T^i,'' ' ln«tuutl»ft«n för kfrnfytik. T«kni*k« SCINTIUATlMSftXKNARTELCSKOr FtHt M0T0NEI«R6iEfl. MEUAI* kq M V OCH 120 MEV.

Transkript

1 *, * 1575 J» T^i,'' ' UtVECKLrMC AV En SCINTIUATlMSftXKNARTELCSKOr FtHt M0T0NEI«R6iEfl MEUAI* kq M V OCH 120 MEV. HA«HARSTEOT ln«tuutl»ft«n för kfrnfytik T«kni*k«civi HnfsnJSr»examen, f>,

2 UTVECKLING AV ETT SCINTILLATIONSRÄKNARTELESKOP FÖR PROTONENERGIER MELLAN *to MEV OCH 120 MEV. NILS-ÅKE HAMMARSTEDT Examensarbete för civil Ingenjörscxamen Institutionen för ksrnfy*1k Lunds Tekniska Högskola Handledare: Peter Dougan, Vilhelm Ramtay och Werner Stiefler

3 ~l SIDA INLEDNING 1 VAL AV PARAMETRAR k MÖJLIGA KALIBRERINGSMETOOER Totalabsorption av monoenergetiska partiklar Totalabsorption av kontinuerliga spektra 9 k J.L.Matthews metod Genomgående partiklar 10 RÄCKVIDDS-ENERGI RELÄT i ONER KAL I BRER ING Experimentuppstälining Kalibreringsprocedur 13 BERÄKNING AV TRANSMISSIONSKOEFFICIENTER 15 TVÄRSNITTET FÖR EMISSION AV FOTOPROTONER FRÅN KOL 16 SLUTORD REFERENSER TABELL 1-2 FIGURTEXTER TILL FIGUR 1-9 FIGUR

4 ~l 1. INLEDNING Huvudproblemen vid accei eratorexperiment är identifikation av partiklar från en studerad kärnreaktion, samt bestämning av deras energi, detta mot en stark bakgrund bestående av olika typer av straining från accelerator och olika processer i omgivningen. Scinti1lationsräkning är här en av de mest använda metoderna. Valet av aktuell metod för observation av kärnreaktionen bestämmes av syftet med och villkoret för varje speciellt experiment. Nästan alltid önskar man mäta på partiklar, som rör sig i en speciell riktning. En av de mest använda metoderna är här detektering i s.k. räknarteleskop. Scinti 1 lationsräknarna placeras då efter varandra i partikelns väg, och pulserna från räknarna analyseras i koincidenskretsar och pulshöjdsanalysatorer. Vanligen mäter man partiklarnas räckvidd R och deras specifika energi förlust de/dx. Vid Fysiska Institutionen i Lund användes olika typer av detektorer för detektering av fotoprotoner från olika flytande str&lmål (eng. target), bl.a. flytande väte och deuterium. För protoner med energier upp till ca. 20 MeV finns ett halvledarteieskop (3), och för detektering av protoner med energier över 80 MeV användes ett av P.Dougan m.fl. {2} konstruerat

5 ~l räknarteleskop mej ett tiotal tunna scinti1latorer. Min uppgift var nu att konstruera ett teleskop för detektering av fotoprotoner med energier mellan 1*0 MeV och ca. 120 MeV. Den undre gränsen ' O MeV motiveras av, att ett H 2 -strå]mål vid denna energi måste göras minst 25 mm tjockt, för att man skall få en tillräckligt hög protonirtensitet. Detta medför emellertid en energispridning i strålmålet AE på cirka 5 MeV, vilket med- Co rq61 för en upplösning sämre än 10 procent. Ännu lägre energier medför en ännu sämre upplösning och kan inte användas för att ge ett fysikaliskt användbart resultat. Den övre gränsen bestämdes till cirka 120 MeV, för att en jämförelse med tidigare vid institutionen erhållna mätdata skulle vara möj 1 i g. För att beräkna lämpliga dimensioner på scinti1latorkristallerna och på eventuella absorbatorer, konstruerar man fram möjliga banor för partiklarna ut från strålmålet genom någon lämpligt utformad kol limator, som bör finnas mellan strålmål och teleskop. Genom att man använder en noggrant uppmätt kol limator, kan man bestämma den rymdvinkel, som teleskopet detekterar partiklar i. När man konstruerar fram dessa part i kel banor, måste man också ta hänsyn till att strålmålet inte är punktformigt. Vid dimensioneringen av de bakre scintiilatorerna i teleskopet måste man även räkna med, att en del av partiklarna kan ha undergått någon form av spridning på sin väg genom teleskopet. På grund av att scintiilatorer och absorbatorer i teleskopet har en icke försumbar tjocklek, får man en viss energispridning AE., när man med hjälp av energi för 1usten i teleskopet skall bestämma partiklarnas energi vid strålmålet. På grund av stråimålets tjocklek får man dessutom en osäkerhet AE, som beror på att man inte vet varifrån i strålmålet, som partikeln har utsänts. Se f i g. 1, där det teleskop, som har utnyttjats för

