2Θ trigonometriai osszefuggest:

tanϑ = A

√1− cos2Θ

B2 + C2 cos2Θ + 2BC cosΘ(5.1.11)

5.1.11. egyenletet negyzetre emelve es bevezetve X = tanΘ/A uj valtozot, va-

lamint rendezve az egyenletet cosΘ hatvanyai szerint a kovetkezo masodfoku


egyenletre jutunk:

cos2Θ +2BCX

X2C2 + 1cosΘ +

X2B2 − 1

X2C2 + 1= 0 (5.1.12)

Ennek megoldasai:

cosΘ1,2 =−BCXX2C2 + 1

±

√B2C2X2

(X2C2 + 1)2− X2B2 − 1

X2C2 + 1=

=−BCX ±

√B2C2X2 −X4B2C2 +X2C2 −X2B2 + 1

X2C2 + 1=

=−BCX ±

√B2C2X2 + (1 +X2C2)(1−X2B2)

X2C2 + 1(5.1.13)

Az egyenlet hosszadalmassaga miatt az eredeti valtozokkal valo felırastol elte-

kintek, valamint nem ırom ki ujra a vegso megoldast, csak megjegyzem, hogy

hosszadalmas szamolas soran belathato, hogy a negatıv elojelu gyokos tagot tar-

talmazo megoldas a helyes. 5.1.13. egyenlet ismereteben 5.1.6 mar a laborrend-

szerbeli szog fuggvenyeben adja meg a szorodo reszecske energiajat, ebbol mar

meghatarozhato a repulesi ido:

TOF’ =d′

βc=

d′

c√

1− mc2

E′p

(5.1.14)

ahol d′ az elso beutes es a parkent hozzavett masodlagos beutesi pont tavolsaga.

Igy tehat a celkent kituzesre kerult ket uton kiszamıtott, illetve mert repulesi ido

rendelkezesre all.

5.2. Az algoritmus alkalmazasa a szimulacios adatokra

Az elozo szakaszban reszletezett algoritmust implementalva az R3BRoot kor-

nyezet keretein belul, vizsgalando az algoritmus hatekonysaga, mielott az kıserleti

adatokon alkalmazhato volna. Ez szimulacios adatok eseten megteheto, ugyanis

egy-egy reszecske trajektoriaja kovetheto, maga a reszecske pedig azonosıthato a

Monte Carlo szimulacios motoron keresztul hozzaferheto a PDGID [16, 17] (Par-

ticle Data Group ID, Monte Carlo elnevezesi konvencio) alapjan.

Az algoritmus elsosorban protonok altali azonosıtasra szolgal, ugyanis tobb

5.2. AZ ALGORITMUS ALKALMAZASA A SZIMULACIOS ADATOKRA 45

okbol is ezek a dominans folyamatokat eloidezo reakciok. Az alkalmazott szcin-

tillatoranyag a NeuLAND eseten RP408, melyrol a gyarto honlapjarol1 megtud-

hatjuk, hogy -mint altalaban a szcintillatoranyagok- foleg szenhidrogenekbol po-

limerizalt detektorkozeg. Ennek megfeleloen neutron-proton, neutron-neutron,

illetve neutron-12C reakciok mennek vegbe az esetek nagy tobbsegeben.

Mivel az alkalmazott nyalabenergiak az altalam vizsgalt kıserletekben 170 es

1050 MeV kozott helyezkednek el, ezert a reakciok soran rugalmas szorast felte-

telezve indokoltta valik a relativisztikus formalizmus alkalmazasa, mellyel be,-

lathato, hogy a klasszikus energiaskalakkal ellentetben, egy nukleon szenatom

tomegu objektummal valo szorodasa soran a nukleon akar teljes kinetikus ener-

giajat is atadhatja a masik felnek. Emiatt akar a nukleon-nukleon szoras mel-

lett a neutron-12C reakciok is azonos szerepet kaphatnanak a szoba kerulheto

reakciok kozott. Am, mint magfizikaban ismeretes, a Fermi-gazmodell alapjan

az atommag Fermi-energiaja korulbelul 33 MeV, ezt meghalado energiakon mar

leginkabb konkret nukleon-nukleon kolcsonhatas a meghatarozo, ıgy ezen ma-

gyarazat alapjan a legfontosabb kezelendo folyamat a neutron-proton kolcsonha-

tas ilyen jellegu detektorok eseten.

