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Untersuchung der relativenLichtausbeute für Protonen und
α-Teilchen in auf linearem Alkylbenzolbasierenden Flüssigszintillatoren
Diplomarbeitzur Erlangung des wissenschaftlichen Grades
Diplom-Physiker
vorgelegt von
Laura Neumanngeboren am 26.08.1987 in Berlin
Institut für Kern- und Teilchenphysik (IKTP)der Technischen Universität Dresden
2013
Eingereicht am 08.03.2013
1. Gutachter: Prof. Dr. Kai Zuber
2. Gutachter: Prof. Dr. Michael Kobel
Kurzdarstellung
Im Mittelpunkt dieser Arbeit steht die Untersuchung des, im Niederenergieneutrinoex-
periment SNO+ (Sudbury Neutrino-Observatory) verwendeten, organischen Flüssigszin-
tillators LAB (lineares Alkylbenzol). Das SNO+-Experiment ist eine Weiterführung des
SNO-Experiments, für das die Detektorüssigkeit, schweres Wassers D2O, mit LAB er-
setzt wird. In zwei Phasen werden sowohl Neutrinooszillationsparameter weiter erforscht,
als auch der neutrinolose Doppelbetazerfall (0νββ).
LAB wird erst seit kurzem als Szintillationsüssigkeit zur Neutrinodetektion in verschie-
denen Experimenten wie Daya Bay und RENO eingesetzt, daher fehlen einige wichtige In-
formationen über dessen optische und nukleare Eigenschaften. Auch die Lichtausbeute von
LAB ist für Protonen und α-Teilchen noch nicht genauer untersucht worden. Ihre Kennt-
nis ist notwendig, um aus der detektierten Energie dieser Teilchen auf deren ursprüngliche
Energie rückschlieÿen zu können, um Untergründe zu reduzieren und Neutrinospektren
zu rekonstruieren. Ziel dieser Arbeit ist es daher, die relative Lichtausbeute von Proto-
nen und α-Teilchen in LAB-basierten Flüssigszintillatoren zu bestimmen. Dazu werden
Experimente am Neutronenstrahl der Physikalisch Technischen Bundesanstalt (PTB) in
Braunschweig durchgeführt. Zusätzlich wird eine Messung mit einer intrinsischen α-Quelle
im Helmholtz-Zentrum Dresden-Rossendorf (HZDR) gemacht.
Abstract
The focus of this thesis is the analysis of the liquid scintillator LAB (Linear alkylbenzene)
that is used in the low energy neutrino experiment SNO+ (Sudbury Neutrino Observatory).
It is the successor of the SNO experiment. The heavy water D2O used by SNO is exchanged
with LAB. SNO+ will search for the neutrinoless double beta decay and further investigate
the parameters of neutrino oscillation. Only recently LAB is used for neutrino detection in
dierent experiments like Daya Bay [Col07], RENO [ACC+12] and SNO+ [Col]. Therefore
some important information about its nuclear and optical properties are missing. Thus the
light yield for protons and α particles is still not determined. The light yield is important to
reconstruct the original energy out of the detected energy. This original energy is important
to reconstruct neutrino spectra and reduce background. Therefore the aim of this work is
to determine the relative light yield for proton's and α particles in LAB-based liquid
scintillators. Measurements are done using the neutron beam of the PTB (Physikalisch
Technische Bundesanstalt) in Braunschweig. Additionally an experiment with an intrinsic
α source is being performed at Helmholtz-Zentrum Dresden-Rossendorf (HZDR).
iv
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung 1
2 Grundlagen 3
2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele . . . . . . . . . . . . 3
2.1.1 Physikalische Ziele von SNO+ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
2.2 Szintillatoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
2.2.1 Szintillation in organischen Materialien . . . . . . . . . . . . . . . . 17
2.2.2 Lineares Alkylbenzol (LAB) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
2.3 Energieverlust von Teilchen in Materie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
2.4 Energietransport im organischen Flüssigszintillator . . . . . . . . . . . . . 25
2.4.1 Absorptionslänge . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
2.5 Lichtausbeute und Quenching . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
2.6 Pulsformdiskriminierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 43
3.1 Messaufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
3.1.1 Neutronenstrahl und Zyklotron . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
3.1.2 Detektoraufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
3.1.3 Elektronik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51
3.2 Gammakalibrierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
3.3 Energieauösung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
3.4 Time of Flight Kalibrierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
3.5 Korrekturen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65
3.6 Auswertung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
3.6.1 Bremsvermögen von LAB . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69
3.6.2 Herstellung der Szintillatorlösungen und Füllung des Detektors . . . 73
3.6.3 TOF-Kalibrierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74
3.6.4 Gammakalibrierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77
3.6.5 Messungen mit Neutronen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83
v
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 107
4.1 Messaufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108
4.2 Auswertung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111
5 Diskussion 125
6 Zusammenfassung 131
A Anhang 133
Literaturverzeichnis 136
Abbildungsverzeichnis
2.1.1 SNO-Detektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4
2.1.2 Solares Neutrinospektrum und erwartetes solares Spektrum . . . . . . . . 6
2.1.3 Promptes Energiespektrum KamLAND . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
2.1.4 Massenparaln . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
2.1.5 Feynman-Diagramm des 0νβ−β−-Zerfalls [0nu09] . . . . . . . . . . . . . . 12
2.1.6 Skizze 2νββ und 0νββ Spektrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
2.1.7 Erwartetes SNO+ Energiespektrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
2.2.1 An- und Abregung von elektronischen Zuständen . . . . . . . . . . . . . . 18
2.2.2 Elektronenkonguration Benzol . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
2.2.3 Stukturformel und Zusammensetzung für SNO+-LAB . . . . . . . . . . . 21
2.2.4 Emissions- und Absorptionsspektren von versch. LAB-Zusammensetzungen 22
2.3.1 Energieverlust durch Ionisation für verschiedene Materialien/Teilchen . . 25
2.4.1 Abhängigkeit der Lichtausbeute von der Fluorkonzentration . . . . . . . 26
2.4.2 Absorption LAB . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
2.5.1 Lichtausbeute in Abhäbgigkeit der Bremswirkung für Anthracene . . . . 33
2.6.1 Szintillationspulsprole für α-Teilchen und Elektronen . . . . . . . . . . . 34
2.6.2 Anzahl Photoelektronen im Scheif für α und e− . . . . . . . . . . . . . . 35
2.6.3 Figure of merit in Abhängigkeit der Photoelektronenzahl . . . . . . . . . 36
2.6.4 Pulsformen LAB mit/ohne Sauersto . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
2.6.5 Hochpasslter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
vi
2.6.6 Tiefpasslter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
2.6.7 Quotient Qgesamt/QTeil für Photonen und Neutronen . . . . . . . . . . . . 41
3.1.1 Schematischer Aufbau Neutronenstrahlerzeugung . . . . . . . . . . . . . 46
3.1.2 Aufbau Neutronenstrahlerzeugung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
3.1.3 Detektorzelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48
3.1.4 Detektorzelle und PMT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48
3.1.5 Sensitivität XP2020 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
3.1.6 LED-Stabilisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50
3.1.7 Puslformung Spannungspuls im Vorverstärker . . . . . . . . . . . . . . . 51
3.1.8 Schaltplan PTB-Messungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53
3.1.9 Blockdiagramm PSD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
3.1.10 Pulsformen in PS-Modul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
3.2.1 GRESP Simulation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59
3.2.2 Anpassung GRESP Spektrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60
3.4.1 PH-TOF-Spektrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
3.4.2 Pulse Kalibriereinheit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64
3.5.1 TOF-PH-Spektrum mit Satelliten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65
3.5.2 Lage Satelliten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
3.5.3 Walk-Eekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
3.6.1 Abweichung Protonbremswirkung von LAB für verschiedene Braggkorek-
turen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71
3.6.2 Abweichung Protonbremswirkung von LAB mit PPO-Zusatz . . . . . . . 71
3.6.3 Vergleich Bremswirkung SRIM PStar . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72
3.6.4 Schema Detektorfüllung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73
3.6.5 TOF-Lage γ-Peak . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74
3.6.6 Erste Näherung PH(E) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77
3.6.7 Kalibrationsgeraden PH(E) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79
3.6.8 Auösung der Lichtausbeute für γ-Quellen . . . . . . . . . . . . . . . . . 80
3.6.9 Vergleich GRESP- und experimentelle γ-Spektren . . . . . . . . . . . . . 81
3.6.10 Auösung der Lichtausbeute für Protonen . . . . . . . . . . . . . . . . . 85
3.6.11 PS-PH-Spektrum LAB + 2g/l PPO+mit und ohne 15 millig/l bisMSB . . 87
3.6.12 PS-Spektrum 2 g/l PPO . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
3.6.13 PS-Spektrum 2 g/l + 15 mg/l bisMSB . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
3.6.14 PS-PH-Spektrum für 3 g/l PPO mit und ohne bisMSB . . . . . . . . . . 89
3.6.15 PS-Spektrum 3 g/l PPO . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90
vii
3.6.16 PS-PH-Spektrum für 3 g/l PPO + 0.1% Nd . . . . . . . . . . . . . . . . 90
3.6.17 Quotient Lichtausbeute LAB-Lösung / Lichtausbeute NE213 . . . . . . . 93
3.6.18 Lichtausbeute über Energie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 94
3.6.19 Birks-Fit für LAB + 2 g/lPPO mit und ohne bisMSB . . . . . . . . . . . 96
3.6.20 Birks-Fit für 3 g/lPPO mit und ohne bisMSB . . . . . . . . . . . . . . . . 97
3.6.21 Quenchingfaktoren für LAB-Lösungen in Abhängigkeit der Energie . . . . 98
3.6.22 Experimentelles und NRESP-Spektrum für LAB+ 3 g/l PPO mit bisMSB 99
3.6.23 Experimentelles und NRESP-Spektrum für LAB+ 2 g/l PPO ohne bisMSB 100
3.6.24 PH-Spektrum mit einzelnen α-Reaktionen . . . . . . . . . . . . . . . . . 103
3.6.25 NRESP-Anpassung im Bereich der α-Strukturen . . . . . . . . . . . . . . 104
3.6.26 Fit α-Lichtausbeute . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105
4.0.1 Skizze Lichtweg . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108
4.1.1 Messküvette und Stickstospülung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109
4.1.2 Küvette und sngeschlossener PMT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 110
4.1.3 Schematischer Aufbau α-Quenchingmessung . . . . . . . . . . . . . . . . 110
4.2.1 Spektrum Spannungsignal über Signaldauer . . . . . . . . . . . . . . . . 112
4.2.2 Untergrundspektrum 2 g/l + 2% Sm . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113
4.2.3 Spektrum 137Cs in LAB + 2% Samarium mit und ohne Untergrundabzug 114
4.2.4 Kalibrierungsgeraden Q(E) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116
4.2.5 Energieauösung LAB-Sm-Szintillator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 117
4.2.6 Spektren der Kalibrationsquellen für LAB + 3 g/l PPO mit Simulation . 118
4.2.7 Spektren der Kalibrationsquellen für LAB + 3 g/l PPO + 2% Sm mit
Simulation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 119
4.2.8 Spektrum Untergrundmessung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 120
4.2.9 α-Lichtausbeute mit Samarium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123
4.2.10 Quenchingfaktor α-Teilchen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123
5.0.1 Lichtasbeutekurve Protonen an α-Daten . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127
5.0.2 Lichtausbeute alpha-Teilchen mit verschiedenen kB-Werten . . . . . . . . 129
A.0.1 NWQ7 Lichtausbeutetabelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 134
A.0.2 α-Quenching, Birks Fit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 135
viii
Tabellenverzeichnis
2.1.1 SNO Nachweisreaktionen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4
2.1.2 Erwartete SN-Events in SNO+ für verschiedene Kanäle . . . . . . . . . . 10
2.1.3 ββ-Isotope mit Q-Werten,Phasenraumfaktoren . . . . . . . . . . . . . . . 15
2.2.1 Maxima von Absorption und Emission für verschiedene LAB-Komponenten 22
2.4.1 Energietransport im organischen Szintillator . . . . . . . . . . . . . . . . 27
3.2.1 Kalibrierungsquellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58
3.6.1 TOF-Lage prompter γ-Peak . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75
3.6.2 Ergebnisse der ersten Abschätzung der PH(E) Beziehung . . . . . . . . . 78
3.6.3 Endergebnis der PH(E) Beziehung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78
3.6.4 Parameter Energieauösung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85
3.6.5 Halbwertsbreiten und Peaklagen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91
3.6.6 kB und C . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95
3.6.7 α-Lichtausbeute . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103
4.2.1 Zur Kalibrierung verwendete γ-Quellen mit ihren Aktivitäten . . . . . . . 112
4.2.2 Q(E)-Parameter und Auösungsparameter . . . . . . . . . . . . . . . . . 115
4.2.3 Parameter Energieauösung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 115
4.2.4 Schwerpunkt α-Peak in Abhängigkeit des Intevalls . . . . . . . . . . . . . 121
A.0.1 Aktivität und γ-Energie Kalibrierungsquellen . . . . . . . . . . . . . . . . 133
ix
x
1. Einleitung
Die Neutrinophysik hat noch eine relativ junge Geschichte, an deren Anfang 1930 das
Postulieren des Neutrinos durch Wolfgang Pauli stand [W.P30]. Er sagte dieses Teilchen
aufgrund des kontinuierlichen Spektrums des β-Zerfalls voraus, das bei Gültigkeit von
Energie- und Impulserhaltung nur erzeugt werden konnte, wenn neben dem Elektron bzw.
Positron ein weiteres Teilchen entstand. Bis zum ersten experimentellen Nachweis des
Neutrinos dauerte es allerdings bis 1956, als es Clyde Cowan und Frederick Reines gelang
Elektronantineutrinos aus einem Reaktor nachzuweisen [RC56]. Bis heute sind Neutrinos
Schwerpunkt vieler Forschungsprojekte gewesen und einige seiner Eigenschaften wurden be-
reits bestimmt. So stieÿ man beispielsweise auf das sogenannte solare Neutrinoproblem und
löste es: Das Homestake Experiment, das von 1970-1994 radiochemisch den solaren Neutri-
nouss auf der Erde maÿ, entdeckte eine deutliche Diskrepanz zwischen dem auf der Erde
nach dem Standard Solar Model (SSM) vorhergesagten Fluss und dem tatsächlich gemesse-
nen [CDDJ+09]. Von anderen Experimenten wie GALLEX, Super-Kamiokande und SAGE
wurden die Ergebnisse des Homestake-Experimentes bestätigt [HHK+96] [AFG+94]. Es
wurde nach Erklärungsmodellen gesucht und so die Neutrinooszillation, die die Umwand-
lung der Neutrinoavour untereinander beschreibt, theoretisch vorhergesagt [uJP] [AD].
Die Diskrepanz zwischen Theorie und Experiment im solaren Neutrinoproblem konnte, mit-
hilfe von Messungen von Super-Kamiokande, durch das SNO-Experiment, welches durch
die Reaktion der Neutrinos mit den Deuteronen des schweren Wassers in der Lage war
Neutrinos jeden Flavours zu detektieren, gelöst werden [AAA+01]. Damit wurde auch die
theoretisch bereits beschriebene Neutrinooszillation experimentell nachgewiesen. Mit die-
ser experimentellen Bestätigung war gleichzeitig der Beweis für eine von null verschiedene
Ruhemasse erbracht, die Vorraussetzung für Netrinooszillationen ist.
Ob bei den Oszillationsparametern, den Massen der Neutrinos, seiner Natur (ob Dirac-
oder Majorana-Teilchen) und ob es noch weitere, schwere oder sterile Neutrinos gibt, ist
vieles noch ungeklärt in der Neutrinophysik. Eine groÿe Anzahl aktuell in Betrieb bendli-
cher Experimente versuchen weiteres Licht ins Dunkel zu bringen. Als Beispiele seien hier
Daya Bay, Doubles Chooz, BOREXINO, KamLAND und RENO genannt.
Auf das SNO+-Experiment wird im Rahmen dieser Arbeit näher eingegangen.
1
1 Einleitung
Es führt weitestgehend den Aufbau des abgeschlossenen SNO-Experimentes weiter und
untersucht ein groÿes Spektrum der derzeitigen Neutrinophysik, insbesondere den neutri-
nolosen Doppelbetazerfall. In vielen der heutigen Neutrinoexperimente werden Szintillati-
onsdetektoren auf Basis organischer Flüssigkeiten genutzt [AEE+08] [EGG+97] [ACC+12]
[ABH+11] [Col07]. Sie haben den Vorteil einer sehr kurzen Ansprechdauer im Nanosekun-
denbereich und sind in groÿem Volumen preisgünstig herstellbar, was bei den niedrigen
Wirkungsquerschnitten (im Bereich von unter 10−43 cm2 − 10−46 cm2) der Neutrinoreak-
tionen sehr nützlich ist. In der 0νββ-Phase mit dem Doppelbeta-Isotop 150Nd werden bei
SNO+, für den Fall eines erhöhten Neodymgehaltes von 0.3%, lediglich etwa 360 0νββ-
Ereignisse in 2.4 Jahren erwartet. Vorrausgesetzt ist bei der Berechnung dieser Vorhersage
eine eektive Neutrinomasse von 350 meV und das Kernmatrixelement nach IBM-2 (mi-
croscopic interacting boson model)1 [Vaz]. Aufgrund dieser geringen Zahl an Ereignissen
ist es von immenser Wichtigkeit, Untergründe und Detektoreigenschaften zu kennen. Der
Energietransport und Energieverlust und somit auch die Lichtausbeute im organischen
Flüssigszintillator, die die Zahl produzierter bzw. detektierter Szintillationsphotonen be-
schreibt, ist stark von Zusammensetzung, Konzentration, Abstand- und Ausrichtung der
Moleküle und von Verunreinigungen abhängig. Daher ist es nicht möglich, diese Eigen-
schaften rein rechnerisch genau vorauszusagen und es bedarf für jeden Szintillator einer
experimentellen Messung zur Bestimmung. Da LAB erst neuerdings in Szintillationsde-
tektoren verwendet wird, sind relative Lichtausbeute und Quenchingfaktoren, welche den
Anteil beschreiben, um den die im Szintillator gemessene Energie im Vergleich zur der tat-
sächlichen Energie reduziert ist, für Protonen und α-Teilchen noch nicht genau bestimmt.
Wie im Laufe des folgenden Grundlagenkapitels dargestellt wird, ist die Kenntnis von
relativer Lichtausbeute bzw. Quenchingfaktoren für die Auswertung der experimentellen
Daten eines Szintillationsdetektors, wie in SNO+ verwendet, sehr wichtig um die tatsäch-
lichen Spektren rekonstruieren und Untergründe richtig einordnen zu können. Sie wurden
im Rahmen dieser Arbeit anhand von Messungen am Neutronenstrahl der PTB und einer
zusätzlichen Messung mit intrinsischer α-Quelle am HZDR bestimmt.
1englisch für mikroskopisches Model wechselwrikender Bosonen
2
2. Grundlagen
Dieses Kapitel beschreibt kurz das SNO+-Experiment und dessen Ziele und gibt in diesem
Zuge einen kurzen Einblick in dort betrachtete Bereiche der Neutrinophysik. Anschieÿend
wird auf das Phänomen der Szintillation und ihren Nutzen zur Teilchendetektion einge-
gangen. Der Fokus hierbei liegt auf organischen Szintillatoren.
2.1. Das SNO+-Experiment und seine physikalischen
Ziele
SNO+ stellt das Nachfolgexperiment des SNO-Experimentes, welches den solaren Neutri-
nouss untersuchte, dar. Das Ziel von SNO, das bis 2006 Daten nahm, war es das solare
Neutrinoproblem zu lösen, was die zu geringe Messrate auf der Erde detektierter Elek-
tronneutrinos beschreibt [AAA+01]. Das Herzstück von SNO war ein sphärischer Detektor
in dem sich eine Akrylkugel mit einem Durchmesser von 12 m befand, die mit schwerem
Wasser als Detektionsüssigkeit gefüllt war. Er wurde in einer aktiven Nickelmiene in der
Nähe von Sudbury (Kanada) etwa 2 km unterhalb der Erdoberäche, was einem Wasser-
äquivalent von 6080 m [J.M10] entspricht, betrieben. Die im Detektor wechselwirkenden
Neutrinos wurden über die Produktion von Cherenkovlicht von relativistischen Elektronen
nachgewiesen. Die Reaktionskanäle sind in Tabelle 2.1.1 aufgeführt. Im Fall des neutralen
Stromes werden die hochrelatistischen Elektronen über das im Endkanal entstehende Neu-
tron produziert. Das Neutron wird von einem Kern absorbiert, woraufhin Gammastrahlung
freigesetzt wird. Durch sie entstehen infolge von Comptonstreuung die eben beschriebenen
Elektronen. Durch die Sensitivität des Reaktionskanals des Neutralen Stromes (NC) auf
alle drei Neutrinoavour konnte der gesamte Fluss auf der Erde ankommender Neutrinos
bestimmt werden. Auch der Kanal der Elektronstreuung ist sensitiv auf alle Neutrinoa-
vour, allerdings liegt der Wikungsquerschnitt für die Streuung von ντ und νµ lediglich bei
einem sechstel des Wirkungsquerschnittel für die Streuung von νe.
Aufgrund der oensichtlichen Umwandlung der fehlenden Elektronneutrinos in andere Fla-
vour, konnte das theoretisch bereits beschriebene Phänomen der Neutrinooszillation expe-
3
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
rimentell bestätigt werden [AAA+01].
Tabelle 2.1.1.: Neutrinoreaktionen und nachweisbare Neutrinoavour in SNO
Reaktionskanal Reaktion nachweisbares NeutrinoavourGeladener Strom (CC) νe + d −→ p+ p+ e− νeNeutraler Strom (NC) νe,µ,τ + d −→ p+ n+ νe,µ,τ νe, νµ, ντElektronstreuung (ES) νe,µ,τ + e− −→ νe,µ,τ + e− νe, νµ, ντ
Die Ziele von SNO+ sind nicht mehr auf die Messung solarer Neutrinos fokussiert. Ne-
ben dem neutrinolosen Doppelbetazerfall, der in Kapitel 2.1.1.5 beschrieben wird, wer-
den sowohl solare Neutrinos, als auch Reaktor-, Geo- und gegebenenfalls Supernova(SN)-
Neutrinos untersucht, auf sie wird in Kapitel 2.1.1 eingegangen.
Abbildung 2.1.1.: SNO-Detektormit Akrylbehäl-ter, umgebenerWasserabschir-mung, Photomul-tiplierstrukturund tragendenSeilen [oL]
SNO+ verwendet den SNO-Detektoraufbau, der in
Abbildung 2.1.1 dargestellt ist, gröÿtenteils weiter.
Das heiÿt, der sphärische Akrylbehälter mit einem
Durchmesser von 12 m und einer Dicke von 5 cm, das
Triggersystem, die Leichtwasserabschirmung und die
Photomultiplier mit ihrem Auslesesystem werden
aufgearbeitet und wieder genutzt. Bei etwa 9500
Photomultipliern, die um den gesamten Akrylbehäl-
ter montiert sind, entspricht das einer Flächenab-
deckung von etwa 54% [L+12]. Das schwere Was-
ser des SNO-Experimentes wird gegen den organi-
schen Flüssigszintillator LAB ausgetauscht. Dadurch
ergibt sich eine 50-100 mal höhere Lichtausbeute
[Che05], die als Maÿ der Anzahl der produzierten
bzw. detektierten Szintillationsphotonen dient. Die
gefüllte Detektorkugel sinkt nun nicht mehr im ab-
schirmenden Wasser ab, wie es bei der Füllung mit
schwerem Wasser aufgrund der höheren Dichte der
Fall war, sondern steigt, denn LAB hat eine Dich-
te von lediglich 0.86 g/cm3. Es ist daher nötig sie
festzuhalten, was durch eine speziell gefertigte Seil-
konstruktion aus untegrundarmen Tensylon gelingt.
Zur Lichterzeugung und Detektion der Neutrinos wird bei SNO+ nicht mehr der
Cherenkov-Eekt genutzt, sondern die Szintillation des LAB.
4
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
Auf das Phänomen der Szintillation und den Szintillator LAB wird in den Kapiteln 2.2
und 2.2.2 näher eingegangen.
Die Nachweisbarkeit aller Neutrinoavour bleibt durch Neutrino-Elektronstreuung und
durch den neuen Detektionskanal der Streuung der Neutrinos an den Protonen des im
organischen Szintillator enthaltenen Wasserstos νe,µ,τ + p −→ νe,µ,τ + p erhalten.
Das Experiment wird in zwei Phasen ablaufen. Nach einer Untergrundmessung mit rei-
ner Szintillatorüssigkeit werden 0.1% natürliches Neodym zugesetzt, was etwa 780 kg
entspricht. Hierbei wird nach Ereignissen des neutrinolosen Doppelbetazerfalls gesucht.
Die Messung von Geo-, Reaktor- und eventuellen Supernovaneutrinos ist ebenfalls mög-
lich [L+12]. Eine Erhöhung des Neodymgehaltes auf 0.3% ist im Laufe dieser Messphase
geplant [J.H12]. In der folgenden Phase wird der Detektor mit reinem Szintillatorgemisch
befüllt. Hier werden neben den schon in der vorherigen Phase mesbaren Geo-,Reaktor- und
SN-Neutrinos im Wesentlichen solare Neutrinos untersucht.
Die Energieauösung ∆E/E die angestrebt wird, liegt in der Nd-Phase bei 5% für eine
Energie von 1 MeV und bei 3.5% für 3.4 MeV, sie berechnet sie sich zu: ∆E′
E′ = 5.0%√E′[ MeV]
[J.M10].
Neben der Untersuchung eines weiteren möglichen 0νββ-Isotops bietet SNO+ gegen-
über Neutrinoexperimenten ähnlichem Typs wie BOREXINO und KamLAND den Vor-
teil groÿer Tiefe, es ist das tiefste Untergrundexperiment dieses Ausmaÿes [Wri08]. Das
Felsengestein bietet eine gute Abschirmung kosmischer Strahlung, insbesondere der Myo-
nen. Bei SNO+ wird lediglich eine Rate von ca. 70 Myonen pro Tag erwartet, was etwa
1/140 der Myonrate von BOREXINO [DGL+02] und etwa einem hundertstel der Rate
von KamLAND entspricht [Che08]. Weiterhin ist eine groÿe Menge an Szintillator mit
einer vergleichsweise guten Energieauösung vorhanden [J.M10]. Obwohl die Szintillati-
on an sich keine Mindestenergie vorgibt, liegt die Detektionsschwelle von SNO+ bei etwa
0.2 MeV [HWCT11]. Sie wird durch den Untergrund des Zerfalls des im organischen Szin-
tillator enthaltenen 14C gesetzt, der unterhalb von etwa 0.2 MeV dominiert.
2.1.1. Physikalische Ziele von SNO+
SNO+ wird mit seinen Messungen einen groÿen Teil des Spektrums der Neutrinophysik
abdecken. Die Untersuchung des in SNO gemessenen solaren Neutrinousses wird im nie-
derenergetischen Bereich ausgebaut. Auÿerdem sollen Neutrinos aus anderen Quellen, der
Erde, Reaktoren und aus einer möglichen Supernova, untersucht werden. Des Weiteren
wird mithilfe des Isotopes 150Nd versucht den neutrinolosen Doppelbetazerfall zu messen.
5
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
2.1.1.1. Solare Neutrinos
Niederenergetische solare Neutrinos bieten die Möglichkeit Aufschluss über Phänomene
zu erhalten, die bei hohen Energien nicht beobachtbar sind. Besonders interessant für
solare Neutrinos ist aber ein Bereich um etwa 1 -3 MeV. Hier ndet für die LMA (large mi-
xing angle1)-Lösung der Übergang von, durch denMSW (Mikheyev-Smirnov-Wolfenstein)-
Eekt beschriebener, materiedominierter Neutrinooszillation in vakuumdominierte Oszilla-
tion statt [BPG04]. Dieser Energiebereich ist daher geeignet für den Ausschluss anderer Er-
klärungsversuche und eine bessere Bestimmung des Mischungswinkels [BPG04] [GPF+05].
Die monoenergetischen pep-Neutrinos liegen mit einer Neutrinonergie von Eν=1.442 MeV
in diesem Bereich und bieten sich daher für einen Test an. Ihr Fluss ist nach dem SSM
bis auf 1.5% genau vorhergesagt, siehe dazu Abbildung 2.1.2 a) [BPG04] [GPF+05]. Eine
Flussmessung der pep-NNeutrinos erönet auÿerdem die Möglichkeit den Wert des Mi-
schungswinkels tan2θ12 weiter zu präzisieren [Che05] [BPG04].
Ebenfalls gemessen werden soll der CNO-Neutrinouss aus dem CNO-Kreislauf der Sonne.
Er soll weitere Aufschlüsse über die Metallizität im Inneren der Sonne und deren Wärme-
produktion geben [KP10]. Das in SNO+ erwartete Signal der solaren Neutrinos sowie die
Untergründe in dieser Region sind in Abbildung 2.1.2 b) zu sehen. Durch die groÿe Tiefe
von SNO+ kann der durch kosmische Myonen induzierte 11C-Hintergrund stark reduziert
werden, was eine pep- und CNO-Flussmessung überhaupt erst möglich macht [GPF+05].
(a) Solarer Neutrinouss Φ in Abhängigkeitder Energie E nach dem BP04 solar model
[Bil]
(b) In SNO+ erwartetes Energiespektrum mitsolarem ν-Ereignissen (durchgezogene Lini-en)(pep (blau), CNO (grün), 7B (rot), 8B (oran-ge)) und Untergründen (gestrichelte Linien)[Gan]
Abbildung 2.1.2.
1englisch für groÿer Mischungswinkel
6
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
2.1.1.2. Reaktorneutrinos
Kernreaktoren stellen eine terrestrische Neutrinoquelle mit einer Energie bis zu 8 MeV
dar [Col07]. Durch die Umwandlung von Neutronen in Protonen werden im Reaktor Elek-
tronantineutrinos produziert:
n −→ p+ e− + νe.
Bei jeder Spaltung werden im Mittel sechs Elektronantineutrinos freigesetzt [LDCY04].
Die Neutrinoproduktionsrate ist daher direkt proportional zur thermischen Leistung des
Reaktors, die bis zu einem Prozent genau bekannt ist [Col07]. Das Energiespektrum der
Neutrinos νe(E) ist stark abhängig vom Anteil der spaltbaren Isotope und deren Spaltrate,
es kann durch verschiedene Modelle auf 1.6%-2.4% genau vorhergesagt werden [ABB+03].
Daher lässt sich die Überlebenswahrscheinlichkeit der Elektronantineutrinos in Abhängig-
keit von der Fluglänge L anhand von Reaktorneutrinos gut bestimmen.
Für ∆m2solar << ∆m2
atm sowie einer normalen Massenhierarchie (m1 < m2 < m3) gilt:
P (νe → νe) ≈ 1− sin22θij · sin2
(1.27
∆m2ij[ eV]L[ m]
Eνe [ MeV]
). (2.1.1)
Im Spektrum der Elektronantineutrinos νe(E) ergeben sich damit mehrere Oszillationsma-
xima, deren Messung bei bekannter Fluglänge Aufschluss über die Oszillationsparameter
gibt. Durch den inversen Betazerfall νe + p −→ e+ + n sind Reaktorneutrinos gut nachzu-
weisen, gelang doch mit ihnen der erste Neutrinonachweis überhaupt [RC56].
In der Umgebung von Sudbury benden sich ein Kernkraftwerk in einer mittleren Ent-
fernung von ca 240 km vom Detektor und zwei Kraftwerken mit einer mittleren Entfer-
nung von ca. 340 km. Die Gesamtleistung der drei Reaktoren beträgt ca. 26 GWth. Durch
diese im Vergleich mit dem KamLAND-Experiment geringe Leistung ist zwar die An-
zahl der detektierten Neutrinos geringer, allerdings sind durch die gröÿere Entfernung
(LKamLAND ≈ 180 km) die Maxima des νe-Spektrums zu höheren Energien verschoben. Da-
durch liegt das zweite Oszillationsmaximum oberhalb des Geoneutrinospektrums, welches
einen bedeutenden Untergrund für die Reaktorneutrinodetektion ausmacht [Che05]. Die le-
diglich drei umgebenen Kraftwerke mit nur zwei verschiedenen Entfernungen zum Detektor
bieten auÿerdem den Vorteil, dass sich nur zwei Neutrinospektren mit verschiedenen Flug-
strecken überlagern. Dadurch bleiben die Oszillationspeaks klar erkennbar. KamLAND
hingegen ist von 55 Reaktoren umgeben [AEE+08], was in einem deutlich verwaschenen
Spektrum resultiert.
Die Reaktoneutrinos werden, da es sich um Elektronantineutrinos handelt, über den in-
versen Betazerfall nachgewiesen: νe + p −→ n + e+. Das Positron gibt ein schnelles An-
7
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
hilationssignal, das Neutron wird um etwa 200µs verspätet vom Wassersto eingefangen,
wobei Deuterium entsteht: p(n, γ)d. Die dabei ausgesendete γ-Strahlung hat eine charak-
teristische Energie von 2.23 MeV. Die verzögerte Koinzidenz von prompten Positron-Signal
und verspäteten γ-Signal bietet eine gute Möglichkeit zur Unterdrückung des Untergrun-
des [BEKT10]. Für die Energie des Neutrinos gilt dabei: Eνe = Eprompt+Eneutron+0.8 MeV
[BEKT10].
Untergründe im Energiebereich des zweiten Oszillationsmaximums entstehen durch Re-
aktionen der α-Teilchen aus dem Isotop 210Po. Sie werden im folgenden Abschnitt der
Geoneutrinodetektion, die wie die Detektion der Reaktorneutrinos auf dem inversen Beta-
zerfall beruht, näher erläutert.
2.1.1.3. Geoneutrinos
Durch natürliche Radioaktivität von 40K und Isotope der Zerfallskette von 238U und 232Th
werden in der Erde Neutrinos produziert. Eine Messung ihres Flusses gibt daher Aufschlüs-
se über die Zusammensetzung des Erdinneren, Mantel und Kruste, sowie über den Anteil
der Radioaktivität am Wärmeuss in der Erde. Der SNO+-Detektor liegt oberhalb der
kontinentalen-Platte, wodurch ein gröÿerer Geoneutrinouss zu erwarten ist als bei Kam-
LAND, welches über der ozeanischen Platte mit einer niedrigeren Anzahl an radioaktiven
Elementen liegt [Lan07]. Durch Reaktorneutrinos entsteht ein entscheidender Untergrund
bei der Messung von Geoneutrinos. Dieser ist allerdings aufgrund der höheren Entfernung
der Kraftwerke und der niedrigeren Leistung im Vergleich zu KamLAND deutlich redu-
ziert.
Geoneutrinos werden, wie auch Reaktorneutrinos, als Elektronantineutrinos über den in-
versen Betazerfall im Szintillator nachgewiesen.
Durch α-Zerfälle des 210Po (Eα = 5.3 MeV, T1,2 = 138.4 d), eines Isotopes aus der Radon
Zerfallskette, welches im Szintillator enthalten ist, entsteht ein Untergrund, der durch den
Trigger der verzögerten Koinzidenz nicht entfernt werden kann. Durch die 13C(α,n)16O
Reaktion kann ihr charakteristisches promptes Signal in verzögerter Koinzidenz mit dem
2.23 MeV-γ-Signal des Neutroneinfangs imitiert werden und somit fälschlicherweise als
Geo- bzw. Reaktorneutrino eingeordnet werden. Dies kann auf unterschiedlichen Wegen
geschehen, die in [BEKT10] nachzulesen sind. Abbildung 2.1.3 zeigt, welche Rolle der Un-
tergrund für den Bereich des Geoneutrinosignals, etwa 1 bis 3 MeV spielt, dargestellt sind
die Messungen des KamLAND-Szintillator Experimentes.
In diesem Energiebereich überwiegt der Anteil des Untergrundes am Signal. Um die tat-
sächliche Lage des Untergrundes richtig einschätzen zu können, ist es nötig die α-Lichtausbeute
8
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
Abbildung 2.1.3.: Energiespektrum des prompten Szintillator-Signals bei KamLANDmit Untergrund(BG) (zufälliger Untergrund (rot), Untergrund von13C(α,n)16O (grün)) und Fit der Daten mit Untergrund(blau) sowieder Geoneutrinoereignisse (blau schraert) [BEKT10]
und somit die Antwort des Detektors auf α-Teilchen zu kennen. Dies stellt eine wichtige
Motivation für die Bestimmung des Quenchingfaktors für α-Teilchen dar.
2.1.1.4. Supernovaneutrinos
Bei einer Supernova werden mehr als 99% der Energie in Form von Neutrinos und Anti-
neutrinos jeden Flavours freigesetzt [BFV02]. Die Detektion dieser Neutrinos mit einem
Energiespektrum von ca. 5 bis 50 MeV bietet sowohl einmalige Aufschlüsse zum Verständ-
nis einer Supernova, als auch die Möglichkeit Neutrinoeigenschaften unter den extremen
Bedingungen einer Supernova zu untersuchen [DB11]. Die letzte erdnahe Supernova SN
1987A wurde bereits von drei damaligen Neutrinoexperimenten, KamiokandeII, IMB, bei-
des Wasser-Cherenkov-Detektoren, und Baksan, ein Szintillationsdetektor, durch Neutrino-
Elektronstreuung mit ≈ 20 Events detektiert [Gol03]. Es ist wahrscheinlich, dass innerhalb
der nächsten Jahrzehnte eine Supernova, die in unserer Gallaxie aufgetreten ist, auf der
Erde beobachtbar ist [DB11]. Sollte dies während der Messphase von SNO+ sein, so wird
dieses Experiment in der Lage sein alle Neutrinoavour zu detektieren. Der goldene Kanal
ist dabei die Neutrino-Proton-Streuung. Die möglichen Detektionskanäle sind in Tabelle
2.1.2 aufgeführt.
Aus dem Rückstoÿspektrum der Protonen (Masse mp) kann bei bekanntem Wirkungs-
querschnitt das ursprüngliche Spektrum der gestreuten Neutrinos rekonstruiert werden.
Ein Neutrino der Energie Eν kann Protonrückstöÿe der kinetischen Energie E von 0 bis
9
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
Tabelle 2.1.2.: Detektionskanäle und Anzahl erwarteter Ereignisse in SNO+ für eineSupernova einer Energie von 3 · 1053 erg in einer Entfernung von 10 kpcunter der Annahme von MSW-Oszillationen und einer Detektionsgren-ze von 0.2 MeV [Col]
Reaktion erwartete Anzahl an Ereignissenνe + e− −→ νe + e− 8νe + e− −→ νe + e− 3
νµ,τ + e− −→ νµ,τ + e− 4νµ,τ + e− −→ νµ,τ + e− 2νe + p −→ n+ e+ 263
νe +12 C −→12 N + e− 27νe +12 C −→12 B + e+ 7
νx +12 C −→12 C∗(15.11 MeV) + νx 58νx + p −→ νx + p 273
Emax = 2E2/mp produzieren, wobei Emax ≤ 5 MeV [DB11]. Die Energie der Protonen,
die im Szintillationsdetektor von SNO+ gemessen wird (E ′), liegt allerdings weit unter-
halb deren tatsächlicher Energie, wobei E und E ′ keinen lineareren Zusammenhang zeigen.