6 1 kalibr«-ringen av E-kristal len, användes f5r att förklara de olika energispridningarna. De partiklar som har en energi E mellan E. och E. uppfyller " Ila koincidensv i Uko"" t 123^*5 Partiklar med en energi ~>E. eller med ci energi E <E. uppfyller däremot inte koincidensvi1ikoret, och de detekteras clltså inte i teleskopet. Energi spridningen AE. för denna konfiguration är som lägst cirka 3 MeV vid de högsta protonenergierna (200 MeV) och ökar r edan med ungefär 0.2 MeV per 10 MeV energisänkning hos protonerna. Partiklar Tied en energi mellan E. och. detekteras alltså i teleskopet, detta med e effektivitet n enligt fig.2. Effektiviteten n blir lika med 1 då enerni s^r icninnsn AE. ''LE, men blir annars mindre Sr. 1 för AE, <AE tele target' tele targe; Effektiviteten ri ges da, m^d en mycket god approximation av kvoten i:l, cch ae tele torget

7 ~l 2. VAL AV PARAMETRAR Vid konstruktion av scintiilat ions räknarteleskop kan man använda teleskopkonfigurationer varierande mellan några få och hundratals tunna scinti 1 latorkrista! ler. Ett annat systet), som ofta användes för identifikation av laddade partiklar och energimätning på dessa, består av en eller flera tunna detektorer (de/dx-räknare) och sist i teleskopet en tjock detektor (E-räknare), som Sr tillräckligt tjock fsr att absorbera hela den kvarvarande energin hos den studerade partikeln. Vid användning av ett teleskop med exempelvis ett tiotal tunna scintiilatorer kan räckvidden R» l.p. variera med upp till ett par procent, beroende på var på ytan man räknar med att partikeln passerar teleskopet. Denna variation beror på att de relativt stora ändringarna i tjocklek Över olika punkter på ytan hos varje enskild kristall och abiorbator i ogynnsamma fall kan summeras till ett fel på ett eller ett par procent av det värde, som man använder i sina beräkningar, dar man oftast använder medelvärdet av ett antal tjockleksmätningar. En kontrollmätning av tjockleken hos en 6 mm Pilot-9 kristall gav värden varierande mellan 6.0 och 6.5 mm, dvs Al/I var här hela 8 procent. Upplösningen hos ett teleskop bestämmes huvudsakligen av den std'sta av parametrarna AE. och AE. Användningen av ett mycket tunt. strålmål C6I6 tdrq6l skulle visserligen göra AE liten, men skulle inte påverka AE.. Dessutom skulle man få alltför låg protonintensitet från ett mycket tunt strålmål. Man väljer därför oftast ett strålmål, som ger &._, ung. lika tdfyct

8 r med AE v.. När nan anwjnner ett teleskop itied a.ånga ingående element, är det sv.'rt att snabbt ues ränna '.E. för ett visst energi intervall. Dessutom far man,il ; tid en osäkerhet i tjock'^ksb^stamningarna. Dessa variationer kan i hög g rad elimineras, om man i sti-ihet använder två tunna kristaller och en tjock E-kristali. I ocn med att man använder färre eleman* minskar man antalet möjliga mätfel. En annan fördel Sr, att det blir lättare atr bestämma tjockleken av den stora E-kristaUen, vilket medger ytcerl igs.-e uinskning ^v felen. Bestämningen av AE, för små energi intervall blir ocksi mycket enklare för en enda stor kristall, eftersoi mn kan samla data i ett stort anta] kanaler och först senare genomförs en integrering av det antal kanaler i energispektrat, som behövs $'ör att anpassa AE, till AE. Dot bar använda tele- Y tele target t med två deajx-ra^nare och en E-r"knsre ger ett maximalt fel i ämningen av Zl.o., rom är långt under en procent. J'<d framtaoning ^v dimensionerna för S-kristalen Su311c25 kravet, att protoner mej ^n energi pi ca. 1Z0 He-' skulle r^t^ I absorberas I denna. Päckvidds-etergi r«!ationerrui fur NE102 (se kap.'») gav då en lämplig ijocklek på U tum (ung. 100 mm). ; '<J grund av der, ka! i brer ir.gsmet 'd som anv?n<*es för F-kristallen (se kap.3) mar,te fotomul t ipl ikat urn monteras i 90 vinkel mot partikelstrålens riktning. Detta ger tyvi'rr inte; den allra bästa I jusirvsaml ingen, vilken i stallet erhålles om fotomul * i p 1 ikatorn placeras i strålens förlängning efter E-kristallen. Denna montering har använts av bl.a. Mark 6 Moore {10},