5.2.1. Az azonosıtas modja a szimulaciokban

Az R3BRoot kornyezetben a regisztralt adatok ketfele logika alapjan vannak

rendezve, az egyik tarolo, az R3BMCTrack tıpusu osztaly peldanyai szerint, mely

az esemeny soran keletkezett trackeket tartalmazza TClonesArray objektumkent,

a masik tarolo pedig az R3BLandPoint osztaly peldanyai szerint (mely szinten

TClonesArray objektum), ez az egyes kolcsonhatasi pontok halmaza, melyek a

regisztalas sorrendjeben vannak rendezve. A ket osztaly alapvetoen mas logikat

kepvisel, ıgy tagfuggvenyeik is kulonbozoek, melyek kozul a tovabbiakban hasz-

naltakat reszletezem a 5.2.1. tablazatban.

A GetStart () fuggvenyek az adott track kezdopontjat adjak meg, a Get in()

fuggvenyek az egyes pontok koordinatait adjak meg, ezert termeszetesen ez csak

az R3BLandPoint osztaly peldanyainal erheto el, a GetTrackID() pedig a pont-

hoz tartozo track egyedi azonosıtojat adja vissza. A GetMotherId() fuggveny

abban az esetben, ha a track elsodleges reszecskehez tartozik, azaz a nyalabbol1Az RP408 szcintillatoranyag specifikacio a gyarto oldalan:

http://www.rexon.com/RP408.htm


R3BMCTrack R3BLandPoint

GetStartX() GetStartY() GetXIn() GetYIn()

GetStartZ() GetStartT() GetZIn() GetTime()

GetPdgCode() GetMotherId() GetTrackID()

5.2.1. tablazat. R3BMCTrack es R3BLandPoint osztaly tagfuggvenyei

szarmazik, -1 ertekkel ter vissza, amennyiben pedig egy elsodleges reszecske

szorodott nyomarol van szo, ugy az elsodleges reszecske egyedi azonosıtojat ad-

ja.

A cross-talk maga konnyen azonosıthato volna a trackeken valo iteralassal es a

GetMotherId() vizsgalataval, azonban mivel a vegso cel az, hogy kıserleti adato-

kon futtathassuk az algoritmust, nem kerulhetjuk ki az R3BLandPoint objektumo-

kat, hiszen ilyen jellegu informaciok allnak rendelkezesre meresek eseten. Mint

megmutattam, nem erhetok el az R3BMCTrack tıpusu objektumok koordinatai,

track azonosıto alapjan pedig nem kerheto le egy adott pont R3BLandPoint tıpusu

parja, ıgy az elso latasra logikus es egyszeru algoritmus nem mukodhet.

Az R3BMCTrack es R3BLandPoint osztaly fentebb reszletezett sajatossagait ala-

posan atgondolva azonban belathato, hogy az elsokent regisztralt R3BLandPoint

objektumhoz tartozo track 0 MotherId-val fog rendelkezni, hiszen az elsodleges,

0 TrackId-ju trackbol szorodott tovabb. Mivel a crosstalk algoritmushoz szukse-

gunk van a kovetkezo kolcsonhatasi pontra is (ugyanis az R3BMCTrack osztalynak

nincs GetEnd () tıpusu objektuma, az energia kiszamıtasahoz azonban szukseg

van a track hosszara), ezert az ottani R3BLandPoint objektumra is ellenorizni kell,

hogy teljesulnek-e a fenti kovetelmenyek. Termeszetesen a MotherId-n kıvul ah-

hoz, hogy szorodott neutronrol beszelhessunk, meg kell gyozodnunk arrol, hogy

a kolcsonhatasi ponthoz tartozo track valoban neutron altal keltett-e, erre szolgal

a GetPdgCode() fuggveny, mely neutronra 2112 erteket szolgaltat.