Dieses Phänomen wird als Quenching bezeichnet und in Kapitel 2.5 beschrieben. In diesem
Kapitel wird auch auf die unterschiedlichen Ursachen von Quenching, wie Verunreinigun-
gen oder ionisierte Moleküle, eingegangen. Quenching verformt nicht nur das detektierte
Protonspektrum, es wird auch teilweise unter die Energieschwelle von 0.2 MeV geschoben.
Dadurch reduziert sich die Zahl an auswertbaren Neutrinoereignissen, da unterhalb von
0.2 MeV nicht mehr zwischen 14C-Untergrund und Neutrinoereignis unterschieden werden
kann. Um das Neutrinospektrum zu rekonstruieren, muss die Beziehung T (T ′) bzw. der
Zusammenhang zwischen T und Lichtausbeute L im Szintillator bekannt sein. Er wird
ebenfalls im Rahmen dieser Arbeit bestimmt.
2.1.1.5. Der neutrinolose Doppelbetazerfall
Der neutrinolose Doppelbetazerfall bezeichnet, wie der Name bereits sagt, einen zweifa-
chen Betazerfall, bei dem keine Neutrinos entstehen. Schon der neutrinobegleitete Dop-
pelbetazerfall ist ein Prozess zweiter Ordnung und daher stark unterdrückt, was eine hohe
Halbwertszeit zur Folge hat. Seine Messung war trotzdem schon in den 1960ern mög-
lich [KK10]. Für diesen Zerfall kommen wegen der hohen Halbwertszeit nur Isotope in
Frage, bei denen der einfache Betazerfall aufgrund von Drehimpulsänderung oder Mas-
senzunahme verboten ist. Anderenfalls würde er den Doppelbetazerfall, der erlaubt sein
muss, um mehrere Gröÿenordnungen überlagern. Am einfachsten lässt sich das anhand
einer graphischen Darstellung der Bethe-Weizsäcker-Formel , wie in Abbildung 2.1.4 zu
10
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
sehen, die zur Massenberechnung eines Kernes mit N Neutronen und Z Protonen, mit der
Massenzahl N + Z = A, dient erklären.
Abbildung 2.1.4.: Massenparabeln E(Z) einer Isobaren für jeweils gerade Neutronen-zahl N und Protonenzahl Z bzw. ungerades N,Z mit möglichenβ-Zerfall und mit verbotenem β-Zerfall aber möglichem 2β-Zerfall
Ein Kern ist dabei bestrebt den energetisch tiefstmöglichen Zustand bei gleicher Massen-
zahl (Isobare) zu erreichen. Da die Bindungsenergie eines Kernes negativ ist, entspricht
dies dem Zustand betragsmäÿig höchster Bindungsenergie bzw. geringster Masse. Es sind
sowohl 2β+-Zerfälle als auch 2β−-Zerfälle und 2EC2 (Elektroneinfang) möglich.
Damit aus dem 2νββ-Zerfall ein 0νββ-Zerfall werden kann, müssen die beiden Neutrinos
sich anhilieren, was bedeutet, dass sie jeweils das Antiteilchen des anderen sein müssen
und damit gilt: (νe = νe).
Im Fall des 0νβ−β−-Zerfalls würde ein Elektronantineutrino von einem zerfallenden Neu-
tron zusammen mit einem Elektron ausgesendet werden. Dieses Antineutrino könnte, da
es gleichzeitig sein Antiteilchen ist, als Elektronneutrino von einem weiteren Neutron des
Kernes aufgenommen werden. Dieses Neutron würde dann wiederum unter Aussendung
eines zweiten Elektrons in ein Proton zerfallen. Dieser Vorgang ist in Abbildung 2.1.5 in
Form eines Feynmandiagramms dargestellt.
2EC = electron capture, englisch für Elektroneinfang
11
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
Abbildung 2.1.5.: Feynman-Diagrammdes 0νβ−β−-Zerfalls [0nu09]
Da der Zerfall die Leptonzahlerhaltung verletzt,
ist er im Standardmodell verboten. Was bisher noch
nicht beachtet wurde, ist die Helizität des Neutri-
nos. Wird das Neutrino als masselos betrachtet, so
hat es einen denierten Helizitätszustand H: ent-
weder H(ν) = −1, auch linkshändig genannt, oder
H(ν) = +1, auch rechtshändig genannt. Wenn sie
als masselos betrachtet werden, können Neutrinos
nur als linkshändige Teilchen vorkommen und An-
tineutrinos nur als rechtshändige Teilchen. Im Fall
des 0νβ−β−-Zerfalls müsste das ausgesendete Anti-
neutrino , was rechtshändig ist seine Helizität än-
dern um als linkshändiges Neutrino absorbiert wer-
den zu können, da nur linkshändige Teilchen, bzw. rechtshndige Antiteilchen, an der schwa-
chen Wechselwirkung teilnehmen. Dies wiederum bedeutet: damit dieser Zerfall stattnden
kann, muss das ausgesendete rechtshändige Antineutrino seine Helizität ändern. Im Fall
eines massebehafteten Neutrinos ist dies möglich. Hier lässt sich ein Bezugssystem nden,
das sich schneller bewegt als das Neutrino und in dem es seine Händigkeit ändert. Es kann
also als eine Linearkombination aus linkshändigem und rechtshändigem Teilchen beschrie-
ben werden und der 0νββ-Zerfall ist möglich.
Das Summenenergiespektrum der beiden Elektronen des Doppelbetazerfalls zeigt das kon-
tinuierliche Spektrum des 2νββ-Zerfalls an das sich am oberen Ende ein scharfer Peak des
0νββ-Zerfalls anschlieÿt. Ein solches Spektrum ist in Abbildung 2.1.6 skizziert.
Abbildung 2.1.6.: Skizze des Summenenergiespektrums der beiden Elektronen des0νββ-Zerfalls in willkürlichen Einheiten überlagert vom 2νββ-Zerfalls [SZJ+11]
12
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
Würde der neutrinolose Doppelbetazerfall nachgewiesen werden, so wäre dies demnach
der Beweis, dass das Neutrino sein eigenes Antiteilchen und damit ein Majorana-Teilchen
ist. Sollte er nicht existieren, ist es ein Beweis für seine Dirac-Natur. Bisher wurde er
lediglich vom Heidelberg-Moskau-Experiment beobachtet, dabei wurde der Zerfall des
Isotopes 76Ge betrachtet [KKK06]. Die aus dem Experiment bestimmte Neutrinomasse
liegt bei Berechnungen mit dem Interacting Shell Model3(ISM)-Matrixelement bei etwa
350 meV [GCMAS+11]. Eine experimentelle Bestätigung dieser umstrittenen Beobachtung
durch andere Experimente steht noch aus, daher ist es eines der Ziele von SNO+ den
neutrinolosen Doppelbetazerfall zu untersuchen. Als 2β-Isotop soll dabei 150Nd dienen, auf
dessen Wahl als 0νββ-Kandidat im folgenden Abschnitt noch näher eingegangen wird.
Halbwertszeiten für den neutrinolosen Doppelbetazerfall liegen um ein 105 − 1015 -faches
[KK10] oder mehr über denen des jeweiligen 2νββ-Zerfalls im Bereich von 1026 y
[GCMAS+11]. Damit sind im Allgemeinen lediglich wenige Zerfälle pro Jahr zu erwar-
ten. Daher müssen Untergrundereignisse auf ein absolutes Minimum reduziert werden, was
die Arbeit unter Tage nötig macht, um die kosmische Strahlung abzuschirmen. Zusätzliche
Abschirmung gegen den äuÿeren Untergrund, radioaktive Isotope im Gestein, ist ebenfalls
notwendig. Auÿerdem muss mit hochreinen Materialien gearbeitet werden. Die verbleiben-
den Untergründe müssen gut bekannt sein. Da SNO+ ein Flüssigszintillatorexperiment ist,
hat es den Vorteil eines relativ niedrigen intrinsischen Untergrundes durch das Detektor-
material und einer hohen Nachweiseektivität [Hor74].
SNO+ wird in seiner 0νββ-Phase mit einer Dotierung von 0.1% natürlichem Neodym mes-
sen. Bei einem natürlichen 150Nd-Gehalt von 5.6% bedeutet das eine Masse von 43.7 kg an150Nd. Der Anteil von natürlichem Neodym soll im weiteren Verlauf der Messung sogar auf
0.3% erhöht werden, was allerdings auf Kosten der Auösung geschehen wird [Gan12]. Bei
einem Neodymgehalt von 0.3% werden etwa 360 0νββ-Ereignisse in 2.4 Jahren erwartet,
bei Zugrundelegung einer eektiven Neutrinomasse von 350 meV und Nutzung des Kern-
matrixelementes nach IBM-2 [Vaz]. Der Q-Wert für 150Nd liegt bei 3.371 MeV und damit
relativ hoch. Dadurch liegt es über dem gröÿten Teil des radioaktiven Untergrundes. We-
sentliche Untergründe in der 0νββ-Region sind das gut bekannte solare 8B Neutrinosignal
und das 2νββ-Signal, das durch die Energieauösung das 0νββ-Signal schneidet [J.M10].
Die 208Tl-Zerfallskette und der Zerfall des Radontochterisotopes 214Bi tragen ebenfalls zum
Untergrund in diesem Bereich bei.
0νββ Isotop 150Nd
3englisch für Modell wechselwirkender Schalen
13
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
Um den 0νββ-Zerfall beobachten zu können, sollte das untersuchte Isotop eine möglichst
geringe Halbwertszeit für diesen Zerfall haben. Diese berechnet sich allgemein mit Hilfe
des Übergangsmatrixelementes für den Zerfall M0ν , des Phasenraumfaktors G0ν und der
eektiven Majorana-Masse des Elektronneutrinos mββ = |∑
i U2eimi| zu:(
T 0ν1/2
)−1= G0ν (Qββ, Z) |M0ν |2m2
ββ. (2.1.2)
Sowohl G0ν als auch M0ν sollten daher für das Isotop der Wahl möglichst groÿ sein. Wie
schon erwähnt, sollte der Q-Wert des 2νββ-Zerfalls ebenfalls möglichst groÿ sein, damit
er oberhalb des gröÿten Teils des radioaktiven Untergrundes liegt. In Tabelle 2.1.3 sind
einige Doppelbeta-Isotope mit den entsprechenden Faktoren und der daraus berechneten
Halbwertszeit für mββ = 50 meV aufgeführt.150Nd hat die niedrigste 0νββ-Halbwertszeit und den höchsten Q-Wert der hier aufgeführ-
ten Isotope, auÿerdem kann es stabil in LAB gebunden werden. Daher el die Wahl für
SNO+ auf 150Nd. Das für einen natürlichen Neodymgehalt von 0.1% und einer Neutri-
nomasse von 150 meV erwartete Spektrum mit Untergründen in der Gröÿenordnung des
BOREXINO-Untergrundes ist in Abbildung 2.1.7 zu sehen.
Abbildung 2.1.7.: Simuliertes Energiespektrum für den SNO+-Detektor mit Neutri-nosignalen und Untergrund unter den Annahmen: BOREXINO Un-tergrundlevel, mν = 150 meV, dE/E = 5%/
√E, ein Jahr Daten-
nahme [Col]
Im natürlichen Neodym ist neben dem doppelbeta-Isotop150Nd unter anderem der α-
14
2 Grundlagen 2.1 Das SNO+-Experiment und seine physikalischen Ziele
Emitter 144Nd (T1/2 = 2.29 · 1015 y) [uLE04] enthalten. Dieser zerfällt durch die Reaktion144Nd −→140Cd + α mit einer resultierenden Energie der α-Teilchen von Eα=1.8 MeV.
Bei einer Neodym-Gesamtmasse von 1000 kg folgert eine 144Nd-Aktivität von etwa 9500 s−1.
Die 2νββ-Aktivität des 150Nd liegt zum Vergleich bei 0.54 s−1 und ist damit um vier Grö-
ÿenordnungen kleiner. Durch Aufsummierung von α-Events (pile up4) kann es zu Signalen
im Bereich des Q-Wertes des 2νββ-Zerfalls und damit in der Region des 0νββ-Peaks des150Nd kommen. Dies motiviert wiederum die Bestimmung des Quenchingverhalten der α-
Teilchen im Szintillator von SNO+.
Tabelle 2.1.3.: Doppelbeta Isotope mit Q-Werten, Halbwertszeiten T1/2 und Phasen-raumfaktoren G0ν für mββ = 50 meV [GCMAS+11], MatrixelementM0ν Berechnung mit ISM, bei 150Nd Berechnung mit projected-Hartree-Fock-Bogoliobov model (PHFB)5
Isotop Q [ keV] |M |0ν |G|−10ν [1025 y eV2] T 0ν
1/2 [1027 y]76Ge 2039 2.81 4.09 2.0782Se 2996 2.64 0.93 0.53
130Te 2530 2.65 0.59 0.34136Xe 2462 2.19 0.55 0.46150Nd 3371 1.62 0.13 0.19
4englisch für aufhäufen, aufsummieren
15
2 Grundlagen 2.2 Szintillatoren
2.2. Szintillatoren
Das Wort szintillieren kommt vom lateinischen scintillare und bedeutet soviel wie funkeln
oder sprühen. Genau das ist auch die Eigenschaft eines Szintillators, er sendet Licht aus,
wenn er von einem geladenen Teilchen oder einem energiereichen Photon angeregt wird.
Auf diese Weise ist es möglich diese Teilchen zu detektieren. Szintillatoren gehören zu
den ältesten Detektoren für den Nachweis nuklearer Strahlung. 1903, sieben Jahre nach
der Entdeckung der Radioaktivität, wurde der Szintillationseekt von Crookes sowie Els-
ter und Geitel zum ersten Mal beobachtet. Das Licht wurde von α-Teilchen ausgelöst,
die auf einen Zinkblendeschirm auftrafen [uHG]. Die Lichtblitze wurden damals noch mit
bloÿem Auge registriert. Damit ist es möglich einen Lichtblitz von ca. 15 Photonen zu re-
gistrieren, die in einem Zeitintervall von 10 ms ausgesendet werden. Brauchbare Ergebnisse
durch einen menschlichen Zähler können daher nur bei einer Szintillationsrate von 20 bis
40 Szintillationen pro Minute erreicht werden [Kre53]. Um höhere Raten zu messen, muss
das Licht anderweitig detektiert werden. Ein Szintillator wird daher nicht nur genutzt, um
die kinetische Energie eines Teilchens in Licht zu konvertieren, sondern auch um dieses
Licht durch einen Lichtleiter an einen optischen Empfänger weiterzuleiten, wo das Signal
ausgewertet wird.
Bis das Phänomen der Szintillation zur Entwicklung eines Teilchendetektors genutzt wer-
den konnte, sollte es aufgrund der fehlenden Möglichkeit, die ausgesandten Photonen sinn-
voll zu registrieren noch 40 Jahre dauern. 1946 gelang Hartmut Kallmann zum ersten Mal
der Nachweis der Szintillationsphotonen mithilfe eines Weiss'schen Photomultipliers6 - Er
hatte den ersten Szintillationszähler konstruiert [Bro98].
Auch heute sind die Empfänger am Ende eines Lichtleiters meist Photomultiplier. Ihr
Arbeitsprinzip beruht auf dem Photoelektrischen Eekt, durch den an der Photokatho-
de Elektronen ausgelöst werden. Diese werden in einer Reihe von Dynoden um ein etwa
107-faches, je nach Bauart, vervielfacht. Damit ist es möglich selbst einzelne Photonen zu
registrieren. Der Spektralbereich auf den ein Photomultiplier anspricht, reicht typenab-
hängig von ultraviolett (ca. 115 nm) bis Infrarot (ca. 1700 nm) [Pho12].
Der Eekt der Szintillation tritt in sehr verschiedenen Materialien auf, es gibt sowohl
organische, als auch anorganische, feste und üssige Szintillatoren. Die Ursache der Lich-
terzeugung ist in organischen und anorganischen Substanzen grundlegend verschieden. Die
organische Szintillation beruht auf der Molekülstruktur des Materials, während bei anorga-
nischen Szintillatoren, zumeist Kristalle, die Bandstruktur die entscheidende Rolle spielt.
Auf anorganische Szintillatoren wird in dieser Arbeit nicht weiter eingegangen, da in den
6englisch für Photo(elektronen)vervielfacher
16
2 Grundlagen 2.2 Szintillatoren
durchgeführten Experimenten lediglich mit organischen Szintillatoren gemessen wurde.
Lumineszenz spielt bei der Szintillation in organischen Stoen eine zentrale Rolle, daher be-
zeichnet man ein Material, welches zur Lumineszenz fähig ist auch als Szintillator. Photolu-
mineszenz ist der Vorgang der Abregung eines angeregten Zustandes eines Atoms/Moleküls
durch Emission elektromagnetischer Strahlung. Sie wird auch als kaltes Leuchten bezeich-
net, da die anregende Strahlung nicht in Wärme umgewandelt wird [Ban50]. Je nach
Entstehung des Lichtes wird in verschiedene Arten von Lumineszenz unterschieden, z.B.
Biolumineszenz, Radiolumineszenz, Elektrolumineszenz oder Phosphoreszenz und Fluores-
zenz. Die letzten beiden Arten der Lunmineszenz sind für den Szintillationsmechanismus in
organischen Molekülen unabdingbar und werden daher in Kapitel 2.2.1 genauer beschrie-
ben. Die Intensität der Szintillation hängt von der Dichte, der Zusammensetzung und den
chemischen Bindungen des Materials ab. Meist werden zusammengesetzte Szintillatoren
verwendet, die aus einem organischen Lösungsmittel und einem gelösten organischen soge-
nannten Fluor bestehen. Das Emmissionspektrum des Lösungsmittels stimmt in der Regel
nicht besonders gut mit den Absorptionsspektrum des Photomultipliers überein [Hel61],
daher werden ein oder mehrere Fluore zugegeben. Das Emissionsspektrum eines Fluors
unterscheidet sich deutlich von seinem Absorptionsspektrum und ist zu höheren Wellen-
längen verschoben. Der wichtigste Grund für die Zugabe eines Fluors ist allerdings dessen,
im Vergleich zum Lösungsmittel, wesentlich höhere Lichtausbeute, was gleichbedeutend ist
mit einer gröÿeren Anzahl produzierter Szintillationsphotonen.
2.2.1. Szintillation in organischen Materialien
Für die Szintillation in organischen Materialien sind Fluoreszenz und Phosphoreszenz von
Molekülen verantwortlich. Wird ein Molekül angeregt, so geht ein Elektron aus dem Grund-
zustand S0, einem Singlettzustand, bei dem die Spins antiparallel gestellt sind, in einen
angeregten Zustand Sij (i=Anregungsniveau, j=Vibrationszustand) über und regt sich an-
schlieÿend auf verschiedenen Wegen mit unterschiedlicher Lebensdauer wieder ab. Neben
den unterschiedlichen Energiezuständen der verschiedenen Schalen existieren für alle Ener-
giezustände noch Vibrations- und Rotationsniveaus, deren Energieabstände sehr gering
(∝ 1eV) sind. Bei der Abregung aus dem angeregten Zustand geht das Elektron zuerst
vom Vibrationszustand j strahlungslos in das niedrigste Vibrationsniveau des angeregten
Zustandes i (Si0) über. Typische Zeiten für solche Übergänge sind 10−11 bis 10−13 s. Falls
i gröÿer 1 ist, liegt der Zustand i-1 energetisch relativ nah am Zustand i, sodass die Vi-
brationsniveaus des angeregten i-1 Zustandes oberhalb des niedrigsten Vibrationsniveaus
von i liegen. Damit sind weitere Vibrationsrelaxationen möglich und damit der Übergang
17
2 Grundlagen 2.2 Szintillatoren
in das niedriger angeregte Niveau. Die direkte Abregung eines höher angeregten Zustandes
in einen niedriger angeregten Zustand oder in den Grundzustand durch Aussendung eines
Photons ist im Vergleich zu den Vibrationsrelaxationen unwahrscheinlich, da die Zerfalls-
zeit für diesen Prozess mit 10−7 bis 10−9 s wesentlich gröÿer ist. Da der Energieabstand
vom ersten angeregten Zustand in den Grundzustand, bzw. dessen Vibrationsniveaus, zu
groÿ ist, ist hier keine Vibrationsrelaxation mehr möglich und es kommt zur Fluores-
zenz, der Abregung dieses Zustandes durch ein Photon. Weiterhin ist auch ein direkter
Abbildung 2.2.1.: An- und Abregung von elektronischen Zuständen S1, S2 und T1
durch Fluoreszenz, Phosphoreszenz, interner Konversion(ic), Inter-system Crossing (isc) und Vibrationsrelaxation (vr) [Har00]
strahlungsloser Übergang eines angeregten Zustandes in den Grundzustand möglich, der
Interne Konversion genannt wird. Bei diesem Übergang wird die gesamte Energie in Form
von Wärme abgegeben. Er stellt in den meisten Molekülen nur einen geringen Teil der
Energieabgabe eines angeregten Zustandes dar. Die verschiedenen Energieübergänge sind
in Abbildung 2.2.1 dargestellt.
Bisher wurden nur Singlett Übergänge beschrieben, bei denen die Spinrichtung beibe-
halten wird. Es besteht auch die Möglichkeit, vom einem angeregten Singlettzustand in
ein Vibrationsniveau eines Tripplettzustandes überzugehen, ein solcher Übergang wird als
Intersystem Crossing7 (isc) bezeichnet. Er ist aufgrund des nötigen Spinips relativ un-
wahrscheinlich. In den angeregten Triplettzuständen nden wieder Übergänge zwischen
den Vibrationsniveaus statt. Der Übergang vom ersten niedrigsten Triplettzustand T10 in
7englisch für Übergang zwischen Systemen
18
2 Grundlagen 2.2 Szintillatoren
den Grundzustand unter Aussendung eines Photons wird als Phosphoreszenz bezeichnet.
Da es sich wiederum um einen Übergang mit Spinip handelt, ist seine Lebensdauer groÿ,
sie liegt zwischen 10−4 und 104 s.
Die Intensität von Phosphoreszenz IP und Fluoreszenz IF kann jeweils durch ein expo-
nentielles Zerfallsgesetz beschrieben werden, wobei τF und τP die jeweilige Lebensdauern
bezeichnen.
IF = IF0 · e− tτF
IP = IP0 · e− tτP
(2.2.1)
Ein weiterer Übergang, bei dem Photonen ausgesandt werden, ist die verzögerte Fluo-
reszenz. Dazu kommt es, wenn ein angeregter Triplettzustand durch Kollisionen genügend
Energie bekommt, um wieder in den angeregten Singlettzustand überzugehen, der anschlie-
ÿend, wie bei der Fluoreszenz in den Grundzustand übergeht. Das hierbei ausgesendete
Licht hat die gleiche Frequenz wie das der Fluoreszenz. Allerdings folgt die verzögerte Fluo-
reszenz keinem exponentiellen Zerfallsgesetz. Phosphoreszenz und verzögerte Fluoreszenz
bilden gemeinsam die langsame Komponente eines Szintillationspulses, die Fluoreszenz bil-
det die schnelle Komponente. Stark ionisierende Teilchen, wie α-Teilchen, erzeugen eine
höhere spezische Ionisation und haben eine gröÿere Wahrscheinlichkeit für Intersystem
Crossings [Hor68]. Damit entsteht eine höhere Anzahl an Tripplettzuständen, weshalb die
Pulse dieser stärker ionisierenden Teilchen langsamer abklingen.
Die absorbierte Energie bei Übergängen in angeregte Zustände ist in der Regel gröÿer, als
die beim Übergang vom angeregten in den Grundzustand emittierte Energie. Das kommt
daher, dass, wie oben besprochen, Schwingungszustände eines angeregten Zustandes ange-
regt werden und vor dem Übergang in den Grundzustand erst die strahlungslose Relaxation
in das niedrigste Vibrationsniveau des angeregten Zustandes stattndet. Diese Verschie-
bung der Spektren hin zu gröÿeren Wellenlängen wird als Stokes-Shift bezeichnet. Damit
ist zu erklären, dass Szintillatoren teilweise transparent für ihr eigenes Licht sind und nicht
sämtliches emittiertes Licht wieder absorbieren können.
Zur Szintillation in organischen Medien kann es nur durch die Bildung sogenannter Hybri-
dorbitale kommen. Durch Hybridisierung ist es beispielsweise Kohlensto mit einer Elek-
tronenkonguration von 1s22s22p2, der eigentlich von seiner Konguration im Grundzu-
stand nur in der Lage wäre zwei Bindungen durch die beiden ungepaarten Elektronen
in der 2p-Schale einzugehen, möglich eine gröÿere Anzahl von Atomen zu binden. Dazu
19
2 Grundlagen 2.2 Szintillatoren
werden Elektronen aus der 2s-Schale in die noch freien p-Orbitale angehoben, wodurch
eine gröÿere Zahl ungepaarter Elektronen entsteht. Je nach Anzahl der an der Bindung
beteiligten p-Orbitale kommt es zur sp3-(3 p-Orbitale), sp2-(2 p-Orbitale) bzw. sp1-(1 p-
Orbital)-Hybridisierung. An den gebildeten Hybridorbitalen können sich nun beispielsweise
Wasserstoatome anlagern, wodurch es zur Bindung des 1s-Elektrons des Wasserstos und
des Hybridorbitals des Kohlenstos kommt. Bei Bindungen entlang der Kernverbindungs-
achse handelt es sich um σ-Bindungen, sie sind relativ feste Bindungen. π-Bindungen sind
Bindungen seitlich der Kern-Verbindungsachse. Sie entstehen z.B. beim Überlapp zweier
parallel stehender p-Orbitale und sind weniger stark als σ-Bindungen.
Bei weitem nicht in allen Bindungen von Molekülen kommt es zur Szintillation. Lediglich
Elektronen aus den schwächeren π-Bindungen sind dazu in der Lage. Besonders ezien-
te Szintillatoren sind Stoe, die einen Benzolring enthalten. In dieser Struktur bilden die
sechs enthaltenen Kohlenstoatome jeweils sp2-Hybride aus. Die Elektronenkonguration
für den Grundzustand S0 und den ersten angeregten Singlettzustand S1 sowie den ersten
angeregten Triplettzustand T1 sind in Abbildung 2.2.2 dargestellt.
Abbildung 2.2.2.: Elektronenkonguration für Grundzustand S0 und angeregte Zu-stände S1, T1 des Benzols [J.B70]
Die Elektronen aus den sechs pz-Orbitalen bilden untereinander π-Bindungen, wodurch es
zu einer Delokalisierung der Elektronen über das Molekül in einer π-Orbitalwolke kommt.
Diese Elektronen können durch das Modell des freien Elektronengases beschrieben wer-
den [J.B70] und verhalten sich wie freie Elektronen im Metall oder Halbleiter. Sie sind
für die Szintillation organischer Moleküle verantwortlich.
20
2 Grundlagen 2.2 Szintillatoren
2.2.2. Lineares Alkylbenzol (LAB)
Für das Flüssigszintillatorexperiment SNO+ wird LAB als Detektorüssigkeit verwendet.
LAB hat gegenüber anderen Szintillatorüssigkeiten wie NE213 den Vorteil eines geringen
Giftgehaltes, wodurch es biologisch unbedenklich ist. Auÿerdem hat es mit 140C einen
relativ hohen Flammpunkt, was die Handhabung weniger risikoreich macht. Mit einem
Emissionsmaximum bei λ = 329.6 nm und einem Absorptionsmaximum bei λ = 346.1 nm
ist es weitestgehend transparent für eigenes Emissionslicht. Seine Lichtausbeute ist mit
62.86% der Lichtausbeute von Anthracen [Kög11] relativ hoch. Da LAB als Zwischenpro-
dukt für die Herstellung von Waschmitteln gebraucht wird, ist es kostengünstig verfügbar.
LAB ist eine Zusammensetzung aus verschiedenen Alkylbenzolen. Die Konguration des
bei SNO+ verwendeten LAB ist in Tabelle 2.2.3 aufgeführt, sie kann sich durch Alterungs-
eekte allerdings geringfügig verändern.
Wie bei allen organischen Szintillatoren handelt es sich bei LAB um einen Aromaten, wo-
durch seine Szintillation zu erklären ist, siehe dazu Kapitel 2.2.1. Am Benzolring bendet
sich eine unverzweigte CnH2n+1-Kette, durch die sich die einzelnen LAB's unterscheiden.
Formel % in SNO+C15H24 1.2C16H26 20.4C17H28 43.2C18H30 33.4C19H32 1.8
Abbildung 2.2.3.: Stukturformel eines linearen Alkylbenzols (LAB) [LAB12] und An-teil der verschiedenen LAB's im Szintillator von SNO+ [Lan07]
Von der verwendeten Flüssigkeit wird höchste Reinheit und damit keine chemischen Ver-
unreinigungen verlangt, u.a. um Quenching durch diese Verunreinigungen zu verhindern
und die Lichtausbeute zu erhöhen. Als Zulieferer wurde die Firma Petresa8 gewählt, die
LAB lediglich 500km von Sudbury entfernt als Grundlage für Wasch- und Reinigungsmit-
tel herstellt.
Als Fluor mit wesentlich höherer Lichtausbeute als LAB wird 2,5-Dipheniloxaxol (PPO)
verwendet. Die Abhängigkeit der Lichtausbeute von der Konzentration des gelösten Fluors
wird in Kapitel 2.4 genauer beschrieben.
Es ist geplant 2 g/l als PPO-Konzentration zu verwenden. Dies stellt einen Kompromiss
8CEPSA Quimica
21
2 Grundlagen 2.2 Szintillatoren
zwischen Lichtausbeute und Selbstabsorption dar. Das Absorptions- und Emissionsspek-
trum von LAB mit und ohne PPO ist in Abbildung 2.2.4 dargestellt, die Werte sind in
Tabelle 2.2.1 zusammengefasst.
Abbildung 2.2.4.: Wellenlängen-Emissionsspektrum (durchgezogene Linie) und Ab-sorptionsspektrum (schraert) von LAB, LAB+PPO undLAB+PPO+bisMSB im Vergleich (in %) zur Lichtausbeute vonAnthracen [Kög11]
Tabelle 2.2.1.: Maxima von Absorptions- und Emissionswellenlängen für LAB, LAB+ 3 g/l PPO und LAB + 3 g/l PPO + 20 mg/l bisMSB [Kög11]
Zusammensetzung λmax.Absorption [ nm] λmax.Emission [ nm]LAB 329.6 346.1LAB + 3 g/l PPO 353.5 361.1LAB + 3 g/l PPO + 20 mg/l bisMSB 392 400
Der Stokes-Shift zwischen Absorption- und Emissionsmaximum ist jeweils deutlich zu
erkennen. Ebenfalls gut zu sehen ist, dass die jeweiligen Spektren von LAB, PPO und
bisMSB kompatibel sind, das Emissionsspektrum des einem also das Absorptionsspektrum
des anderen überlappt. Das Spektrum des LAB+PPO-Szintillators gleicht dem reinen PPO
Spektrum wie in [HLXBD+10] beschrieben, was für einen ezienten Energietransport zwi-
schen LAB und PPO spricht. Mit einer maximalen Emission bei 361.1 nm ist das Spektrum
22
2 Grundlagen 2.3 Energieverlust von Teilchen in Materie
gegenüber reinem LAB deutlich zu höheren Wellenlängen verschoben, wodurch es weiter
in den sensitiven Bereich des Photomultipliers rückt, der seine maximiale Sensitivität bei
420 nm erreicht [Ham]. Für eine noch bessere Übereinstimmung von Emissionsspektrum
des Szintillators und Sensitivität des PMT's wurde in den für diese Arbeit durchgeführten
Experimenten teilweise mit einem dreikomponentigen Szintillator gearbeitet. Als dritte
Komponente wurde der Wellenlängenschieber bisMSB (1,4-Bis(2-methylstyryl)benzol) in
geringer Konzentration hinzugefügt. Dieser verschiebt das vom PPO ausgesendete Spek-
trum weiter in den blauen Bereich, die maximale Emissionsintensität für LAB + 3 g/l +
15 mg/l bisMSB liegt, wie in Tabelle 2.2.1 aufgeführt, bei λmax=420 nm [Kög11].
2.3. Energieverlust von Teilchen in Materie
Wenn geladene Teilchen sich durch Materie bewegen, kommt es zur Energieabgabe an
das Material u.a. durch Ionisation, Anregung, Cherenkov-Strahlung, Bremsstrahlung und
elastische und inelastische Streuungen. Dieser Energieverlust dE/dx wird auch als Brems-
vermögen S bezeichnet. Für schwere Teilchen wie Protonen, Myonen, Alphateilchen usw.
überwiegt der Energieverlust durch die Coulombwechselwirkung mit den Hüllenelektronen
des Materials. Der Energieverlust für diese Teilchen der Masse m mit m me wird, unter
der Annahme, dass sie sich weder schneller als die Hüllenelektronen des Materials, noch
hochrelativistisch (γ 103) bewegen, durch die Bethe-Bloch-Formel beschrieben:
− dE
dx=
4πα2NA
me
z2Z
A
1
β2(1
2ln
(2meβ
2γ2TmaxI2
)− β2 − δ
2. (2.3.1)
Hier sind z und Z die Kernladungszahlen von Projektil und Material, NA die Avogadrozahl,
I das eektive Ionisationspotential und δ ein Korrekturfaktor, da bei hohen Energien
die Polarisation des Material das elektrische Feld des Projektils teilweise abschirmt. Tmaxgibt den maximal möglichen Energieübertrag an ein Elektron des Materials an. Er wird
allgemein beschrieben durch: Tmax = 2meβ2γ2mm2+m2
e+2γmme. Für Teilchen mitm me und E m2
me
gilt näherungsweise: Tmax ≈ 2meβ2γ2.
Für ein gegebenes Verhältnis von Impuls zu Energie β = p/Ec des Teilchens sind die
Bremsvermögen für verschiedene Materialien, mit Ausnahme von Wassersto, ähnlich, da
der Faktor Z/A sich im Periodensystem nur langsam ändert. Dieses ähnliche Verhalten für
unterschiedliche Stoe kann man in Abbildung 2.3.1 erkennen. Bei der Bethe-Bloch-Formel
handelt es sich um eine Lösung, die in erster Näherung der Störungstheorie erhalten wurde.
Sie berücksichtigt nicht die Bewegung der Hüllenelektronen des Materials, was teilweise ei-
ne Schalenkorrektur notwendig macht. Für Protonen wird sie unterhalb von 0.5 MeV nicht
23
2 Grundlagen 2.3 Energieverlust von Teilchen in Materie
mehr angewendet, bei Alpha-Teilchen liegt die Grenze bei etwa 2 MeV [MB11a].
Für die Berechnung des Bremsvermögens wurden verschiedene Programme, wie Pstar
[MB11a],Astar [MB11b] und SRIM [ZZB10] entwickelt, auf die auch in dieser Arbeit zu-
rückgegrien wurde. Diese Programme berechnen neben der elektronischen Bremswirkung
zusätzlich die nukleare Bremswirkung, die Bremswirkung des Kerns. Im Folgenden wird
mit der Näherung gearbeitet, dass sich das gesamte Bremsvermögen aus der Addition des
elektronischen- und des nuklearen-Bremsvermögens zusammensetzt [J.F]. Das Bremsver-
mögen in nichtelementaren Materialien ergibt sich mit der Regel von Bragg. Danach erhält
man das Bremsvermögen eines zusammengesetzten Materials aus der, mit den jeweiligen
Massenprozenten ni gewichteten, Linearkombination des Bremsvermögens der elementaren
Bestandteile Si.
S(E) =
#Atome∑i=1
niSi(E) (2.3.2)
Je nach Material, Elementen und chemischer Bindung ist sie mit unterschiedlicher Ge-
nauigkeit anwendbar. Änderungen in Orbital- und Anregungsstruktur, sowie Bindungen
zwischen den Elementen des Materials werden nicht berücksichtigt [J.F]. Daher sind für
komplexere Substanzen Abweichungen von über 25% möglich. Darauf gehen sogenannte
Bragg-Korrekturen ein, sie spielen insbesondere für Kohlenwasserstoe eine wichtige Rol-
le. Für einfache zusammengesetzte Materialien und nicht zu geringe Energie erreicht man
mit einer Schalenkorrektur eine Genauigkeit der Regel von Bragg von etwa 2% [Thw92].
Da keine andere den Messwerten entsprechende Theorie existiert, beruhen auch die schon
erwähnten Programme Pstar, Astar und SRIM auf der Addition des elementaren Brems-
vermögens mit entsprechenden Korrekturen.
Bei neutralen Teilchen ndet keine Coulombwechselwirkung mit dem Material statt. Da-
her erfolgt die Energieabgabe nur durch Stöÿe bzw. Kernreaktionen, bei denen ionisieren-
de (geladene) Teilchen entstehen, die sich wie oben beschrieben verhalten. Für den Pho-
tonennachweis nutzt man die Elektronen, bzw. Positronen, die durch Coulombstreuung,
Photoeekt und Paarbildung als geladene Sekundärteilchen entstehen. Da die Wirkungs-
querschnitte für diese Prozesse mit steigender Kernladungszahl zunehmen, eignet sich zur
Photonendetektion ein Detektor mit hoher Kernladungszahl. Neutronen hingegen wech-
selwirken durch Stöÿe mit dem Material. Bei thermischen Neutronen kommt es häug zu
Kernreaktionen mit den Atomen des Materials. Ein maximaler Energieübertrag für nicht-
thermische Neutronen ergibt sich, wenn beide Stoÿpartner eine ähnliche Masse haben. Das
ist für Wassersto als Stoÿpartner der Fall. Daher eignen sich organische (kohlenwasser-
stohaltige) Detektoren besonders zur Neutronendetektion.
24
2 Grundlagen 2.4 Energietransport im organischen Flüssigszintillator
Abbildung 2.3.1.: Energieverlust je Weglänge dE/dx durch Ionisation in Abhängig-keit des Quotienten aus Impuls und Energie β in verschiedenenMaterialien für Myonen, Protonen und Pionen [Ams07]
2.4. Energietransport im organischen Flüssigszintillator
Oft sind mehrere Komponenten in einer Szintillatorüssigkeit vorhanden, wie schon in
Kapitel 2.2 beschrieben. Lösungsmittel und gelöstes Fluor werden so gewählt, dass mög-
lichst die gesamte vom ionisierenden Teilchen an das Lösungsmittel übertragene Energie
an das gelöste Fluor weitergegeben wird. Zur Verschiebung der Wellenlänge der vom Fluor
ausgesandten Photonen werden teilweise sogenannte Wellenlängenschieber verwendet. Sie
werden genutzt, um die Lichtausbeute zu erhöhen. Auÿerdem passen sie die Wellenlänge
des Szintillationslichtes dem anschlieÿenden Photomultiplier an und verringern durch die
Verschiebung die Selbstabsorption im Szintillator.