9 ~l I princip räcker det med en de/dx-räknare och en E-räknare. Men eftersom en ganska hög räknehastighet erhålles från scintil late erna, får man ett stort antal tillfälliga koincidenser. Förhållandet Xj mellan antalet tillfälliga och antalet äkta koincidenser kan för ett teleskop med en de/dx-kristal1 och en E-kristall uttryckas med formeln fl} x i - sr nik, ungefär 10 s N * antal äkta händelser, counts/s N f = räknehastighet i de/dx-kristall nr 1, counts/s N " -"- i E-kristallen, counts/s Upplösningstiden T har här antagits vara ungefär lika med längden på anodpulsen från fotomultiplikatorn. Förhållandet mellan antalet tillfälliga och antalet äkta koincidenser blir för ett teleskop med två de/dx-kristaher och en E-kristall enl. fl} : där N-- räknehastigheten i de/dx-kristall nr 2, counts/s. Förhållandet mellan antalet tillfälliga koincidenser för teleskop med två de/dx-kristaller och teleskop med en de/dx-kristall blir då där T» upplösningstiden för scinti 1latorer med tillhörande elektro- 3TN-

10 ~1 Oetta förhållande blir mycket mindre 'ån 1, ty N«<<10 counts/s. Detta medför i sin tur att X '<X.. Användningen av två de/dx-kristaller minskar alltså antalet tillfälliga koincidenser ganska avsevårt. En tredje de/dxkristall skulle visserligen minska antalet tillfälliga koincidenser ytterligare något, men denna minskning är väldigt liten, och enligt ovan skulle vi då dessutom få större variation i El.p. med försämrad upplösning som följd. Jag har därför valt att använda endast två de/dx-kristaller.

11 r 3. MÖJLIGA KALIBRERINGSMETOOER För att man skall kunna använda scintmlatorerna med tillhörande elektronik för detektering av protoner och bestämning av deras energi, miste man kalibrera scintillatorerna, speciellt ds E-kristallen. Oetta sker, genom att man tar upp pui snöjdsspekt ra for olika kända energif3rluster i E-kristallen, varefter man bestämmer lägena för motsvarande toppar i spektra. Med hjälp av de mätpunkter man da får fram, interpolerar man fram en kalibrertngskurva för energi förlusten som funktion av kanalnumret i den analog-digitalomvändlare, som hör till E-kristallen. 3.1 Totalabsorption av monoenergetiska partiklar Den mest använda metoden Sr, att man låter kärnpartiklar med kända energier träffa teleskopet och totalabsorberas i E-kristal len {13 & t*»). Se fig.3 där energfförlusten i E-kristaHen redovisas som funktion av protonenergin vid ett punktformigt strålmal. Beräkningarna hänför sig till den teleskopkonfiguration, som har använts vid detta arbete. Vid kalibrering enligt denna metod använder man sig av del I av kurvan i fig.3 En kalibrering enligt denna metod skulle i princip kunna användas på detta teleskop. Men tyvärr kan denna metod inte användas här i Lund, då vi saknar tillgång till monoenergeti ska partiklar med energier mellan kq och 150 MeV. Om däremot kalibreringen av teleskopet utföres på annan ort, uppstår en del problem, när teleskopet sedan skall användas i Lund. Nollpunkterna för analog-digltalomvandlarna kan ha drivit, fotomultlpiikatorernas känslighet kan ha ändrats, plus en del andra parametrar som kan ha ändrats, så att kalibreringen inte längre är tillförlitlig. Metoden måste dsrför anses vara icke lämpad för användning här i Lund.