A fentiek alapjan tehat mar egyertelmu, hogy milyen feltetelek teljesuleset kell

vizsgalni a szimulaciok soran, hogy megerosıtsuk az 5.1. szakasz soran ismerte-

tett algoritmus altal crosstalk-kent megjelolt esemenyek eseten.

5.2.2. Tovabbi feltetelek a crosstalk teljesulesehez

Mivel a kıserleti adatok a terbeli adatok meghatarozasaban jelentos hibaval

terheltek (a szcintillatorrudak veges meretei miatt), ezen felul az 5.1. szakaszban


targyaltak alapjan osszetett szamıtasokon visszuk keresztul ezeket az ertekeket,

foleg a trigonometrikus fuggvenyek es az 1/√x (relativisztikus energiakon meg-

jeleno γ faktorok) tıpusu tagok miatt jelentos torzulasok jelentkezhetnek a sza-

mıtott repulesi idokben. Eppen ezert az adatok tuzetesebb vizsgalataval tovabbi

felteteleket szabtam a crosstalk teljesulesehez a szamıtasok soran.

Ha egy R3BLandPoint objektum egy neutron kolcsonhatasi pontjat jeloli, akkor

ott ket dominans folyamat mehet vegbe: vagy egy allo celtargyon (szen, vagy pro-

ton) rugalmasan szorodik, ekkor elenyeszo mennyisegu fenyhozam detektalhato

(a gerjesztett celtargy deformaciojabol, vagy ionizalasbol szarmazo), vagy jelentos

energiat ad at egy (legnagyobb valoszınuseggel) protonnak, mely nagy sebessegre

szert teve energiajanak nagyobb reszet veszıti el ionizacio, vagy tovabbi szoroda-

sok soran.

Crosstalk eseten az elobbi tortenik, ezert ezen okokbol plauzibilis szurotenye-

zonek bizonyult a fenti gondolatmenet, egy konkret szimulacio eredmenyeire

megvizsgaltam a helyi energiaveszteseget a reszecske fajtajanak fuggvenyeben,

mely a 5.2.1. abran lathato.

Energy loss in the interaction point0 0.5 1 1.5 2 2.5 3

0

10

20

30

40

50

60

70

80

3−10×

neutron

Energy loss in the interaction point0 2 4 6 8 10 12 14

Rel

ativ

e fr

eque

ncy

0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

3−10×

proton


0

10

20

30

40

50

60

70

80

3−10×

neutronprotonelectronrest


2−10

1−10neutronprotonelectronrest

5.2.1. abra. Helyi energiaveszteseg i) neutronokra ii) protonokra iii) neutronokra,

protonokra, elektronokra es egyeb reszecskekre iv) ugyanezen abra szemiloga-

ritmikus skalan hisztogram-rakaskent abrazolva a jobb szemleltetes erdekeben

(THStack ROOT objektum, ekkor a hisztogramok egymasra vannak halmozva)

Az abran jol lathato, hogy a szimulacios adatok alatamasztjak a sejtest, 0.3

MeV-ig (270 MeV bombazo energian) a neutronok dominaljak az energialeadast

es az egesz energialeadasi spektrum jelentos resze is ezen a tartomanyon kon-

centralodik. A 0.3 MeV feletti tartomanyon, mar megosztott a verseny, ıgy a cros-

stalk feltetelt abban konkretizaltam, hogy az elsodleges kolcsonhatasi pontban

(itt hat kolcson eloszor a forrasbol jovo neutron) a helyi energialeadas ne ha-

ladja meg a 0.3 MeV koruli erteket. Ennek hatasa kettos, oromteli, hogy gya-


korlatilag teljesen levalasztottuk a tobbi reszecsket, am sajnalatosan elvesztettuk

a neutronok egy reszet, azonban ha noveljuk a kuszob erteket, jelentosen no a

felreazonosıtasok szama (a numerikus instabilitas miatt sokkal tobb mas tıpusu

reszecskere esik kozel egymashoz a szamıtott, illetve mert repulesi ido ertek).