Der Energietransport vom Lösungsmittel zum Fluor kann entweder radiativ, durch Ab-
sorption der vom Lösungsmittel ausgesandten Fluoreszenzphotonen, oder nichtradiativ er-
folgen. Insbesondere bei der strahlungslosen Energieübertragung ist die Lichtausbeute we-
sentlich von der Konzentration des gelösten Fluors abhängig. In Abbildung 2.4.1 a) ist die
Lichtausbeute in Abhängigkeit der Konzentration des gelösten Fluors für PPO, p-terphenyl
und butyl-PBD für eine p-xylen Lösung dargestellt. Nach einem schnellen Anstieg erreichen
25
2 Grundlagen 2.4 Energietransport im organischen Flüssigszintillator
die Lichtausbeuten eine Sättigung und bleiben mit zunehmender Konzentration auf die-
sem Plateau,mit Ausnahme der Lösung mit PPO. Bei sehr hoher Konzentration (≈150 g/l)
spielt sogar die Wahl des organischen Lösungsmittels keine Rolle mehr für die Lichtausbeu-
te [Hor74]. Für den verwendeten Szintillator LAB ist die Abhängigkeit der Lichtausbeute
von der PPO-Konzentration in Abbildung 2.4.1 b) zu sehen. Auch hier ist deutlich eine
Sättigung zu erkennen, in diesem Fall ab ca. 3 g/l.
(a) (b)
Abbildung 2.4.1.: a)Relative Lichtausbeute in p-xylen in Abhängigkeit der Fluorkon-zentration für verschiedene Fluore [Hor74], b) Simulation der An-zahl der vom PMT gezählten Szintillationsphotonen in LAB in Ab-hängigkeit der PPO Konzentration [Gru12b]
Dringt ein geladenes Teilchen in die Lösung ein, so wird die gesamte deponierte Energie
zuerst in Anregungsenergie der Moleküle der organischen Flüssigkeit umgewandelt. Das
Teilchen hinterlässt beim Durchgang im Material eine Spur von angeregten Molekülen,
wobei es sich um einen lokalen Eekt handelt. Dabei kommt es u.a. zu den physikali-
schen Prozessen Fluoreszenz, Phosphoreszenz, Innere Konversion, Intersystem Crossing,
Energietransport, Energiediusion, strahlungsloser Übergang und zu den chemischen Pro-
zessen Neutralisation, Excimer Bildung, Freie-Radikal-Bildung u.a. [Hor74]. Die möglichen
Wege des Energietransports im organischen Flüssigszintillator sind in Tabelle 2.4.1 zusam-
mengefasst.
Im Folgenden wird der Energietransport innerhalb des Szintillators weiter in den Transport
von Lösungsmittelmolekül zu Lösungsmittelmolekül, den Transport von Lösungmittelmo-
lekül zu gelöstem Fluor-Molekül und Fluor-Molekül zu Fluor-Molekül unterteilt, die im
zweikomponentigen Szintillator eine Rolle spielen.
26
2 Grundlagen 2.4 Energietransport im organischen Flüssigszintillator
Tabelle 2.4.1.: Energietransportmechanismen im organischen Flüssigszintillator, X =Moleküle Lösungsmittel, D = Dimer (Verbindung aus zwei gleichenMolekülen), ∗(∗) = angeregte Zustände, X
′= angeregter Tripletzu-
stand [J.B54]
Formel NameX + hν → X∗∗ Anregung durch PhotonX + C → X∗∗ Anregung durch geladenes Teilchen
X∗∗ → X∗ Innere KonversionX∗∗ → X
′Selbstquenching
X∗∗ +X → D∗∗ D∗∗ BildungD∗∗ → D Innere Konversion
D∗∗ → 2X′
SelbstquenchingX∗ → X + hν Fluoreszenz
X∗ → X SelbstquenchingX∗ → X
′Selbstquenching Tripplet
X∗ +X → D∗ D∗ BildungD∗ → 2X + hν D∗ Fluoreszenz
D∗ → 2X′
SelbstquenchingD∗ → X∗ +X D∗ Dissoziation
• Energietransport zwischen Lösungsmittelmolekülen
Für den Vorgang des nichtradiativen Energietransports zwischen den Molekülen des
Lösungsmittels gibt es zwei verschiedene Theorien.
Die Theorie nach Birks beruht auf der Bildung von Excimern. Ein Excimer (1D∗)
ist eine Verbindung aus zwei Molekülen, bei der sich das eine Molekül im Grund-
zustand bendet (1X) und das andere in einem angeregten Zustand (1X∗) ist. Ein
Excimer entspricht damit einem angeregten Dimer, einer Zusammensetzung aus zwei
Molekülen. Beim Zerfall kann das vorher nicht angeregte Molekül die Anregungs-
energie des anderen übernehmen. Die Bildung und Dissoziation von Excimern ist
eine Gleichgewichtsreaktion 1X +1 X∗ 1 D∗ [Bra70]. Die Excimer haben eine sehr
kurze Lebensdauer im Bereich von Nanosekunden und ermöglichen einen schnellen
Energietransport über groÿe Distanzen. Ihre Bildung und der Koezient des Energie-
transportes sind, aufgrund der verglichen mit der thermischen Energie der Moleküle
(ca. 25 meV) hohen Bildungenergie eines Excimers (ca. 290 meV), temperaturabhän-
gig [MCU86].
Die Theorie von Voltz et al. geht hingegen davon aus, dass der Energietransport
durch Multipolwechselwirkungen zwischen angeregtem und nicht angeregtem Nach-
barmolekül (M∗1 und M2) stattndet (M∗
1 + M2 → M1 + M∗2 ) [Bra70]. Die Energie
dieser Wechselwirkung (ca. 0.35 meV) [MCU86] ist verglichen mit der thermischen
27
2 Grundlagen 2.4 Energietransport im organischen Flüssigszintillator
Energie der Moleküle sehr klein. Daher ist dieser Vorgang und der Koezient des
Energietransports temperaturunabhängig.
In [MCU86] und [MCM92] wurden die beiden Theorien für verschiedene Toluenver-
bindungen als Lösungsmittel bei unterschiedlichen Temperaturen untersucht. An-
hand der Temperaturunabhängigkeit des Koezienten des Energietransports konnte
die Bildung von Excimern als Transportmechanismus in Toluen ausgeschlossen wer-
den [MCU86], [MCM92].
• Energietransport zwischen Lösungsmittel und gelöstem Fluor
Der groÿe Teil des Energietransportes zwischen Lösungsmittel und Fluor erfolgt
nichtradiativ. Der Energietransport ndet in einem Zeitraum von etwa 0.01 ns statt,
während die Photonenemmision des Lösungsmittelmoleküls eine Zerfallszeit von ca.
30 ns hat [Hor74]. Beim strahlungslosen Energietransport spielen in diesem Fall so-
wohl langreichweitige Dipol-Dipol-Wechselwirkung, als auch kurzreichweitige Kolli-
sionen zwischen den Molekülen des Lösungsmittels und des Fluors, bei der besonders
die Diusion wichtig ist, eine Rolle [HCG90]. Nach der Theorie von Förster gibt es
einen kritischen Transferradius R0. Benden sich die beiden Moleküle im Abstand
R0, ist die Wahrscheinlichkeit für Energietransport und die Wahrscheinlichkeit für
andere Prozesse des Energieverlustes, wie strahlungsloser Übergang, Strahlungsem-
mission usw., gleich groÿ [Hor74]. Je nach Länge der Molekülradien und R0 ndet
der Transport durch kurzreichweitige Kollision oder langreichweitige Wechselwirkung
statt. Bei niedriger Konzentration des Fluors (3− 10 g/l) ist es unwahrscheinlich,
dass ein angeregtes Lösugsmittelmolekül direkten Kontakt zu einem Fluor-Molekül
hat [Hor74].
• Energietransport zwischen Fluor und Fluor
Die Konzentration des Fluors ist mit 2− 3 g/l für die im Rahmen dieser Arbeit
durchgeführten Experimente sehr gering. Bei einer so niedrigen Konzentration ist der
diusionsunterstützte Energietransport sehr unwahrscheinlich und wird daher hier
nicht betrachtet. Wesentlich wahrscheinlicher ist die Energieabgabe durch Strahlung:
Fluoreszenz und Phosphoreszenz. Sofern Emissions- und Absorbstionsspektrum des
Fluors ähnlich sind, ist es möglich, dass ein emittiertes Photon von einem anderen
Leuchtstomolekül wieder absorbiert wird.
28
2 Grundlagen 2.4 Energietransport im organischen Flüssigszintillator
2.4.1. Absorptionslänge
Wie in Kapitel 2.3 erklärt, ist das Bremsvermögen je nach Material und eindringendem
Teilchen unterschiedlich. Mit dem Bremsvermögen verknüpft ist die Absorptionslänge LAbs.
Sie gibt die Eindringtiefe an, ab der die kinetische Energie des Teilchens auf 1eseines Aus-
gangswertes gefallen ist. Für Flüssigszintillationsdetektoren ist eine groÿe Absorptionslänge
des Lösungsmittels, im Bereich von 10 m, für Licht der ausgesandten Wellenlänge von gröÿ-
ter Bedeutung, um möglichst alle Szintillationsphotonen zu detektieren. Für LAB wurde
die Absorptionlänge in [HLF+10] für mehrere Proben verschiedener Hersteller untersucht.
Es ergaben sich je nach Hersteller und Reinigung groÿe Unterschiede in der Gröÿe von Labs.
Abbildung 2.4.2.: Absorption je cm in Abhängigkeit der Wellenlänge für verschiede-nes LABs der Firma (Petresa) [Che]
Für die LAB Probe von Petresa Canada inc., mit der auch SNO+ messen wird, ergab sich
für 440 nm eine Absorptionslänge von 24.7 ± 1.31 m [HLF+10]. Frühere Messungen der
SNO+-Kollaboration ergaben ebenfalls eine Absorptionslänge von mehr als 20 m für eine
Wellenlänge gröÿer 420 nm [Che], dies ist in Abbildung 2.4.2 dargestelt.
29
2 Grundlagen 2.5 Lichtausbeute und Quenching
2.5. Lichtausbeute und Quenching
Im Szintillationsdetektor wird durch die Anzahl der ausgesandten Szintillationsphotonen
auf die Energie des nachgewiesenen Teilchens rückgeschlossen. Quenching führt dazu, dass
im Energietransfer Verluste auftreten, bzw. dass Szintillationsphotonen wieder absorbiert
werden. Durch den Eekt des Quenchings wird demnach die Anzahl der detektierten
Photoelektronen reduziert. Dabei wird allgemein zwischen chemischem Quenching und
colour Quenching unterschieden. Chemisches Quenching bezeichnet die nicht radiativen
Prozesse der Energieabgabe durch Stoe in der Lösung, die in Konkurrenz zur Fluores-
zenz/Phosphoreszenz stehen. Werden Szintillationsphotonen vor dem Erreichen der Photo-
kathode des Photomultipliers wieder absorbiert, wir das als colour Quenching bezeichnet.
Es ist bekannt, dass es durch gelöste chemische Unreinheiten zum Quenching kommen
kann [Kno00]. Hier sind lediglich die langsamen Prozesse des Energietransportes (über
10−10 s), siehe Kapitel 2.2.1, betroen. Anregung, Ionisation der Lösungsmittelmoleküle
durch das ionisierende Teilchen, sowie Innere Konversion sind somit nicht betroen [BB64].
Häug tritt diese Art des Quenchings durch gelösten Sauersto auf [YCK68], dieser kann
durch Spülen des Szintillators beispielsweise mit Sticksto weitestgehend entfernt werden.
Ein weiterer Punkt der zu Quenching führen kann, ist eine erhöhte Konzentration des
gelösten Fluors [Hor74]. Bei zu hoher Konzentration kann es zu vermehrter Dimer- und
Excimerbildung kommen, und damit zu einer erhöhten Form des Selbstquenching der Lö-
sungsmittelmoleküle (siehe Tabelle 2.4.1). Auÿerdem führt eine erhöhte Konzentration des
Fluors zu gröÿerer Selbstabsorption, dieser Eekt ist für PPO in Abbildung 2.4.1 a) zu
sehen. Bei der im Experiment verwendeten Kombination von LAB und PPO und einer
PPO Konzentration von 2 -3 g/l ist nach Abbildung 2.4.1 b) ein solcher Eekt nicht zu
erwarten.
Ein für organische Szintillatoren wesentlicher Quenchingprozess ist das Ionisationsquen-
ching, welches durch Birks ausführlich beschrieben wurde [BB64]. Die Konzentration der
ionisierten Moleküle entlang der Spur des eingedrungenen Teilchens ist hier proportional
zu seiner Bremswirkung dE/dx mit dem Proportionalitätsfaktor B. Allgemein lässt sich
sagen, dass für schwach ionisierende Teilchen die angeregten Moleküle weit auseinander
liegen. Sie können sich demnach nicht beeinussen und die Lichtausbeute L ist proportio-
nal zur Energie des einfallenden Teilchens, mit dem Proportionalitätsfaktor S als absolute
30
2 Grundlagen 2.5 Lichtausbeute und Quenching
Szintillationsezienz. Damit gilt für kleines dE/dx:
dL
dx≈ S
dE
dx, bzw.
dL
dE≈ S.
(2.5.1)
Bei stärker ionisierenden Teilchen überlappen sich die verschiedenen Ionisationszentren
was zum Quenching führt. Mit der Einführung eines Quenching-Parameters k, der die
Wahrscheinlichkeit angibt, dass ein beschädigtes Molekül als Quencher wirkt, lässt sich
nach Birks zusammenfassend schreiben:
dL
dx=
S dEdx
1 + kB dEdx
/ · dxdE→
dL
dE=
S
1 + kB dEdx
.
(2.5.2)
Dabei ist der Parameter kB das Produkt der Parameter k und B, auch bekannt als Birks-
Parameter.
Für schwach ionisierende Teilchen wird Gleichung 2.5.2 zu 2.5.1. Für stark ionisierende
Teilchen erreicht die Lichtausbeute eine Sättigung:
dL
dx≈ S
kB. (2.5.3)
Für die Lichtausbeute folgt aus 2.5.2:
L(E) =
∫ E
0
S
1 + kB · dEdx
dE ′. (2.5.4)
Der Paramter kB ist spezisch für einen bestimmten Szintillator. Es wird vielfach davon
ausgegangen, dass er, mit Ausnahme der Elektronen, nicht von der Teilchnart abhängt
und daher für alle Ionen gleich ist [YCK68] [BB64] [Tre10]. Da die Lichtausbeute von der
Bremswirkung abhängt, bleibt sie auch bei Annahme von teilchenunabhängigem Quenching
abhängig vom ionisierenden Teilchen.
31
2 Grundlagen 2.5 Lichtausbeute und Quenching
Die allgemeine Form von 2.5.2 enthält einen zusätzlichen Korrekturparameter C:
dL
dx=
S dEdx
1 + kB dEdx
+(C dE
dx
)2 . (2.5.5)
Damit folgt für die integrierte Form der Gleichung:
L(E) =
∫ E
0
S
1 + kB dEdx
+(C dE
dx
)2dE′. (2.5.6)
Durch C werden Korrekturen höherer Ordnung beschrieben, die lediglich für groÿe dE/dx
eine Rolle spielen, bei denen die Annahme der Proportionalität von Konzentration der an-
geregten Moleküle zur Bremswirkung nicht mehr gerechtfertigt ist und ein Sättigungfeekt
eintritt [Cho52].
Die Lichtausbeute eines Szintillators ist nach Gleichung 2.5.2 für stark ionisierende Teil-
chen streng nichtlinear, wie auch in Abbildung 2.5.1 zu sehen ist - die Abweichung von einer
linearen Lichtausbeute nimmt mit zunehmender Bremswirkung deutlich zu. Hier kommt
den Elektronen eine besondere Bedeutung zu. Oberhalb von ≈ 40 keV gelten sie allgemein
als schwach ionisierend, ihre Lichtausbeute ist daher für Energien oberhalb dieser Grenze
linear von der Bremswirkung abhängig [DK82]. Diese Tatsache nutzt man aus und gibt
die Lichtausbeute in elektronenäquivalenter Energie Eee an. Diese Angabe entspricht der
Energie, die ein Elektron haben müsste, um die gleiche Lichtmenge zu erzeugen wie das
entsprechende Teilchen. Man nutzt diese Variante der Darstellung, um nicht die abso-
lute Szintillationsezienz durch aufwendige Messungen mit 4π Geometrie bestimmen zu
müssen. Messungen für LAB deuten darauf hin, dass die Nichtlinearität für die Elektro-
nenlichtausbeute möglicherweise bis ≈ 400 keV [HWCT11] reicht.
Wie stark die Energie eines Teilchens x gequencht wurde, lässt sich gut anhand des
Quenching-Faktors qx erkennen. Er gibt in Abhängigkeit der Energie das Verhältnis der
Lichtausbeute von Elektronen zur Lichtausbeute des Teilchens x für eine bestimmte Ener-
gie an:
qx(E) =Lx(E)
Le(E). (2.5.7)
Je gröÿer der relative Unterschied zwischen Elektronlichtausbeute und Lichtausbeute des
ionisierenden Teilchens bei einer bestimmeten Energie ist, desto kleiner ist per Denition
der Quenching-Faktor qx und desto stärker wird das Teilchen gequencht. Mit der Nähe-
rung 2.5.1 für Elektronen und der Abschätzung LE≈ dL
dElässt sich der Quenching-Faktor
32
2 Grundlagen 2.5 Lichtausbeute und Quenching
darstellen als:
qx(E) =Lx(E)E
Le(E)E
≈dLxdEdLedE
≈ SS
1+kB dEdx
,
qx(E) ≈ 1
1 + kB dEdx
.
(2.5.8)
Anhand von Gleichung 2.5.8 erkennt man das Verhalten des Quenchingfaktors. Er ist
keine von der Energie unabhängige Konstante, da die Energieabhängigkeit durch dE/dx
gegeben ist. Je gröÿer kB, desto kleiner wird der Quenchingfaktor, das heiÿt das Teilchen
wird stärker gequencht. Des Weiteren ist noch einmal die Abnahme der Lichausbeute mit
zunehmender Bremswirkung zu erkennen.
Abbildung 2.5.1.: Dierenzielle Lichtausbeute dL/dx von Anthracene in Abhängig-keit der Bremswirkung dE/dx für Elektronen, Protonen (b) undα-Teilchen (a) [BB64]
33
2 Grundlagen 2.6 Pulsformdiskriminierung
2.6. Pulsformdiskriminierung
Aufgrund der Entstehungscharakteristik des Szintillationslichtes und dessen prompter und
verzögerter Komponente, in Kapitel 2.2.1 beschrieben, ergibt sich die Möglichkeit ver-
schiedene Teilchen aufgrund ihrer Pulsform voneinander zu unterscheiden. Teilchen mit
einer hohen Bremswirkung erzeugen mehr langsam zerfallende Trippletzustände und ha-
ben daher eine langsamer abklingende Flanke. Im abfallenden Teil des Pulses zeigt sich,
insbesondere im Vergleich zu schwach ionisierenden Teilchen (Elektronen bzw. Elektro-
nen infolge von γ-Strahlung) ein sogenannter Schweif, der bei stark ionisierenden Teilchen
stärker ausgeprägt ist. Dieses Verhalten ist anhand von α-Teilchen und Elektronen in Ab-
bildung 2.6.1 dargestellt.
Abbildung 2.6.1.: Pulsprole von α-Teilchen und Elektronen in Abhängigkeit der Zeitfür einen Pseudocumene(PC) + 1.5 g/l PPO Szintillationsdetektor[EGG+97]
Das unterschiedliche Abklingverhalten ergibt ein unterscheidbare Anzahl von Photoelek-
tronen im Schweif, wie in Abbildung 2.6.2 zu sehen ist, was eine Unterscheidung der ver-
schiedenen Teilchen möglich macht.
Diese Diskriminierungsmöglichkeit schat unter anderem die Voraussetzung für die Unter-
drückung des Untergrundes durch γ-Ereignisse [MLW71], sowie Spektroskopie in Feldern
verschiedenener Teilchen [RWH64].
Um Pulsform, -Länge und -Intenstität eines ionisierenden Teilchens im Szintillator zu be-
stimmen, nutzt man das sogenannte Single Photon Sampling9. Dabei wird die Zeitab-
hängigkeit der Intensität eines Pulses bestimmt. Gemessen werden lediglich einzelne Pho-9englisch für Einzelphotonmessung
34
2 Grundlagen 2.6 Pulsformdiskriminierung
toelektronen, die die Kathode des PMT erreichen, was eine sehr geringe Nachweiswahr-
scheinlichkeit von etwa 1 Photoelektron/s nötigt macht. Sie kann durch die Abdeckung des
PMT-Fensters bis auf ein kleines Loch gewährleistet werden. Das Referenzsignal für den
Pulsbeginn liefert ein zweiter, unbedeckter PMT.
Abbildung 2.6.2.: Verteilung der Anzahl an Photoelektronen im Schweif für α-und Elektronanregungen für einen Pseudocumene(PC) + 1.5 g/lPPO Szintillationsdetektor und Pulse von 150 Photoelektronen[EGG+97]
Diese Methode hat den Vorteil, dass auch Pulsformen mit sehr geringen Zählraten be-
stimmt werden können, denn eine gute Statistik ist durch eine groÿe Anzahl gemessener
Pulse zu erreichen [BT61]. Auÿerdem ist sie für viele Arten von anregender Strahlung an-
wendbar, für die bei anderen Darstellungsmethoden teilweise nur ungenügende Ergebnisse
erreicht werden [BT61]. Die Kenntnis insbesondere der Pulslänge ist für die Anwendung
in verschiedenen Methoden der Pulsformdiskriminierung wesentlich, um Integrationszeiten
optimal zu wählen. Die Pulsformen können durch eine Reihe mit m Gliedern an exponenti-
ellen Zerfällen mit der jeweiligen Lebensdauer τi und dem Gewicht qi beschrieben werden:
N(t) = N0 ·m∑i=1
qiτi· e−
tτi . (2.6.1)
Nur der ersten Komponente der Summe ist eine physikalische Bedeutung als Beschreibung
der Konkurrenz zwischen der Lebensdauer des Szintillationszustandes und des Energie-
transfers Lösungsmittel - gelöster Sto zuzuordnen [RGL98]. Die anderen Komponenten
dienen lediglich der mathematischen Beschreibung.
35
2 Grundlagen 2.6 Pulsformdiskriminierung
Zur Beschreibung der Güte einer Pulsformdiskriminierung wird die Figure of merit D10
verwendet. Sie beschreibt das Verhältnis von Peakabstand11 ∆S zweier zu unterscheidener
Teilchen zur Summe der Halbwertsbreite (FWHM12) ihrer Verteilung bzw. deren Varianz
(σ2a, σ
2b ):
D =∆S√σ2a + σ2
b
. (2.6.2)
Oder als alternative Darstellung mit der Summe der Halbwertsbreiten FWHM:
M =∆S
FWHMa + FWHMb
. (2.6.3)
Für den Fall, das eine Gaussverteilung der Signale vorliegt, lassen sich für D und M die
Beziehung schreiben: 2.36M ≤ D ≤ 3.34M [WM72]. Pulsformdiskriminierung ist nur mög-
lich, wenn D>1 ist und eine vollständige Diskriminierung kann nur gewährleistet werden,
wenn M ≥ 1.5 bzw. D ≥ 5 ist [WM72].
Die Anzahl der Photoelektronen n hat einen wesentlichen Einuss auf die Güte der Puls-
formdiskriminierung, wie in Abbildung 2.6.3 dargestellt.
Abbildung 2.6.3.: Abhängigkeit der Figure of merit D von der Anzahl der erzeug-ten Photoelektronen n am Beispiel von Pseudocumene (PC) +1.5 g/lPPO berechnet [RGL98]
10englisch für Gütezahl11peak englisch für Spitze12Abkürzung für: full width half maximum
36
2 Grundlagen 2.6 Pulsformdiskriminierung
Es gilt ein linearer Zusammenhang zwischen D und√n. Eine hohe Lichtausbeute ist dem-
nach Voraussetzung für eine gute Diskriminierung der Pulse.
Im Szintillator gelöster Sauersto führt, wie in Kapitel 2.5 beschrieben, zu einer niedrige-
ren Lichtausbeute und daher zu einer schlechteren Pulsformdiskriminierung. Er verändert
auch die abfallende Flanke der Pulse, da mehr langlebige Trippletzustände entstehen, was
sich in einer längeren Ablingzeit bemerkbar macht. Der Eekt für LAB ist in Abbildung
2.6.4 gut zu erkennen.
Abbildung 2.6.4.: Anzahl der Photoelektronen in Abhängigkeit der Zeit t für Elek-tronen und α-Teilchen in LAB + 2g/l PPO mit und ohne gelöstenSauersto [OOC11]
Um eine Pulsformdiskriminierung praktisch durchzuführen gibt es verschiedene Ansät-
ze, die einerseits auf den verschiedenen Zerfallszeiten der Pulse für unterschiedliche Teil-
chen beruhen oder andererseits auf während bestimmter Zeitintervalle erzeugten Ladun-
gen [BBM+03]. Die verschiedenen Varianten beruhen jedoch meist in der einen oder an-
deren Form auf der Integration bzw. Dierentiation von Pulsen, praktisch realisiert durch
sogenannte RC bzw. CR-Glieder, diese sollen daher im Folgenden erläutert werden.
37
2 Grundlagen 2.6 Pulsformdiskriminierung
CR Schaltung als -Dierenzierer oder Hochpass
Abbildung 2.6.5.: Schaltbild Hoch-passlter mit ein-und ausgehenderSpannung Vin, Vout
Beim CR-Glied ist ein Kondensator in Reihe
mit einem Widerstand geschaltet, die ausgehende
Spannung wird parallel zum Kondensator abge-
nommen. Ein solcher Hochpass ist in Abbildung
2.6.5 zu sehen. Bei dieser Art der Schaltung lädt
sich der Kondensator mit der Ausgangsspannung
Vin auf und entlädt sich anschlieÿend über den
Widerstand R. Die Eingangsspannung ist gleich
der Summe der Spannung die über dem Konden-
sator, der mit der Ladung Q aufgeladen wird, ab-
fällt, VC = QC, und der Spannung über dem Wi-
derstand, VR = Vout, für die gilt: VR = R · i(t). Das Produkt aus Kapazität und Widerstand
bildet die Zeitkonstante τ = RC des CR-Gliedes.
Vin(t) =Q
C+ Vout(t) (2.6.4)
Dierenziert man Gleichung 2.6.4 nach der Zeit und nutzt die Zusammenhänge: dQdt
= I
und R = VIfolgt die Beziehung zwischen ein- und ausgehender Spannung:
Vout(t) + τdVout(t)
dt= τ
dVin(t)
dt. (2.6.5)
Das Verhalten des CR Gliedes wird jeweils für τ klein und groÿ gegen die Pulslänge anhand
von Näherungen für Gleichung 2.6.5 untersucht. Für sehr kleine τ erhält man:
Vout(t) ∼= τdVin(t)
dt. (2.6.6)
Die ausgehende Spannung ist damit proportional zur zeitlichen Ableitung der eingehenden,
daher der Name Dierenzierer für das CR-Glied. Bei sehr groÿen Zeitkonstanten gilt:
τVout(t)
dt∼= τ
dVin(t)
dt. (2.6.7)
Der Puls passiert den Filter weitestgehend unverändert.
Der typische Szintillationspuls hat eine sehr steil ansteigende Flanke und damit eine sehr
kurze Anstiegszeit. Ein solcher Puls lässt sich annähernd durch eine Stufenfunktion be-
schreiben, in diesem Fall mit einer Stufe bei t=0, was der Position des Peaks des Szintil-
38
2 Grundlagen 2.6 Pulsformdiskriminierung
lationspulses entspricht:
Vin =
V (t ≥ 0)
0 t < 0.
Damit ist τ groÿ gegen die Anstiegszeit und die Anstiegsanke passiert unverändert den
Filter. Die Abklingdauer von Szintillationspulsen ist hingegen relativ lang und die Zeit-
konstante kann daher so gewählt werden, dass sie kurz gegen die Ablingdauer ist [Kno00].
Damit folgt für den ausgehenden Puls mit Gleichung 2.6.6:
Vout = V · e−tτ . (2.6.8)
Der Name Hochpass kommt von der Eigenschaft des CR-Gliedes Frequenzen oberhalb ei-
ner bestimmten Grenzfrequenz durchzulassen und unterhalb dieser Frequenz zu dämpfen.
RC Schaltung-Integrierer oder Tiefpass
Abbildung 2.6.6.: Schaltbild Tiefpass-lter mit ein- undausgehender SpannungVin, Vout
Der Tiefpass ist analog zum Hochpass aufge-
baut, es sind lediglich Kondensator und Wi-
derstand vertauscht. Die ausgehende Spannung
wird daher am Kondensator abgegrien und es
gilt Vout = VC . Die Eingangsspannung fällt in
diesem Fall zunächst am Widerstand ab. Der
Ladestrom für den Kondensator IC ist demnach
IC = VinR. Bei Beenden des Eingangspulses sinkt
die Eingangspannung wieder auf null, woraufhin
sich der Kondensator sehr langsam entlädt, da
die Spannung am Kondensator relativ klein ist.
Mit Vin = I ·R + Vout(t), Q = C ·V bzw. I(t) = C dVout(t)dt
folgt:
dVout(t)
dt+
1
τVout =
1
τVin. (2.6.9)
Es folgt wiederum die Unterscheidung nach groÿen und kleinen Zeitkonstanten τ . Für groÿe
τ gilt:
Vout ∼=1
τ
∫Vindt. (2.6.10)
39
2 Grundlagen 2.6 Pulsformdiskriminierung
Die Eingangsspannung wird also integriert. Für sehr kleine τ folgt:
1
τVout ∼=
1
τVin. (2.6.11)
was wiederum bedeutet, dass Pulse mit einer Dauer groÿ gegen die Zeitkonstante τ wei-
testgehend ungehindert passieren können. Für die Stufenfunktion, mit der Stufe bei t=0,
ergibt sich eine ausgehende Spannung von: Vout = V(
1− e− tτ
). Der Name Tiefpass fol-
gert sich aus der Eigenschaft des RC-Gliedes Frequenzen unterhalb einer Grenzfrequenz
hindurchzulassen und oberhalb abzuschneiden.
Im Folgenden werden kurz verschiedene, häug verwendete Ansätze der Pulsformdiskrimi-
nierung dargestellt [Ran95], in Kapitel 3.1.3.1 wird dann auf die im Experiment verwendete
Variante näher eingegangen.
• Methode nach Gatti und De Martini
Der Filter, der die maximale Information aus den Pulsformen extrahiert [RWH64],
wurde von E.Gatti und De Martini aus statistischen Überlegungen gewonnen. Es
werden zwei verschiedene Teilchen a und b angenommen, deren Pulse auf die Anzahl
N emittierter Photoelektronen normiert sind [uFdM62].∫a(t)dt =
∫b(t)dt = N (2.6.12)
ia(t) und ib(t) sind die jeweiligen Teilchenströme, die generellen Pulsformen dieser
Ströme müssen für die Anwendung dieser Pulformdiskriminierung bekannt sein. aiund bi stellen die Photoelektronen dar, die infolge der Anregung durch die Teilchen
a und b im Zeitintervall ∆ti entstehen. Der Parameter G, mit denen die Partikel
identiziert werden können, wird mithilfe der Gewichtung Pi gewonnen [uFdM62].
Es gilt:
Ga =∑i
aiPi bzw. Gb =∑i
biPi. (2.6.13)
Die optimale Gewichtung Pi berechnet sich nach [uFdM62] folgendermapen: Pi =bi−aibi+ai
. Damit lässt sich ein unbekanntes Signal S(t), dass durch Photoelektronen Si,
die im Zeitintervall ∆ti emittiert werden, produziert wird, dem jeweiligen Teilchen
zuordnen [BBB+08]:
G =∑i
PiSi. (2.6.14)
• rise-time-Methode
40
2 Grundlagen 2.6 Pulsformdiskriminierung
Diese Methode basiert auf der Integration der Lichtausgangssignale. Gemessen wird,
ab wann ein bestimmter Prozentsatz des Maximums erreicht wird [Ran95]. Hierbei
werden zwei Zeitintervalle bezogen auf den Anodenpuls bestimmt, wobei das erste
möglichst nahezu über die Gesamtpulsdauer geht und das zweite die Zeit bezeichnet,
nach der im integrierten Ausgangspuls ein bestimmter Teil des Maximums der Puls-
höhe erreicht ist. Da Pulse stark ionisierender Teilchen (α, Proton, u.a.) aufgrund der
höheren Anzahl erzeugter Triplettzustände eine langsamer abfallende Flanke haben,
wie in Kapitel 2.2.1 beschrieben, besitzen sie eine längere rise-time13 und können so
von Signalen von Elektronen unterschieden werden.
• charge-integration-Metode
Hierbei wird die Tatsache genutzt, dass die Signale organischer Szintillatoren aus
einer schnellen und einer verzögerten Komponente bestehen. Der gröÿte Teil des
Lichtes wird von der schnellen Komponente produziert. Der Anteil des Lichtes bzw.
der Photoelektronen der verzögerten Komponente an der Gesamtladung ist allerdings
abhängig vom Bremsvermögen und damit vom Teilchen [BBM+03]. Bei der charge-
integration14-Methode wird nun der Quotient aus integrierter Gesamtladung und
der Ladung innerhalb eines bestimmten Zeitintervals gemessen, das Ergebnis für
Neutronen und Photonen ist exemplarisch in Abbildung 2.6.7 dargestellt.
Abbildung 2.6.7.: Histogramm des Quotienten aus Gesamtladung und Ladung in ei-nem Zeitintervall für Neutronen (blau) und Photonen (rot) aus ei-ner 252Cf-Quelle im Szintillator vom Typ BC501-A [BBM+03]
13englisch für Anstiegszeit14englisch für Ladungsintergation
41
2 Grundlagen 2.6 Pulsformdiskriminierung
• Zero-crossingUm das sogenannte zero-crossing15 zu bestimmen, wird der Anodenpuls mit ei-
ner Kombination aus CR- und RC-Glied erst dierenziert und anschlieÿend inte-
griert. Die Zeit, nach der das so gewonnene Signal die Zeitachse schneidet, wird als
zero-crossing-Zeit bezeichnet und ist unterschiedlich für verschiedene Teilchen. Wie
in [FMN65] gezeigt wurde, ist sie unabhängig von der Pulshöhe, da dierenzierte
und integrierte Pulse gleicher Teilchen unterschiedlicher Energie die Zeitachse an der
gleichen Stelle schneiden. Das zero-crossing ist daher unabhängig von der Amplitude
und nur von der Form der Pulse, und damit der Teilchenart, abhängig. Für die Mes-
sung des pulse shape16-(PS)-Signals werden die zero-crossing-Zeiten mit typischen
time to amplitude converter17-(TAC)-Module umgewandelt [MLW71]. Diese Art der
Pulsformdiskriminierung ist einfach realisierbar, und die Eekte durch Änderung der
Zeitkonstante RC sind vorhersagbar [RWH64].
15englisch für Nulldurchgang16englisch für Pulsform17englisch für Zeit zu Amplituden Konverter
42
3. Lichtausbeutemessung am
Neutronenstrahl
In diesem Kapitel werden die an der Physikalisch-Technischen Bundesanstalt Braunschweig
(PTB)durchgeführten Experimente und die Vorgehensweise bei der Datenauswertung zu-
nächst theoretisch beschrieben. Im anschlieÿenden Abschnitt Auswertung (3.6) werden die
gewonnenen Messdaten analysiert und die erhaltenen Parameter beschrieben. Eine Einord-
nung der erhaltenen Ergebnisse erfolgt im Kapitel Diskussion (5), das nach der Beschrei-
bung des zweiten durchgeführten Experimentes folgt.
Ziel der Experimente an der PTB ist es den Quenchingfaktor von LAB für Protonen
und Alpha-Teichen anhand ihrer Lichtausbeutefunktion zu ermitteln. Auf die Notwendig-
keit der genauen Kenntnis der Quenchingfaktoren einerseits zur Untergrundreduktion und
andererseits für die Rekonstruktion von Neutrinospektren wird bereits in Kapitel 2.1 ein-
gegangen. Untersucht wird ebenfalls der Einuss der verschiedenen Konzentrationen des
Fluors PPO und der Zugabe einer dritten Szintillatorkomponente, dem Wellenlängenschie-
bers bisMSB, auf das Quenchingverhalten. Um den Quenchingfaktor zu bestimmen, muss
die Detektorantwort auf den Durchgang von Protonen mit bekanntem Energiespektrum
bestimmt werden. Das dafür verwendete Prinzip der Anpassung von Monte-Carlo-Daten,
die mit den Programmen GRESP [DK82] und NRESP [uH82] erzeugt werden, an experi-
mentelle Daten, wurde bereits vielfach erfolgreich eingesetzt.
Um die Lichtausbeute für Protonen zu bestimmen, wird die Streuung von Neutronen an
Protonen, bzw. an Wassersto, des LAB genutzt. Bei Annahme nicht-relativistischer kine-
tischer Energie der Neutronen (En 939 MeV), kann die Protonenenergie in Abhängigkeit
des Streuwinkels θ mit der klassischen Energie-Impulsbeziehung berechnet werden:
Ep =4mpmn(
1 + mpmn
)2 (cos2θ)En. (3.0.1)
Da die Massen von Neutron mn = 939.565 MeV und Proton mp = 938.272 MeV bis auf
0.1% übereinstimmen, kann angenommen werden, dass die maximale Energie der Protonen
43
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl
(θ = 180) der ursprünglichen Energie der Neutronen entspricht.
Das ideale Spektrum der Protonen nach der Streuung kann durch eine Rechteckfunktion
beschrieben werden. Zu Abweichungen von der Rechteckform kommt es durch folgende
Eekte:
1. Nichlinearität der Lichtausbeute:
Durch die nichtlineare Abhängigkeit der Lichtausbeute von der Energie (Quenching),
wird die Detektorantwort zu niedrigen Energien verschoben.
2. Austritt der Protonen aus dem Detektorvolumen:
Teilweise treten Protonen aus dem Detektorvolumen aus, ohne vollständig abge-
bremst worden zu sein und somit ohne ihre komplette Energie abgegeben zu haben.
Dies spielt insbesondere bei Detektoren von kleinem Volumen bzw. bei groÿer Neu-
tronenenergie eine Rolle, da dann die Reichweite der Protonen in die Gröÿenordnung
der Detektorzellengröÿe kommt.