12 ~l 3.2 Totalabsorption av kontinuerliga spektra Man använder här en metod, där man har en noggrant beräknad maximal protonenergi från ett strålmål, dar protonerna t.ex. produceras genom reaktionen y + p -* 11 + p el Jer y + d * p + n, dvs an tvåkropps reaktion, i vilken energin hos partiklarna i sluttillståndet kan beräknas mycket noggrant ined hjälp av relativistiska kriterier. Då denna maximala energi är starkt beroende av vinkeln mo*" strålmalet, kan man genom att variera t.ex. teleskopets vinkel mot strålmalet bestämma de kanalnummer i analog-digitalomvandlaren, som svarar mot de olika maximala protonenergierna. Nackdelen med denna metod är, att den maximala protonenergin är starkt beroende av gammastrålningens ändpunktsenergi, vilken i sin tur ar svår att bestämma på ett enkelt sätt med en noggrannhet bättre än 1 é 2 procent, samt att tillgång till ett strålmål med flytande våte eller deuterium är nödvändig varje gång, som man önskar genomföra en kaiibrering. Då vissa tekniska betingelser (bl.a. stabiliteten hos hela mätappara turen) krävei att elektroniken skall kalibreras åtminstone en gång per korvecka och i början av varje körperiod, måste man anse -ienna metod vara alltför komplicerad. 3.3 J.L. Matthews metod Vid denna metod, som har använts av J.L. Matthews m.fl. (9) använder man sig av ett protonspektrum med cut-off någonstans inom detektorns energiområde. Man placerar olika tjocka absorbatorer framför teleskopet, och observerar sedan hur protonspektrats cut-off flyttas mot lägre och lägre kanalnummer när man succesivt placerar in tjockare absorbatorer. Den protonenergi, som svarar mot punkten utan absorbator gissas, varefter punkternas energier beräknas för körningarna med absorbatorer. Därefter plottas dessa punkter som funktion av de uppmätta kanalnumren. En kurva dragés genom punkterna, och denna kurva testas sedan mot vissa uppställda villkor, bl.a. interceptet med nollan. Om kurvan inte uppfyller kraven, gissar man ett nytt värde på

13 IG ~1 jrotonenergin utan absorbator, varefter hela proceduren upprepas på nytt, ti U s man erhåller ett tillfredsställande resultat. Nackdelen med denna metod är, att den kräver tillgäng till en maskin med mycket hög intensitet. På grund av vissa acceleratortekniska orsaker är Lunds accelerator inte särskilt lämplig fbr de körningar med en maximal energi på cirka Me V, som kräves såvida man inte använder ett flytande strålmål. Maskinen lämnar for låg intensitet för att man med framgång skall kunna använda denna metod här (detta bekräftades även experimentellt under våra körningar). 3.4 Genomgående partiklar Vid kalibrering av E-kristallen kan man i stallet använda sig av ett kontinuerligt proton- och pionspektrum och kalibrera med genomgående partiklar. Man piacerar då olika tjocka absorbatorer mellan E-kristailen och en efter donna placerad tunn.koincidenskopplad kristall. Denna i sin tur följes direkt av en antikoincidenskopplad räknare. Genom att variera absorbatorns tjocklek, kan man variera energin hos de partiklar, som uppfyller koincidensvi1ikoret 123^5 och därmed energi förlusten i F-kristallen. Vid denna kalibreringsmetod använder man sig av del I! av kurvan i fig.3. Fördelen med denna metod Sr, att man inte behöver känna till partiklarnas energi vid inträdet i teleskopet, utan energin kan lätt beräknas i efterhand, då man ju vet deras räckvidd och teleskopkonfigurationen. Oetta ti 1 låter, att man kan välja acceleratorns maximala energi så att man får en hög protonfrekvens från strålmålet. De aktuella energierna och energi förlusterna beräknas enligt kap. 't nedan. F8r kalibrering av det här teleskopet valdes denna metod, eftersom kontinuerliga proton- och pionspektra finns lätt tillgängliga vid institutionen.