Az optimalis erteket a kuszobre felezo modszerrel hataroztam meg azt szem

elott tartva, hogy a helyesen azonosıtott crosstalk es az algoritmus altal megjelolt

esemenyek szamanak aranya minel kisebb legyen. Az ıgy beallıtott kuszobertekek

mellett mutatom be az algoritmus altal azonosıtott crosstalk esemenyeket az ido-

kulonbseg szerint a 5.2.2. abran.

[ns]2

- TOF1

TOF10− 8− 6− 4− 2− 0 2 4 6 8 100

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

310×

calculated

5.2.2. abra. Crosstalkkent azonosıtott esemenyek hisztogramja az algoritmus

alapjan

Lathato, hogy a 5.2.2. abran szereplo eloszlas meglehetosen szeles, sok veletlen

koincidenciat tartalmaz, melyekrol feltesszuk, hogy kozelıtoleg normalis eloszla-

suak. Ezert a spektrum szeleit Gauss-gorbevel illesztve, majd ezt levonva meg-

kaphato a valosnak velt crosstalk esemenyek eloszlasa, melyet a 5.2.3. abran mu-

tatok be.

Ahogyan 5.2.4. abran lathato, az algoritmus korulbelul a valos crosstalk eseme-


[ns]2

- TOF1

TOF10− 8− 6− 4− 2− 0 2 4 6 8 100

50

100

150

200

250

300

350calculated

no background

[ns]2

- TOF1

TOF10− 8− 6− 4− 2− 0 2 4 6 8 100

50

100

150

200

250

300

350no background

valid

real

5.2.3. abra. A bal oldali abran a spektrum szeleire illesztett normalis eloszlas

gorbeje lathato, illetve a szamıtott crosstalk esemenyek spektruma a hatter

nelkul. A jobb oldali abran ezen spektrum osszehasonlıtasa a szimulaciobol

meghatarozott valos crosstalk, valamint a helyesen azonosıtott esemenyek el-

oszlasaval

[ns]2

- TOF1

TOF10− 8− 6− 4− 2− 0 2 4 6 8 100

5

10

15

20

25

scaled calc

valid

real

5.2.4. abra. A hatter nelkuli szamıtott crosstalk spektrum (0.1 merteku

skalazassal) osszehasonlıtasa a szimulaciobol meghatarozott valos crosstalk, va-

lamint a helyesen azonosıtott esemenyek eloszlasaval


nyek felet helyesen azonosıtja (piros gorbe, valid), azonban sajnalatos modon vi-

szonylag magas a felreazonosıtasi rata, azonban atskalazva a szamıtott esemenyek

hisztogramjat, egeszen jo illeszkedes mutatkozik, ebbol latszik, hogy nem egy

szisztematikus szamıtasi hibarol van szo (mint peldaul a 0 idokulonbsegu ese-

menyek tobbsege alulcsordulas, vagy kerekıtesi hiba folytan).

5.3. Osszefoglalas

Ebben a fejezetben bemutattam a crosstalk azonosıtasara egy lehetseges algo-

ritmust, melyre kidolgoztam a relativisztikus energiaskalakon is helyes energeti-

kai targyalasmodot. Mivel az algoritmus tenyleges hatasfoka nem volt ismert, szi-

mulaciokbol kiindulva kidolgoztam a valos crosstalk esemenyek azonosıtasanak

modjat az R3BRoot keretrendszerben, ıgy rendelkezesre allt egy megfelelo alap

ennek tisztazasara.