Auch dieser Eekt verschiebt das gemessene Spektrum zu niedrigeren Energien.
3. Mehrfachstreuung der Neutronen:
Falls Neutronen nach einer Streuung und vor ihrem Austritt aus dem Detektor noch
einmal gestreut werden, ist es möglich, dass sich die Pulshöhen, die jeweils aus bei-
den gestreuten Protonen resultieren, zu einem Puls addieren. Damit werden eigentlich
niedrigere Energien zu höheren addiert. Die gemessene Gesamtenergie ist dabei klei-
ner als die eines einmal gestreuten Protons gleicher Energie, da Protonen niedrigerer
Energie stärker gequenscht werden.
4. Streuung der Neutronen an Kohlensto
5. endliche Energieaulösung:
Die scharfe Kante des Spektrums wird durch die endliche Energieauösung verbrei-
tert, was der Faltung mit einer Gausskurve entspricht [Kno00].
Für Neutronenenergien über einer bestimmten Schwelle ES kann es neben der Streuung
an Protonen und der elastischen Streuung an Kohlensto zu weiteren Reaktionen im Szin-
tillator kommen, bei denen α-Teilchen entstehen.
• 12C(n,α)9Be, (ES = 6.19 MeV [uH82])
• 12C(n,α')9Be* −→ n + 8Be −→ 2α, (ES = 8.81 MeV [uH82])
44
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
• 12C(n,n')12C* −→ α + 8Be −→ 2α, (ES = 8.29 MeV [uH82])
Mithilfe der in diesen Reaktionen entstehenden α-Teilchen und deren charakteristischen
Strukturen im Spektrum des Detektors kann daher, bei bekannten Wirkungsquerschnitten
der Reaktionen, mit dem gegebenen Aufbau auch auf die Lichtausbeutefunktion und das
Quenching von α-Teilchen zurückgeschlossen werden.
Für die Erzeugung des benötigten Neutronenstrahls wird das Zyklotron der PTB in Braun-
schweig genutzt, welches im folgenden Abschnitt beschrieben wird.
3.1. Messaufbau
In diesem Abschnitt wird einerseits der Aufbau beschrieben, es wird aber auch auf die
Funktionsweise der einzelnen Teile: Strahlerzeugung, Detektor und Elektronik eingegangen.
3.1.1. Neutronenstrahl und Zyklotron
Für die Lichtausbeutemessung wird ein weiÿes Neutronenspektrum bevorzugt, bei dem
durch Flugzeitmessungen (TOF1) bestimmte Energien selektiert werden können. Das bie-
tet die Möglichkeit ein groÿes Energiespektrum mit einer Messung abzudecken. Für die
Erzeugung des Neutronenstrahls wird die 9Be(p, n) Reaktion genutzt.
Es wird ein Protonenstrahl, der im Zyklotron CY (Typ TCC CV28 ) auf maximal 19 MeV
beschleunigt wurde, auf ein Berylliumtarget mit einer Dicke von 3 mm geschossen. Die so
erzeugten Neutronen haben eine Energie von ca. 1 bis 17.15 MeV.
Um TOF Messungen zu ermöglichen, werden die beschleunigten Protonen in Pulsen ex-
trahiert. Die Frequenz der Extraktion der Pulse ist variabel, wobei die Breite der Pulse
jeweils im Bereich von 1 bis 2 ns liegt [BCD+80]. Mithilfe eines pulse selectors2 werden
Pulse die auÿerhalb dieser Frequenz liegen durch dessen Kondensatorplatten abgelenkt.
Die Frequenz des extrahierten Strahls fBeam entspricht daher einem ganzzahligen Teiler
der Zyklotronfrequenz: fBeam =fZyklotron
n.
Durch die Auswahl des jeweils n-ten Pulses der Zyklotronfrequenz und die nicht vollstän-
dige Unterdrückung der anderen Zyklotronpulse kommt es zusätzlich zum Auftreten von
sogenannten Satellitenpulsen. Mit einem pulse shortener 3 [BCD+80], einem Kondensator
der mit Wechselspannung der Frequenz fZyklotron ·m (m=2,3,...,6) betrieben wird, werden
Beginn und Ende der extrahierten Strahlpulse absorbiert und nur der Pulsrumpf kann
1Abkürzung für time of ight2englisch für Auswähler von Pulsen3englisch für Pulsverkürzer
45
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
Abbildung 3.1.1.: Schema des Aufbaus zur Neutronenstrahlerzeugung mit Target T,Monitor M, Zyklotron CY, Detektoren D1...D5, Wassertanks W,Quadrupollinse Q, Vorkollimator P und Beton CO
passieren. Dadurch können Satellitenpulse weitestgehend unterdrückt werden.
Der durchschnittliche Protonenstrom liegt bei Protonenergien von etwa 18 MeV bei ca.
590 nA [BCD+80]. Durch Quadrupolmagnete wird der Protonenstrahl fokussiert und trit
anschlieÿend auf das Berylliumtarget. Auf einem der fünf verschiedenen Flugwege, mit ei-
ner Länge zwischen 10 m und 12 m, gelangen die Neutronen in die Experimentierhalle, wo
der Detektor D aufgebaut ist. Durch ein Kolimatorystem sowie Polyethylen- und Wasser-
abschirmung ist der Detektor vor Streuneutronen aus dem Berylliumtarget abgeschirmt.
Der Protonenstrahl wird hinter dem Berylliumtarget im Beam Pickup4 gestoppt. Das hier
beschriebene Schema ist in Abbildung 3.1.1 dargestellt.
Je nach Flugstrecke der Neutronen l, der Frequenz des ausgekoppelten Protonenstrahls
fBeam und der maximalen Neutronenergie Emax ergibt sich eine Mindestenergie, die die
Neutronen haben müssen, um nicht von den Neutronen des nächsten Pulses eingeholt zu
werden. Sollten sie eingeholt werden, gelangen sie im neuen TOF Fenster an und werden
fälschlicherweise aufgrund der TOF-Messung einer wesentlich höheren Energie zugeordnet.
Es würden in diesem Fall im Detektor bei hohen Energien zusätzliche Ereignisse bei nied-
4englisch für Strahlauang
46
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
Abbildung 3.1.2.: Aufbau zur Neutronenstrahlerzeugung mit Target, Kollimator undMonitor
rigen Pulshöhen registriert werden. Um diesen Eekt vernachlässigen zu können, ist die
Frequenz der Extraktion des Protonenstrahls niedrig gewählt. Sollte für sehr niedrige Ener-
gien trotzdem noch ein Überlapp vorhanden sein, so wird dieser durch eine entsprechend
hoch gesetzte Pulshöhenschwelle abgeschnitten und diese Ereignisse nicht ins Spektrum
übernommen. Die Energie Emin, unterhalb der der Überlapp der langsamen Neutronen
des alten Pulses (2) und der schnellen Neutronen des neuen Pulses (1) zustande kommt,
berechnet sich mit der Neutronenmasse mn wie folgt:
γ1 =Emaxmnc2
+ 1→ v1 =
√1− 1
γ2,
γ2 =
√1
1− v22
, v2 =s
sv1
+ 1fP
,
Emin = mnc2(γ2 − 1).
(3.1.1)
3.1.2. Detektoraufbau
Der Detektor besteht im Wesentlichen aus einer zylindrischen Zelle, in der sich die Szintil-
lationsüssigkeit bendet, einem Lichtleiter und einem Photomultiplier. Zusätzlich ist der
Detektor lichtdicht in ein Aluminiumgehäuse eingeschlossen, in dem eine LED zur Stabi-
lisierung der Verstärkung mit eingebaut ist. Der innere Durchmesser der Szintillatorzelle,
47
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
die in Abbildung 3.1.3 zu sehen ist, beträgt 5.08 cm, der äuÿere Durchmesser 5.5 cm. Die
Dicke der äuÿeren Szintillatorwand ist dementsprechend 2.1 mm.
(a) (b)
Abbildung 3.1.3.: a) Detektorzelle, b) Technische Zeichnung der Detektorzelle mitMaÿen
Das Zellfenster ist mit Hilfe einer Indiumdichtung an der Zelle befestigt. Um ein Lösen
des Fensters zu verhindern, muss Überdruck in der Zelle vermieden werden. Die Verbindung
zwischen Zellfenster und Photomultiplier stellt ein UV-durchlässiger Poly(methylmethacrylate)-
Lichtleiter5 dar, der, wie auch das Zelleninnere, zur besseren Lichtreexion mit BC-622A6
beschichtet ist.
Abbildung 3.1.4.: Detektorzelle mit Anschlüssen und verbundenem Photomultiplierim Aluminiumgehäuse beim Auslassen der Szintillatorüssigkeit
5Evonik Röhm GMBH6Saint-Gobain Ceramics & Plastics, Inc.
48
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
Die an den Detektor angeschlossene Elektronik und die Weiterleitung der Signale zur
Datenerfassung sind im Kapitel 3.1.3 näher erläutert.
3.1.2.1. Photomultiplier und LED-Stabilisierung
Abbildung 3.1.5.: Sensitivität Skdes XP2020 inAbhängigkeitder Wellenlängeλ [PHO07]
Der Photomultiplier (PMT)7, der zur Weiterverar-
beitung des vom Szintillator ausgesendeten Lichtes
angeschlossenen ist, detektiert Photonen in einem
Spektralbereich von 270 -620 nm, wobei die maxima-
le Sensitivität seiner Bi-Alkali-Kathode bei 420 nm
liegt. Die maximale Intensität des vom bisMSB emit-
tierten Szintillationslichtes liegt bei 423 nm, wie in
Kapitel 2.2.4 beschrieben ist, womit eine optimale
Detektion mit bisMSB gewährleistet ist.
Das Fenstermaterial des Photomultipliers ist Borsili-
katglas. Bei einer Betriebsspannung von 2000 V liegt
die maximal erreichbare Verstärkung bei
3 · 107 [PHO07]. Die Quantenezienz, die der Anzahlausgelöster Photoelektronen je auf die Kathode tref-
fendes Photon entspricht, liegt bei etwa 20% [uR04].
Durch thermische Emission treten an den Elektro-
den zufällig Elektronen aus. Diese erzeugen an der
Anode einen Dunkelstrom, der sich als Rauschen des Photomultipliers bemerkbar macht.
Das mittlere Untergrundrauschen liegt bei etwa 900 s−1, wodurch im Spektrum ein zufäl-
liger Hintergrund entsteht.
Um mit den Signalen des PMT eine Pulshöhenanalyse durchführen zu können, muss die
Verstärkung der Pulse konstant gehalten werden. Schwankungen, die durch Tempera-
turschwankungen verursacht werden, werden mit einer an der PTB entwickelten LED-
Stabilisierung [uHJ03] ausgeglichen. Dazu wird das Referenzlicht der LED zusammen mit
dem Licht aus dem Szintillator auf die Photokathode gestrahlt. Das Signal der LED wird
herausgeltert und die Hochspannung am Photomultiplier so geregelt, dass die Signalstär-
ke der LED konstant bleibt. Mit dieser Art der Stabilisierung ist es möglich die Drifts in
der Verstärkung unterhalb von 0.5% zu halten [uHJ03]. In Abbildung 3.1.6 erkennt man
den Erfolg der LED Stabilisierung.
7PHOTONIS, Typ XP2020
49
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
Wenn der Strom an den Dynoden hoch ist, kommt es zum Spannungsabfall an den hinte-
ren Dynoden und damit zu einer Verminderung der Verstärkung trotz LED-Stabilisierung.
Um diesen Spannungsabfall zu kompensieren und die Spannung konstant zu halten werden
Kondensatoren eingebaut.
Falls die Zählraten zu groÿ sind, wirkt auf die vorderen Elektronen aus der hinteren Dynode
noch das Feld der hinteren Elektronen aus der vorderen Dynode, was sich als Abschirmung
der Dynodenspannung bemerkbar macht und nicht zu kompensieren ist [uHJ03]. Um kon-
stante Verstärkung zu garantieren wird daher das Signal für der Pulshöhen(PH)-Analyse
bereits aus der 9. Dynode ausgelesen, an der die Zählrate wesentlich geringer ist als an der
Anode. PS- und TOF-Signal sind im folgenden Unterabschnitt näher beschrieben. Diese
Signale werden an der Anode abgenommen, da sie nicht von der Verstärkung abhängen.
Abbildung 3.1.6.: Pulshöhen(PH)-Spektren von 22Na und LED, a) und c) ohne Stabi-lisierung, b) und d) mit Stabilisierung bei zwei verschiedenen Tem-peraturen [uHJ03]
50
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
3.1.3. Elektronik
Da Zeit-und Amplitudeninformationen der einzelnen detektierten Ladungspulse für die
Analyse wichtig sind, wird der Detektor im sogenannten pulse mode8 betrieben. Das ermög-
licht es die Informationen der einzelnen Pulse zu analysieren.
Abbildung 3.1.7.: Pulsformung desSpannungspulsesV(t) aus demLadungspuls i(t)im Vorverstärker
Für die Form des an der Anode des PMT's abge-
nommenen Spannungspulses V (t) ist neben dem De-
tektor an sich die weitere Schaltung ,Vorverstärker,
bzw. dessen Zeitkonstante τ mit τ = RC, wesent-
lich. Ein grob vereinfachter Aufbau einer solchen
Schaltung ist in Abbildung 3.1.7 skizziert. Dabei
stellt i(t) das Stromsignal dar, dass aus dem Photo-
multiplier kommt und V (t) den entstehenden Span-
nungpuls. Das Ladungssignal und damit der Strom
i(t) folgt, wie in Kapitel 2.2.1 beschrieben, einer ex-
ponentiellen Zerfallskurve mit der Pulsdauer tS bzw.
der reziproken Zerfallzeit λ = 1tS, das heiÿt:
i(t) = i0 · e−λt. Mit der gesammelten Ladung Q
folgt: i0 = λQ. R ist der Ladungswiderstand an der
Anode und C die Summe der Kapazitäten der Anode, des Eingangs des Stromkreises und
der Verbindungskabel. Für den Strom in diesem parallelgeschalteten RC-Kreis gilt:
i(t) = iC + iR
i(t) = CdV (t)
dt+V (t)
R
(3.1.2)
Mit τ = RC und der Anfangsbedingung V (t = 0) = 0 folgt daraus:
V (t) =1
1tS− 1
τ
·1tSQ
C
(e−
tτ − e−
ttS
). (3.1.3)
Es werden zwei Modi abhängig von der Zeitkonstante des Anodenkreises unterschieden,
in denen das Signal abgenommen werden kann:
8englisch für Taktmodus
51
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
1. Groÿe Zeitkonstante τ tS:
Falls die Zeitkonstante wesentlich gröÿer ist als die Zerfallszeit des Szintillators, lässt
sich Gleichung 3.1.3 vereinfachen:
V (t) ∼=Q
C
(e−
tτ − e−
ttS
). (3.1.4)
Für kleine Zeiten t τ erhält man:
V (t) ∼=Q
C
(1− e−
ttS
). (3.1.5)
Für besonders groÿe Zeiten t tS folgt:
V (t) ∼=Q
C
(e−
tτ
). (3.1.6)
Daraus folgt, dass im Modus mit groÿer Zeitkonstante die Anstiegsanke des Span-
nungsignals lediglich vom Detektor und dessen Zerfallszeit bestimmt wird. Der Aus-
läufer von V (t) wird durch die Zeitkonstante des Anodenstromkreises bestimmt und
zerfällt exponentiell mit der Zerfallskonstante τ . Vorteil dieses Modus ist, dass die
Amplitude des Spannungspulses Vmax lediglich abhängig vom Quotienten aus La-
dung und Kapazität ist und maximiert wird, dadurch nimmt auch der Einuss des
Rauschens ab [Kno00].
2. Kleine Zeitkonstante τ tS:
Damit lässt sich Gleichung 3.1.3 vereinfachen zu:
V (t) ∼=τ
tS· QC
(e− ttS − e−
tτ
)(3.1.7)
Eine weitere Simplizierung für sehr kleine und groÿe Zeiten analog zu oben beschrie-
benen Vereinfachungen für groÿe Zeitkonstanten führt zu:
V (t) ∼=τ
tS· QC
(1− e−
tτ
)für t tS, (3.1.8)
V (t) ∼=τ
tS· QCe− ttS für t τ . (3.1.9)
In diesem Fall wird die Anstiegsanke durch die Zeitkonstante RC = τ bestimmt
und die abfallende Flanke zerfällt wie das Licht des Szintillators mit e−ttS .
Die Dauer der Spannungspulse ist für kleine τ geringer als für groÿe und der Puls äh-
nelt stark dem des Szintillators. Allerdings wird die Amplitude wesentlich reduziert.
52
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
Die genauere Analyse der Form eines Pulses ist in Kapitel 2.6 genauer beschrieben.
Für den Aufbau zum Auslesen der Detektorsignale werden NIM9-Standard-Module ver-
wendet. Der Schaltplan ist in Abbildung 3.1.8 dargestellt.
Abbildung 3.1.8.: Schaltplan des Aufbaus der elektronischen Module (NIM-Standard-Module) zur Ableitung der Signale des Photomultipliers [uH98]
9Abkürzung für nuclear instrumentation standard, englisch für Kernmessgerätestandard
53
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
Für jedes vom Detektor aufgezeichnete Ereignis gibt es drei Signale, die verarbeitet wer-
den: das Pulshöhen (PH)-Signal, das Pulsform (PS)-Signal, dessen Entstehung in Kapitel
2.6 erläutert wird und das TOF-Signal. Alle drei Signale werden so verzögert, dass sie
gleichzeitig im Datenerfassungssystem angelangen.
PH-Signal Das PH-Signal wird aus der 9. Dynode des PMT's ausgekoppelt. Das La-
dungssignal wird von einem Vorverstärker und Hauptverstärker integriert. Es wird einer-
seits an den TSCA (Timing Singel Channel Analyzer)10 weitergeleitet, der prüft, ob das
Signal über dem eingestellten Schwellenwert liegt und in diesem Fall ein Signal an die
Koinzidenzeinheit gibt. Andererseits wird das verstärkte Signal verzögert und an einen
Analog Digital Converter (ADC1) geleitet und an die Datenerfassung übergeben.
Das PH-Signal wird sowohl bei der Messung mit Neutronstrahl, als auch bei der Kalibration
mit γ-Quellen benutzt und ist proportional zur Anzahl der ausgesendeten Szintillations-
photonen und damit zur Lichtausbeute.
TOF-Signal Für das TOF-Signal wird das Anodensignal des PMT's ausgekoppelt und
an den Constant Fraction Trigger11 (CFT) weitergeleitet. Anschlieÿend gelangt es an ein
Time to Amplitude Converter12 (TAC)-Modul, von dem aus ein Signal an die Koinzi-
denzeinheit abgegeben wird. Ein vom Beam Pickup (BPU) kommendes, von einem Digital
Delay Generator13 (DD) verzögertes, Signal gelangt ebenfalls in das TAC-Modul. Das An-
odensignal dient als Start für die TOF-Messung und das Signal des BPU als Stopp. Die
Zeitdierenz wird als TOF-Signal an einen weiteren ADC (ADC3) geleitet, dort digitali-
siert und zur Datenerfassung geleitet.
PS-Signal Wie das TOF-Signal wird auch das Signal für die Pulsform an der Anode
abgenommen. Um aus dem Ladungssignal ein PS-Signal zu formen, wird es in einem Vor-
verstärker zunächst integriert und anschlieÿend dierenziert und das zero-crossing, welches
in Kapitel 2.6 beschrieben ist, bestimmt. Ein sogenannter Markierimpuls wird durch einen
CFT getriggert und die relative Lage der Pulse in Bezug zu diesem Puls werden in einem
weiteren TAC-Modul verarbeitet. Mit der relativen Lage können die Pulse der verschie-
denen Teilchen elektronisch diskriminiert werden, liegt die zero-crossing Zeit eines Pulses
vor dem Markierimpuls, handelt es sich um ein γ-induziertes Ereignis, anderenfalls um ein
10englisch für zeitlicher Einkanalanalysator11englisch für Trigger konstanten Bruchteils12englisch für Zeit-zu-Amplituden-Konverter13englisch für digital verzögernder Generator
54
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
neutroninduziertes Ereignis. Es wird für γ- und neutroneninduzierte Ereignisse jeweils ein
Signal an die Koinzidenzeinheit weitergeleitet. Die Zeitdierenz wird als PS-Signal weiter
an einen ADC (ADC2) gegeben und wie in den beiden vorherigen Fällen ausgewertet.
Die drei Signale werden in Form von verschiedenen Matrizen als listmode- und mpa-Datei14
gespeichert, was es im Nachhinein möglich macht, die Pulsformdiskriminierung zwischen
γ- und neutroneninduzierten Ereignissen durch andere Tabellenschnitte in der PS-PH Ma-
trix zu verbessern. Für die Energieselektion über TOF wird die TOF-PH Matrix genutzt
um die benötigten PH-Spektren zu erhalten. Für die Auswertung der Gammakalibrierung
wird lediglich die Pulshöhe benötigt. Daher erfolgt die Auswertung auch nur mit der ein-
dimensionalen PH-Matrix.
3.1.3.1. Pulsformdiskriminierung
Bei den durchgeführten Messungen wurde eine Pulsformdiskriminierung auf Grundlage der
zero-cossing-Methode durchgeführt. Die Selektion erfolgt anhand von Geraden im PH-PS-
Spektrum, die γ-induzierte- von neutroneninduzierten Pulsen trennt.
Die Bestimmung der zero-crossing-Zeit basiert auf dem in [SSME74] beschriebenen Auf-
bau. Dieser ist für Energien zwischen 0.5 und 30 MeV anwendbar und bietet damit eine
groÿe Energiespanne, in der er genutzt werden kann. Auÿerdem besteht die Möglichkeit ihn
bei hohen Zählraten einzusetzen. Das Blockdiagramm der Schaltung ist in Abbildung 3.1.9
dargestellt. Das Signal wird aus der Anode des PMT entnommen und im Vorverstärker
(A1) durch CR- und RC-Glieder integriert und dierenziert. Aus dem so geformten Puls
wird die zero-crossing-Zeit bestimmt. Anschlieÿend gelangt er in einen Verstärker (A2), an
dessen Ausgang ist die Trennung der zero-crossing-Zeiten für neutronen- und γ-induzierte
Ereignisse klar erkennbar. Das Signal zur Zeitmessung der Pulse kommt aus einem CFT.
Dieser liefert auch das Startsignal für einen Markierpuls, der die zeitlichen Positionen von
γ- und Neutronpulsen trennen soll. Er wird im Dealay Generator verzögert und gestreckt,
somit kann sein Beginn zwischen Neutron- und γ-Signal gelegt werden. Die Pulse können
durch einen TAC dargestellt werden. Mit dessen Hilfe kann eine Justierung des Makierpul-
ses erfolgen. Die Selektion wird im Gate G vorgenommen. Die Pulsformen nach Durchgang
der einzelnen Elemente sind in Abbildung 3.1.10 skizziert. Mit Hilfe des beschriebenen Auf-
baus konnte für eine NE213-Szintillatorzelle eine Unterdrückung der γ-Rate von 1:1000
erreicht werden [SSME74], was die hohe Güte dieser Form der Pulsformdiskriminierung
zeigt.
14elementare MPEG-Audio-Datei
55
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.1 Messaufbau
Abbildung 3.1.9.: Blockdiagramm des verwendeten Pulsformdiskriminierungskreisesmit Vorverstärker A1, Begrenzungsverstärker A2, Verzögerung D,Gate G und den ausgehenden Pulsformen für Signal- und Makier-puls [SSME74]
Abbildung 3.1.10.: Pulsformen für neutronen-(n)- und γ-induzierte Ereignisse beiDurchgang der Pulse durch die Schaltung aus Abbildung 3.1.9an den verschiedenen Schaltelementen [SSME74]
56
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.2 Gammakalibrierung
3.2. Gammakalibrierung
Um für Elektronen eine Beziehung zwischen Pulshöhensignal und Energie herstellen zu
können, werden Kalibrierungsmessungen mit mehreren γ-Quellen gemacht. Die Kalibrie-
rung wird für jede Zusammensetzung neu durchgeführt, da die Lage der Pulshöhen und
die Auösung des Detektors wesentlich von der Zusammensetzung des Flüssigszintillators
abhängen. Um niedrige Energien bis etwa 5 MeV im Protonenrückstoÿspektrum besser
auösen zu können, wird jeweils zusätzlich mit einer höheren Verstärkung gemessen. Auch
mit der erhöhten Verstärkung werden jeweils Kalibrierungsmessungen durchgeführt. Der
Untergrund wird jeweils durch eine quellfreie Messung bestimmt und von den Quellmes-
sungen, auf die Messdauer skaliert, abgezogen.
γ-Quanten werden im organischen Szintillator weitestgehend über Comptonstreuung nach-
gewiesen, da der Photoeekt, der mit ∝ Z5 von der Kernladungszahl abhängt, aufgrund
der niedrigen Kernladungszahl des Szintillators (Zeff = 3.47) kaum stattndet. Paarbil-
dung ndet bei den betrachteten γ-Energien (maximal 1.77 MeV) noch nicht statt bzw.
hat einen sehr niedrigen Wirkungsquerschnitt. Zur Kalibrierung wird daher die Energie
der Comptonkante Ee(180) und deren Lage im PH-Spektrum genutzt, wobei
Ee(θ) = Eγ ·
(1− 1
1 + Eγme · c2 · (1− cos(θ))
),
Ee(180) =2E2
γ
me · c2 + 2Eγ.
(3.2.1)
Für die PH(E) Beziehung nutzt man die Tatsache, dass das Verhältnis von Elektronen-
energie zur Lichtausbeute und damit auch zur Pulshöhe für die hier betrachteten Energien
und höhere linear ist, siehe dazu Kapitel 2.5. Für L gilt damit:
L = S · (E − E0). (3.2.2)
S ist ein freiwählbarer Skalierungsfaktor zwischen Lichtausbeute und Elektronenenergie
und wird auf S = 1 festgesetzt. E0 berücksichtigt die Nichtlinearität der Lichtausbeute
unterhalb einer szintillatorabhängigen Energie. Im zur Simulation der Detektorantwort ver-
wendeten Monte-Carlo (MC)-Programm GRESP, welches ursprünglich für NE-213 Szintil-
latoren entwickelt wurde, wird E0 mit 5keV gleichgesetzt, um die Nichtlinearität unterhalb
von ca. 40 keV zu kompensieren [DK82]. Für LAB dürfte der Wert für E0 allerdings hö-
57
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.2 Gammakalibrierung
her liegen, anhand von neueren Messungen wird eine Nichtlinearität der Lichtausbeute für
Elektronen unterhalb von ca. 400 keV vermutet [HWCT11]. In der verwendeten PH(E)-
Bezeiehung wird E0 zusammen mit der elektronischen Verschiebung als gesamter Oset15
off beschrieben.
Die Comptonkante ist aufgrund der endlichen Energieauösung, die durch Ortseekte, sta-
tistische Schwankungen und elektronisches Rauschen entsteht, verschmiert und kann nicht
direkt im Spektrum abgelesen werden. Auf die Energieauösung wird im folgenden Unter-
abschnitt 3.3 näher eingegangen. Um sie zu bestimmen, wird ein simuliertes Spektrum mit
gegebener PH(E)-Beziehung an das experimentelle Spektrum angepasst.
Die verwendeten γ-Quellen sind in Tabelle 3.2.1 aufgelistet:
Tabelle 3.2.1.: Gammakalibrierungsquellen mit zugehörigen γ-Energien, Verzwei-gungsverhältnissen und Zerfallskanälen
Isotop γ Energie [keV] Verzweigungsverhältnis [%] Zerfallskanal22Na 1274.53 99.944 β+
511 99.944 e++e- −→ 2γ137Cs 661.657 85.1 β−207Bi 1770.237 6.87 β+
1063.662 74.5 β+
569.702 97.74 β+
Um einen ersten Näherungswert für den Kalibrierungsfaktor der PH(E)-Beziehung zu
erhalten, wird an die Comptonkanten der experimentellen Daten jeweils eine Gausskurve
angepasst. Bei einer PH-Lage, bei der 2/3 des Maximums des Gaussts16 erreicht sind,
wird der PH-Wert abgelesen und als Schätzwert der Lage der Comptonkante genutzt. Aus
den sechs so abgelesenen PH-Kanälen der Comptonkanten und deren Energien wird ein
erster linearer Fit der Pulshöhe in Abhängigkeit der Energie erstellt.
PH = cal ·E + off (3.2.3)
Der im Fit enthaltene Oset off , der oben bereits erwähnt wurde, kommt durch den
elektronischen Oset der Verstärker zu Stande und beinhaltet gleichzeitig die in Gleichung
3.2.2 beschriebene Verschiebung durch die Nichtlinearität der Lichtausbeute unterhalb von
E0. Der Oset ist für alle Messungen eines Setups und gleicher Verstärkung konstant. So-
bald er gut genug bestimmt ist, was nach 2-3 Iterationen der Fall ist, wird eine Korrektur15englisch für Absatz16t englisch für Anpassung
58
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.2 Gammakalibrierung
des Nullpunktes vorgenommen und die experimentellen Daten werden um den Oset ver-
schoben.
Um γ-Quanten in der Detektorzelle zu simulieren, wird das an der PTB entwickelte MC-
Programm GRESP benutzt. Dabei müssen der Quellabstand, die Maÿe der Detektorzelle
und des Gehäuses, die Dichte und das C-zu-H-Verhältnis des Szintillators, sowie Dichte
und C-zu-H-Verhältnis des Lichtleiters angegeben werden. Das Programm simuliert an-
schlieÿend den Photonentransport im Detektor einschlieÿlich der Streuung im Lichtleiter
und dem Detektorgehäuse. Bei den Reaktionen berücksichtigt werden Photoeekt und
Comptonstreung mit einer zufälligen Wahl des Streuwinkels entlang des Klein-Nishina-
Wikungsquerschnittes. Die Ausgabedaten von GRESP besitzen kein äquidistantes Bin-
ning, da die Detektorantwort von 0 bis 100 keV in 10 keV Schritten berechnet wird und
von 100 bis 5100 keV in 100 keV Schritten. Sie werden daher mit dem Dialogprogramm
WinSpekt [G.D78] ausgelesen und mit Hilfe der anzugebenden PH(E) Beziehung wird ein
äquidistantes Binning erzeugt. Um bei der Benutzung von GRESP ein Spektrum mit meh-
reren γ-Energien zu erstellen, werden die einzeln simulierten Energien entsprechend ihrer
in Tabelle 3.2.1 angegebenen Verzweigungsverhältnisse addiert. In Abbildung 3.2.1 ist ein
so erzeugtes Spektrum für eine 22Na-Quelle zu sehen.
Abbildung 3.2.1.: Mit GRESP simuliertes, ungefaltetes Pulshöhen(PH)-Spektrum ei-ner 22Na-Quelle in 2 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB mit niedriger Ver-stärkung
Die erzeugten Spektren haben eine ideale Energieauösung. Um sie mit den experimen-
tellen Daten vergleichen zu können, werden sie daher erst mit einer Gausskurve gefaltet,
59
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.2 Gammakalibrierung
deren Halbwertsbreite der Energieauösung bei der entsprechenden Energie entspricht.
Das simulierte und gefaltete Spektrum wird nun an die gemessenen Daten angepasst. Als
Bereich für diesen Fit wird lediglich der Bereich der Comptonkante gewählt. Man erhält
einen Kompressionsfaktor kf , um den das MC-Spektrum gestaucht bzw. gestreckt wer-
den muss, um den experimentellen Daten zu entsprechen. Mit diesem Faktor wird jeweils
die PH-Lage der Comptonkante PHCK multipliziert, um einen besseren Wert für sie zu
erhalten. Mit Gleichung 3.2.1 ergibt sich diese bei jeweiliger PH(E)-Beziehung zu:
PHCK,i =2E2
γ
me · c2 + 2Eγ· cal
1000,
PHCK,i+1 = PHCK · kf. (3.2.4)
Hierbei bezeichnet i den Iterationsschritt, die Energie wird in MeV eingesetzt. Für
die nullte Iteration wird als Näherungswert für die PH(E)-Beziehung die PH-Lage der
Comptonkante, die 2/3 der maximalen Ereigniszahl im Comptonkantenbereich entspricht,
verwendet. Mithilfe des Kompressionsfaktors wird sie je Iteration dem tatsächlichen Wert
angenähert und mit den neu erhaltenen PH-Lagen wird ein weiterer linearer Fit für PH(E)
durchgeführt.
Da bei den ersten beiden Iterationen gleichzeitig noch die Energie- bzw. Pulshöhenauf-
Abbildung 3.2.2.: Experimetelles (schwarz) und gefaltetes GRESP (grün)Pulshöhen(PH)-Spektrum für eine 22Na-Quelle in LAB +2 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB mit niedriger Verstärkung mit abge-schätzter und tatsächler Lage der Comtonkante für Eγ = 511 keV
60
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.3 Energieauösung
lösung bestimmt wird, kann bei weiteren Iterationen die Gausskurvenbreite, entsprechend
der Auösungsfunktion aus Kapitel 3.3, energieabhängig gewählt werden, was eine bessere
Anpassung erlaubt. Wenn sich PHCK,i und PHCK,i+1 nicht mehr als ca. 0.5% vonein-
ander unterscheiden, wird keine weitere Iteration mehr durchgeführt und der PH(E)-
Zusammenhang ist bestimmt. In Abbildung 3.2.2 ist ein experimentelles Spektrum einer
LAB + 2 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB-Probe zusammen mit einem angepassten und gefal-
teten GRESP-Spektrum zu sehen.
3.3. Energieauösung
Die Energieauösung eines organischen Szintillationsdetektors ist verglichen mit der von
hochauösenden Detektoren wie Halbleiterdetektoren relativ gering. Sie wird durch drei
wesentliche Faktoren bestimmt:
• Ortsabhängigkeit der Lichtentstehung a:
Je nach Entstehungsort des Szintillationslichts, legen die Szinzillationsphotonen einen
anderen Weg zum Photomultiplier zurück und die unterschiedlichen Wege können
unterschiedliche Verluste hervorrufen. Die Abhängigkeit der Pulshöhe von der orts-
abhängigen Lichtübertragung beschreibt der Parameter a.
• Statistik der Entstehung und Vervielfachung der Photoelektronen b:
Die Ladung Q, die im Detektor registriert wird, ist als diskrete Gröÿe aus den an
der Photokathode austretenden Elektronen zusammengesetzt. Ihre Anzahl variiert
auch bei konstant bleibender Energie statistisch. Nimmt man an, dass die Entste-
hung eines jeden austretenden Elektrons der Poissonstatistik unterliegt, so liegt bei
N produzierten Photoelektronen eine Standardabweichung von√N vor. Je mehr
Photoelektronen produziert werden, desto kleiner ist daher die relative statistische
Schwankung der detektierten Photoelektronen (∝ 1√N) und desto kleiner der Para-
meter b. Schwankungen in der Vervielfachung am PMT sind bei den durchgeführten
Experimenten durch die LED-Stabilisierung reguliert und spielen daher im Wesent-
lichen keine Rolle.
• Rauschen der Elektronik c:
Die Verminderung der Energieauösung durch elektronische Eekte ist der kleinste,
und da zusätzlich mit 1/E2 eingehende, am wenigsten entscheidende Beitrag. Im Fol-
genden wird c daher standardmäÿig auf 0.5 festgesetzt [Nol12], diese Gröÿenordnung
wurde in anderen Messungen ähnlichen Aufbaus bestätigt [uH82] [DK82].
61
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.4 Time of Flight Kalibrierung
Mit diesen drei Gröÿen wird die Energieauösung dE/E bzw. die Pulshöhenauösung
dPH/PH folgendermaÿen parametrisiert:
dE
E=
√a2 +
b2
E+c2
E2,
dPH
PH=
√a′2 +
b′2
PH+
c′2
PH2. (3.3.1)
Entscheidend für die Auösung ist neben der Szintillatorüssigkeit auch die Gröÿe und
Form der Detektorzelle [DK82].
Um die Parameter der Gleichung 3.3.1 für den jeweils verwendeten Szintillator zu erhal-
ten, werden die MC-Daten der jeweiligen γ-Energie mit eine Gausskurve relativer kon-
stanter Breite (dE/E=konstant) gefaltet und mit den experimentellen Daten im Kanten-
bereich verglichen. In einer Schleife wird die Faltung mit einer relativen Auösung von
dPH/PH=1% begonnen, dPH bezeichnet dabei die Halbwertsbreite der Pulshöhe. Die
MC-Daten werden mit der relativen Auösung gefaltet, an die experimentellen angepasst
und das χ2 des Fits wird gespeichert. Anschlieÿend wird der Vorgang mit einer um 1% er-
höhten relativen Auösung wiederholt. Das neu erhaltene χ2 wird mit dem des vorherigen
Fits verglichen. Ist es kleiner, wird die Auösung weiter erhöht und die Prozedur wieder-
holt, ist es gröÿer oder gleich, wird die relative Auösung des vorherigen Fits ausgegeben.
Diese wird für die Pulshöhe der entsprechenden Comptonkante als Wert der relativen Auf-
lösung dPH/PH aufgetragen. Für Quellen mit mehreren γ-Energien, wird die Anpassung
zuerst mit der höchsten Energie durchgeführt. Anschlieÿend werden die simulierten und
angepassten Daten dieser Energie vom Gesamtspektrum abgezogen.
Der anpassungsbedingte Fehler für den jeweiligen dPH/PH-Wert ergibt sich, wenn man
die Fitgrenzen variiert und so etwas abweichende Auösungen erhält. Anhand der dPH/PH-
Werte für alle Comptonkanten werden die Parameter a, b, c der Gleichung 3.3.1 bestimmt.
Da für die Bestimmung der Kantenlage der Comptonkante die Energie-Kanalbeziehung
bekannt sein muss, wird die Energieauösung wie die Kalibrierung iterativ verbessert.
Für einen NE213 Szintillator mit einer Detektorzelle ähnlicher Bauart wie die hier genutzte,
ergeben sich für a, b und c Werte der Gröÿenordnung von 1.2%, 10% und 0.5% [uH82].
3.4. Time of Flight Kalibrierung
Für die Auswertung der Lichtausbeutedaten werden monoenergetische Neutronen benö-
tigt, daher ist eine Energieselektion aus dem weiÿen Neutronenspektrum notwendig. Die
Selektion erfolgt über eine Flugzeit-(TOF)-Messung. Entscheidend hierbei ist der zeitliche
62
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.4 Time of Flight Kalibrierung
Abstand zwischen dem prompten Gammapeak der ebenfalls im Be-Tagarget entstehenden
γ's und den Neutronen bestimmter Energie. In Abbildung 3.4.1 ist ein TOF-Spektrum der
verwendeten Detektorzelle dargestellt.
Die Flugstrecke für Neutronen und γ-Teilchen ist gleich und setzt sich folgendermaÿen
zusammen:
• halbe Dicke Be-Target (0.0015 m)
Hierbei wird davon ausgegangen, dass sowohl γ-Teilchen als auch Neutronen im Mit-
tel in der Mitte des Targets entstehen.