14 r ~i RÄCKVIDDS-ENERGI RELÄTIONER or bestämning av protonenergierna användes tabellvärden för räckviddsenergi relätioner (R,E ). från R.M.Sternheimers arbeten [k och 5) Räckvidds-energi relätionerna för pioner, (R fl,e_)., får man genom att man multiplicerar (R ). respektive (E ). med faktorn m^/m, där m = m.e och m_=273.2 m.e., vilket ger att m^/m = 0.H88. Ett datorprogram konstruerades, vilket med hjälp av dessa räckviddsenergirelat : oner och dimensionerna för teleskopets delar beräknade kampartiklarnas energier i olika punkter i teleskopet och deras energiförluster i de olika scint i Uatorkr istal lerna. För interpolation mellan tabel I värdena artvändes Lagranges interpolat ionsformel. I ett arbete av H.Bichsel m.fl. [k] har vissa korrektioner av Sternheirners värden införts, dels en smärre ändring av Sternheiiners korrektionsfaktorer för M- och N-skalen, dels en korrektion på grund av multipelspridning i absorbatorer och scinti 1latorer. Inom det energi interval 1 som här är aktuellt (^0-120 MeV), är denna korrektion emellertid mindre än 0.2 procent, varför Sternheimers värden har använts okorrigerade.

15 ~ KAL I BRER ING 5.1 Experimentuppställning Det har tidigare visats i andra arbeten -fill- att responsen för en så här stor scintillatorkrista!1 är linjär inom det energiområde, där den skall användas här. Vi behöver därför endast kalibrera kristallen, och for detta ändamål användes en experimentuppställning enligt f i g.4. Tillhörande elektronik redovisas schematiskt i fig.5 Ljuset frän scinti1lationskristallerna leddes via ljusledare av plexiglas till fotokatoden på fotomultiplikatorerna (Philips typ 5& DVP). Scintillatorer och ljusledare skärmades av mot yttre ljus med 0.16 mm aluminiumfolie. För att reducera bakgrundsstrålningen placerades hela teleskopet i en blyskärmad kammare med 80 mm blyväggar. Framför scintihator nr 1 placerades en blykollimator med öppningsvinkeln 0.966*10 steradianer. De partiklar (protoner och pioner) som användes för kalibreringen, erhölls då s^mmastrålning från ett inre strålmål i Fysiska Institutionens elektronsynkrotron efter att ha passerat ett antal kollimatorer och en rensmagnet fick träffa ett 15 mm tjockt, strålmål av kol i form av en rätvinklig parallellepiped. Strålmålet var placerat 1 meter framför teleskopet i **5 vinkel mot teleskopaxeln, och i 45 vinkel mot den infallande gammastråi ningen. Den använda acceleratorn ger gammakvanta med kontinuerlig energi fördelning, s.k. broross t rå In ing, där toppenergin för strålningen kan varieras mellan 75 MeV och 1200 MeV. Vid kalibreringen kunde ett tunnare strålmål ha använts, men energi upplösningen LE saknar betydelse vid själva kalibreringen, varför ett relativt tjockt strålmål valdes, för att man skulle få en tillfreds-

16 ~1 13 /.täl lande räknehastighet i teleskopet. För att synkronisera pulserna från de olika scinti 11atorerna. låste lämpliga tidsfördröjningar införas mellan fotomultiplikatorernas utgångar och ingångarna pä di skriminatorer och analog-digitalomvandlare, sa act pulserna uar koincidenskretsen samtidigt, och så att denna hinner öppna gaten til! analog-digita 1 omvandlarna. Den analog-digital omvänd lare, som användes till E-kristallen kon t ro I 1 må't tes r ör<? kalibreringen, detta för att testa 1ineariteten hos omvandlaren. Pulser rån en pulsgenerator med kvtcksiiverrelä anslöts via en helipot till den "" nloqa ingången på analog-digitalomvandlåren. För olika inställningar på helipoten avlästes på analog-digitalomvandlaren kanalnumret i binär form ii rekt på denna. M'itpunkterna plottades i ett diagram, och kanal nummer som funktion av inspånning visade sig vara tillfredsställande linjärt. : j.2 Kal i brer i ngsprocedur rör att erhålla olika energi för lus ter i E-kristallen för de partiklar, som qav en 123^5-koincidens, placerades olika tjocka aluminiumabsorbatorer mellan scintiilatorerna 3 och k. Pulshöjdsspektra togs därefter upp, genom att varje 123^5'händelse via elektroniken och en "computer interface"-enhet lagrades på magnetband vid institutionens IBM 1800-dator. Dessa band analyserades sedan på Lunds Datacentrala UNIVAC 11C8, och pulshöjdsspektra för de olika energierna plottades ut på radskrivare. For bandanalys på UNIVAC 1108 näste ett större datorprogram utarbetas för hantering av banden samt sortering och klassificering av händelserna i sina respektive databins. Se fig.6 d"r ett spektrum som upptagits med 5.55 mm absorbator visas. l>r dessa spektra bestämdes sedan proton- och pion toppa mas lägen. Detta gjordes för sammanlagt o proton- och pionenergier. Se tabell nr 1.