A felreazonosıtasi rata (a szimulaciobol, illetve az algoritmus alapjan is he-

lyesnek talalt, valamint az algoritmus altal megjelolt esemenyek hanyada) mi-

nimalizalasanak erdekeben a szimulaciokbol ismert parameterek vizsgalataval

tovabbi szurotenyezoket allapıtottam meg, mellyel az algoritmus kiegeszıtheto

es javıthato.

A veletlen koincidenciak levonasaval megadhato egy kuszob, melynel nagyobb

idokulonbsegu esemenyparok eseten elvetheto a crosstalk jelensege, mely jo e-

gyezest mutat a szimulaciokbol meghatarozott ertekkel. A szamolas alapjan azo-

nosıtott esemenyek idokulonbsegenek spektruma azonban ıgy is tobbletet mu-

tat, ıgy belathato, hogy az algoritmus josaga korlatozott, azonban kıserletekben

rendelkezesre allo adatok alapjan egy jol kivitelezheto azonosıtast tesz lehetove

szisztematikus hiba nelkul.

Fuggelek

(a) GEANT4-el vegzett sajat szimulaciok eredmenyei, kizarolag a szaturacios ko-effiens es a fotoelektronsokszorozok kuszobertekeinek beallıtasaval. Az energiakfentrol lefele: 270, 470, 600, 800, 1050 MeV (170 MeV nem allt a rendelkezesre)

(b) GEANT3-al a kollaboracio altal vegzett szimulaciok eredmenyei, az energiakfentrol lefele: 170, 270, 470, 600, 800, 1050 MeV

(a) GEANT4-el vegzett sajat szimulaciok eredmenyei, melyrehato vizsgalatokelvegzesevel. Az energiak fentrol lefele: 270, 470, 600, 800, 1050 MeV (170 MeVnem allt a rendelkezesre)

(b) GEANT3-al a kollaboracio altal vegzett szimulaciok eredmenyei, az energiakfentrol lefele: 170, 270, 470, 600, 800, 1050 MeV

53

Irodalomjegyzek

[1] Isao Tanihata, ”Neutron halo nuclei”, J. Phys. G: Nucl. Part. Phys. 22 (1996)

157–198

[2] L. Coraggio, A. Covello, A. Gargano, N. Itaco, T. T. S. Kuo, ”Shell-model stu-

dies on exotic nuclei around 132Sn”, Nuclear Physics A 805 (2008) 424c–430c

[3] Y. Blumenfeld, T. Nilsson, P. Van Duppen, ”Facilities and methods for radio-

active ion beam production”, Phys. Scr. T152 (2013) 014023 (24pp)

[4] Technical Design Report on the Super-FRS, online elerheto a FAIR

egyuttmukodes oldalan: http://www.fair-center.eu/

[5] Relativistic Beams of Exotic Nuclei - A Powerful Tool for Nuclear Structure

Physics, GSI-Nachrichten 3/1997

[6] H. Geissel et al., ”The Super-FRS project at GSI”, Nuclear Instruments and

Methods in Physics Research B 204 (2003) 71–85

[7] Th. Blaich, Th.W. Elze, H. Emling, H. Freiesleben, K. Grimm, W. Henning, R.

Holzmann, G. Ickert, J.G. Keller, H. Klingler, W. Kneissl, R. Konig, R. Kules-

sa, J.Y. Kratz, D. Lambrecht, J.S. Lange, Y. Leifels, E. Lubkiewicz, M. Proft,

W. Prokopowicz, C. Schiitter, R. Schmidt, H. Spies, K. Stelzer, J. Stroth, W.

Walus, E. Wajda, H.J. Wollersheim, M. Zinser and E. Zude, ”A large area

detector for high-energy neutrons”, Nuclear Instruments and Methods in

Physics Research A314 (1992) 136-154

[8] Technical Report for the Design, Construction and Commissioning of Neu-

LAND: The High-Resolution Neutron Time-of-Flight Spectrometer for R3B

54 IRODALOMJEGYZEK

[9] J. B. Birks: ”Scintillations from Organic Crystals: Specific Fluorescence and