• Strecke Target-Detekor (liegt je nach Messung im Bereich von 10 -12 m)
• Dicke Detektorfenster (0.002 m)
• halbe Länge Szintillatorzelle (0.0254 m)
Es wird wieder davon ausgegangen, dass die Reaktionen der Neutronen im Szintillator
im Mittel im Zentrum der Szintillatorzelle stattnden.
Abbildung 3.4.1.: Pulshöhen (PH)-über Time of Flight (TOF)-Spektrum mit Neu-tronenkontinuum und γ-Peaks für LAB + 2 g/l PPO + 15 mg/lbisMSB
Das Startsignal für die TOF-Messung wird von der Anode des PMT geliefert, das Stopp-
signal, das zeitlich verschoben nach dem Detektorsignal eintrit, liefert der Beam Pickup.
Daher sind kurze Zeiten durch eine hohe Lage im Spektrum gekennzeichnet. Das bietet
den Vorteil, dass die Zeitmessung am TAC nur gestartet wird, wenn ein PH-Signal an
der Anode über dem eingestellten Schwellwert liegt, was wiederum die Totzeit des TAC
63
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.4 Time of Flight Kalibrierung
verringert. Da die Zeit vom TAC in Kanälen gemessen wird, ist zuerst eine Kalibrierung
Zeit zu Kanal notwendig. Hierfür sind Kalibriereinheiten vorhanden, welche Pulse jeweils
im Abstand von 40 ns erzeugen, die vom TAC aufgenommen werden. Die Auswertung wird
mit WinSpekt durchgeführt. Das TOF Spektrum der Kalibrierungsmessung wird eingele-
sen, anschlieÿend wird über jeden der Peaks im Zeitfenster eine Gausskurve gelegt, um
dessen Position in Kanälen zu bestimmen. Mit Hilfe des Abstands der Peaks voneinander
wird eine Anstiegsgerade berechnet. Der y-Achsenabschnitt dieser Gerade interessiert für
die Kalibrierung nicht, da lediglich mit relativen Abständen zum Gammapeak gearbeitet
wird. Der Abstand der Pulse voneinander wird von WinSpekt als 1 angenommen, daher
muss der berechnete Anstieg noch mit dem tatsächlichen zeitlichen Abstand von 40 ns mul-
tipliziert werden, was den TOF-Kalibrierungsfaktor calt ergibt. In Abbildung 3.4.2 sind die
von den Kalibriereinheiten im 40 ns-Abstand geformten Pulse zu sehen.
Abbildung 3.4.2.: Pulse der Kalibriereinheit im zeitlichen Abstand von 40 ns zur Flug-zeit (TOF)-Kanal zu Zeitkalibrierung
Die TOF-Kanallage der Neutronen mit bestimmter Energie berechnet sich mit Hilfe der
Formel wie folgt:
γn =Tnmn
+ 1,
vn =
√1− 1
γ2n
· c,
tneutron = tgamma −(l
vn− l
c
)· 1
calt,
(3.4.1)
dabei sind Tn die kinetische Energie des Neutrons,mn = 939.656 MeV und vn dessen Masse
64
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.5 Korrekturen
und Geschwindigkeit, l die Flugstrecke, tgamma und tneutron die TOF-Lage des Gammapeaks
und der Neutronen der jeweiligen Energie in Kanälen und c die Lichtgeschwindigkeit.
3.5. Korrekturen
Bei der durchgeführten Art der Messungen gibt es Korrekturen, die vor der weiteren Aus-
wertung mit den PH-TOF Matrizen durchgeführt werden, um eine optimale Anpassung
der Daten zu gewährleisten.
• SatellitenkorrekturDie in 3.1 beschriebene Unterdrückung der Zyklotronpulse, bei denen der Protonen-
strahl nicht ausgekoppelt und zur Neutronenstrahlerzeugung benutzt wird, gelingt
nicht in vollem Maÿe. Daher zeigt sich mit Abweichungen im TOF-Spektrum, die
jeweils einem ganzzahligen Vielfachen der Zyklotronfrequenz entsprechen, das Spek-
trum des Hauptpulses im Szintillator noch einmal. Diese verschobenen Satelliten-
pulse sind, je nach Unterdrückung, in ihrer Intensität wesentlich geringer als der
Hauptpuls, wie in Abbildung 3.5.1 erkennbar.
Abbildung 3.5.1.: Pulshöhen (PH)-über Time of Flight (TOF)-Spektrum für die LAB+ 3 g/l PPO Szintillatorlösung mit Neutronen- und γ-Pulsen sowieSatellitenpulse
Um die Satellitenpulse aus dem Spektrum zu entfernen, wird ein TOF-Spektrum
erzeugt, bei dem die PH-Schwelle so hoch ist, dass die einzelnen Satelliten getrennt
65
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.5 Korrekturen
voneinander zu betrachten sind. Anschlieÿend wird jeweils über Hauptpuls und Sa-
tellitenpuls integriert und der Quotient bestimmt.
Die Lage der Satelliten und des Hauptpulses ist in Abbildung 3.5.2 gut zu erken-
Abbildung 3.5.2.: Flugzeitlage (TOF) der Haupt- und Satellitenpulse von Neutronenund prompten γ's für LAB + 3 g/l PPO in logarithmischer Dar-stellung
nen. Das Spektrum wird nun um den Abstand des Hauptpulses zum Satellitenpuls
verschoben und mit dem gebildeten Quotienten multipliziert. Das so erhaltene Spek-
trum wird anschlieÿend vom ursprünglichen abgezogen.
• Walk-Korrektur
Die Abhängigkeit der gemessenen Flugzeit von der Pulshöhe wird als time-walk 17 be-
zeichnet. Im CFD wird das Ankunftssignal der Pulse generiert und somit die Flugzeit
bestimmt. Erreicht die Anstiegsanke des Szintillationspulses die eingestellte Schwel-
le, wird ein logischer Puls generiert, der durch das Passieren der hinteren Flanke des
Szintillationspulses beendet wird.
Da der Punkt an dem die Anstiegsanke des Pulses die Schwelle passiert amplituden-
abhängig ist, wie in Abbildung 3.5.3 verdeutlicht ist, kommt es hierbei zu unterschied-
lichen Flugzeiten bei unterschiedlicher Pulshöhe. Im CFD wird daher die Schwelle
je nach Pulshöhe optimal gesetzt [wal11]. Dies gelingt, indem zwei Pulse addiert
werden. Dabei handelt es sich einerseits um den abgeschwächten Ausgangspuls und
andererseits um den verzögerten und invertierten Ausgangspuls. Das zero-crossing
17englisch für zeitliche Bewegung
66
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.5 Korrekturen
dieser Summe dient als pulshöhenunabhängiges Zeitsignal für die TOF-Messung.
Es wird beispielsweise getriggert, wenn der zero-crossing-Punkt erreicht wird, der
amplitudenunabhängig ist. Allerdings bleibt bei geringen Pulshöhen auch hier ein
time-walk-Eekt übrig, da das zero-crossing im CFD nur oberhalb einer bestimmten
Schwelle bestimmt werden kann.
Abbildung 3.5.3.: Abhängigkeit der Zeit t bis zum Erreichen der Pulshöhen (PH)-Schwelle von der Amplitude: walk-Eekt [wal11]
Die Auswirkungen des TOF-walks können minimiert werden, indem die gesetzten
TOF-Fenster nicht zu klein gewählt werden. Der walk-Eekt ist somit für höhere
Energien deutlicher, da hier schmalere TOF-Fenster gesetzt werden.
Um eine time-walk-Korrektur durchzuführen, müssen für verschiedene Pulshöhen in
den TOF-Spektren die Lagen für einen Referenzenergiewert bestimmt werden, was
beispielsweise die Kante für die höchste Neutronenergie sein kann. Anschlieÿend muss
in Abhängigkeit der Pulshöhe einer Verschiebung für die TOF-Werte bestimmt wer-
den, die anschlieÿend auf die PH-TOF Matrix angewendet wird.
• Random-KorrekturUm den bei den Messungen mit dem jeweiligen Szintillator vorhandenen Untergrund
abzuziehen, wird die Detektorantwort für die Hintergrundstrahlung bestimmt. Dazu
wählt man aus dem TOF-Spektrum einen Bereich aus, in dem weder neutronenin-
duzierte noch von γ-Strahlung aus dem Be-Target induzierte Ereignisse liegen. Für
diesen Bereich wird mit einer der TOF-Selektion der Neutronen jeweils entsprechen-
den Fensterbreite das PH-Spektrum ausgelesen. Dieses Hintergrundspektrum kann
nun von den anderen erzeugten PH-Spektren abgezogen werden.
67
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
3.6. Auswertung
Die erste Messreihe am Neutronenstrahl umfasst vier Proben unterschiedlicher Szintillator-
zusammensetzung mit jeweils einem Durchlauf mit hoher Verstärkung, mit einer Einteilung
von 4mV/Kanal, und einem Durchlauf mit niedriger Verstärkung, mit einer Einteilung von
1mV/Kanal. Die zweite Messreihe wurde zu einem späteren Zeitpunkt analog zu den ersten
Messungen durchgeführt, dabei wurde nur eine Probe gemessen. Die jeweils untersuchten
Zusammensetzungen sind im Folgenden angegeben:
1. Messung
• LAB mit 2 g/l PPO
• LAB mit 2 g/l PPO und 15 mg/l bisMSB
• LAB mit 3 g/l PPO und 15 mg/l bisMSB
• LAB mit 3 g/l PPO und 0.1% natürlichem Nd
2. Messung
• LAB mit 3 g/l PPO
Die Flugstrecke l ist bei der ersten Messreihe 12.111 m, bei der zweiten Messung 12.211 m.
Die Unsicherheit der Längenmessung beträgt etwa 2 mm. Zusätzlich muss beachtet wer-
den, dass das tatsächliche Szintillationszentrum nicht immer, wie angenommen, in der
Mitte der Szintillatorzelle liegt. Daher wird auch die unterschiedliche Weglänge der er-
zeugten Szintillationsphotonen in Szintillator und Lichtleiter in der Fehlerrechnung mit
etwa 3 mm berücksichtigt [Nol12]. Insgesamt ergibt sich eine Unsicherheit von ca. 5 mm
für die Flugstrecke l.
Die Pulshöhenschwelle liegt für alle Messungen im Bereich von 200 keV, der Protonen-
strom liegt bei etwa 600 nA. Für den Strahldurchmesser des Neutronenstrahls am Ort
des Detektors ergibt sich ein Wert von etwa 19.9 cm. Folglich treen pro Sekunde circa
9.2 · 104 Teilchen auf die Frontäche des Detektors. Eine genaue Bestimmung der Neutro-
nenzahl ist nicht notwendig, da keine absoluten Lichtausbeutemessungen gemacht werden,
sondern lediglich die relative Lichtausbeute bestimmt wird. Die Nachweiswahrscheinlich-
keit für Neutronen aus dem erzeugten weiÿen Spektrum ist etwa 25% [AH05] und die
Breite eines Pulses liegt bei einer Gröÿenordnung von 1µs [BDK+89]. Innerhalb dieses
Zeitintervalls liegt die Wahrscheinlichkeit mehrere Neutronen zu detektieren bei etwa 4%.
Die Fensterbreite für die Integration der einzelnen Pulse liegt bei circa 300 ns, wodurch
68
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
die Wahrscheinlichkeit für die eben beschriebene Zählung zweier Neutronen als ein Event
(pile-up18) unterhalb von 0.5% liegt und daher vernachlässigbar ist. Die Mindestenergie
Emin um einen Überlapp der Pulse zu verhindern, berechnet sich mit der gegebenen Fre-
quenz fP=481.30 k(s−1), einer Flugstrecke von 12.111 m und einer maximalen kinetischen
Neutronenenergie Emax von 17.15 MeV nach Gleichung 3.1.1 zu Emin = 0.125 MeV. Mit
der gesetzten Pulshöhenschwelle von 200 keV kann dieser Überlapp der Pulse vernachläs-
sigt werden.
Es ist für alle Messungen der Untergrund mit Hilfe der Random-Korrektur, die in Kapitel
3.5 beschrieben ist, abgezogen. Die Satelliten- und Walk-Korrektur wurden auf die Probe
mit 2 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB angewendet und die Gröÿe des Eektes bestimmt. Da
sich keine signikante Veränderung in der Lage der jeweiligen Protonkanten zeigte [Nol12],
werden die Korrekturen auf die weiteren Proben nicht angewendet.
3.6.1. Bremsvermögen von LAB
Das Bremsvermögen eines Materials entspricht dem Energieverlust eines ionisierenden Teil-
chens beim Durchgang durch diese Materie dE/dx. Für LAB wurde es noch nicht ex-
perimentell bestimmt. Auch in den Simulationsprogrammen Pstar [MB11a] und SRIM
[ZZB10], die die Bremswirkung von Protonen bzw. α-Teilchen mit SRIM oder Astar [?],
in verschiedenen Elementen oder Zusammensetzungen berechnen, ist LAB nicht als Ma-
terial enthalten. Daher wurden ähnliche Flüssigkeiten für die Berechnung herangezogen.
In die nähere Auswahl als vergleichbare Substanz kam u.a. Toluol (Methylbenzen C7H8).
Es besitzt wie LAB einen Bezolring und hat mit 0.87 g cm−3 nahezu die gleiche Dich-
te [fAdDGUI12]. Allerdings weicht das C-zu-H-Verhältnis von Toluol mit 0.875 deutlich
vom C-zu-H-Verhältnis von LAB, das 0.606 beträgt, ab. Das Plastik Polypropylene wurde
letztendlich, als vergleichbare Substanz, als Hilfe zur Berechnung der Bremswirkung von
LAB verwendet. Polypropylene hat mit 0.9 g cm−3 eine zu LAB ähnliche Dichte und sein
C-zu-H-Verhältnis liegt mit 0.5 nah an dem des LAB.
Die Bragg-Regel sieht die Berechnung der Bremswirkung für zusammengesetzte, nichtele-
mentare, Materialien anhand der Linearkombination der Bremswirkung der enthaltenen
Elemente, die in Tabelle 2.2.3 aufgeführt sind, vor. Bei diesem Vorgehen treten für eine
zusammengesetzte Substanz allerdings Abweichungen von bis zu 20% [ZZB10] zum tat-
sächlichen Wert auf. Bindungen und Anregungen innerhalb der Moleküle führen zu einer
Abweichung der Wechselwirkung der elementaren Bestandteile. Die Rolle der Bindungen
18englisch für aufsummieren
69
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
(einfach, doppelt, dreifach...) wird in der Core and Bond19 (CAB)-Näherung berücksich-
tigt. In dieser Korrektur wird neben der einfachen Addition der Bremswirkung der Ele-
mente zusätzlich die Bremswirkung der Bindungselektronen addiert [ZZB10]. Auf dieser
Näherung beruht der in SRIM enthaltene Korrekturfaktor für zusammengesetzte Sub-
stanzen. PStar hingegen arbeitet nur auf Grundlage der Bragg-Regel ohne Korrekturterm.
Um das Bremsvermögen für die verwendete SNO+-LAB-Substanz abzuschätzen, wurde
für alle darin enthaltenen LAB's, die in Tabelle 2.2.3 b) mit ihrem jeweiligen Anteil aufge-
führt sind, mit SRIM und PStar das Bremsvermögen berechnet und anschlieÿend je nach
prozentualem Anteil pi addiert:
SLAB−SNO+ = SC15H24 · p1 + SC16H26 · p2 + SC17H28 · p3 + SC18H30 · p4 + SC19H32 · p5. (3.6.1)
Für die Braggkorrektur bei der Verwendung von SRIM wurde der Korrekturfaktor von
0.9844% angewendet, der für Polypropylen als ausgewählte vergleichbare Substanz angege-
ben ist. Um die Auswirkungen eines etwas anderen Korrekturfaktors abzuschätzen, wurde
zusätzlich die Bremswirkung von LAB mit einem Bragg-Korrekturfaktor von n-Pentadecan
(ρ = 0.769 g cm−3, C:H = 0.4688) der Gröÿe 0.9863% berechnet. Die relativen Abweichu-
gen der beiden Bremswirkungen sind in Abbildung 3.6.1 dargestellt.
Die Abweichung bleibt bis zu einer Energie von ca. 0.7 MeV bei einem nahezu kon-
stanten Wert von 0.2%. Bei weiter zunehmender Energie sinkt die Abweichung und liegt
bei 1.4 MeV nur noch bei 0.05%. Der Einuss des Korrekturfaktors sinkt somit oenbar
mit zunehmender Energie. Da der Korrekturterm für LAB nur abgeschätzt werden kann,
die Abweichungen zu Polypropylen aber im Bereich der Abweichung Polypropylene zu n-
Pentadecan liegen sollte, kann der Fehler aufgrund des nicht speziell für LAB gewählen
Korrekturfaktors, für Energien über 0.7 MeV mit maximal 0.5% abgeschätzt werden. Da
allerdings bei SRIM sowieso eine Unsicherheit von bis zu 2% auf die angegebenen Korrek-
turfaktoren angegeben wird, wird die Unsicherheit der Bremswirkung auf insgesamt circa
2% abgeschätzt.
Ebenfalls untersucht wurde der Einuss unterschiedlicher Mengen PPO auf die Brems-
wirkung der Szintillatorsubstanz. Die relative Abweichung der Bremswirkungen für reines
LAB und LAB +2 g/l PPO ist in Abbildung 3.6.2 zu sehen.
Bereits ab 0.5 MeV weichen die Bremswirkungen lediglich um ca. 0.5% ab. Mit weiter
19englisch für Kern und Bindung
70
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Abbildung 3.6.1.: Relative Abweichungen der Protonbremswirkung in LAB mitKorrekturterm von n-Pentadecan und Polypropylen, ∆S/S =(Sn−Pentadecan − SPentadecan)/SPolypropylene in Abhängigkeit derProtonenergie E
Abbildung 3.6.2.: Relative Abweichungen der Protonbremswirkung für reines LABund LAB mit 2g/l PPO, ∆S/S = (SLAB − SLAB+PPO)/SLAB inAbhängigkeit der Protonenergie E
zunemehmender Energie bleibt diese Abweichung nahezu konstant. Die Unsicherheit im
genauen PPO-Gehalt, die in der Gröÿenordnung von 1 mg liegt, schlägt sich daher nicht in
71
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
einer Veränderung der Bremswirkung nieder. Die Bremswirkungen der unterschiedlichen
verwendeten PPO-Mengen, 2 g/l und 3 g/l, können ebenfalls nahezu als gleich angenommen
werden, was für die spätere Interpretation des Quenchings der verschiedenen Zusammen-
setzungen wichtig ist.
Vergleicht man die Ergebnisse der Bremswirkungsberechnungen von Protonen in LAB von
SRIM und PStar, beide sind in Abbildung 3.6.3 dargestellt, liegen die von PStar berech-
neten Daten über den mit SRIM erhaltenen. Das ist durch den verwendeten Bragg-Faktor
kleiner eins in SRIM zu erklären. Bei kleineren Energien sind die Abweichungen deutli-
cher, wobei bei ca. 70 keV eine maximale Abweichung von 8.3% erreicht wird. Für Energien
oberhalb von 1 MeV wird sie zunehmend kleiner und liegt bei 2 MeV bei etwa 1%. Auf-
grund dieser teilweise deutlichen Abweichungen sollte demnach bei der Bestimmung von
Quenchingfaktoren das für die Berechnung der Bremswirkung genutzte Programm mit an-
gegeben werden.
Abbildung 3.6.3.: Bremswirkungen S in Abhängigkeit der Energie E für Protonen inLAB mit PStar (+) und SRIM (o) berechnet
72
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
3.6.2. Herstellung der Szintillatorlösungen und Füllung des
Detektors
Um die unterschiedlichen Proben mit jeweils anderem PPO- bzw. bisMSB-Gehalt herzu-
stellen, wird LAB mit einer Pipette in ein Becherglas gegeben. Die für den jeweiligen PPO-
und bisMSB-Gehalt benötigte Menge wird mit Hilfe einer Präzisionswaage abgewogen. Die
Probe LAB mit 3 g/l PPO und 2% natürlichem, in einem Komplex gebundenen Neodym,
ist bereits mit PPO-Zusatz geliefert worden.20
Abbildung 3.6.4.: Detektorfüllung,a=LAB-Behälter,b=Detektorzelle,c=Stickstobehälter,d=Kühlfalle,f=Ventilee=Drehschieberpumpe
Beim Wiegen des PPO wird jeweils mit ei-
ner Genauigkeit von ±0.5 mg gemessen. Da-
durch kann man von einer relativen Unsicher-
heit von 0.13% bzw. von 0.08% im PPO-Gehalt
ausgehen. Beim Abmessen des bisMSB kann
ebenfalls eine Genauigkeit von etwa ±0.5 mg
erreicht werden. Um die verschiedenen Kom-
ponenten zu vermischen, wird mit Hilfe eines
Magnetrührers jeweils etwa eine halbe Stunde
gerührt. Da sich das bisMSB nicht gut im LAB
löst, wird das Gemisch mit bisMSB jeweils für
einige Minuten in ein Ultraschallbad gestellt.
Das Prinzip der Füllung des Detektors mit
den verschiedenen Szintillatorüssigkeiten ist
für alle Messungen gleich. Es ist wichtig zu ge-
währleisten, dass kein Sauersto mehr in der
Zelle ist, um mögliches Quenching durch Sau-
ersto, welches in Kapitel 2.5 beschrieben ist,
zu verhindern. Das betrit sowohl den gelösten Sauersto in der Szintillatorüssigkeit, als
auch den gasförmigen Sauersto aus der Luft.
Das Füllprinzip beginnt mit dem Evakuieren des Füllaufbaus, der in Abbildung 3.6.4 dar-
gestellt ist. Dazu wird eine Drehschieberpumpe benutzt, ein Enddruck von etwa 1mbar
reicht aus. Ziel ist es, durch den Unterdruck die Szintillatorüssigkeit anzusaugen und so-
mit die Zelle zu füllen, ohne dass noch Reste von Luft vorhanden sind. Um ein mögliches
Rücklaufen des LAB, aufgrund des Erreichens des Sättigungdampfdruckes, in die Vaku-
umpumpe zu verhindern, wird vor die Pumpe eine Kühlfalle geschaltet, die mit üssigem
20Lösung hergestellt von M.Yeh, BNL, USA
73
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Sticksto gekühlt wird. Nach dem ersten Evakuieren wird die LAB-Flüssigkeit aus einem
Becherglas in die Detektorzelle gesaugt. Um den restlichen, in der Flüssigkeit gelösten,
Sauersto zu entfernen, wird ca. 30min mit Argongas gespült. Hier ist darauf zu achten,
die Zelle nicht mit zu hohem Überdruck zu belasten. Er sollte maximal etwa 0.25 bar betra-
gen, was mit einem Dosierventil eingestellt werden kann, um ein Lösen der Indiumdichtung
des Zellenfensters zu verhindern. Anschlieÿend wird der Aufbau wieder evakuiert und die
Zelle mit der LAB-Flüssigkeit gefüllt.
Die Zelle bleibt während des gesamten Füllvorgangs und auch später beim Auslassvor-
gang an den Photomultiplier angeschlossen, wodurch ein Gegendruck erzeugt wird, der
das Zellfenster zusätzlich andrückt.
3.6.3. TOF-Kalibrierung
Die TOF-Kalibrierungsmessung, deren Ablauf in Kapitel 3.4 beschrieben ist, ergibt für die
erste Messung einen mittleren Abstand der Peaks von 51.51 ± 0.11 Kanälen voneinander
und damit einen Anstieg von 0.0194 ± 4 · 10-5 was mit dem Faktor von 40 ns einem Kali-
brierungsfaktor von 0.7765 ± 0.0017 ns/Kanal entspricht. Die zweite Messung zeigt einen
mittleren Abstand der Peaks von 51.63 ± 0.25 Kanälen und einen Anstieg von 0.0194
± 0.9 · 10-5 und damit einen Kalibrierungsfaktor von 0.7748 ± 0.0038 ns/Kanal. Für die
erste Messreihe ergibt sich damit ein relativer Fehler von 0.21% auf die Kanallage aus der
TOF-Kalibrierung, die zweite Messung hat eine relative Unsicherheit von 0.48%.
Abbildung 3.6.5.: γ-Peak und Neutronkontinuum im TOF-Spektrum für LAB+2 g/lPPO+15 mg/l bisMSB mit hoher Verstärkung
74
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Um im TOF-Spektrum die Position des prompten γ-Peaks der γ's, die im Berylliumtar-
get entstehen, zu bestimmen, wird der Schwerpunkt des TOF-Spektrums im Bereich des
Peaks genutzt. Die Vorteile der Nutzung des Schwerpunktes anstelle des Mittelpunktes
einer angepassten Gausskurve sind in [GBRD87] erklärt. Die Lage von γ-Peak und Neu-
trumkontinuum im TOF-Spektrum ist in Abbildung 3.6.5 dargestellt.
Der Schwerpunkt des prompten γ-Peaks wird für alle Proben mit Hilfe folgender Gleichun-
gen bestimmt [GBRD87]:
Sp =∑ ni
n,
σSp =
√∑ni · (i− Sp)2
n,
dSp =σSp√n.
(3.6.2)
Hier ist Sp der Schwerpunkt, σSp die Standardabweichung von Sp, dSp die Unsicherheit
von Sp, i der Kanal, ni die Anzahl der Ereignisse im i-ten Kanal und n die Gesamtereig-
niszahl im Peak. Die Ergebnisse der Berechnung sind in Tabelle 3.6.1 aufgelistet.
Tabelle 3.6.1.: TOF-Kanallage der prompten γ-Peaks nach der Schwerpunktberech-nung aus Gleichung 3.6.2 für verschiedene LAB-Lösungen
Probe Verstärkung TOF-Kanallageprompter γ-Peak
LAB + 2 g/lPPO low gain 953.7 ± 0.2LAB + 2 g/lPPO high gain 953.7 ± 0.2LAB + 2 g/lPPO + 15 mg/lbisMSB low gain 953.7 ± 0.2LAB + 2 g/lPPO + 15 mg/lbisMSB high gain 953.8 ± 0.2LAB + 3 g/lPPO + 15 mg/lbisMSB low gain 955.1 ± 0.2LAB + 3 g/lPPO + 15 mg/lbisMSB high gain 955.5 ± 0.2LAB + 3 g/l PPO + 0.1% nat. Nd low gain 957.9 ± 0.2LAB + 3 g/l PPO + 0.1% nat. Nd high gain 957.9 ± 0.2
LAB + 3 g/lPPO low gain 956.9 ± 0.2LAB + 3 g/lPPO high gain 957.1 ± 0.2
Die aus Gleichung 3.6.2 berechnete Unsicherheit des Schwerpunktes dSp liegt für die einzel-
nen Proben bei maximal 0.01Kanälen. Es muss allerdings ebenfalls der Fakt berücksichtigt
werden, dass die berechnete Lage des Schwerpunktes sensitiv auf die Wahl des für die Be-
rechnung verwendeten Intervalls ist. Der Rundungsfehler, der dadurch zustande kommt,
75
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
dass die TOF-Daten lediglich in ganzzahligen Werten gespeichert sind, muss ebenfalls be-
rücksichtigt werden. Insgesamt wird für die Berechnung der Lage des prompten γ-Peaks ein
Fehler von 0.25Kanälen angenommen, was bei einer mittleren Peaklage bei 955 Kanälen
einer relativen Unsicherheit von lediglich 0.026% entspricht.
Für die TOF-Selektion der Neutronen ergibt sich damit aus Kalibrierungsfehler ∆calt, Un-
sicherheit der Lage des prompten Gamma-Peaks ∆tgamma und Unsicherheit der Flugstrecke
∆l aus Kapitel 3.6 ein Kanalfehler ∆tneutron von:
∆tneutron =
√√√√(∆tgamma)2 +
(lvn− l
c
cal2t
)2
(∆calt)2 +
(1vn− 1
c
calt
)2
(∆l)2. (3.6.3)
Die Unsicherheit der Neutronen-TOF-Lage sinkt mit zunehmender Energie bzw. mit zuneh-
mendem TOF-Kanal, was die geringere TOF-Fensterbreite bei höherer Energie nochmals
rechtfertigt. Bei 1.5 MeV liegt die relative Unsicherheit der Neutron-TOF-Kanallage bei
etwa 1.7 Kanälen, was einer relativen Unsicherheit von 0.97% entspricht. Ab etwa 5 MeV
liegt die Unsicherheit der Kanallage bereits bei etwa 0.2% und damit unterhalb von einem
Kanal. Bei einer Fensterbreite von 11 bzw. 5 Kanälen für die beiden Energien ist davon
auszugehen, dass die entsprechende Energie innerhalb des Fensters liegt.
Die leichten Abweichungen der Peaklagen der verschiedenen Zusammensetzungen vonein-
ander sind durch die etwas unterschiedlichen Brechungsindizes der verschiedenen Zusam-
mensetzungen zu erklären [Tse10].
Mithilfe von Gleichung 3.4.1 werden die Kanallagen der Neutronen im TOF-Spektrum für
Energien von ca. 1.3 MeV bis 17 MeV bestimmt. Die Unsicherheit auf die Neutronenenergie
bestimmt sich anhand der eben beschriebenen Unsicherheit der TOF-Kanäle.
76
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
3.6.4. Gammakalibrierung
Die Kalibrierung mit den γ-Quellen 207Bi, 22Na und 137Cs wird wie in Kapitel 3.2 beschrie-
ben durchgeführt.
Die Ergebnisse der ersten groben Kalibrierung sind in Abbildung 3.6.6 und Tabelle 3.6.2 zu
sehen. Hierbei wird die Lage der Comptonkante, wie beschrieben, auf 2/3 der maximalen
Ereigniszahl des Pulshöhenwertes der maximalen im Bereich der Kante angenommen.
Durch das geringe Verzweigungsverhältnis von 6.7% der γ-Strahlung der höchsten Ener-
gie für 207Bi treten vergleichsweise wenig γ-Teilchen dieser Energie (Eγ=1770.2keV) auf.
Durch die verringerte absolute Lichtausbeute ist für die Proben ohne bisMSB diese höchste
Comptonkante des 207Bi kaum zu erkennen. Ein maximaler Wert ist nicht ablesbar, daher
kann auch der Wert der abgeschätzten Copmtonkante in diesem Fall nicht bestimmt wer-
den.
(a) niedrige Verstärkung (b) hohe Verstärkung
Abbildung 3.6.6.: Erste Näherung des Pulshöhen-Energie-Zusammenhangs PH(E)für Elektronen in den verschiedenen LAB-Lösungen ( 2 g/l PPO+ 15 mg/l bisMSB (dunkelgrün), 2 g/l PPO (hellgrün), 3 g/l PPO+ 15 mg/l bisMSB (blau) und 3 g/l PPO + 0.1% Nd (rot)) mit derEnergie der Comptonkante der γ-Strahlung der jeweiligen Kalibra-tionsquelle
Wie schon an den groÿen Fehlern in Tabelle 3.6.2 und Abbildung 3.6.6 zu sehen ist,
handelt es sich bei dieser Kalibrierung lediglich um eine Abschätzung als Eingabeparameter
für die Simulation mit GRESP.
77
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Tabelle 3.6.2.: Anstieg und Oset der ersten Abschätzung der linearen Pulshöhen-Energie-Beziehung PH(E) für Elektronen, PH(E) = cal1 ·E + off1,für die verschiedenen LAB-Lösungen
LAB Probe Verstärkung cal1 [Kanal/keV] off1 [Kanal]2 g/l PPO low gain 78.35 ± 10.4 2.9 ± 4.352 g/l PPO high gain 343.2 ± 15.4 0 ± 0.52 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB low gain 82.3 ± 8.1 2.25 ± 4.72 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB high gain 353.5 ± 32.9 -5.3 ± 17.73 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB low gain 83.7 ± 8 2.3 ± 4.23 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB high gain 352.7 ± 15.8 0 ± 0.53 g/l PPO + 0.1% nat. Nd low gain 65.8 ± 8.4 3.1 ± 4.13 g/l PPO + 0.1% nat. Nd high gain 239.3 ± 29.3 2 ± 14.1
3 g/l PPO low gain 70.9 ± 4 2.15 ± 2.23 g/l PPO high gain 301.7 ± 17 -1 ± 0.5
Weiterhin wird wie in Kapitel 3.2 beschrieben vorgegangen und MC-Spektren für die γ-
Energien der Kalibrierungsquellen mit GRESP erzeugt. Beim Vergleich der experimentel-
len Daten mit den jeweiligen Kalibrierungsparametern simulierten Daten werden zwischen
3 und 4 Iterationen durchgeführt. Hier kann auch die Comptonkante höchster Energie des207Bi in den Proben ohne bisMSB zur Kalibrierung genutzt werden. Die Ergebnisse der
Kalibrierung sind in Tabelle 3.6.3 zusammengefasst und in Abbildung 3.6.7 dargestellt.
Tabelle 3.6.3.: Ergebnis der Gammakalibrierung mit Anstieg cal und Oset off derlinearen PH(E)-Beziehung für Elektronen, PH(E) = cal ·E+off , fürdie verschiedenen LAB-Lösungen
LAB Probe Verstärkung cal [Kanal/keV] off [Kanal]2 g/l PPO low gain 74.45 ± 0.4 1± 0.252 g/l PPO high gain 324 ± 0.5 -8.47 ± 12 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB low gain 81.125 ± 0.25 1± 0.1252 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB high gain 343.4 ± 1 -9.16 ± 0.513 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB low gain 81.375 ± 0.25 1.15 ± 0.153 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB high gain 350.5 ± 1 -9.7 ± 0.63 g/l PPO + 0.1% nat. Nd low gain 61.4 ± 1 5.5 ± 13 g/l PPO + 0.1% nat. Nd high gain 228.5 ± 4.5 -6.7 ± 23 g/l PPO low gain 74 ± 1.5 1 ± 13 g/l PPO high gain 326 ± 5 -1 ± 3
78
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
(a) niedrige Verstärkung
(b) hohe Verstärkung
Abbildung 3.6.7.: Kalibrationsgeraden der Pulshöhen PH-Energie E-Beziehung fürElektronen für die verschiedenen LAB-Lösungen ( 2 g/l PPO +15 mg/l bisMSB (dunkelgrün), 2 g/l PPO (hellgrün), 3 g/l PPO +15 mg/l bisMSB (blau), 3 g/l PPO (türkis) und 3 g/l PPO + 0.1%Nd (rot)) mit der Energie der Comptonkante EC der jeweilgen γ-Strahlung
79
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Da der Oset lediglich durch die Elektronik (Verstärker) und die Nichtlinearität der
Lichtausbeute für Elektronen mit geringer Energie verursacht ist, muss er für alle Mes-
sungen einer Verstärkung gleich sein. Als Oset der ersten Messreihe für die niedrige Ver-
stärkung ergibt sich damit im Mittel ein Wert von circa 1±1 Kanal und für die hohe
Verstärkung ein Wert von circa -9±1 Kanal. Der Oset der zweiten Messreihe kann nicht
so genau wie der vorherige bestimmt werden, da jeweils nur eine Kalibrierungsmessung für
niedrige und hohe Verstärkung gemacht wird.
Aufgrund der wesentlich schlechteren Energieauösung, die in Abbildung 3.6.8 dargestellt
ist, und der damit schlechter durchführbaren Anpassung der Spektren, sind die Fehler der
Kalibrierung für die Proben ohne bisMSB gröÿer als die Fehler mit bisMSB. Abbildung
3.6.9 a)-f) macht die Auswirkungen der schlechteren Energieauösung auf die Anpassung
der Spektren deutlich, es sind Spektren mit und ohne bisMSB gegenübergestellt. Die Ab-
weichungen der simulierten von den experimentellen Daten im Bereich niedriger Pulshöhen
kommt durch den Schwellwert zustande, der in GRESP nicht mit simuliert wird.
Abbildung 3.6.8.: Experimentelle Daten und χ2-Fit der Auösung dL/L der verschie-denen LAB-Lösungen (nach Gleichung 3.3.1) in Abhängigkeit derLichtausbeute L anhand der Comptonelektronen der Kalibrations-quellen mit der jeweiligen Energie der Comptonkante EC .
80
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
(a) 137Cs, niedrige Verstärkung (b) 22Na, niedrige Verstärkung
(c) 207Bi, niedrige Verstärkung (d) 137Cs, hohe Verstärkung
(e) 22Na, hohe Verstärkung (f) 207Bi, hohe Verstärkung
Abbildung 3.6.9.: Experimentelle Daten (schwarz) zusammen mit in GRESP simu-lierten und skalierten MC-Spektren, ungefaltete (blau) und anhandder Auösung gefaltete (rot), LAB-Lösung für: a)-c) 2 g/l PPO +15 mg/l bisMSB, jeweils mit niedriger Verstärkung, und d)-e) 2 g/lPPO, jeweils mit hoher Verstärkung
81
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Wie erwartet ergibt sich für die Proben mit bisMSB eine verstärkte Lichtausbeute für
Elektronen, was durch den höheren Kalibrierungsfaktor und die damit gröÿere Pulshöhe
bei gleicher Energie, beschrieben wird. Die zu höheren Wellenlängen verschobenen Emissi-
onsspektren des bisMSB stimmen nicht nur besser mit der Sensitivität des PMT's überein,
die Reektivität an den Zellwänden ist im Vergleich zu den niedrigeren Emissionswellen-
längen des PPO ebenfalls erhöht. Dadurch kann mehr Licht den PMT erreichen, was eine
höhere absolute Lichtausbeute zur Folge hat. Auch die Energieauösung mit bisMSB ist
dadurch wesentlich besser.
Die Proben mit einer gröÿeren Konzentration (3 g/l) an PPO haben für Elektronen im Mit-
tel eine um ca. 0.5% höhere Lichtausbeute als die mit weniger (2 g/l) PPO-Gehalt. Eine
höhere Lichtausbeute infolge einer höheren Fluorkonzentration ist schon in Kapitel 2.2.2
beschrieben. Da die Sättigung der Lichtausbeute erst für PPO-Konzentrationen gröÿer als
3 g/l einsetzt, wie in Abbildung 2.4.1 zu sehen ist, ist die etwas höhere Lichtausbeute der
Probe mit 3 g/l PPO-Gehalt konsistent.
Die Energieauösung, die zunächst nur mit den γ-Quellen der Kalibrierungsmessung un-
tersucht wird, ist in Abbildung 3.6.8 dargestellt. Sie ist hier nur sehr ungenau bestimmt,
da lediglich sechs, bzw. fünf γ-Energien über einen relativ kleinen Energiebereich benutzt
wurden. Auch ist die relative Auösung an den Comptonkanten teilweise nur ungenau
bestimmt, da sie, wie schon in Kapitel 3.3 beschrieben, vom Anpassungsbereich der MC-
Spektren an die gemessenen Spektren abhängt. Daher können insbesondere die Kurven der
Proben ohne bisMSB lediglich als Näherung für die tatsächliche Energieauösung dienen.