17 ~1 Därefter togs på samma sätt pulshöjdsspektra upp, men nu med de olika absorbatorerna placerade mellan seinti 1latorerna 4 och 5. Se fig.7, där en körning med 6.22 mm aluminium finns uppritad. Protontoppen blir nu mycket bredare. Kanainumren för de olika protontopparnas flanker bestämdes för sammanlagt åtta olika energier. Se tabell 2. De mot de olika absorbatorerna svarande energi förlusterna i E-kristallen beräknades med det i kap. k beskrivna programmet. Mycket god överensstämmelse erhölls mellan punkter bestämda enligt de två olika procedurerna ovan. Se fig.8. Dessa sammanlagt 16 kalibreringspunkter användes sedan för att med hjälp av minstakvadratmetoden anpassa ett tredjegradspolynom till E- detektorns kalibreringskurva. r om ett exempel erhölls vid denna kalibrering följande samband för energiförlusten AE i E-kristallen som funktion av kana I numret C i tillhörande adc: AE = 'C C 2 + O.OOIöVC 3 I fig.8 redovisas anpassningskurvan och de 16 mätpunkterna, och man ser att kristallens respons är nästan helt linjär, varför man får anse att uppställningen ger ett tillfredsställande resultat. Orsaken til! den Ulla avvikelse från linearitet, som kan ses fgr de högsta energi förlusterna, är inte känd, men kan bl.a. vara mättning i fotomu)tip)ikator eller i E-kristallen.

18 " BERÄKNING AV TRANSMISSIONSKOEFFICIENTER Användningen av absorbatorer i teleskopet, samt seinti 1latorernas icke försumbara tjocklek medför en viss förlust av partiklar. Oetta beror på nukleär växelverkan och multipelspridning i absorbatorer, scintillatorer och i luften mellan dessa. Multipelspridningen i luft kan för det här relativt korta teleskopet betraktas som försumbar. Multipelspridningen ut ur teleskopet kan också försummas, eftersom samtliga kristaller är dimensionerade så, att även spridda partiklar skall med stor sannolikhet detekteras i teleskopet. Antalet protoner av en viss energi E, som skulle ha detekterats i teleskopet kan lätt bersknas, om man vet transmissionskoefficienten f(e) i aluminium och NE 102 som funktion av protonenergin. Transmissionskoefficienten beräknades med hjälp av Sternheimers räckvidds-^nergirelationer för protoner [k och 5} samt tvärsnittsdata för ämnena i fråga. En jämförelse av kurvorna för aluminium och NE102 visade att skillnaden mellan f(e) A1 och f«e) N 2 inom energiområdet 1*0-120 MeV är mindre än 0.6 %, varför i fortsättningen värdena för aluminium användes även för NE102. Med minstakvadratmetoden anpassades ett tredjegradspolynom till tabellpunkterna f(e) Al. vilket gav f(e) « *10~ 3 'E - O. O.1750«10" 7»E 3

19 ~l TVÄRSNITTET FÖR EMISSION AV FOTOPROTONER FRÅN KOL So- <=n s'ut I i g kontroll av detekio.ns tillförlitlighet gjordes en bestämring av tvärsnittet för fotoprotonemission från kol. BromsstrSlning med en ändpunktsenergi på 400 MeV fick da träffa ett strålmål av kol, som va* placerat i 45 vinkel mot strålen, fted optiska hja'pmedel injusterades teleskopet i 90 vinkel mot strålen från accelerators Dessa parametrar aides för att de här erhållna experimentella tvärsnitten skulle kunna jämföra- med tvärsnittsvärden, som tidigare uppmätts vid institutionen,,v P.Dougan T, W.Stiefler il). Dessa mätningar utfördes med ett räknartele- : :.op av konventionell typ, och de erhållna värdena har bekräftats genom»ubbe I kamma rmätr, ingår vid Kharkhov (12], Dessa värden kan därför anses vara tillförlitliga, varför mina mätningar med totalabsorberande detektor är :Mt ganska objektivt sätt att kontrollera detektorn. "lo I? b k ö p e t k ö r d a s m e d ^egi -jt rer inn e n d a s t ev d e p a r t i k l a r s o m t o t a l a b s o r t^rades i E-kri sta!ien. Det differ?ntie1la tvärsnittet erhölls med forr:e I n o 1 p o n p tele om r N = antal registrerade protoner i ett visst energi interval 1 AE. = teleskopets energiupplösning för samma -"- E = medelvärdet av protonernas energi i samma -"- Aft = teleskopets rymdvinkel 2 t * antal atomer per cm" target