Relative Response to Different Radiations”, Proceedings of the Physical So-

ciety. Section A, Volume 64, Number 10

[10] J. B. Birks, D.W. Fry, L. Costrell and K. Kandiah : ”The Theory and Practice

of Scintillation Counting”, Pergamon Press (1964)

[11] Vladimir Uzhinsky, ”Development of the Fritiof Model in Geant4”, Joint

International Conference on Supercomputing in Nuclear Applications and

Monte Carlo 2010 (SNA + MC2010)

[12] R. L. Craun, D. L. Smith, ”Analysis of response data for several organic scint-

illators”, Nuclear Instruments and Methods, 80 (1970), 239-244

[13] G. Baur, C.A. Bertulani, and H. Rebel, ”Coulomb dissociation as a source of

information on radiative capture processes of astrophysical interest”, Nuc-

lear Physics A, 458(1):188–204, (1986)

[14] J. Wang et. al., ”Neutron cross-talk in a multi-detector system”, Nuclear

Instru- ments and Methods in Physics Research A 397 (1997) 380-390

[15] Lanyi Zsombor: Neutron-detektoranyag kolcsonhatas vizsgalata a MoNA

es NeuLAND detektorokban (BSc szakdolgozat), online elerheto:

http://atomfizika.elte.hu/akos/tezisek/szd/lanyizsombor_bscszd.pdf

[16] G.P. Yost et al., ”Particle Data Group”, Phys. Lett. B204, 1 (1988)

[17] C. Caso et al., ”Particle Data Group”, Eur. Phys. J. C3, 1 (1998)

Koszonetnyilvanıtas

Ezuton szeretnem tiszteletemet es halamat kifejezni temavezetomnek, Horvath

Akosnak evek ota tarto kozos munkank soran mutatott bizalomert, segıtsegnyuj-

tasert es szakmai fejlodesem elorelendıteseert. Sokat tanultam tole a magfizi-

kai ismeretek mellett a tudomanyos kutatas modszereirol, illetve az eredmenyek

vilagos, ertheto kommunikaciojarol.

Emellett, koszonettel tartozom az R3B kollaboracio NeuLAND reszlegenek

kepviselojenek, Konstanze Boretzky-nak, amiert rendelkezesunkre bocsajtotta a

LAND-dal kapcsolatos adatokat es lehetove tette, hogy reszt vegyek a NeuLAND

detektor epıteseben, illetve a szaturacios folyamatok vizsgalataban.

Tovabba koszonet illeti Igor Gasparic-ot, Dmytro Kresan-t es Hans Tornqvist-

et az R3BRoot kornyezetben nyujtott segıtsegukert a megfelelo kornyezet kiepı-

tesetol a szimulaciok reszleteinek elsajatıtasaig.

Vegul, de termeszetesen nem utolsosorban halas vagyok menyasszonyomnak

es csaladomnak az evek soran nyujtott tamogatasukert es belem vetett bizal-

mukert.

NYILATKOZAT

Nev: Lanyi Zsombor

ELTE Termeszettudomanyi Kar, szak:

Fizikus MSc, Atommag es Nehezionfizika modul

NEPTUN azonosıto: HSQ1ZU

Diplomamunka cıme:

Neutronkorrelaciok vizsgalata modern neutrondetektor-rendszerekben

A diplomamunka szerzojekent fegyelmi felelossegem tudataban kijelentem, hogy

a dolgozatom onallo munkam eredmenye, sajat szellemi termekem, abban a hi-

vatkozasok es idezesek standard szabalyait kovetkezetesen alkalmaztam, masok

altal ırt reszeket a megfelelo idezes nelkul nem hasznaltam fel.

Budapest, 2017.05.31.

—————————————–

a hallgato alaırasa

neutronkorrel aci ok vizsg alata modern...

Documents