Deutlich zeigt sich aber auch in dieser Näherung der verbessernde Eekt des bisMSB. Die
ortsabhängige Auösung ist durch die Erhöhung der Reektivität an den Zellwänden deut-
lich gesteigert. Die elektronische Verstärkung spielt für die Auösung keine Rolle.
82
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
3.6.5. Messungen mit Neutronen
Um das Protonquenching zu bestimmen, wird das Protonenrückstoÿspektrum eines wei-
ÿen Neutronstrahls genutzt. Die Erzeugung des Neutronenstrahls und dessen Wechselwir-
kungen im Szintillator sind bereits in Kapitel 3.1.1 beschrieben. Es wird, analog zu den
γ-Quellmessungen, jeweils eine Strahlmessung mit hoher und eine mit niedriger Verstär-
kung durchgeführt. Die Verstärkung wird so geregelt, dass für die niedrige Verstärkung
die Protonenkante für die höchste Neutronenenergie, ca. 17 MeV, noch zu sehen ist. Die
hohe Verstärkung sorgt für eine bessere Auösung bei niedrigen Energien. Sie wurde so
gewählt, dass die Protonenkante bis zu einer Neutronenenergie von ca. 5.5 MeV noch zu
sehen ist. Gemessen wurde über Zeiten von ca. 45 Minuten bis 1.5 Stunden. Mit Hilfe
der TOF-Methode wurden im Energiebereich von ca. 1 bis 16 MeV 37 Spektren der De-
tektorantwort auf die jeweils ausgewählte Neutronenenergie erzeugt. Es wurde nicht die
maximal mögliche Energie von 17 MeV genutzt, da die maximale Energie des Protonen-
strahls aus dem Zyklotron und des damit erzeugten Neutronenstrahl um bis zu 200 keV
schwankt [Nol12]. Die Ausläufer der Protonenkante bei 17 MeV liegen auÿerdem schon
auÿerhalb des gemessenen PH-Spektrums. Für das Erstellen der jeweiligen PH-Spektren
werden Spektren aus der TOF-PH-Matrix der mpa-Datei ausgelesen, wobei der TOF-Kanal
entsprechend der Neutronenenergie gewählt ist, was in Kapitel 3.4 näher beschrieben ist.
Aufgrund der endlichen Energieauösung und der Unsicherheit der Kanallage für die jewei-
lige Neutronenenergie werden immer Fenster gewisser Breite gesetzt. Diese ist so gewählt,
dass sie bei niedrigen Energien ca. 5% der Energie entspricht, bei hohen Energien ca. 2%.
Um den Eekt des TOF-Walk, der in Kapitel 3.5 beschrieben ist, gering zu halten, ist die
Fensterbreite nie unterhalb von 2% der jeweiligen Energie gewählt.
Analog zum Vorgehen bei der Gammakalibrierung werden auch bei der Bestimmung der
Protonenlichtausbeute die experimentellen Daten mit simulierten Daten verglichen. Als
MC-Programm wird das an der PTB entwickelte NRESP benutzt. NRESP simuliert für
Neutronen, ähnlich wie GRESP für γ-Teilchen, den Weg der Teilchen durch den Detektor.
Dabei werden Streuungen im Detektor, im Lichtleiter und in der Umhausung des Detek-
tors berechnet. Zusätzlich sind verschiedene Reaktionen bei denen α-Teilchen entstehen
mit eingeschlossen, die dann, wie die teilweise ebenfalls entstehenden Be- und C-Ionen,
im Detektor propagiert werden. Allerdings berechnet NRESP nicht die weiteren Reaktio-
nen der bei der inelastischen 12C (n,n') 12C-Streuung entstehenden Photonen. Das macht
eine Pulsformdiskriminierung bei der Datenauswertung nötig, um Diskrepanzen zwischen
gemessenem und MC-Spektrum durch das Licht der nicht simulierten γ`s zu reduzieren.
Zusätzlich zu den schon in GRESP anzugebenden Detektormaÿen, dem Kalibrierungsfak-
tor und der Detektorzusammensetzung, muss die Entfernung der Neutronenquelle und die
83
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Energieverteilung der Neutronen angegeben werden. Die Lichtausbeute des Szintillators
für Protonen in elektronäquivalenter Energie wird ebenfalls zur Berechnung benötigt. Sie
wird für Energien bis 8 MeV in Form einer Tabelle in einer externen Datei angegeben.
Ein Beispiel für eine genutzte NRESP-Lichtausbeutetabelle ist im Anhang auf Abbildung
A.0.1 zu sehen. Bis 600 keV wird die Lichtausbeute in 10 keV Schritten angegeben und
anschlieÿend bis 8 MeV in 20 keV Schritten. Für Energien über 8 MeV wird ein linearer
Zusammenhang zwischen Protonlichtausbeute und Energie angenommen, der ebenfalls in
der externen Datei angegeben wird. Dort werden auch Polynome für die α-Lichtausbeute
und für die Lichtausbeute von Be-, B- und C-Ionen, die durch Reaktionen höher energe-
tischer Neutronen an Kohlensto entstehen können, angegeben. Es sind bereits mehrere
Lichtausbeutetabellen für verschiedene Szintillatoren verschiedener Zellengröÿen inNRESP
gegeben, u.a. eine Standardlichtausbeutetabelle, NLICHT=0, für die Szintillatorüssigkeit
NE213. Diese wird als Anfangs-Lichtausbeute verwendet, da die tatsächliche Lichtausbeu-
te für Protonen in LAB-Szintillatoren noch zu bestimmen ist.
Als Verteilung der Neutronen wird eine Gaussverteilung mit der Breite entsprechend dem
TOF-Fenster für die jeweilige Energie angenommen.
3.6.5.1. Energieauösung
Zur Berechnung der Energiauösung wird die mit NRESP berechnete, ideale Detektorant-
wort mit variabler relativer Gaussbreite gefaltet und an die TOF-selektierten, monoener-
getischen Neutronenspektren angepasst. Diese Anpassung wird für 17 Neutronenenergien
zwischen 2 und 16 MeV durchgeführt. Als Eingabe für die Lichtausbeute wird zunächst
die Standardlichtausbeute für NE213 aus der Tabelle NLICHT=0 verwendet. Die relati-
ve Energieauösung an den Protonrückstoÿkanten lässt sich, wie schon bei der Gamm-
akalibrierung, nur mit einer Unsicherheit von 1-4% bestimmen. An die jeweils erhaltene
relative Auösung der mithilfe des Kompressionsfaktors berechneten Lichtausbeute, wird
Gleichung 3.3.1 mit einem χ2-Fit angepasst. Die so erhaltenen Kurven sind in Abildung
3.6.10 dargestellt. Die durch diese Anpassung berechneten Auösungsparameter sind in
Tabelle 3.6.4 zusammengefasst. Der Parameter c ist, wie in Kapitel 3.2, mit 0.5% gleich-
gesetzt.
84
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Abbildung 3.6.10.: experimentelle Daten und χ2-Fit der Auösung dL/L der verschie-denen LAB-Lösungen (nach Gleichung 3.3.1) in Abhängigkeit derLichtausbeute L für Protonen
Tabelle 3.6.4.: Parameter der Gleichung 3.3.1 für die Energieauösung der verschie-denen Proben des χ2-Fits aus 3.6.10
Probe a b [ MeVee] c [ MeV2ee]
LAB + 2 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB 0.1663± 0.0063 0.1617± 0.0122 0.005LAB + 2 g/l PPO 0.3376± 0.0106 0.1858± 0.0282 0.005LAB + 3 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB 0.171± 0.0068 0.1797± 0.0156 0.005LAB + 3 g/l PPO 0.3893± 0.0093 0.1993± 0.0314 0.005LAB + 3 g/l PPO + 0.1% Nd 0.4099± 0.0116 0.2938± 0.033 0.005
Wie schon bei der Messung der Auösung mit γ-Quellen wird auch hier der Einuss des
bisMSB deutlich, der die Auösung insgesamt stark verbessert. Dies kommt durch eine
Verbesserung der Ortsauösung, infolge der erhöhten Reektivität mit bisMSB, zustande.
Für den Parameter der statistikbedingten Auösung b kann nicht von einer signikanten
Verschlechterung ohne bisMSB gesprochen werden. Er liegt im Bereich zwischen 16.1% ±1.2% und 19.9% ± 3.1%, damit stimmen die Werte für b im Rahmen ihrer Unsicherheiten
weitestgehend überein. Das wiederum bedeutet, dass sich die relative Lichtausbeute durch
die Zugabe von bisMSB nicht verändert, eine Tatsache, die schon in anderen Messungen
bestätigt wurde [Gru12a].
Frühere Messungen, für Proben von LAB mit bisMSB und Neodym-Zusatz, stellten eine
85
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Reduktion der relativen Lichtausbeute zwischen 7% und 8% durch die Zugabe von Neodym
fest [Gru12a]. In den für diese Arbeit durchgeführten Experimenten spricht der deutlich
schlechtere Wert der statistikbedingten Auösung für die Probe mit 0.1% Neodym eben-
falls für eine reduzierte Zahl an Photoelektronen.
Da bei der LAB-Zusammensetzung mit Neodym die Ortsauösung mit ca. 41% sehr stark
dominiert, lässt sich nicht nicht sagen, ob eine Beschreibung der Auösung durch Gleichung
3.3.1 und anschlieÿende Faltung mit einer Gausskurve mit E variierender Breite noch ge-
rechtfertigt ist. Die Annahme, dass die ideale Verteilung mit einer Gausskurve gefaltet die
gemessenen Daten reproduziert, beruht auf der Poissonstatistik, die für eine groÿe Anzahl
von Messungen in eine Normalverteilung übergeht. Wie schon in Kapitel 3.3 beschrieben,
ist der dominierende Faktor bei oft benutzten Szintillatoren wie NE213 oder BC501-A die
Statistik der Photoelektronentstehung, die einer Poissonverteilung folgt. Da im Fall von
LAB + PPO ohne bisMSB die Ortsauösung mit 30% der dominierende Faktor ist, müsste
für eine bessere Beschreibung möglicherweise eine andere Funktion zur Faltung bestimmt
werden, die im Wesentlichen der Ortsauösung Rechnung trägt. Im weiteren Verlauf die-
ser Arbeit werden die simulierten Spektren allerdings für alle Proben weiterhin mit einer
Gausskurve gefaltet, da dies eine gute Näherung darstellt und ein anderes Verfahren nicht
bekannt ist.
Für NE213 wurden mit einer Zelle gleichen Baus und sehr ähnlicher Gröÿe Werte von
1.2%, 10% und 0.2% für a, b und c erreicht [DK82], was im Vergleich mit den für LAB
erreichten Werten, auch bei Verwendung von bisMSB, die relativ schlechte Auösung von
LAB im Vergleich zu NE213 unterstreicht.
3.6.5.2. Pulsformdiskriminierung
Die Pulsformdiskriminierung wird genutzt, um neutroneninduzierte- von γ-induzierten Er-
eignissen zu unterscheiden. Hier geht es primär um die Unterdrückung der γ-Ereignisse,
die durch inelastische Streuung der Neutronen an Kohlensto entstehen, denn diese Ereig-
nisse werden in der Simulation nicht berücksichtigt. Die γ-Teilchen, die aus dem Be-Target
austreten, sind nicht im interessierenden Neutronspektrum vorhanden, da sie bereits über
das Setzen des TOF-Fensters im Bereich des Neutronkontinuums aussortiert sind. Der zu-
fällige γ-Untergrund spielt ebenfalls keine Rolle, da er durch die random-Korrektur von
den Neutronspektren abgezogen werden konnte.
Für die Proben mit LAB + 2 g/l PPO mit und ohne bisMSB-Zusatz sind die PH-PS-
Spektren in Abbildung 3.6.11 a) und b) dargestellt. Die gure of merit D wird als Maÿ für
die Güte der Pulsformdiskrimierung mithilfe von Gleichung 2.6.2 berechnet. Dafür werden
die PS-Werte auf die x-Achse projiziert und anschlieÿend jeweils eine Gaussanpassung für
86
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
den γ- und neutroneninduzierten Peak gemacht, siehe dazu Abbildung 3.6.12, 3.6.13 und
3.6.15.
(a) 2 g/l PPO+15 mg/l
(b) 2 g/l PPO
Abbildung 3.6.11.: Pulsform PS-Pulshöhen PH-Spektrum von Neutronen- und γ-Pulsen in LAB+2 g/l PPO mit und ohne bisMSB
Eine Gaussanpassung im Bereich der γ-induzierten Ereignisse für die Messung mit
2 g/lPPO ohne bisMSB ist kaum möglich, was in siehe Abbildung 3.6.12 a) zu sehen ist.
3.6.12 b) zeigt das PS-Spektrum für die Messung mit 3 g/lPPO ohne bisMSB. Die Breite
des γ-Peaks kann daher nur grob abgeschätzt werden. Der Wert von D ist für die Probe
mit 2 g/l PPO mit 1.34 trotzdem gröÿer als 1, was eine Pulsformdiskrimierung, wie sie in
Kapitel 2.6 beschrieben ist, möglich macht. Sie ist allerdings nur unvollständig durchführ-
bar, da D für eine vollständige Diskriminierung einen Wert gröÿer als 5 besitzen muss, wie
87
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
es in Kapitel 2.6 beschrieben ist. Damit kann es im Falle der Pulsformdiskrimierung für
LAB + 2 g/l PPO zu Fehlidentikationen der verschiedenen Teilchen gekommen sein und
die γ-Ereignisse können nur unvollständig aus dem Spektrum entfernt werden.
Abbildung 3.6.12.: Pulsform(PS)-Spektrum für neutronen- und γ-induzierte Ereig-nisse in LAB + 2 g/l PPO mit Gaussanpassung
Im PS-Spektrum von LAB + 2 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB, das in Abbildung 3.6.13 dar-
gestellt ist, sind die beiden von Neutronen und γ-Teilchen induzierten Ereignispeaks klar
voneinander zu trennen. Daher lässt sich auch eine Gaussanpassung an den γ-induzierten
Peak gut durchführen. Für D ergibt sich ein Wert von 1.45. Dieser Wert liegt etwas über
dem ohne bisMSB erreichten, wenngleich auch er für eine vollständige Diskriminierung zu
niedrig ist.
Abbildung 3.6.13.: Pulsform(PS)-Spektrum wie 3.6.12 für LAB + 2 g/l PPO +15 mg/l bisMSB
88
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Eine Pulsformdiskriminierung bei der Messung mit LAB + 3 g/l PPO mit 15 mg/l
bisMSB ist von ähnlicher Qualität möglich, wie es bei der Probe mit LAB + 2 g/l PPO
mit 15 mg/l bisMSB der Fall ist. Es ergibt sich sogar ein leicht höherer Wert für D von
1.51. Das PS-PH-Spektrum für diese Zusammensetzung ist im Vergleich mit der gleichen
Menge PPO ohne bisMSB in Abbildung 3.6.14 dargestellt. Es ist zu sehen, dass bei der
Messung mit 3 g/l PPO ohne bisMSB die Trennung der Pulsformen im PS-PH-Spektrum
für neutronen- und γ-induzierte Ereignisse kaum noch möglich ist.
(a) LAB+3g/lPPO+15mg/lbisMSB
(b) LAB+3g/lPPO
Abbildung 3.6.14.: Pulsformparameter PS über Pulshöhen PH-Spektrum für LAB+ 3 g/l PPO mit (a) und ohne (b) 15 mg/l bisMSB mit Neutron(n)- und γ-Pulsen
Die Summe der Halbwertsbreiten des γ- und neutroninduzierten Peaks im PS-Spektrum
liegt über dem Abstand der beiden Peaks, sodass das Maximum des γ-Peaks nicht mehr
erkennbar ist, was in Abbildung 3.6.15 zu sehen ist. Bei dieser Zusammensetzung des
Szintillators wird bei der Auswertung keine Selektion der Ereignisse nach Pulsform vorge-
89
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
nommen, da es zu vielen Fehlidentiktionen der Teilchen kommen würde und viele neu-
troneninduzierte Ereignisse aus dem Spektrum genommen würden.
Abbildung 3.6.15.: Pulsform(PS)-Spektrum für neutronen- und γ-induzierte Ereig-nisse in LAB + 3 g/l PPO
Die Auswertung der Messung mit Neodym wird aus den beschriebenen Gründen ebenfalls
ohne die Diskriminierung nach Pulsformen vorgenommen. Eine Unterscheidung der von den
verschiedenen Teilchen induzierten Pulse ist hier bereits im PH-PS-Spektrum nicht mehr
möglich, welches in Abbildung 3.6.16 dargestellt ist.
Abbildung 3.6.16.: Pulsform PS-Pulshöhen PH-Spektrum für LAB + 3 g/l PPO+0.1% Nd mit Neutron (n)- und γ-Pulsen
Die Ergebnisse der Anpassungen und der jeweils erhaltene Wert für D sind in Tabelle 3.6.5
zusammengefasst.
90
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Tabelle 3.6.5.: Ergebnisse der Gaussanpassungen an die γ- und neutroneninduziertenPeaks im Spektrum des Pulsformparameters PS mit Mittelwert, Halb-wertsbreite FWHM und Standardabweichung σ
LAB Probe Teilchen Mittelwert [Kanäle] FWHM [Kanäle] σ [Kanäle]2 g/lPPO+15 mg/lbisMSB n 80 ± 0.6 50 ± 5 21.23 ± 2.122 g/lPPO+15 mg/lbisMSB γ 48 ± 1 14 ± 4 5.94 ± 1.7
D = 1.45± 0.242 g/lPPO n 86 ± 1 60 ± 10 25.48 ± 4.22 g/lPPO γ 50 ± 4 20 ± 5 8.1 ± 2.1
D = 1.34± 0.353 g/lPPO+15 mg/lbisMSB n 80.6 ± 0.5 52 ± 3 22.2 ± 1.33 g/lPPO+15 mg/lbisMSB γ 46.1 ± 2.5 14 ± 4 5.9 ± 1.7
D = 1.51± 0.24
Die niedrige Güte der Pulsformdiskriminierung für die Proben ohne bisMSB-Zusatz ist
sowohl auf die relativ schlechte Auösung dieser Szintillator-Zusammensetzungen, als auch
auf die relativ geringe Anzahl der den PMT erreichenden Photonen bzw. der dort ausge-
lösten Photoelektronen zurückzuführen. Die Anzahl an Photoelektronen ist, wie in Kapitel
3.6.5.1 gezeigt wurde, durch die verringerte Reektivität der Zellwände und die schlechtere
Sensitivität des PMTs im emittierten Wellenlängenbereich im Vergleich zu den Lösungen
mit bisMSB deutlich reduziert. Eine geringere Anzahl von Photoelektronen n schlägt sich
direkt in einer Verschlechterung von D nieder, da D ∝√n, worauf in Kapitel 2.6 näher
eingegangen wird.
3.6.5.3. Bestimmung der relativen Lichtausbeute für Protonen
Um die Lichtausbeute für Protonen aus deren Rückstoÿspektrum zu gewinnen, wird wieder
das Programm NRESP benutzt. Die Eingabeparameter sind äquivalent zu den in Kapitel
3.6.5.1 beschriebenen, allerdings werden nun zusätzlich die Parameter der Auösungsfunk-
tion dL/L(L) angegeben.Dadurch wird automatisch die Faltung mit einer Gaussfunktion
entsprechender Breite durchgeführt. Bei der ersten Anpassung wird die Detektorantwort
zunächst wieder mit der Standardlichtausbeutetabelle für NE213, NLICHT=0, erzeugt. Die
experimentellen Spektren für Neutronen bestimmter Energie werden, wie in Kapitel 3.6.5.1
erklärt, extrahiert. Die gefalteten und entsprechend der jeweiligen PH(E)-Beziehung ska-
lierten MC-Spektren werden im Programm WinSpekt an die experimentellen PH-Spektren
angepasst. Dafür wird, wie in Kapitel 3.6.5.1 beschrieben, der Bereich der Protonrückstoÿ-
kante verwendet. Bei der Anpassung der simulierten an die gemessenen Daten wird jeweils
der Kompressionsfaktor bestimmt und die Spektren werden auf die gleiche Ereigniszahl
91
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
skaliert. Dieser Vorgang wird für Energien zwischen 1.45 MeV und 16 MeV durchgeführt.
Für die niedrigen Energien unterhalb von 5.5 MeV werden die Daten mit hoher Verstär-
kung verwendet und für die gröÿeren Energien die Daten mit niedriger Verstärkung. Im
Überlappbereich zwischen 4.5 MeV und 5.5 MeV werden an die Daten beider Verstärkun-
gen jeweils MC-Spektren angepasst. Aus den beiden Lichtausbeuten gleicher Energie wird
jeweils der Mittelwert gebildet. Damit wird sichergestellt, im Übergangsbereich eine glatte
Funktion ohne Sprung zu erhalten. Pulshöhe und Lichtausbeute sind zueinander propor-
tional. Um die Lichtausbeute der Protonen zu erhalten, wird die Lichtausbeute, mit der
die MC-Spektren erzeugt wurden, für die jeweilige Energie mit dem Kompressionsfaktor
aus der Anpassung multipliziert. Damit eine glatte Funktion entsteht, wird der Quotient
der neu berechneten Lichtausbeute und der Standardlichtausbeute (NLICHT=0) gebildet
und über die Energie aufgetragen. Gibt es Sprungstellen zwischen den einzelnen Werten
des Quotienten, so wird die Anpassung bei dieser Energie mit etwas anderem Anpassungs-
bereich wiederholt. Verändert sich die Sprungstelle dadurch nicht, wird der entsprechende
Quotient anhand der Lichtausbeutequotienten der benachbarten Werte durch Mittelwert-
bildung angepasst und daraus die Lichtausbeute gewonnen. Bei einer Energie von 8 MeV
ist bei allen LAB-Lösungen eine Sprungstelle zu erkennen. Erklären lässt sich das durch
den Übergang von tabellarischen Werten zu linearer L(E)-Beziehung in NRESP, der genau
bei 8 MeV liegt. Es ist fraglich, ob die lineare Beziehung bereits ab dieser Energie eine gute
Näherung darstellt, die Verlängerung der Lichtausbeutetabelle zu höheren Energien würde
hier möglicherweise eine deutliche Verbesserung bringen.
Die Vergleiche der Lichtausbeute verschiedener LAB-Lösungen mit 3 g/l PPOmit der Stan-
dardlichtausbeute sind in Abbildung 3.6.17 dargestellt. Die relative Lichtausbeute liegt, bis
auf den Bereich geringer Energie unterhalb von 2 MeV, mit 3-7% deutlich unter der re-
lativen Lichtausbeute für die NE213-Referenz, was für ein stärkeres Quenching des LAB
spricht.
Die geglätteten Lichtausbeute-Werte werden gegen die Energie aufgetragen, was in Ab-
bildung 3.6.18 für die verschiedenen untersuchten Lösungen zu sehen ist. Oberhalb von
8 MeV werden die Daten entlang einer linearen Funktion angepasst, da die Parameter die-
ser Funktion als Eingabeparameter für den Bereich über 8 MeV für eine weitere Iteration
mit NRESP benötigt werden. Nicht für alle Energien im 10 bzw. 20 keV-Abstand wer-
den Lichausbeutewerte berechnet. Um die Daten für die benötigte Lichtausbeutetabelle
unterhalb der Energie von 8 MeV zu erhalten, wird daher eine Spline-Anpassung entlang
der Lichtausbeute gemacht. Dazu wird die Routine TSpline im Datenanalyseprogramm
Root [CER12] verwendet. Aus der Spline-Anpassung werden die Werte für die Eingabepa-
rameter der neuen Lichtausbeutetabelle bestimmt.
92
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
(a) 3g/lPPO (b) 3g/lPPO+15mg/lbisMSB
(c) 3g/lPPO+0.1%Nd
Abbildung 3.6.17.: Quotient der Lichtausbeute dL/L für die verschiedenen LAB-Lösungen und der Referenzlichtausbeute von NE213 in Abhän-gigkeit der Energie E mit Spline-Fit
Mit der so gewonnenen Tabelle und den Ergebnissen der linearen Anpassung wird der
Vorgang der Simulation und Anpassung wiederholt. Insgesamt werden für alle Proben 3-
4 Iterationen durchgeführt. Die Kompressionsfaktoren, die den Vergleich zur vorherigen
Lichtausbeute darstellen, variieren bei den letzten Iterationen im Vorzeichen und zeigen,
bis auf einzelne Ausnahmen, keine Abweichung über 1% der aufeinanderfolgenden Licht-
ausbeuten mehr.
Die Unsicherheit von der bei den Lichtausbeutedaten ausgegangen wird, resultiert im We-
sentlichen aus der Unsicherheit der Lichtausbeute der Elektronen und damit der Gamma-
kalibrierung. Dort schlägt sich auch die Unsicherheit in der Bestimmung des Osets nieder.
Die Fehler der einzelnen Kalibrierungsfaktoren sind in Tabelle 3.6.3 aufgelistet. Weitere
Fehler kommen durch Schwankungen der Verstärkung des Photomultipliers. Trotz LED-
93
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Stabilisierung ist der resultierende Fehler im Bereich von 1% anzunehmen [Nol12]. Die
Abhängigkeit vom jeweiligen Intervall, in der die Anpassung der MC-Daten stattndet,
muss hier ebenfalls beachtet werden. Um darauf einzugehen, wird die Dierenz zwischen
aktueller und vorheriger Iteration mit leicht verändertem Anpassungsintervall bestimmt
und quadratisch zu den anderen Fehlern addiert, was den Gesamtfehler auf die jeweilige
Lichtausbeute ergibt.
Abbildung 3.6.18.: Lichtausbeute L der verschiedenen LAB-Lösungen in Abhängig-keit der Energie E
Um das Quenching für die einzelnen Proben zu bestimmen, wird die in Kapitel 2.5
beschriebene integrierte Form der semiempirischen Formel nach Birks, Gleichung 2.5.6,
benutzt. Sie wird an die Lichtausbeutedaten für den Energiebereich von 1 bis 16 MeV
mit der Methode der kleinsten Quadrate angepasst [vKNN+13]. Messungen der absoluten
Lichtausbeute wurden nicht durchgeführt, deshalb wird sie in elektronenäquivalenter Ener-
gie angegeben. Der Parameter S, der die absolute Szintillationsezienz beschreibt, kann
daher gleich eins gesetzt werden, wie schon in Kapitel 3.2 beschrieben.
Die Bremswirkung spielt für das Quenching eine wesentliche Rolle. Die Bestimmung der
Parameter der Birks-Gleichung ist daher auch sensitiv auf das Bremsvermögen. Da es
für LAB nicht genau bekannt ist und mit SRIM nur ungenau, mit einem Fehler von ≥2% [ZZB10] bestimmt werden kann, wird der Einuss einer um 2% verschobenen Brems-
wirkung ebenfalls untersucht. Die Abweichungen, die sich für den Parameter kB ergibt,
liegt im Bereich von 2%. Damit st die Unsicherheit der Bremswirkung insbesondere für die
94
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Messungen mit bisMSB die dominierende Unsicherheit. Die Ergebnisse der Anpassung von
Gleichung 2.5.6 an die Daten der relativen Lichtausbeute sind in Abbildung 3.6.19 und
3.6.20 der übersichthalber einzeln dargestellt und in Tabelle 3.6.6 zusammengefasst21.
Tabelle 3.6.6.: Mit χ2-Anpassung der Gleichung 2.5.6 an die gemessene Lichtausbeuteerhaltene Parameter kB und C für die verschiedenen LAB-Lösungen[vKNN+13]
LAB-Lösung kB[ cm/MeV] C[ cm/MeV2]2 g/l PPO+15 mg/l bisMSB 0.0097 ± 0.0002 ≤ 5.5 · 10−7
2 g/l PPO 0.0098 ± 0.0003 ≤ 4.0 · 10−7
3 g/l PPO+15 mg/l bisMSB 0.0098 ± 0.0003 ≤ 1.0 · 10−7
3 g/l PPO 0.0094 ± 0.0002 ≤ 6.5 · 10−7
Es zeigt sich, dass für den Parameter C, nur eine obere Grenze von O(1 · 10−7 cm/MeV2
)bestimmt werden kann, womit er mit Null gleichgesetzt werden kann. Der das Quen-
ching bestimmende Parameter kB liegt für alle Proben im Bereich von 0.0094±0.0002
−0.0098±0.0003 cm/MeV und stimmt damit im Bereich der Fehler für alle Proben überein.
Dies stützt die Annahme, dass das Quenching lediglich durch das Ionisationsquenching der
Lösungsmittelmoleküle bestimmt wird und unabhängig vom Fluor ist. Die absolute Licht-
ausbeute wird zwar durch das zusätzliche Fluor bisMSB verändert, nicht aber der relative
Zusammenhang zwischen Lichtausbeute und Energie und damit das Quenching. Daher lie-
gen auch die Quenchingfaktoren, die in Abbildung 3.6.21 dargestellt sind, weitestgehend
auf einer Linie. Für Protonen einer Energie von 1 MeV ergibt sich aus der Berechnung des
Quenchingfaktors eine Verringerung der gemessenen Energie um einen Faktor 5. Für hö-
her energetische Protonen steigt der Quenchingfaktor, was einem schwächeren Quenching
entspricht, für Protonenenergien von 8 MeV ist die gemessene Energie nur noch um die
Hälfte verringert.
Die Bestimmung des Quenchingfaktors für die LAB-Lösung mit Neodym steht noch aus.
Der Eekt des Neodyms auf das Protonquenching kann daher in dieser Arbeit nicht be-
schrieben werden.
NE213, dass hier mehrfach für den Lichtausbeutevergleich mit LAB genutzt wurde, besitzt
mit kB = 0.00841 cm/MeV [CS70] einen deutlich niedrigeren Wert für das Quenching, was
die höheren Werte in der Lichtausbeute im Vergleich zu LAB erklärt.
21Anpassungen von Belina von Krosigk durchgeführt
95
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
(a) ohne bisMSB
(b) mit bisMSB
Abbildung 3.6.19.: χ2-Anpassung der Gleichung 2.5.6 nach Birks an die Lichtausbeu-te für LAB + 2 g/lPPO mit und ohne bisMSB in Abhängigkeitder Energie
96
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
(a) ohne bisMSB
(b) mit bisMSB
Abbildung 3.6.20.: χ2-Anpassung der Gleichung 2.5.6 nach Birks an die Lichtausbeu-te für LAB + 3 g/lPPO mit und ohne bisMSB in Abhängigkeitder Energie
97
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Abbildung 3.6.21.: Quenchingfaktoren Qp für verschiedenen LAB-Lösungen in Ab-hängigkeit der Energie
Wie schon in Kapitel 3.6.5.1 beschrieben, zeigt die Anpassung der NRESP -Daten an
die gemessenen Spektren, insbesondere für die Proben ohne bisMSB, teilweise deutliche
Abweichungen. Im Energiebereich zwischen 5 und 10 MeV sind auch bei den Proben mit
bisMSB Abweichungen zu erkennen. Sie sind durch die unvollständige γ-Unterdrückung
zu erklären, da auch mit bisMSB keine vollständige Pulsformdiskrinierung möglich ist.
Der Schwellwert für das Ablaufen der inelastischen n-12C-Streuung, durch die die entspre-
chende γ-Strahlung mit einer Energie von 4.43 MeV entsteht, liegt bei 4.85 MeV [Hal59].
Ihr Wirkungsquerschnitt sinkt nach einem Resonanzbereich zwischen etwa 7 und 8 MeV
wieder [Hal59] [uH82], weshalb der Einuss der entstehenden γ-Teilchen im Pulshöhen-
spektrum sinkt und eine Anpassung wieder besser möglich ist. In Abbildung 3.6.22 sind
gemessene Daten und die angepassten MC-Spektren dargestellt. Die Anpassungen für
6 MeV, 8 MeV und 10 MeV zeigen für niedrigere Pulshöhen Abweichungen, die auf die
4.43 MeV γ-Strahlung zurückzuführen sind. Mit höherer Energie gelingt die Anpassung
besser, aufgrund des angesprochenen Absinkens des Wirkungsquerschnitts für inelastische
n-C-Streuung. Auÿerdem entfernt sich der Bereich, in dem diese γ-Ereignisse zu sehen
sind mit wachsender Energie, von der interessierenden Protonrückstoÿkante. Weitere Ab-
weichungen im vorderen Pulshöhenbereich sind durch α-Teilchen zu erklären, die aus der
Reaktion der Neutronen mit Kohlensto entstehen können. Diese Reaktionen sind in Kapi-
tel 3 aufgeführt. Sie werden zwar in NRESP ebenfalls simuliert, ihre Wirkungsquerschnitte
sind aber für die (n,α)-Reaktionen nicht gut bekannt, womit die relative Anzahl der simu-
lierten Ereignisse von der tatsächlichen deutlich abweichen kann.
98
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Abbildung 3.6.22.: Experimentelles Pulshöhen PH-Spektrum (schwarz) und ange-passte NRESP -Spektren (rot) von LAB + 3 g/l PPO + 15 mg/lbisMSB für Neutroneneinschussenergien von: 3 MeV(hohe Ver-stärkung), weitere Energien mit niedriger Verstärkung, 6 MeV,8 MeV, 10 MeV, 12.4 MeV und 15 MeV
Die schlechtere Auösung der Proben ohne bisMSB macht sich bei der Anpassung der
NRESP-Spektren an die experimentellen PH-Spektren bemerkbar. Neben den eben be-
schriebenen Abweichungen im niedrigen Pulshöhenbereich gibt es hier auch im Kantenbe-
reich leichte Abweichungen, da ,wie in Kapitel 3.6.5.1 beschrieben, die Daten teilweise nur
annehmbar mit dem Falten mit einer Gaussfunktion der Breite dL aus Gleichung 3.3.1 re-
produziert werden können. In Abbildung 3.6.23 ist dies für LAB + 2 g/lPPO ohne bisMSB
gezeigt.
99
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Abbildung 3.6.23.: Experimentelle Pulshöhen PH-Spektrum (schwarz) und angepass-te NRESP -Spektren (rot) von LAB + 2 g/lPPO, Neutronein-schussenergien und Verstärkung wie in Abbildung 3.6.22
100
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
3.6.5.4. Bestimmung der Lichtausbeute für α-Teilchen
Neutronen können an den Kohlenstoatomen im Szintillator oberhalb bestimmter Schwel-
lenergien ES zu verschiedenen Aufbruchreaktionen des Kohlenstos führen, bei denen α-
Teilchen entstehen. Die verschiedenen Reaktionskanäle und ihre Schwellenenergien sind:12C(n,α)9Be (ES = 6.19 MeV [uH82]), 12C(n,α')9Be* −→ n + 8Be −→ n + 2α (ES =
8.81 MeV [uH82]) und 12C(n,n')12C* −→ α + 8Be −→ α + 2α (ES = 8.29 MeV [uH82]).
Im Pulshöhenspektrum sind die enstandenen α-Teilchen durch charakteristische Strukturen
gekennzeichnet. Da α-Teilchen wesentlich stärker als Neutronen gequencht werden, liegen
diese Strukturen nur im niedrigen Pulshöhenbereich. Aufgrund der am Detektor einge-
stellten Pulshöhenschwelle liegen nur α-Teilchen, die aus Reaktionen mit Neutronen einer
Energie über etwa 7.5 MeV stammen im messbaren Pulshöhenbereich. Deutlich erkennbare
Strukturen zeigen sich erst oberhalb einer Neutronenenergie von 10 MeV. NRESP simuliert
neben den elastischen und inelastischen Streuungen der Neutronen auch die α-erzeugenden
Reaktionen und propagiert die α-Teilchen im Detektor. Neben dem Gesamtspektrum, das
sowohl α-Teilchen als auch Protonen enthält, ist es möglich lediglich die Spektren der ein-
zelnen α-Teilchen aus den jeweiligen erzeugenden Reaktionen zu betrachten. Damit lässt
sich ihr Einuss für verschiedene Bereiche des PH-Spektrums bestimmen. Durch eine An-
passung der Simulation an die gemessenen Daten im Bereich der α-Strukturen ist es, nach
dem gleichen Prinzip wie bereits für Protonen verwendet, möglich, die Lichtausbeute für
α-Teilchen zu bestimmen. Die Lichtausbeute der α-Teilchen wird in NRESP für Energien
Eα unter 6.76 MeV anhand einer Potenzgleichung der Form:
Lα = a ·Ebα (3.6.4)
angegeben. Die Paramter a und b sind dabei anzugeben. Oberhalb von 6.76 MeV wird
ein linearer Zusammenhang, mit den Parametern a′ und b′, zwischen Lichtausbeute und
Energie angenommen:
Lα = a′ ·Eα + b′. (3.6.5)
Ein Beispiel der Eingangsdatei, in der die Parameter a, b, a′ und b′ angegeben sind, ist in
Abbildung A.0.1 im Anhang zu nden. Da die Wirkungsquerschnitte der α-erzeugenden
Reaktionen nur ungenügend bekannt sind, ist es mit NRESP nicht möglich, die relative
Ereigniszahl der einzelnen Reaktionen zueinander und zum Protonenspektrum genau zu
simulieren. Bei der Anpassung muss daher vor allen Dingen darauf geachtet werden, dass
die PH-Lage der simulierten und gemessenen Strukturen übereinstimmt. Nicht in allen
PH-Spektrum sind die α-Strukturen erkennbar, die für eine Anpassung nötig sind. Bei den
101
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Proben ohne bisMSB sind die Strukturen aufgrund der schlechten Auösung in Spektrum
keiner Energie sichtbar. Es werden daher lediglich die beiden Proben mit bisMSB zur wei-
teren Analyse herangezogen.
Für die Auswertung der Lichtausbeutedaten muss jeweils die Energie der α-Teilchen be-
stimmt werden. Da es sich jeweils um Zerfallsprozesse in zwei Endprodukte handelt, bei
denen die Energie der Eingangsteilchen bekannt ist, kann diese anhand von Energie- und
Impulserhaltung erhalten werden. In der hier im Wesentlichen betrachteten 12C(n,α)9Be
Reaktion kann man das 12C als ruhend betrachten. Damit ist lediglich eine Dreikörperre-
aktion unter Beachtung der 12C-Masse zu berechnen. Man erhält, mit den Massen mi, den
Impulsen pi und der kinetischen Energie der Neutronen En folgende lösbare Gleichung für
den α-Impuls pα:
0 =√p2α +m2
α +
√(pn − pα)2 +m2
Be − En −mn −mC . (3.6.6)
Mit der Beziehung Eα =√p2α +m2
α − mα lässt sich dann je nach Neutronenenergie die
kinetische Energie des entstandenen α-Teilchens Eα berechnen. Wenn α-Teilchen der an-
deren erzeugenden Reaktionen wesentlich zum Spektrum beitragen, ist dem gesamten α-
Spektrum im Detektor keine eindeutige α-Energie mehr zuzuordnen. Anhand der MC-
Spektren der einzelnen Reaktionen und deren Summenspektren wird überprüft, bis zu
welcher Neutronenergie die α-Teilchen aus der 12C(n,α)9Be Reaktion das Summenspek-
trum bestimmen. Oberhalb von etwa 12.4 MeV ist dies nicht mehr der Fall, daher werden
nur Spektren bis 12.4 MeV, bei denen eine α-Energie zugeordnet werden kann, für eine
quantitative Analyse der α-Lichtausbeute verwendet.