20 r ~i i; 7.- i ',' ' ösnirvjstiodt id fi = antal kvontameterd.;sc ä 10*10 As, bestämda med en kvantaqrr, ivet^r av Wi l^-n'y^ 'o; E - äncpunktsen«j rgin for bronsstr.ilningen f(e )- t ransrrv ss ior skoef f ic ienten vid energin E ti/e. = ekvivalenta o iuttiing av de konstanta värd-na AO=0.966*10 sterrad, T,= 1.18 s, 0.52^6* /;os '+5, M = 16, E = A00 MeV, och U= *».5O7«1O 13 qrn o ger, de -di; Q -, f'e tele ubarn/sterrad'mev'eq.kvantum L. j c.-per i"i"itel : a tvot:;n : 'utcn samt av Dcugan-St ief ter chålina värden f i- visas i fig.9. Son; syns i f i tjuren "r «'-'vcrensstamrpelsen mellan mina j'uv'u.n ocn i c, 'IÖH-St le'icrs v"rtien mycket, qod, helt inoti de experimentclici ; c' ;i dnsenirf. Oetr.". bevisar,..ut den i detta arbete utvecklade cetektorn cch datobehandling5programmen måste anses fungera tillfredsstdlj.inde, och att d' j tektorn J är färdigutvecklad. Felkällorna i resul- ; iten ovan i]r svåre» att bestcim^ia, men är bl.a. osäkerhet i räckviddsenergi relar. ionema, me,<eniska toleranser i teleskopet (framför allt i de t un nd de/d/.-k-- i sta I lerna), beräkningen av transmissionskoefficienterna samt kal ibreringen av kvaniametern. Noggrannheten för det har teleskopet är ung. 2 %, vi':,et är något bättre ä'n för ett konventionellt teleskop, men för det ivir teleskopet talar,att det är mycket bekvämare att använda.

21 "1 16 ' If 0~D o faclar.-, vi'i si'-itlio-n tacka fil.dr. Peter Dougan, f i l. m a g. Viln i;i Ramsay och til.dr. Werner Sriefler för deras praktiska och teorvij-ka bistc'n-! vid utt"ö-andet av detta examensarbete.

22 REFERENSER 1. Yu.K.Akimov, Scintillation Counters!n High Energy Physics, Academic Press 2. P.Dougan, T.Kivikas,K.Lugnér,V.Ramsay W.Stiefler, Nucl.Instr. Meth. 100(1972) J.Petterson, Nuclear Physics Report,LUNP 7*»M, Lunds Universitet i«. R.M. Sternheimer, Phys.Rev. 115(1959) R.M.Sternheimer, Phys.Rev. 118( I960) 10*»5 6. C.Tschalär & H.Bichsel, Nucl.Instr.Meth. 62(1968) P.Dougan W.Stiefler, Photoprotons from High Energy Bremsstrah-!ung, LUSY 7202, June P.Dougan,H.Stein,W.Stiefier,R.Wedemeyer, Nucl.Instr.Meth. 80(1970) J.I.Matthews,W.Bertozzi.S.Kowalski,C.P.Sargent & W.R.Turchinetz, Nucl.Phys. A112(1968)65^ 10. S.K.Mark 6 R.B.Moore, Nucl.Instr.Meth. M»(1966) T.J.Gooding & H.G.Pugh, Nucl.Instr.Meth. 7(I960) N.V.Goncharov, A.I.Derebchinskij, O.G.Konovalov, S.G.Tonapetyan, V.M.Khvorostyan, Sov.J.Nucl.Phys. 17(1973)12^ 13. H.C.Evans t E.H.Bellamy, Proc.Phys.Soc. 7*(1959)W3 1^. E.Hagberg t, B.Sundqvist, The Gustaf Werner Institute,Uppsala, GWI-PH 6/70

23 20 PARTIKELTYP TOPP 1 KANAL AE MM AL-ABSORBATOR NUMMER /MeV/ P P P P ^ P « «i ti Ik Ii 22 3"».O T A B E L L 1. Energi för lusten i E-k r i s t a l l e n vid p l a c e r i n g av a b s o r b a t o r e r n a mellan scinti)latorerna 3 och k.