In Abbildung 3.6.24 ist als Beispiel dafür das PH-Spektrum für Neutronen einer Energie
von 14 MeV zu sehen. Bei dieser Energie haben die α-Teilchen aus der 12C(n,n'+α+2α)
Reaktion den gröÿten Anteil am α-Gesamtspektrum. Bis 12.4 MeV wird Eα anhand von
Gleichung 3.6.6 bestimmt und die simulierte Lichtausbeute damit berechnet. Als erste
Näherung für die vier, für die α-Lichtausbeute anzugebenden Parameter, werden wieder
die voreingestellten Werte der NE213 Standardlichtausbeute, NLICHT=0, genutzt. Die
verbesserte Lichtausbeute ergibt sich, wie bei Gammakalibrierung und Neutronenanpas-
sung, durch die Multiplikation der, in der Simulation angegebenen, Lichtausbeute mit dem
Kompressionsfaktor der Anpassung der MC-Spektren an die experimentellen Daten im
Pulshöhenbereich der α-Strukturen. Für den Energiebereich über 12.4 MeV wird ebenfalls
eine Anpassung der MC-Daten vorgenommen. Die Parametrisierung der Lichtausbeute im
Energiebereich, der als linear abhängig von der Energie angenommen ist, wird mithilfe des
jeweiligen Kompressionsfaktors bestmöglich angepasst.
102
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
Abbildung 3.6.24.: Auschnitt aus Pulshöhen (PH)-Spektrum für Neutronen mitEn=14 MeV in LAB + 2 g/l PPO +15 mg/l bisMSB mit NRESP-Simulationen: gesamt (dunkelgrün), Protonen (rot), α-Spektren:gesamt (hellgrün), 12C(n,n' + α + 2α) (hellblau),12C(n,α')9Be*
−→ n + 2α (lila), 12C(n,α)9Be (dunkelblau)
Datenpunkte werden bei dieser qualitativen Anpassung, bei einer Neutronenenergie
über 12.4 eV, nicht erhalten, da, wie bereits angesprochen, die Energiezuordnung für die
α-Teilchen nicht bekannt ist. Die Ergebnisse der α-Lichtausbeute sind in Tabelle 3.6.7
zusammengefasst. Der Fehler der Lichtausbeute ∆L bezieht sich auf die Ungenauigkeit
der Anpassung von Simulation und experimentellen Daten. Die Unsicherheit aus der γ-
Kalibrierung muss ebenfalls berücksichtigt werden, wenngleich ihr Einuss in diesem Fall
vergleichsweise gering ist.
Tabelle 3.6.7.: Lichtausbeute L für α-Teilchen der Energie Eα, aus Reaktionen vonNeutronen mit der Energie En mit Lichtausbeutefehler ∆L, in derLAB-Lösung mit 2 g/l PPO+15 mg/l bisMSB
Eα [MeV] En [MeV] L [MeVee] ∆L aus Anpassung4.62 10 0.35 0.015.36 10.8 0.457 0.0066.1 11.6 0.569 0.026.47 12 0.633 0.026.84 12.4 0.679 0.06
In Abbildung 3.6.25 ist zu sehen, dass die MC-Spektren durch die neubestimmte α-Lichtausbeute
im vorderen Pulshöhenbereich in ihrer Lage den experimentellen Daten deutlich angenä-
103
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
hert sind.
(a) En=11.6 MeV (b) En=13.3 MeV
(c) En=15 MeV
Abbildung 3.6.25.: Pulshöhen PH-Spektrum mit NRESP-Simulation vor (rot) undnach (grün) der Anpassung der α-Lichtausbeute und experi-mentelle Detektorantwort im Bereich der α-Strukturen für 2 g/lPPO+15 mg/l bisMSB bei einer Neutronenenergie von 11.6 MeV,13.3 MeV, und 15 MeV
Zur Berechnung des Birks-Parameters für α-Teilchen in LAB wird die integrierte Form
der Gleichung nach Birks, Gleichung 2.5.4, an die Lichtausbeutedaten mit Hilfe einer χ2-
Anpassung genähert, wie es bereits bei der Protonenlichtausbeute getan wurde. Auf die
Bestimmung des in der allgemeinen Form in Gleichung 2.5.6 vorhandenen Korrekturpara-
meters C wird hier verzichtet. Er wird mit Null gleichgesetzt, was konsistent ist mit den
Ergebnissen der Auswertung der Protonenlichtausbeute. Eine genaue Bestimmung von C
anhand der fünf verwendeten Punkte ist nicht sinnvoll.
Die Bremswirkung der α-Teilchen wird mithilfe des Programms SRIM berechnet. Da-
bei wird wie in Kapitel 3.6.1 für Protonen beschrieben vorgegangen. Für die Auswertung
104
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
werden die fünf in Tabelle 3.6.7 angegebenen Lichtausbeutedaten verwendet. Wie oben
erwähnt, ist für die höhere Energie, bzw. höhere Neutronenenergie, keine eindeutige Zu-
ordnung der α-Energie möglich. Das Ergebnis der Anpassung ist in Abbildung 3.6.26 zu
sehen.
Abbildung 3.6.26.: Lichtausbeute L in Abhängigkeit der Energie E für α-Teilchenin LAB + 2 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB mit Elektrondaten undAnpassung der Formel nach Birks
Der aus der Anpassung erhaltene Parameter kB liegt bei 0.0083 ± 0.0002 cm/MeV . Der
Fehler der mit SRIM berechneten Bremswirkung von 2%, siehe dazu Kapitel 3.6.1, ist bei
der Rechnung berücksichtigt. Der kB-Parameter der α-Lichtausbeute hat damit eine rela-
tive Abweichung von etwa 17% von dem für Protonen berstimmten kB-Wert von 0.0097
± 0.0002 cm/MeV. Eine genauere Auswertung der α-Lichtausbeute erfolgt im Kapitel 5.
105
3 Lichtausbeutemessung am Neutronenstrahl 3.6 Auswertung
106
4. Messung mit intrinsischer
Alpha-Quelle
Das in SNO+ verwendete natürliche Neodym enthält zu 23.8% den α-Strahler 144Nd
(T1/2 = 2.29 · 1015 y [uLE04]). Die aus diesem Zerfall entstehenden α-Teilchen haben ei-
ne Energie von 1.83 MeV. Durch pile-up können diese α's zu Ereignissen im Bereich
des Q-Wertes des 2νββ-Zerfalls, der bei 3.37 MeV liegt, führen und damit das 0νββ-
Signal überlagern. Daher ist die genaue Kenntnis des Quenchingfaktors im Energiebe-
reich dieses α-Zerfalls besonders wichtig. Um in diesem Gebiet einen weiteren Wert für
die α-Lichtausbeute zu gewinnen, wird in dieser Arbeit der α-Zerfall des Isotopes 147Sm
(T1/2 = 1.06 · 1011 y [uLE04]) genutzt: 147Sm −→ 143Nd + α.
Die Energie der α-Teilchen liegt für diesen Zerfall bei 2.233 MeV und somit nahe an der
Energie der beim α-Zerfalls des 144Nd entstehenden Teilchen.
In der für das Expriment genutzten Probe liegt das Samarium, mit einem Anteil von 2%,
bereits in LAB, mit einem PPO-Gehalt von 2 g/l, gebunden vor1. Um die Lichtausbeute
zu erhalten, werden vor der Bestimmung der Lage des α-Peaks Kalibrierungsmessungen
mit γ-Quellen durchgeführt. Es wird leidiglich die relative α-Lichtausbeute bestimmt. Sie
wird, wie bei den Messungen am Neutronenstrahl, die in Kapitel 3 beschrieben sind, in
elektronenäquivalenter Energie angegeben.
Für die Messungen werden zwei Photomultiplier genutzt, um das emittierte Licht der in
der Messküvette bendlichen Szintillatorüssigkeit zu detektieren. Sie werden jeweils an
Vor- und Rückseite der Küvette befestigt. Dieser Aufbau hat den Vorteil, dass die Ortsab-
hängigkeit der Gesamtintensität I, die sich aus der die beiden PMT's jeweils erreichenden
Strahlung I1 und I2 berechnet, reduziert ist. Dasselbe gilt für die Gesamtladung. Dar-
überhinaus wird der Untergrund durch Rauschen der PMT's reduziert, da nur koinzidente
Signale verwendet werden. Die Intensität der Strahlung in Abhängigkeit des zurückgeleg-
ten Weges x beim Durchgang durch Materie folgt einem exponentiellen Schwächungsgesetz,
1hergestellt M.Yeh, BNL, USA
107
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.1 Messaufbau
mit dem Schwächungskoezienten λ gilt daher:
I(x) = I0 · e−λx. (4.0.1)
Nimmt man an, dass die entstehenden Ladungen sich auf geradem Weg in einer Ebene
horizontal zu den Photomultipliern bewegen, wie in Abbildung 4.0.1 dargestellt, so ergibt
sich damit für I(x) und Q(x):
I1(x) = I0 · e−λx, I2(x) = I0 · e−λ(l−x),
I(x) =√I1(x) · I2(x), I(x) =
√I2
0e−λ(x+l−x),
I(x) = I0e−λl
2 ,
Q(x) = Q0e−λl
2 .
(4.0.2)
Q und I sind jetzt nicht mehr vom Ort der Entstehung der Strahlung abhängig, lediglich
die Länge der Küvette ist entscheidend.
Abbildung 4.0.1.: Skizze des Lichtweges in der Küvette mit Weglängen x und l − xzu den beiden PMT's
Die im Folgenden beschriebenen Messungen fanden am Helmholtz-Zentrum Dresden Ros-
sendorf2 statt.
4.1. Messaufbau
Die zu untersuchende Szintillatorlösung bendet sich in einer Messküvette3 mit einem
Durchmesser von 18.88 mm und einer Länge von 100 mm, diese wird beidseitig durch Sili-
2Helmholtz-Zentrum Dresden Rossendorf3Hellma Analytics
108
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.1 Messaufbau
konfett4 mit jeweils einem Photomultiplier5 verbunden. Vor der Füllung wird die Küvette
zunächst evakuiert, um den enthaltenen Luftsauersto zu entfernen. Anschlieÿend wird
sie bis zur Befüllung in einer Stickstoatmosphäre gelagert. Die Szintillatorlösung wird
in eine gereinigte Glasasche mit zwei Anschlüssen für die Stickstozu- bzw. -abfuhr ge-
füllt. Die Stickstozufuhr wird geönet und die Lösung für etwa 20 -30 min mit Sticksto
gespült, um den gelösten Sauersto zu entfernen, dieser Vorgang ist in Abbildung 4.1.1
b) dargestellt. Danach wird die Szintillatorüssigkeit durch einen zusätzlichen Auslass in
die Messküvette gefüllt, die anschlieÿend verschlossen wird. Die befüllte Küvette wird mit
Teonband umwickelt, um eine bessere Reektivität an den Wänden zu gewährleisten, dies
ist in Abbildung 4.1.1 a) dargestellt.
(a) (b)
Abbildung 4.1.1.: a) mit Teonband umwickelte Messküvette, b) Flasche mit LAB-Flüssigkeit bei der Stickstospülung
Um das äuÿere Licht abzuschirmen, werden Küvette und Photomultiplier mit Alumini-
umfolie umgeben, was in Abbildung 4.1.2 zu sehen ist. Lichtdicht abgeschlossen wird der
Aufbau durch einen Überzug mit schwarzem Schrumpfband, das durch Wärme aus einem
Heiÿluftföhn fest angezogen wird.
4Baysilone Öl M 200.0005Hamamatsu R2059
109
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.1 Messaufbau
Abbildung 4.1.2.: Aufbau des Experimentes zur Lichtausbeutemessung, ohne Elek-tronik, mit an die umwickelte Küvette, die in Abbildung 4.1.1 zusehen ist, angeschlossenen PMT's
Anschlieÿend werden die Photomultilier mit der Auswerteelektronik verbunden, deren
Schema in Abbildung 4.1.3 dargestellt ist.
Abbildung 4.1.3.: Schematischer Aufbau der α-Quenchingmessung mit zwei Photo-multipliern (PMT1 und PMT2), zwei Constant fraction Diskrimi-natoren (CFD), dem Konverter, der TTL- in NIM-Signale umformt,dem Gate Generator und der Verzögerung (gate and delay), derAuswertelogik sowie der Aquiriskarte
Die abgenommenen Signale der beiden PMT's werden jeweils an einen Splitter6,7 geleitet,
der ein Signal an Kanal eins bzw. zwei, je nach PMT, der Aquiris-Auslese-Karte8 gibt
und ein anderes Signal an einen Constant Fraction Discriminator9. Die ausgegeben TTL-
(Transistor-Transistor-Logik)-Signale werden von einem Level Konverter10 in Standard-
NIM-Signale umgeformt. Damit die Signale der beiden PMT's gleichzeitig die Input Logik11
erreichen, werden sie in einem Gate Generator12 verzögert. Bei erfüllter Logik (Koinzidenz
von Kanal eins und zwei) wird ein Signal an den Scaler13 geleitet und ein zweites an
6englisch für Teiler7CAEN 50 Ω8Aquiris 282 10 bit 2Gs/s Fast-Digitizer9Ortec CFT 58410Phillips, Model 72611Ortec CO4030 Quad 4-Input Logic12Ortec GG8010138000 Octal Scaler/Timer
110
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
den externen Trigger für die Aquiris-Karte. Die Verstärkung der verwendeten Photomul-
tiplier baugleichen Typs wird durch eine aktive Regelung der Hochspannung über einen
Resonanzwandler14 auch ohne weitere Stabilisierung konstant gehalten. Um Einüsse von
Temperaturschwankungen zu vermeiden, werden die Messungen in temperierten Räumen
durchgeführt.
Vor Beginn der Messungen muss die Lichtdichte des Aufbaus überprüft werden. Dazu wird
mit einer Taschenlampe allseitig auf die umwickelte Zelle gestrahlt und überprüft, ob sich
ein Anstieg der am Scaler angezeigten Ereignisrate zeigt.
4.2. Auswertung
Gemessen wird sowohl mit einer LAB Probe mit einem PPO-Zusatz von 3 g/l, als auch
der angesprochenen Probe mit 2 g/lPPO und 2% natürlichem Samarium. Der Anteil des147Sm in natürlichen Samarium beträgt etwa 15% [uLE04], das Messvolumen V in der
Küvette beträgt 28 ml. Damit berechnet sich die Aktivität der Samariumlösung A in der
Küvette mit der Masse des natürlichen Samriums: mSm, der molaren Masse, Halbwertszeit
und Teilchenzahl des 147Sm: MSm, T1/2 und NSm, der Dichte des LAB: ρLAB und der
Avogadrozahl NA, zu:
mSm = 0.02V · ρLAB ≈ 0.02 · 28 ml · 0.86 g/l ≈ 0.48 g,
NSm =mSm
MSm
NA ≈0.48 · 0.15 g
147 gmol
6.022 · 1023 ≈ 2.95 · 1020,
A =dN(t)
dt= NSm
ln2
T1/2
≈ 2.95 · 1020 ln2
1.06 · 1011 a≈ 61 s−1. (4.2.1)
Da, wie schon bei der Messung am Neutronenstrahl, keine absoluten Lichtausbeutemes-
sungen gemacht werden, muss die α-Aktivität der zu untersuchenden Lösung nicht genauer
bestimmt werden.
Zur Kalibrierung des Aufbaus wird zunächst mit γ-Quellen gemessen, die Aktivitäten der
Quellen und des in der LAB-Substanz enthaltenen Samariums sind in Tabelle 4.2.1 zu-
sammengefasst. Die Quellen werden jeweils mittig zwischen beiden PMT's auf die Küvette
gelegt. Die Messdauer wird so gewählt, dass jeweils zwischen 3 und 8GB als Dateigröÿe
der Messdaten erreicht werden. Als Logik wird eine AND-Logik verwendet, sodass nur
dann Signale aufgenommen werden, wenn sowohl PMT1 als auch PMT2 ein Signal liefern.
Das Fenster für diese Koinzidenz beträgt 50 ns. Da die an den CFT's eingestellte Schwelle
14iseg Spezialelektronik GmbH
111
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
sehr niedrig ist, können auch sehr kleine Pulse detektiert werden.
Tabelle 4.2.1.: Zur Kalibrierung verwendete γ-Quellen mit ihren Aktivitäten
Quelle Aktivität [ kBq]60Co 1.06 · 105133Ba 8.37 · 104137Cs 1.189 · 105166mHo 2.879 · 105nat. Sm 61
Neben den Quellmessungen wird über Nacht eine Untergrund-(BG)-Messung durchgeführt.
Die vom Aquiris-Modul ausgebenen ASCII-Daten werden ins root-Format konvertiert. Um
aus den root-Daten Histogramme für die jeweiligen Spektren zu erzeugen, wird jeweils
die Höhe des Rauschmittels rms auÿerhalb der Peakregion bestimmt und lediglich Si-
gnale verwertet, die über dem dreifachen rms-Wert liegen. Damit werden durch thermi-
sches Rauschen auftretende, zufällige Koinzidenzen unterdrückt. Um einen zur Anzahl der
produzierten Ladungen proportionalen Wert zu erhalten, werden die am jeweiligen PMT
gemessenen Spannungen der einzelnen Pulse über die Zeit integriert. Für beide Kanäle
wird ein gleichgroÿer Zeitbereich deniert, in dem das Signal integriert wird. Um Signale
hochenergetischer Myonen auszuschlieÿen, wird an die jeweils aufgenommenen Pulse eine
Gaussfunktion angepasst. Liegt ihr Maximum über einem fest gewählten Wert, wird der
Puls einem Myon zugeordnet und verworfen. Die Form der einzelnen Pulse ist in Abbildung
4.2.1 dargestellt.
Abbildung 4.2.1.: Spektrum des Spannungssignals in Abhängigkeit der Zeit t der ge-messenen Pulse mit Integrationsbereich zur Bestimmung der jeweilserzeugten Ladung Q
Um die produzierte Gesamtladung zu erhalten, werden anschlieÿend die integrierten Pulse
112
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
der beiden PMT's multipliziert und die Wurzel gezogen, siehe Gleichung 4.0.2. Der erhal-
tenen Wert ist zur im PMT produzierten Ladung proportional und wird im Folgen in a.u.
(arbitrary units15) angegeben.
Da der Untergrund bei den Messungen der Probe ohne Samarium lediglich eine Rate von
circa 13.8Bq hat, im Vergleich zu Quellaktivitäten im 100− 1000 kBq-Bereich, kann das
Untergrundspektrum in vereinfachter Weise Bin für Bin von den Quellspektren abgezo-
gen werden. Die Probe mit Samarium zeigt für alle Messungen jeweils den erwarteten
α-Peak im niedrigen Q-Bereich zwischen 1 und 8 a.u.. In diesem Bereich ist die Ereignis-
rate des Untergrundes, in dem ebenfalls der α-Peak vorhanden ist, nicht mehr klein gegen
die Quellaktivität. Das Untergrundspektrum der Messung mit Samarium ist in logarith-
mischer Darstellung in Abbildung 4.2.2 zu sehen.
Abbildung 4.2.2.: Logarithmische Darstellung des Untergrundspektrums mit α-Peakfür 2 g/l + 2% Sm, auf Messdauer t = 60590 s skaliert
Ein einfacher Abzug des Untergrundspektrums führt daher zu falschen Ergebnissen, was in
Abbildung 4.2.3 zu erkennen ist. Hier resultiert der einfache Abzug des Untergrundspek-
trums vom ebenfalls dargestellten 137Cs-Spektrum in einer unphysikalischen Eindellung im
Bereich des α-Peaks. In diesem Fall müsste für Untergrund- und Quellspektrum jeweils
eine Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion bestimmt werden, die das jeweilige Spektrum be-
schreibt. Diese Funktionen können direkt voneinander abgezogen werden. Da der Erfolg
15englisch für willkürliche Einheiten
113
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
dieser Methode, insbesondere bei nicht bekannter Q(E)-Beziehnung, nicht abzuschätzen
ist, wird auf den Abzug verzichtet. Im Weiteren wird für die Probe mit Samarium mit
den Quellspektren ohne Untergrundabzug gearbeitet. Das Untergrundspektrum mit dem
enthaltenen α-Peak ist in Abbildung 4.2.2 dargestellt.
(a) Ohne BG-Abzug, mit Messzeit skaliert (b) Mit einfachem BG-Abzug, mit maximalerEreigniszahl skaliert
Abbildung 4.2.3.: Skaliertes Ladungsspektrum der LAB-Lösung mit 2% Samariumfür die 137Cs Kalibrationsquelle
Das, wie oben beschrieben, erhaltene Ladungssignal Q kann als proportional zur Licht-
ausbeute angenommen werden. Zur Kalibrierung wird, wie bereits in Kapitel 3.2 beschrie-
ben, die Comptonkante der jeweiligen γ-Quellen genutzt. Für eine erste Abschätzung der
Q(E)-Beziehung wird wiederum der 2/3-Wert des Maximums der Comptonkante in den
gemessenen Spektren gewählt. Für das zur Lichtausbeute proportionale Ladungsignal gilt
zur Energie, wie schon in Kapitel 3.2 beschrieben. Damit gilt:
Q(E) = m ·E + n. (4.2.2)
Als Referenzspektrum zur besseren Ablesbarkeit der Comptonkante und damit zur genaue-
ren Kalibrierung wird ein ideales Comptonspektrum der jeweiligen Energie der γ-Strahlung
simuliert. Dafür werden mit Hilfe des Zufallsgenerators TRandom in root Streuwinkel ent-
lang der Klein-Nishina-Formel bestimmt, mit denen die Energie der gestreuten Elektronen
berechnet wird. Die Energien werden in das Histogramm des idealen Comptonsektrums
gefüllt.
Falls mehrere γ-Linien einer Quelle nah beieinander liegen, sind sie im Spektrum aufgrund
der Energieauösung teilweise nicht mehr zu trennen. Daher wird für sie, mithilfe der je-
weiligen Anteilsrate, eine mittlere γ-Energie bestimmt, deren Comptonkantenwert dann
114
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
verwendet wird. Die Energien der γ-Strahlungen der verschiedenen Quellen sind in Tabelle
A.0.1 im Anhang aufgelistet. Das simulierte ideale Energiespektrum wird anhand der Q(E)-
Beziehung des jeweiligen Iterationsschrittes in ein Q-Spektrum umgeformt und mit einer
Gaussfunktion, einer Breite entsprechend der Energieauösung, gefaltet. Da diese zunächst
nicht bekannt ist, wird, wie in Kapitel 3.3 beschrieben, zu Beginn die Energieauösung als
konstant angenommen (dEE
= konstant) und für jede Comptonenergie der Wert bestimmt,
bei dem simuliertes und gemessenenes Spektrum am besten übereinstimmen. Mit diesen
Werten wird die Energieauösung mit Hilfe von Gleichung 3.3.1 bestimmt. Die Werte der
Parameter m und n der Q(E)-Beziehung werden innerhalb der jeweils gegebenen Fehler-
grenzen leicht variiert, um das simulierte Spektrum dem gemessenen anzupassen. Mit den
für die jeweilige Energie gewonnenen Q-Werten der Comptonkanten wird eine verbesserte
Q(E)-Beziehung bestimmt. In Tabelle 4.2.2 sind die so bestimmten Paramter der Q(E)-
Beziehung, sowie die Parameter der Auösung dQ/Q(E), die unter Nutzung der Gleichung
3.3.1 erhalten wurden, dargestellt. Die graphische Darstellung der Kalibrierungsgeraden
sind in Abbildung 4.2.4 a) und b) zu sehen, die Auösungen sind in Abbildung 4.2.5 dar-
gestellt.
Für die Energieauösung resultieren aus den in Tabelle 4.2.2 angegebenen Parametern
Tabelle 4.2.2.: Aus χ2-Fit gewonnene Gammakalibrierungsparameter m und n des li-nearen Q(E)-Zusammenhangs aus Gleichung 4.2.2 und Parameter a, bund c der Auösung dQ/Q(E) nach Gleichung 3.3.1 der LAB-Lösungenmit und ohne Samarium
Probe m[(a.u.)/MeV]
n[a.u.] a b [1/a.u.] c [1/(a.u.)2]
2 g/l PPO + 2%Sm 39.6 ± 1.7 3.43 ± 1.4 0.33 ± 0.045 1.26 ± 0.25 <0.0053 g/l PPO 60 ± 9.6 -2.74 ± 0.44 0.146 ± 0.023 0.93 ± 0.076 <0.005
der Ladungsauösung dQ/Q und der Q(E)-Beziehung Gleichung 4.2.2 die in Tabelle 4.2.3
angegebenen Parameter der Energieauösung dE/E.
Tabelle 4.2.3.: Parameter a′, b′ und c′ der Energieauösung nach den in Tabelle 4.2.2angegeben Parametern der Auösung dQ/Q(E) und der KalibrierungQ(E) der beiden LAB-Lösungen mit und ohne Samarium
Probe a′ b′ [1/MeV] c′ [1/MeV]2]2 g/l PPO + 2%Sm 0.33 ± 0.032 0.215 ± 0.026 <0.0013 g/l PPO 0.079 ± 0.04 0.145 ± 0.0094 <0.001
115
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
(a) 3 g/lPPO
(b) 2 g/lPPO+2%Sm
Abbildung 4.2.4.: Kalibrierung: Ladungssignal Q in Abhängigkeit der Energie E an-hand der angegebenen Energien der Comptonkanten EC (bzw.EC,ges für den gewichteten Mittelwert nahe liegender Compton-kanten) der Kalibrierungsquellen für die beiden LAB-Lösungen mitund ohne Samarium
116
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
Da die beiden Messungen mit anderer Verstärkung und durch den Neuaufbau der Mes-
sung mit der Samariumlösung unter leicht veränderten Messbedingungen durchgeführt
wurden, sind sie, was die Kalibrierung betrit, nicht miteinander zu vergleichen. Ihre Auf-
lösungen lassen sich allerdings trotzdem gegenüberstellen, da Messprinzip und Küvette
gleichgeblieben sind. Beim Vergleich der Auösungen zeigt sich eine deutliche Verschlech-
terung bei der Probe mit Samarium.
Abbildung 4.2.5.: Energieauösung dE/E (Daten und Fit nach Gleichung 3.3.1) fürdie LAB-Lösung mit (rot) und ohne (blau) Samarium in Abhän-gigkeit der Energie mit Lage der Comptonkante EC (EC,ges für ge-wichteten Mittelwert nahe liegender Comptonkanten) der Energieder γ-Strahlung der jeweiligen Kalibrierungsquellen
Da der leicht unterschiedliche PPO Gehalt, wie in Kapitel 3.6.4 gezeigt, kaum einen Einuss
auf die Energieauösung hat, muss die Verschlechterung auf das Samarium zurückzuführen
sein. Die statistikbedingte Auösung hat sich um mehr als den Faktor zwei verschlechtert.
Das gelöste Samarium reduziert oenbar die Photonenproduktion, wie es in Kapitel 3.3
schon für das mit Neodym versetzte LAB beobachtet wurde, oder es absorbiert die emit-
tierten Szintillationsphotonen teilweise wieder. Der Parameter der Ortsauösung ist für
die Messung ohne Samarium im Bereich von 8%. Damit liegt er deutlich unter dem Pa-
rameter, der bei den Messungen am Neutronenstrahl, für die vergleichbaren Proben ohne
bisMSB, mit nur einem PMT für die Ortsauösung erhalten wurde. Dieser lag im Bereich
von 34-39%. Oenbar verbessert die Verwendung von zwei Photomultipliern die Auösung,
insbesondere die Ortsauösung, wie angenommen wesentlich. Die Werte dieser beiden Mes-
sungen sind allerdings nur bedingt vergleichbar, da die Szintillatorzellen, deren Form und
117
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
Gröÿe sich in der Auösung niederschlägt, nicht gleich waren.
Die Anpassung der simulierten Spektren erweist sich teilweise als schwierig, was sich durch
Abweichungen der simulierten und gefalteten Spektren von den Experimentellen zeigt, sie-
he dazu Abbildung 4.2.6 und 4.2.7.
(a) 60Co (b) 137Cs
(c) 133Ba (d) 166mHo
Abbildung 4.2.6.: Experimentell bestimmte, mit maximaler Ereigniszahl skalierte La-dungsspektren (grün gefüllt) der verwendeten γ-Quellen für dieZusammensetzung LAB+3 g/lPPO mit simulierten und skaliertenComptonspektren (ideal (blau schraert) und mit Auösung gefal-tet (rot)) der jeweiligen γ-Quellen
118
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
(a) 60Co (b) 137Cs
(c) 166mHo
Abbildung 4.2.7.: Experimentell bestimmte, mit der maximalen Ereigniszahl skalierteAuschnitte von Ladungsspektren (grün gefüllt) der verwendeten γ-Quellen für die Zusammensetzung LAB + 2 g/l PPO + 2% Sm mitsimulierten und skalierten Comptonspektren (ideal (blau schraf-ert) und mit Auösung gefaltet (rot)) der jeweiligen γ-Quellen
Insbesondere die Probe mit Samarium lässt nur eine Anpassung an drei bzw. vier der
in Tabelle A.0.1 angegebenen Comptonkanten zu. Neben der schlechten Energieauösung
liegt dies vor allen Dingen am α-Peak, der in den Quellspektren deutlich sichtbar ist und die
niederenergetischen γ-Ereignisse im Spektrum überlagert. Bei den Quellen mit mehreren
γ-Linien sollte eine der Anteilsrate entsprechende Addition der gefalteten Simulationen das
gemessene Gesamtspektrum widerspiegeln. Wie in Abbildung 4.2.6 d) zu sehen ist, ergeben
sich für einige Energien jedoch bei einzelnen Comptonspektren Dierenzen zwischen der
relativen Höhe von gemessenen und MC Daten. Abweichungen kommen durch Vernach-
lässigung weiterer Streuungen und von Reexionen an sowohl Wänden, als auch Gehäuse
zustande. Auch der Photoeekt wird nicht berücksichtigt, da sein Wirkungsquerschnitt,
wie schon in Abschnitt 3.2 beschrieben, mit Z5 von der Kernladungszahl Z abhängt und
die eektive Kernladungszahl von LAB lediglich bei Zeff = 3.47 liegt. Alle verwendeten
119
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
Quellen sind β-Strahler. Da für die Messung eine Quarzglasküvette (Dichte ≈ 2.2 g/cm3)
mit einer Glasdicke von etwa 1.25 mm verwendet wird, wird ein groÿer Teil dieser Strahlung
im Glas gestoppt. Erst Elektronen mit einer Energie über 600 keV haben eine Reichweite
von ≥ 1.25 mm [MB11c] und können somit in die Küvette gelangen. Lediglich 137Cs und166mHo senden β-Strahlung mit Energien über 600 keV aus, deren Verzweigungsverhältnis
über 0.1% liegt. Allerdings haben auch diese Zerfälle ein niedriges Verzweigungsverhältnis
von unter 6% [uLE04]. Der Anteil der β-Strahlung am Spektrum dieser Quellen ist somit
vergleichsweise gering und wird daher vernachlässigt.
Die aufgezählten Eekte beeinussen nicht die Lage der simulierten Comptonspektren bzw.
der Comptonkanten. Da für die Auswertung lediglich die Lage benötigt wird, können die
beschriebenen MC-Spektren trotzdem verwendet werden.
Die Position des α-Peaks im Untergrundspektrum, das in Abbildung 4.2.8 dargestellt ist,
wird mit Hilfe des Schwerpunktes des Spektrums bestimmt. Dazu wird, wie schon bei der
Bestimmung der Lage der γ-Peaks in den Messungen an der PTB, Gleichung 3.6.2 verwen-
det. Das Ergebnis der Schwerpunktsberechnung ist abhängig vom untersuchten Intervall.
In Tabelle 4.2.4 ist die Lage des Schwerpunktes für die jeweiligen Intervallgrenzen zusam-
mengefasst. Im Folgenden wird für die Schwerpunktsberechnung des α-Peaks das gröÿte
hier angegebene Q-Intervall von 0-20 a.u. genutzt. Der Schwerpunkt für die Berechnung
mit diesem Intervall des Q-Spektrums liegt bei 3.451±0.286 a.u.
Abbildung 4.2.8.: auf die Messdauer t = 60590 s skaliertes Ladungsspektrum der Un-tergrundmessung mit α-Peak des 147Sm in LAB + 2 g/lPPO + 2%Sm
120
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
Es ist nicht möglich, den natürlichen Untergrund aus dem Spektrum des Samariums
abzuziehen, da er zusammen mit dem Samarium gemessen wurde. Daher wird auch die
Schwerpunktsberechnung und die Berechnung des Fehlers des Schwerpunktes ohne Unter-
grundabzug durchgeführt. Der nach Gleichung 3.6.2 berechnete Fehler kann deshalb, wie
in [GBRD87] beschrieben, nur als untere Grenze für den tatsächlichen Fehler des Schwer-
punktes angenommen werden. Besonders die Stufe am Beginn des Untergrundspektrums
verfälscht ebenfalls den Wert des Schwerpunktes. Sie kann allerdings auch durch Verän-
derung in den Datenauslesebedingungen der Spannung-über-Zeit-Spektren nicht entfernt
werden. Für die Anwendung der Schwerpunktsberechnung mit Gleichung 3.6.2 muss die
gesamte Peakäche verwendet werden [GBRD87]. Die angesprochene Stufe liegt in der
ansteigenden Flanke des Peaks, daher kann der Bereich der Stufe bei der Schwerpunkts-
berechnug nicht weggelassen werden.
Der Schwerpunkt hängt vom Berechnungsintervall ab, was in Tabelle 4.2.4 zu sehen ist.
Für das kleinste und gröÿte angegebene Intervall weicht er um 11% ab. Allerdings stimmen
alle Werte im Rahmen ihrer Fehler überein.
Tabelle 4.2.4.: Untersuchtes Intervall, Schwerpunkt SP und ∆SP des 147Sm α-Peaksim Ladungsspektrum von LAB +2 g/l PPO und 2% Sm
Intervall [a.u.] Schwerpunkt [a.u.] ∆ Schwerpunkt [a.u.]0-10 3.276 0.2071-10 3.463 0.1931-12 3.498 0.2061-16 3.573 0.2421-20 3.646 0.2830-12 3.311 0.2190-16 3.382 0.250-20 3.451 0.286
Für die weitere Rechnung wird mit dem gröÿten angegebenen Intervall von 0− 20 a.u. gear-
beitet. Mit der berechneten Q(E)-Kalibrierung folgt für die Energielage des Schwerpunktes
und damit des α-Peaks:
Eα =1
m·Qα −
n
m
Eα = 25.25 keV (a.u.)−1 · 3.451 a.u.+ 86.61 keV
Eα = 173.76 keV
(4.2.3)
121
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
Der Fehler der Energielage des α-Peaks beinhaltet sowohl die Unsicherheit der Kali-
brierungsparameter m und n, als auch die statistisch berechnete Unsicherheit für den
Schwerpunkt ∆Qα nach Gleichung 3.6.2.
∆Eα =
√(Qα
m2)2∆m2 + (
1
m)2∆Q2
α +1
m
2
∆n2,
∆Eα =
√(
3.451
0.03962)20.00162 + (
1
0.0396)2 · 0.2862 +
1.4
0.0396
2
keV,
∆Eα = 36.26 keV. (4.2.4)
(4.2.5)
Die resultierende Unsicherheit der Energielage des Schwerpunktes entspricht damit ei-
nem relativen Fehler von etwa 12.9%. Den gröÿeren Eekt hat dabei die Ungenauigkeit
der Kalibrierung, die mit einem Energiefehler des α-Peaks von etwa 35.5keV beiträgt.
Bei dieser Messung ist die Lichtausbeute für α-Teilchen nur für eine Energie bestimmt
worden. Es ist wenig zielführend, eine Gleichung mit einem oder gar zwei unbekannten
Parametern, wie es bei Gleichung 2.5.6 der Fall ist, an einen einzelnen Punkt, mit relativ
groÿem Fehler, anzupassen. Daher wird der Datenpunkt des Samariums als Test der Über-
einstimmung lediglich in die Kurve der Daten der Messung am Neutronenstrahl, mit einem
kB von 0.0083 cm/MeV, eingefügt. In Abbildung 4.2.9 ist dies zu sehen. Der Datenpunkt
aus der Samariummessung stimmt im Rahmen seiner Fehler mit einer Lichtausbeutefunk-
tion mit einem kB von 0.0083 cm/MeV überein.
Der mit einem kB von 0.0083 cm/MeV erhaltene QuenchingfaktorQα ist in Abhängigkeit
der Energie in Abbildung 4.2.10 dargestellt. Für α-Teilchen von 2 MeV ergibt sich ein
Quenchingfaktor von 0.062, ihre gemessene Energie ist demnach um ein ca. 16.1-faches
reduziert. Im Vergleich zu Protonen der gleichen Energie (QP (2 MeV) ≈ 0.28) werden sie
damit etwa 4.5 mal stärker gequencht (bei Zugrundelegung eines kB von 0.0098 cm/MeV
für Protonen).
122
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
Abbildung 4.2.9.: Lichtausbeute L von α-Teilchen in Abhängigkeit der Energie E inLAB, Auschnitt aus Abbildung 3.6.26 mit eingefügtem Datenpunktaus dem α-Zerfall des 147Sm
Abbildung 4.2.10.: QuenchingfaktorQα in Abhängigkeit der Energie E für α-Teilchenin LAB + 2 g/l PPO + 15 mg/l bisMSB in Abhängigkeit der Ener-gie E mit kB = 0.0083 cm/MeV
123
4 Messung mit intrinsischer Alpha-Quelle 4.2 Auswertung
124
5. Diskussion
Im Allgemeinen ist die experimentelle Bestimmung von Quenchingfaktoren, wie in [Tre10]
anhand mehrerer Beispiele beschrieben wird, abhängig vom Messaufbau und den Messbe-
dingungen, wie Temperatur o.ä. Oft ist es daher schwer möglich verschiedene Messungen
auf Grundlage des gleichen Szintillators zu vergleichen, was eine eindeutige Bestimmung
des Quenchingverhaltens erschwert.
Unabhängig von den gewählten Messbedingungen ist es auÿerdem problematisch, die Brems-
wirkung, die für die Anpassung der Birks-Formel an die gemessenen Lichtausbeutedaten
benötigt wird, abzuschätzen. Die Berechnung der Bremswirkung stellt eine groÿe Unsicher-
heit dar, wie in Kapitel 3.6.1 gezeigt wird. Für Protonen in einem bestimmten Material
erfolgt sie anhand der Programme PStar oder SRIM. Die beiden Programme liefern teil-
weise voneinander abweichende Ergebnisse, insbesondere im Energiebereich unter 1 MeV
liegt die relative Dierenz bei über 5%, wie in Kapitel 3.6.1 beschrieben. Der in dieser
Arbeit für die Bremswirkung angenommene Fehler für Energien über 1 MeV liegt bei 2%,
was zu einer Unsicherheit von etwa 2% des Quenchingparameters kB führt. Es ist demnach
von Bedeutung, welches Programm zur Abschätzung der Bremswirkung verwendet wird.
Für eine genauere Bestimmung wäre daher eine direkte Messung der Bremswirkung von
LAB sinnvoll, die unabhängig von beschreibenden Modell und Korrekturfaktoren ist.
Für den relativen Vergleich der in dieser Arbeit untersuchten LAB-Lösungen, mit unter-
schiedlicher Konzentration der gelösten Fluore, spielt die Unsicherheit in der Berechnung
der Bremswirkung keine Rolle. Die geringe Konzentrationsänderung des Fluores zwischen
den verschiedenen Lösungen ergibt keine signikanten Unterschiede in der Bremswirkung.
Daher würden sich Unterschiede im Quenchingverhalten direkt in einer Veränderung des
Parameters kB niederschlagen. Die für Protonen in Kapitel 3.6.5.3 berechneten Werte für
kB liegen alle im Bereich zwischen 0.0094 ±0.0002 cm/MeV und 0.0098 ±0.0003 cm/MeV
und stimmen somit im Rahmen ihrer Fehlergrenzen überein. Das bestätigt die Annahme,
dass es sich beim Ionisationsquenching im untersuchten Szintillator um einen primären
Prozess handelt, der im Lösungsmittel stattndet [Hor74].
Die Messung der LAB-Lösung mit Neodym ergab eine reduzierte Anzahl detektierter Pho-
tonen, was durch die in Kapitel 3.6.4 beschriebene, reduzierte Szintillationsphotonenpro-
125
5 Diskussion
duktion zu erklären ist. Die Auösung verschlechtert sich bei der Zugabe von Neodym
merklich, was eine Auswertung der Messdaten erschwert hat.
Laut der in [J.B54] und [Tre10] erläuterten, verbreiteten Annahme wird das Quenchingver-
halten für unterschiedliche geladene Teilchen wie Protonen, α-Teilchen und Ionen, in einem
Szintillator durch den gleichen Parameter kB beschrieben. Eine Ausnahme hierbei bilden
niederenergetische Elektronen. Die Annahme gleichen Quenchingverhaltens für schwere,
ionisierende Teilchen gilt allerdings nur unter der Einschränkung, dass bei den jeweiligen
Messungen unter gleichen Bedingungen gearbeitet wird. Aufgrund unterschiedlicher Mes-
sungen kann es, wie einführend bereits beschrieben, zu Abweichungen im jeweils bestimm-
ten kB kommen. Für niederenergetische Elektronen unterhalb von etwa 100 keV ist die
Lichtausbeute nicht mehr linear abhängig von der Energie [Tre10] [HWCT11] [ABH+11].
Sie kann ebenfalls durch die Lichtausbeutefunktion nach Birks beschrieben werden, aller-
dings gilt hier ein anderes kB. Für LAB wird dieser Eekt in [HWCT11] beschrieben.
Der kB-Wert für niederenergetische Elektronen, der sich bei den dort erläuterten Messun-
gen ergibt, liegt bei 0.0074 cm/MeV. Er weicht damit deutlich von dem in dieser Arbeit
bestimmten kB für Protonen und α-Teilchen ab, was das unterschiedliche Quenchingver-
halten von niederenergetischen Elektronen und schwereren, geladenen Teilchen bestätigt.
Ein Vergleich von Proton- und α-Quenching sollte, nach eben beschriebener Hypothese,
auf den gleichen Wert von kB führen, zumindest, wenn unter gleichen Bedingungen ge-
arbeitet wurde. Sowohl Protonen-, als auch α-Quenching wurden am Neutronenstrahl der
PTB bei der gleichen Messung bestimmt. Der berechnete kB-Wert für α-Teilchen in LAB
weicht allerdings mit einem Wert von 0.0083 cm/MeV deutlich von dem für Protonen be-
stimmten ab. Zur Auswertung des α-Quenchings konnten allerdings nur fünf Messpunkte
genutzt werden und die Bestimmung der Lichtausbeute war teilweise nur in groben Ma-
ÿe möglich. Die für eine Anpassung der MC-Daten nötigen Strukturen waren in einigen
Spektren nur undeutlich erkennbar und wurden von γ-Untergrundereignissen überlagert.
Das schlägt sich in einem relativ groÿen Lichtausbeutefehler nieder. Auch bei der Licht-
ausbeutemessung der Protonen gab es Unsicherheiten. Sie resultieren aus der nur einge-
schränkt möglichen Pulsformdiskriminierung und dem damit teilweise nicht abziehbaren
γ-Untergrund aus der inelastischen Streuung der Neutronen am Kohlensto, der auch die
α-Ereignisse überlagert. Mit einer Simulation dieses Untergrundes und der Addition zu den
in NRESP simulierten Spektren lieÿe sich der Untergrund in den MC-Spektren berücksich-
tigen, was die Anpassung für niedrige Pulshöhen verbessern würde. Dies würde auch zu
einer deutlichen Verbesserung in der Bestimmung der α-Lichausbeute führen. Eine zuver-
lässigere Messung für gleichbleibenden Aufbau lieÿe sich mit α-Quellen bekannter Energie
durchführen, mit denen der Detektor bestrahlt wird. Dies würde allerdings ein dünneres
126
5 Diskussion
Detektorfenster erforderlich machen, damit die α-Teilchen das Detektorinnere erreichen
können und nicht schon vorher gestoppt werden.
Der in der Messung mit Samarium als intrinsische α-Quelle bestimmte Messpunkt ist kon-
sistent mit der am Neutronenstrahl bestimmten Lichtausbeutefunktion für α-Teilchen, was
ein kB von 0.0083 cm/MeV für α-Teilchen unterstützt. Auch auf diesem Messpunkt liegt
eine relativ groÿe Unsicherheit. Sie resultiert im Wesentlichen aus der Kalibrierung, die
durch den nicht entfernbaren Untergrund erschwert wurde. Daher ist dieser α-Messwert
auch mit abweichenden kB-Werten kompatibel. Die Nutzung einer Pulsformdiskriminie-
rung für die Auswertung dieser Messung könnte das Problem der Untergrundreduktion
beseitigen und den Fehler deutlich reduzieren.
In Abbildung 5.0.1 sind die Lichtausbeutewerte für die α-Messung am Neutronenstrahl
und der Messpunkt der Samarium-Messung im Vergleich zu einer mit dem kB für Pro-
tonen in LAB berechneten Lichtausbeutekurve dargestellt. Die deutliche Abweichung der
Kurve von den α-Messpunkten spricht für die Inkompatibilität der Quenchingparameter
für Protonen und α-Teilchen.
Abbildung 5.0.1.: Lichtausbeute der α-Teilchen in LAB der Messungen am Neutro-nenstrahl und mit intrinsischer α-Quelle in Abhängigkeit der Ener-gie mit eingezeichneter Lichtausbeutefunktion für Protonen in LAB+ 2 g/l PPO (kB=0.0097 cm/MeV)
Bisher wurde jedoch auch in früheren Messungen des Quenchingverhaltens bei verschiede-
nen Ionen teilweise keine gute Übereinstimmung der kB-Werte für den gleichen Flüssigs-
127
5 Diskussion
zintillator gefunden. Die Werte weichen bis zu 30% voneinander ab [Tre10]. Allerdings lässt
sich aus der Messung für ein Ion das eines anderen abschätzen. In [Wan09] wurde ebenfalls
der kB-Wert für α-Teilchen in LAB anhand einer Messung mit einem, mit LAB gefüllten,
Ballon im Detektor von SNO+ untersucht. Dabei wurden als Quellen die α-Untergründe
von 214Po, 218Po und 222Rn genutzt. Es ergab sich ein Wert von 0.00785±0.00039 cm/MeV.
Der Fehler auf diesen Wert ist relativ groÿ, da die Anpassung lediglich anhand von drei
Messpunkten mit jeweils relativ groÿen Unsicherheiten stattfand. Diese Messwerte mit
der Anpassung der Formel nach Birks ist in Abbildung A.0.2 ,im Anhang, dargestellt.
Das angesprochene kB liegt etwas unterhalb des in dieser Arbeit erhaltenen Wertes. Bei
Berücksichtigung der jeweils relativ groÿen Fehler der verschiedenen Messungen stimmen
die beiden Werte jedoch überein. Der Einuss der drei unterschiedlichen Messungen muss
berücksichtigt werden, wodurch die Aussagekraft der Kompatibilität der Messergebnisse
eingeschränkt ist. Folgt man den Aussagen in [Tre10], so ist die hier erhaltene Abweichung
im Quenchingfaktor von Protonen und α-Teilchen in LAB von etwa 14% jedoch nicht
signikant und durch unterschiedliche Messbedingungen zu erklären. Der relativ geringe
Fehler der beiden erhaltenen kB-Werte von 2.1% für den Protonwert und 2.4% für den
α-Wert sprechen allerdings für eine relativ genaue Messung und für ein unterschiedliches
Quenchingverhalten. Ein Beweis für Unterschiede im Quenchingverhalten von Protonen
und α-Teilchen kann hier trotzdem nicht geliefert werden. Dazu bedarf es Messungen un-
ter gleichen Bedingungen. Das bedeutet, dass das Protonquenching für die LAB-Lösung
mit Samarium ebenfalls bestimmt werden müsste, um den möglichen Einuss des Sa-
mariums und der Messbedingungen mit in die Untersuchung einzuschlieÿen. Eine andere
Möglichkeit ist die beschriebene direkte Messung des α-Quenchings im für die Neutronen-
strahlmessungen verwendeten Detektor. Mit zwei vergleichbaren Messungen für Protonen
und α-Teilchen mit nicht zu groÿem Fehler lieÿe sich der vermutete Zusammenhang prüfen
und die relative Lichtausbeute eindeutig bestimmen.
Trotzdem stellen die durchgeführten Messungen im Vergleich zu den bisher vorhanden
Messdaten für kB von LAB eine deutliche Verbesserung dar. Der Vergleich der Lichtaus-
beutekurven für die drei verschiedenen, hier diskutierten, kB-Werte sind in Abbildung
5.0.2 noch einmal zusammen mit den gemessenen α-Lichtausbeutedaten aufgetragen.
128
5 Diskussion
Abbildung 5.0.2.: Lichtausbeutedaten L(E) für α-Teilchen in LAB mit berechnetenL(E)-Kurven für kB=0.0083 cm/MeV, kB=0.0097 cm/MeV undkB=0.00785 cm/MeV
129
5 Diskussion
130
6. Zusammenfassung
In dieser Arbeit wurde die relative Lichtausbeute und das Quenchingverhalten von Pro-
tonen und α-Teilchen in LAB-basierten Szintillatoren bestimmt. Dazu wurden Messungen
am Neutronenstrahl an der PTB in Braunschweig und Messungen mit einer intrinsischen
α-Quelle am HZDR durchgeführt.
Anhand von Protonrückstöÿen wurde die Detektorantwort auf TOF-selektierte, monoener-
getische Neutronen bestimmt. Es wurden Messungen mit mehreren γ-Quellen durchgeführt
und mit der Anpassung von GRESP -Simulationen wurde der Detektor kalibriert. Zur Be-
stimmung der Lichtausbeute wurde die Protonenrückstoÿkante der jeweiligen Neutron-
energie genutzt. Ihre Lage, und damit die Lichtausbeute der Protonen jeweiliger Energie,
wurde mithilfe der Anpassung von NRESP -Simulationen bestimmt. Aus den so erhaltenen
Lichtausbeutedaten wurden mit einer χ2-Anpassung der das Ionisationsquenching beschrei-
benden Formel nach Birks die Quenchingparameter kB und C bestimmt. Für die unter-
schiedichen LAB-Zusammensetzungen ergaben sich für kB Werte von 0.0094 ± 0.0002 bis
0.0098 ± 0.0003 cm/MeV, C ist mit einem Wert kleiner 1.0 · 10−7 cm/MeV2 mit null ver-
träglich. Da die verschiedenen Zusammensetzungen im Rahmen ihrer Fehler den gleichen
Quenchingparameter besitzen und ihre Bremswirkung ebenfalls gut übereinstimmt, lässt
sich folgern, dass sie gleiches Quenchingverhalten zeigen. Das zeigt, dass das Quenching
ein Prozess erster Ordnung ist und lediglich in den Lösungsmittelmolekülen des LAB statt-
ndet.
Das α-Quenching in LAB wurde anhand von zwei verschiedenen Messaufbauten unter-
sucht. Für die erste Messung wurden die im Neutronenstrahlbeschuss gesammelten Daten
genutzt, da oberhalb einer Neutronenenergie von 6.19 MeV in verschiedenen Reaktionen
α-Teilchen entstehen, die sich anhand charakteristischer Strukturen im Spektrum zeigen.
Die Lichtausbeute für α-Teilchen wurde mit Hilfe des Vergleichs der Messdaten mit NRE-
SP -Simulationen bestimmt. Das aus der Anpassung der Formel nach Birks bestimmte kB
liegt für diese Messung bei 0.0083 ± 0.0002 cm/MeV. Im zweiten Messaufbau wurde Licht
aus dem α-Zerfall des 147Sm gemessen. Der so bestimmte Datenpunkt ist mit einer α-
Lichtausbeutefunktion mit einem kB von 0.0083 cm/MeV kompatibel.
Die Lichtausbeuten aus den verschiedenen Messungen sind teilweise mit groÿen Fehlern
131
6 Zusammenfassung
behaftet. Diese kamen im Wesentlichen durch nichtabziehbare Untergründe und Probleme
bei der Anpassung von simulierten und gemessenen Spektren zustande. Ein unterschied-
liches Quenchingverhalten von Protonen und α-Teilchen kann daher allein anhand dieser
Messungen nicht bewiesen werden.
132
A. Anhang
Tabelle A.0.1.: γ-Energien der für die Messungen mit intrinsischer α-Quelle und ver-wendeten mittleren γ-Energien Eges
Quelle γ-Energie [ keV] Verzweigungsverhältnis [%]60Co 1173.23 99.97
1332.5 99.99Eges = 1252.87 keV
133Ba 356.02 62.0580.997 34.06302.85 18.336383.851 8.94276.398 7.16Eges = 342.58 keV
137Cs 661.66 85.12166mHo 80.57 12.34
184.41 72.67280.46 29.77Eges = 198.16 keV410.94 11.42529.8 9.7570.99 5.55Eges = 487.48 keV670.50 5.48711.68 55.32752.29 12.3810.28 58.08830.58 9.83Eges = 762.52 keV
133
A Anhang
Abbildung A.0.1.: Lichtausbeutetabelle für LAB + 2 g/l PPO +15 mg/l bisMSB zurNutzung in NRESP, mit Lichtausbeute der Protonen für Ener-gien E < 8 MeV in Tabellenform, für Energien E > 8 MeV indarüber stehender parametrisierter Form zusammen mit Lichtaus-beuten für α-Teilchen, Berylliumionen, Bor- und Kohlenstoonen
134
A Anhang
Abbildung A.0.2.: Testdaten im SNO+-Detektor der α-Lichtausbeute L überdie Energie E mit Anpassung der Fomel nach Birks mitkB=0.0078 cm/MeV [Wan09]
135
Literaturverzeichnis
[0nu09] http://en.wikipedia.org/wiki/Double_beta_decay, Januar 2009. Ab-
bildung Feynmann-Diagramm neutrinoloser Doppelbetazerfall.
[AAA+01] QR Ahmad, RC Allen, TC Andersen, JD Anglin, G Bühler, JC Barton,
EW Beier, M Bercovitch, J Bigu, S Biller, et al. Measurement of the rate
of νe+ d → p+ p+ e− interactions produced by 8b solar neutrinos at the
Sudbury Neutrino Observatory. Physical Review Letters, 87(7):71301, 2001.
[ABB+03] M Apollonio, A Baldini, C Bemporad, E Caau, F Cei, Y Declais, H de
Kerret, B Dieterle, A Etenko, L Foresti, et al. Search for neutrino oscillations
on a long base-line at the CHOOZ nuclear power station. The European
Physical Journal C-Particles and Fields, 27(3):331374, 2003.
[ABH+11] C Aberle, C Buck, FX Hartmann, S Schönert, and S Wagner. Light out-
put of Double Chooz scintillators for low energy electrons. Journal of
Instrumentation, 6(11):P11006, 2011.
[ACC+12] JK Ahn, S Chebotaryov, JH Choi, S Choi, W Choi, Y Choi, HI Jang,
JS Jang, EJ Jeon, IS Jeong, et al. Observation of Reactor Electron Antineu-
trinos Disappearance in the RENO experiment. Physical Review Letters,
108(19):191802, 2012.
[AD] Y. Melina und D. Zajfman A. Dar, A. Mann. Neutrino oscillations and the
solar-neutrino problem. Physical Review D.
[AEE+08] S Abe, T Ebihara, S Enomoto, K Furuno, Y Gando, K Ichimura, H Ikeda,
K Inoue, Y Kibe, Y Kishimoto, et al. Precision measurement of neutrino
oscillation parameters with KamLAND, 2008.
[AFG+94] JN Abdurashitov, EL Faizov, VN Gavrin, AO Gusev, AV Kalikhov,
TV Knodel, II Knyshenko, VN Kornoukhov, IN Mirmov, AM Pshukov,
et al. Results from SAGE (the Russian-American gallium solar neutrino
experiment). Physics Letters B, 328(1):234248, 1994.
136
[AH05] Silvin Khurana Ralf Nolte und Dankwart Schmidt Angelica Hildebrand,
Hyeonseo Park. Experimental determination of the response matrix of a
BC501 scintillation detector using a wide neutron spectrum: A status report.
Technical report, PTB Braunschweig, 2005.
[Ams07] Claude Amsler. Kern-und Teilchenphysik. Utb GmbH, 1 edition, 2007.
[Ban50] Fritz Bandow. Lumineszenz. Wissenschafts Verlagsgesellschaft mbH, Stutt-
gart, 1950.
[BB64] John Betteley Birks and JB Birks. The theory and practice of scintillation
counting, volume 1. Pergamon Press Oxford, 1964.
[BBB+08] HO Back, M Balata, G Bellini, J Benziger, S Bonetti, Barbara Caccianiga,
F Calaprice, F Dalnoki-Veress, D D'Angelo, A de Bellefon, et al. Pulse-
shape discrimination with the counting test facility. Nuclear Instruments
and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers,
Detectors and Associated Equipment, 584(1):98113, 2008.
[BBM+03] William L Bryan, Charles L Britton, John T Mihalczo, John S Neal, Sara A
Pozzi, and Raymond W Tucker. Fast neutron-gamma pulse shape discri-
mination of liquid scintillation signals for time correlated measurements.
2:11921195, 2003.
[BCD+80] HJ Brede, M Cosack, G Dietze, H Gumpert, S Guldbakke, R Jahr, M Kut-
scha, D Schlegel-Bickmann, and H Schölermann. The braunschweig accele-
rator facility for fast neutron research: 1: Building design and accelerators.
Nuclear Instruments and Methods, 169(3):349358, 1980.
[BDK+89] HJ Brede, G Dietze, K Kudo, UJ Schrewe, F Tancu, and C Wen. Neutron
yields from thick be targets bombarded with deuterons or protons. Nuclear
Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators,
Spectrometers, Detectors and Associated Equipment, 274(1):332344, 1989.
[BEKT10] B Braizinha, JH Esterline, HJ Karwowski, and W Tornow. Determinati-
on of the proton and alpha-particle light-response functions for the Kam-
LAND, BC-501A and BC-517H liquid scintillators. Nuclear Instruments
and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers,
Detectors and Associated Equipment, 623(3):10461049, 2010.
137
[BFV02] John F Beacom, Will M Farr, and Petr Vogel. Detection of supernova neutri-
nos by neutrino-proton elastic scattering. Physical Review D, 66(3):033001,
2002.
[Bil] Neutrino Astrophysics: A Research Brieng.
[BPG04] John N Bahcall and Carlos Peña-Garay. Solar models and solar neutrino
oscillations. arXiv preprint hep-ph/0404061, 2004.
[Bra70] Edwin D. Bransome. The Current Status of Liquid Scintillation Counting.
Grune & Stratton, New York, 1970.
[Bro98] Immanuel Broser. Fünfzig jahre szintillationszähler. Physikalische Blatter,
54:935942, 1998.
[BT61] LM Bollinger and Ge E Thomas. Measurement of the time dependence of
scintillation intensity by a delayed-coincidence method. Review of Scientic
Instruments, 32(9):10441050, 1961.
[CDDJ+09] Bruce T Cleveland, Timothy Daily, Raymond Davis Jr, James R Distel, Ken-
neth Lande, CK Lee, Paul S Wildenhain, and Jack Ullman. Measurement of
the solar electron neutrino ux with the Homestake chlorine detector. The
Astrophysical Journal, 496(1):505, 2009.
[CER12] CERN. Root. =http://root.cern.ch, 2012.
[Che] Mark Chen. LAB scintillator. SNO+ DocDB 11-v1.
[Che05] MC Chen. The SNO liquid scintillator project. Nuclear Physics
B-Proceedings Supplements, 145:6568, 2005.
[Che08] Mark Chen. SNO and SNO+. www.mi.infn.it/PHYSUN/Chen.pdf, 2008.
Vortrag PHYSUN Workhop Gran Sasso.
[Cho52] CN Chou. Saturation eect of plastic scintillators. 1952.
[Col] SNO+ Collaboration. http://snoplus.phy.queensu.ca. ozielle Inter-
netseite von SNO+.
[Col07] Daya Bay Collaboration. Proposal of Daya Bay experiment, 2007.
[CS70] RL Craun and DL Smith. Analysis of response data for several organic
scintillators. Nuclear Instruments and Methods, 80(2):239244, 1970.
138
[DB11] Basudeb Dasgupta and John F Beacom. Reconstruction of supernova νµ,
ντ , νµ, and ντ neutrino spectra at scintillator detectors. Physical Review D,
83(11):113006, 2011.
[DGL+02] Martin Deutsch, Cristiano Galbiati, Christian Lendvai, Kevin McCarty, Lo-
thar Oberauer, Alessandro Razeto, and Stefan Schönert. The Borexino
muon detector and muon induced backgrounds. 610:973, 2002.
[DK82] G Dietze and H Klein. Gamma-calibration of ne 213 scintillation coun-
ters. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, 193(3):549
556, 1982.
[EGG+97] F Elisei, F Gatti, A Goretti, T Hagner, F Masetti, U Mazzucato, G Ranucci,
S Schoenert, G Testera, P Ullucci, et al. Measurements of liquid scintillator
properties for the Borexino detector. Nuclear Instruments and Methods
in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and
Associated Equipment, 400(1):5368, 1997.
[fAdDGUI12] Istitut fuer Arbeitsschutz der Deutschen Gesetzlichen Unfallversiche-
rung (IFA). http://www.dguv.de/ifa/de/gestis/stoffdb/index.jsp,
Februar 2012.
[FMN65] R Fülle, Gy Máthé, and D Netzband. A method for pulse shape discrimi-
nation. Nuclear Instruments and Methods, 35(2):250260, 1965.
[Gan] Gabriel Orebi Gann. Solar Neutrino Figures and Slides. DocDB 1640-v3.
[Gan12] Gabriel D. Orebi Gann. SNO+, 2012. Vortrag Fundamental Symmetries
workshop, Chicago 2012.
[GBRD87] Henri-P Garnir, Yvette Baudinet-Robinet, and Paul-D Dumont. Error in
the determination of Gaussian peak centroids. Nuclear Instruments and
Methods in Physics Research Section B: Beam Interactions with Materials
and Atoms, 28(1):146153, 1987.
[GCMAS+11] Juan José Gómez-Cadenas, Justo Martín-Albo, Michel Sorel, Paola Ferrario,
Francesc Monrabal, J Munoz, Pau Novella, and Alfredo Poves. Sense and
sensitivity of double beta decay experiments. Journal of Cosmology and
Astroparticle Physics, 2011(06):007, 2011.
139
[G.D78] H.Lesiecki und D.Schmidt G.Dietze. Spekt, ein dialogprogramm zur aus-
wertung von vielkanal-spektren. PTB-Bericht ND-13 1978, 1978.
[Gol03] Alfred Schar Goldhaber. Supernova 1987A Neutrino Signal: Statistical
Power of a Small Sample. pages 4951, 2003.
[GPF+05] Cristiano Galbiati, Andrea Pocar, Davide Franco, Aldo Ianni, Laura Ca-
donati, and Stefan Schönert. Cosmogenic 11c production and sensitivity of
organic scintillator detectors to pep and CNO neutrinos. Physical Review
C, 71(5):055805, 2005.
[Gru12a] Sean Grullon. Optical properties task force investigative summary. SNO+
interne Veröentlichung, Zusammenfassung von Messungen optischer Eigen-
schaften von SNO und SNO+ Materialien, 2012.
[Gru12b] Sean Grullon. Optimising the amount of PPO using RAT simulation, 2012.
Vortrag SNO+ Collaboration Meeting 03/2012.
[Hal59] Hugh E. Hall. Neutron Inelastic Scattering in C12, N14, and O16. PhD
thesis, The Rice Institut, Houston Texas, 1959.
[Ham] Hamamamatsu. Hamamamatsu Tentative Data Photomultiplier Tube
R1408. technical data sheet.
[Har00] David Harvey. Modern analytical chemistry. McGraw-Hill Boston, 2000.
[HCG90] SM Hanagodimath, GC Chikkur, and GS Gadaginamath. Environmen-
tal eects on the energy migration coecient, the eective energy transfer
and quenching distances in an organic liquid scintillator. Chemical physics,
148(2):347357, 1990.
[Hel61] Adam Heller. Structural Requirements of Organic Liquid Scintillators. The
Journal of Chemical Physics, 35:1980, 1961.
[HHK+96] W Hampel, G Heusser, J Kiko, T Kirsten, M Laubenstein, E Pernicka,
W Rau, U Rönn, C Schlosser, M Wojcik, et al. GALLEX solar neutrino
observations: Results for GALLEX III. Physics Letters B, 388(2):384396,
1996.
[HLF+10] P Huang, P Li, Z Fu, C He, Y Ding, J Li, and M Qi. Study of attenuation
length of linear alkyl benzene as ls solvent. Journal of Instrumentation,
5(08):P08007, 2010.
140
[HLXBD+10] XIAO Hua-Lin, Li Xiao-Bo, Zheng Dong, Cao Jun, Wen Liang-Jian, and
Wang Nai-Yan. Study of absorption and re-emission processes in a ternary
liquid scintillation system. Chinese Physics C, 34(11):1724, 2010.
[Hor68] Donald L Horrocks. Organic scintillators. Gordon and Breach, 1968.
[Hor74] Donald L. Horrocks. Applications of Liquid Scintillation Counting. Acade-
mic Press, New York, 1974.
[HWCT11] J.Kaspar und N.Tolich H. Wan Chan Tseung. Measurement of the depen-
dence of the light yields of linear alkylbenzene-based and scintillators on
electron energy. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A,
654:318323, 2011.
[J.B54] J.B.Birks. Scintillation Counters. Pergamon Press LTD, London, 2 edition,
1954.
[J.B70] J.B.Birks. Photophysics of aromatic molcules. Wiley-Interscience:London,
2 edition, 1970.
[J.F] J.F.Ziegler. The Stopping and Range in Compounds.
[J.H12] J.Hartwell. Neutrinoless Double Beta Decay with SNO+. ar-
Xiv:1201.6169v1, 2012.
[J.M10] J.Maneira. Status and Prospects of SNO+, 2010. Vortrag NOW 2010.
[Kög11] Toni Kögler. Pulsformdiskrimination und Lichtausbeutemessungen von
LAB-basierten Flüssigszintillatoren. Master's thesis, TU Dresden, 2011.
[KK10] Hans Volker Klapdor-Kleingrothaus. Seventy years of double beta decay:
from nuclear physics to beyond-standard-model particle physics. World
Scientic Publishing Company Incorporated, 2010.
[KKK06] Hans Volker Klapdor-Kleingrothaus and Irina Vladimirovna Krivosheina.
The evidence for the observation of 0νββ decay: the identication of 0νββ
events from the full spectra. Modern Physics Letters A, 21(20):15471566,
2006.
[Kno00] Glenn F. Knoll. Radiation Detection and Measurement. Wiley, 3 edition,
2000.
141
[KP10] Christine Kraus and Simon JM Peeters. The rich neutrino programme of the
SNO+ experiment. Progress in Particle and Nuclear Physics, 64(2):273277,
2010.
[Kre53] Adolf Krebs. Szintillationszähler. pages 361409. Springer, 1953.
[L+12] V Lozza et al. Scintillator phase of the SNO+ experim0ent. In Journal of
Physics: Conference Series, volume 375, page 042050. IOP Publishing, 2012.
[LAB12] http://www.petresa.ca/en/products/our_products.asp, Februar 2012.
Internetseite von Petresa.
[Lan07] Chunlin Lan. SNO+ and Geoneutrino Physics. Master's thesis, Queen's
University, 2007.
[LDCY04] Qiu-Yu Liu, Jian Deng, Bo-Lun Chen, and Ping Yang. Does reactor neutrino
experiment play an important role in θ13 of lepton mixing (pmns) matrix?,
2004.
[MB11a] M.A. Zucker und J. Chang M.J. Berger, J.S. Coursey. http://www.nist.
gov/pml/data/star/index.cfm, Dezember 2011. Programm zur Berech-
nung der Bremswirkung von Protonen.
[MB11b] M.A. Zucker und J. Chang M.J. Berger, J.S. Coursey. http://www.nist.
gov/pml/data/star/index.cfm, Dezember 2011. Programm zur Berech-
nung der Bremswirkung von α-Teilchen.
[MB11c] M.A. Zucker und J. Chang M.J. Berger, J.S. Coursey. http://www.nist.
gov/pml/data/star/index.cfm, Dezember 2011. Programm zur Berech-
nung der Bremswirkung von Elektronen.
[MCM92] BG Math, GC Chikkur, and GH Malimath. The role of diusion, migration
and long-range interaction in energy transfer and quenching processes in
an organic liquid scintillator. International journal of radiation applications
and instrumentation. Part A. Applied radiation and isotopes, 43(11):1349
1354, 1992.
[MCU86] RD Mathad, GC Chikkur, and N Umakantha. Electronic excitation energy
transfer in organic liquid scintillators. The Journal of chemical physics,
84:2187, 1986.
142
[MLW71] GW McBeth, JE Lutkin, and RA Winyard. A simple zero crossing pulse
shape discrimination system. Nuclear Instruments and Methods, 93(1):99
102, 1971.
[Nol12] Ralf Nolte, August 2012. Persönliche Mitteilung.
[oL] Queen Mary University of London. http://pprc.qmul.ac.uk/research/
sno-group-qmul,.
[OOC11] HM O'Keee, E O'Sullivan, and MC Chen. Scintillation decay time and pul-
se shape discrimination in oxygenated and deoxygenated solutions of linear
alkylbenzene for the sno+ experiment. Nuclear Instruments and Methods
in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and
Associated Equipment, 640(1):119122, 2011.
[PHO07] PHOTONIS. Photomultiplier xp2020. Technical report, August 2007.
[Pho12] Hamamatsu Photonics, 2012.
[Ran95] Gioacchino Ranucci. An analytical approach to the evaluation of the pul-
se shape discrimination properties of scintillators. Nuclear Instruments
and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers,
Detectors and Associated Equipment, 354(2):389399, 1995.
[RC56] Frederick Reines and Clyde L Cowan. The neutrino. Nature, 178(4531):446
449, 1956.
[RGL98] Gioacchino Ranucci, Augusto Goretti, and Paolo Lombardi. Pulse-shape
discrimination of liquid scintillators. Nuclear Instruments and Methods
in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and
Associated Equipment, 412(2):374386, 1998.
[RWH64] Marvin L Roush, MA Wilson, and William F Hornyak. Pulse shape discri-
mination. Nuclear Instruments and Methods, 31(1):112124, 1964.
[SSME74] P Sperr, H Spieler, MR Maier, and D Evers. A simple pulse-shape discri-
mination circuit. Nuclear Instruments and Methods, 116(1):5559, 1974.
[SZJ+11] M Schwenke, K Zuber, B Janutta, Z He, F Zeng, G Anton, T Michel, J Durst,
F Lück, T Gleixner, et al. Exploration of Pixelated detectors for double
beta decay searches within the COBRA experiment. Nuclear Instruments
143
and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers,
Detectors and Associated Equipment, 650(1):7378, 2011.
[Thw92] DI Thwaites. Departures from bragg's rule of stopping power additivi-
ty for ions in dosimetric and related materials. Nuclear Instruments and
Methods in Physics Research Section B: Beam Interactions with Materials
and Atoms, 69(1):5363, 1992.
[Tre10] VI Tretyak. Semi-empirical calculation of quenching factors for ions in scin-
tillators. Astroparticle Physics, 33(1):4053, 2010.
[Tse10] H.S.Wan Chan Tseung. Measurement of the refractive index of SNO+ scin-
tillator from 210 to 1000nm. SNO+ interne Veröentlichung, 2010.
[uFdM62] E. Gatti und F. de Martini. A new linear method of discrimination elemetary
particles in scintillation counters. In Nuclear Electronics II, pages 265 276,
1962.
[uH82] G. Dietze und H.Klein. Monte Carlo Codes for the Calculation of Neu-
tron Response Functions and Detection Eciencies for NE213 Scintillation
Detectors. Technical report, PTB Braunschweig, 1982. ISBN 0572-7170.
[uH98] D.Schmidt und H.Klein. Precise Time-of-Flight Spectrometry of Fast Neu-
trons - Principles, Methods and Results. Technical report, PTB Braun-
schweig, 1998. ISBN 3-89701-237-5.
[uHG] Julius Elster und Hans Geitel. Über die durch radioaktive Emanation erregte
scintillierende Phosphoreszenz.
[uHJ03] Kai Tittelmeier und Hans J.Barrenscheen. Stabilisierung von Szintillations-
detektoren. Technical report, PTB Braunschweig, 2003. Laborbericht.
[uJP] T. K. Kuo und James Pantaleone. Solar-Neutrino Problem and Three-
Neutrino Oscillations. Physical Review Letters.
[uLE04] R.B. Firestone und L.P. Ekström. WWW Table of Radioactive Isotopes.
http://ie.lbl.gov/toi/, 2004.
[uR04] A. Stoykov und R.Scheuermann. Silicon avalanche photodiodes. Technical
report, Paul Scherrer Institut, 2004.
144
[Vaz] Eric Vazquez. Double beta decay measurement with SNO+ detector.
DocDB 1464-v3.
[vKNN+13] B von Krosigk, L Neumann, R Nolte, S Röttger, and K Zuber. Measure-
ment of the proton light response of various lab based scintillators and its
implication for supernova neutrino detection via neutrino-proton scattering,
2013.
[wal11] Fast-Timing Discriminator Introduction. ORTEC, 801 South Illinois Ave.,
Oak Ridge, TN 37831-0895 U.S.A., 2011.
[Wan09] Wan Chan Tseung. Quenching. SNO+ DocDB 354-v1, 2009. Vortrag
calibration meeting in Penn.
[WM72] RA Winyard and GW McBeth. Pulse shape discrimination in inorganic and
organic scintillators, ii. Nuclear Instruments and Methods, 98(3):525533,
1972.
[W.P30] W.Pauli. Oener Brief an die Gruppe der Radioaktiven bei der Gauvereins-
Tagung zu Tübingen, 1930.
[Wri08] Alex Wright. The SNO+ experiment at SNOLab, 2008.
[YCK68] EA Yates, DG Crandall, and J Kirkbride. Quenching measurements on
organic scintillators. Molecular crystals, 4(1-4):165170, 1968.
[ZZB10] James F Ziegler, MD Ziegler, and JP Biersack. Srimthe stopping and
range of ions in matter (2010). Nuclear Instruments and Methods in
Physics Research Section B: Beam Interactions with Materials and Atoms,
268(11):18181823, 2010.
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Danksagung
Ich möchte meiner Familie, meiner Schwester, meiner Mutter und meinem Vater an dieser
Stelle Danke sagen. Danke für eure oenen Ohren, eure Ermutigungen und dafür, dass
ihr immer da wart, wann ich euch wirklich brauchte. Ohne euch hätte ich Vieles nicht
geschat.
Auch bei meinem Freund Thomas möchte ich mich bedanken, dafür dass er mich durch
die 5 Jahre Studium begleitet hat und mich immer wieder zu Motivieren wusste. Danke,
dass du da bist.
Was die fachliche Seite meiner Diplomarbeit betrit, möchte ich in erster Linie meiner
Betreuerin Belina von Krosigk für ihre Hilfe und ihr, für alle möglichen Fragen, oenes
Ohr danken. Die Arbeit mit dir hat wirklich Spaÿ gemacht.
Auch bei meinem betreuenden Professor Kai Zuber möchte ich mich bedanken, an den ich
mich trotz seiner knappen Zeit, mit wichtigen Fragen immer wenden konnte.
Ebenfalls danken möchte ich Ralf Nolte von der PTB für seine Hilfe bei den Messungen in
Braunschweig, bei der Auswertung dieser Daten und für die Zeit, die er selbst im Urlaub
für die Beantwortung meiner Fragen aufgebracht hat.
Auch Toni Kögler und Arnd Junghans vom HZDR möchte ich an dieser Stelle nicht ver-
gessen, die die Messungen am HZDR ermöglicht haben und mir sehr dabei geholfen haben.
Ein spezieller Dank noch an die Leute, die mit mir in der E14 saÿen und mit denen manch
trüber Arbeitstag etwas freundlicher wurde.
Zuletzt sei noch der Deutschen Bahn, in deren Zügen ich beim Pendeln nach Karlsruhe
einen groÿen Teil meiner Diplomarbeit geschrieben habe, für ihre Tische und Steckdosen
im Groÿraumabteil des ICE und für ihre Fahrten, in denen einfach keine andere Ablenkung
möglich ist, gedankt.
Erklärung
Hiermit versichere ich, dass ich die vorliegende Arbeit ohne unzulässige Hilfe Dritter und
ohne Benutzung anderer als der angegebenen Hilfsmittel angefertigt habe. Die aus fremden
Quellen direkt oder indirekt übernommenen Gedanken sind als solche kenntlich gemacht.
Die Arbeit wurde bisher weder im Inland noch im Ausland in gleicher oder ähnlicher Form
einer anderen Prüfungsbehörde vorgelegt.
Laura Neumann
Dresden, 08.03.2013