24 ~l 2» PARTIKELTYP TOPP I KANAL NUMMER AE /MeV/ MM AL-ABSORBATOR P P P P P P P P TABELL 2. Energi förlusten i E-kristallen vid placering av absorbatorerna mellan scinti 1latorerna 4 och 5.

25 r ~i 22 FIGURTEXTER TILL FIGUR 1-9 Fiqur 1. Figur för förklaring av hur de olika energi spridningarna i ett 123*»5~koincidensteleskop uppkommer och hur de definieras. Partiklarnas räckvidder är åskådliggjorda med pilar från den punkt i targeten. som de utsänts från. Motsvarande energi i denna punkt är utsatt över resp. pil. Figur 2. Effektiviteten för teleskopet som funktion av protonenergin E vid tarqeten. a Kurva A) för AE, tele = AE target och kurva B) för tele * target' Figur 3- Energi förlusten AE i E-kristallen som funktion av protonenergin vid en punktformig target för här använd teleskopkonfigurat ion. Figur k. Schematisk bild över använd experimentuppställning. Figur 5. Blockdiagrairi över använd elektronik. Figur 6. Pu 1 shöjdsspektrum upptaget för E-kristailen med 5.55 rnrn al uminiumabsorbator mellan scinti Ilatorerna 3 & *». Figur 7- Pulshöjdsspektrum upptaget för E-kristallen med 6.22 mm aluminiumabsorbator mellan scinti1latorerna U 5- Figur 8. Energi förlusten i E-kristallen som funktion av kanalnummer i tillhörande adc. Uppritad kurva anpassad till mätpunkterna med minstakvadratroetoden. Figur < j. Experimentella tvärsnittet för emission av fotoprotoner från kol, som funktion av fotoprotonernas energi vid en ändpunktsenergi hos gammast rå In ingen på AOQ MeV och med vinkeln 90 mot strålen.

26 23 TARGET SCINT. NR: 1 2 1/2 «E 2 - E,) " E 2> FIGUR 1. Figur för förklaring av hur de olika energispridningarna i ett 123^5"koincidensteleskop uppkommer och hur de definieras. Partiklarnas räckvidder är åskådliggjorda med pilar från den punkt i targeten, som de utsänts från. Motsvarande energi i denna punkt är utsatt över resp. pil.

27 r ~i 21» EFFEKTIVITET FIGUR 2. Effektiviteten för teleskopet som funktion av protonenergin E vid targeten. Kurva A) för AE., = /.E och kurva 8) för * te!e target tele target

28 r 25 ~l AE * ' FIGUR 3. Energiförlusten AE i E-kristallen som funktion av protonenergin vid en punktformig target för här använd teleskopkonfiguration.

29 26 TARGET SKALA 1:10 i /CM/ 30" BLYSKÄRM ABS0RBAT0RER FIGUR *«. Schematisk bild över använd experimentuppstäilning.

30 r 27 ~1 PhM = Fotomultiplikator D = Di skr irrirsa t oi" A TD = Dämpsats (Attenuator) = Time Delay Box Q/1 = Quad Integrator G/L = Gated Latch ADC = Analog-digitalomvandlare PhM, PhM, PhM, PhM, PhM,. TD TD TD TD TD TD TD TD G/L 5-fold logic un 11 OUTPUT FIGUR 5. OUTPUT Blockdiagram övnr använd elektronik. OUTPUT

31 1 28 ANTAL COUNTS /KANALNUMMER/ FIGUR 6. Pulshöjdsspektrum upptaget för E-kri sta I len med 5.55 a lumi ni umabsorbator mellan scint i 1 latorerna 1 t, k.

32 2S ANTAL COUNTS /KANALNUMMER/ FIGUR 7. PuIshojdsspektrum upptaget för E-kristallen med 6.22 mm aluminiumabsorbator mellan scinti Ilatorerna k t 5.

33 30 i i I I *. J/ / kq j % absorbator mellan 3&** e absorbator mellan A&5 i i i KANALNUMMER FIGUR 8. Energiförlusten i E-kristallen som funktion av kanalnummer i tillhörande adc. Uppritad kurva anpassad till mätpunkterna med minstakvadratmetoden.

34 31 /Hbarn/sterrad'MeV'eq.kvantum/ d 2 o enl. detta arbete x tni. Dougan-Stiefler { 7f E P /MeV/ FIGUR 9. Experimentella tvärsnittet för emission av fotoprotoner från kol, som funktion av fotoprotonernas energi vid en ändpunktsenergi hos gammastrslningen på 400 MeV och med vinkeln 90 mot strålen.