Untersuchungen von SiPM als Photodetektoren für Szintillatoren. Bachelorarbeit im Studiengang Bachelor of Science im Fach Physik

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1 Untersuchungen von SiPM als Photodetektoren für Szintillatoren Bachelorarbeit im Studiengang Bachelor of Science im Fach Physik an der Fakultät für Physik und Astronomie der Ruhr-Universität Bochum von Thimo Rosenstock aus Herdecke Bochum 2015

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3 Inhaltsverzeichnis i Inhaltsverzeichnis 1 Einleitung 1 2 Physikalische Grundlagen Avalanche-Photodioden Silizium-Photomultiplier Eigenschaften von SiPM Szintillatoren Compton-Effekt Untersuchungen an SiPM Erster Versuchsaufbau Modifikation und Verbesserung Weitere Veränderungen Signalform Fazit und Ausblick 23 5 Danksagung 24 Abbildungsverzeichnis 25 Tabellenverzeichnis 27 Literaturverzeichnis 28

4 1 Einleitung 1 1 Einleitung Silicon Photomultiplier (SiPM) können kleinste Lichtsignale, bis hin zu einzelnen Photonen, detektieren und vermesssen. Bis dato wurde dies mit Photomultipliern (engl. photomultiplier tube, PMT), Avalanche-Photodioden (APD) oder mit Pin- Photodioden bewerkstelligt, jedoch bieten sich SiPMs als sehr gute Alternative an. Diese benötigen aufgrund ihres planaren Aufbaus nur eine kleine Betriebsspannung (einige 10 Volt), gewähren eine hohe Unempfindlichkeit gegen Magnetfelder und eine hohe Signalverstärkung ( 10 6 ). Eigenschaften wie diese machen SiPMs zu hervorragenden Kandidaten in Gebieten wie medizinischer Bildgebungsverfahren, Strahlenschutz, Methoden zur optischen Abstands- und Geschwindigkeitsmessung, biophotonischen Anwendungen sowie in der Kern- und Teilchenphysik. Interessant könnten SiPMs für nicht-invasive Messmethoden im Bereich der Strömungsdynamik sein. Es ist zum Beispiel geplant, in einem Pellet-Ofen den Weg einzelner Pellets zu verfolgen. Dafür soll ein Pellet mit β + -Strahlern versetzt werden, so dass beim Zerfall zwei Gamma-Quanten gleicher Energie (511 kev) entstehen und in entgegengesetzter Richtung ausgesendet werden. Diese deponieren dann Energien zwischen 0 und 340 kev in einem Plastik-Szintillator, worauf Lichtblitze entstehen. Werden sie von SiPMs detektiert kann aus der zeitlichen Differenz, in der die Quanten detektiert wurden, die Position des Pellets zurückgerechnet werden (sogenanntes Tracking). Mit dem gleichen Verfahren liesse sich auch die Ausbreitung von radioaktiv markiertem Gas in der Schüttung innerhalb des Ofens beobachten. Diese Arbeit zielt nun darauf ab zu untersuchen, inwiefern SiPMs in Verbindung mit Plastik- Szintillatoren für Anwendungen dieser Art geeignet sind, da Plastik-Szintillatoren im Hinblick auf andere Szintillatorentypen erstens billig und zweitens gut formbar sind. Für diesen Zweck wird überprüft, ob Plastik-Szintillatoren in Kombination mit SiPMs eine hinreichend gute Energieauflösung besitzen und bei welcher Energie- Schwelle die Gamma-Quanten noch gut detektierbar sind und nicht im Rauschen untergehen.

5 2 Physikalische Grundlagen 2 2 Physikalische Grundlagen Zunächst werden die physikalischen Grundlagen, die zum Verständnis der Funktion eines SiPM benötigt werden, dargelegt. Dafür wird die Funktionsweise von APDs erklärt, da SiPMs aus einem Zusammenschluss vieler APDs aufgebaut sind. Zudem wird noch kurz das Prinzip von Szintillatoren aufgezeigt. 2.1 Avalanche-Photodioden Avalanche-Photodioden sind hochempfindliche schnelle Halbleiter-Photodioden. Sie wandeln Licht in ein elektrisches Signal um und können mit Hilfe des kontrollierten Lawinendurchbruchs eine große Verstärkung liefern. Gewöhnliche Silicon-APDs bestehen zwar aus einem p + i p n + -Schichtaufbau, wobei das + bedeutet, dass hier eine höhere Dotierung vorliegt, jedoch wird im weiteren Verlauf das Funktionsprinzip anhand eines einfachen pn-übergangs deutlich gemacht werden. pn-übergang Ein pn-übergang entsteht durch mechanischen Kontakt eines p-dotierten und eines n-dotierten Halbleiters. Dotiert bedeutet, dass die Kristallstruktur eines Halbleiters mit Fremdatomen versetzt wird. Falls diese weniger Valenzelektronen tragen als die Atome des Halbleiters, so entstehen frei bewegliche Elektronenfehlstellen und man nennt dies eine p-dotierung. Diese Fehlstellen, auch Löcher genannt, ermöglichen einen Ladungstransport. Im Falle, dass die Fremdatome mehr Valenzelektronen besitzen als die Halbleiteratome, spricht man von einer n-dotierung. Die überschüssigen Elektronen ermöglichen dann einen Stromfluss. Abbildung 2.1 zeigt den schematischen Aufbau der beiden Dotierungen. Abb. 2.1: links n-halbleiter, rechts p-halbleiter Treten nun ein p- und ein n-dotierter Halbleiter in Kontakt, so diffundieren am Grenzbereich einige der freien Elektronen des n-dotierten Materials in den p-dotierten Bereich und anders herum Löcher vom p- in den n-dotierten Bereich. Dort rekombinieren sie dann jeweils mit Löchern oder freien Elektronen. Es können aber nicht

6 2.1 Avalanche-Photodioden 3 alle Löcher mit freien Elektronen rekombinieren, da die Halblbeiter nach der Rekombination aufgrund der Fremdatome gegensätzlich geladen sind. Dadurch stellt sich ein Kräftegleichgewicht ein und im Grenzbereich bildet sich die sogenannte Verarmungszone, auch Raumladungszone genannt, in der keine freien Ladungsträger mehr vorhanden sind (vgl. Abb. 2.2). Abb. 2.2: Durch den Kontakt eines p- und eines n-halbleiters entsteht eine Raumladungszone Dringt nun ein Photon von außen in die Verarmungszone ein, so entstehen auf seiner Flugbahn aufgrund des inneren Photoeffekts Elektron-Loch-Paare. Wird nun eine äußere Spannung angelegt, vergrößert sich bei entsprechender Polung die Verarmungszone (s. Abb. 2.3) und die entstandenen Elektronen und Löcher werden zu den Seiten beschleunigt - ein Signalpuls wird erzeugt. Abb. 2.3: Entstehung und Absaugung eines Elektron-Loch-Paares

7 2.2 Silizium-Photomultiplier 4 Betrieben werden können APDs in drei verschiedenen Verstärkungsmodi < Betriebsspannung U B < Grenzspannung U G : Die durch Photonen in der Verarmungszone entstandenen Ladungsträger werden entpsrechend ihrer Ladung in Richtung Anode oder Kathode abgezogen. Dabei werden sie nur so schwach beschleunigt, dass keine weiteren Elektron- Loch-Paare durch Stoßionisation erzeugt werden. In diesem Modus beträgt die Verstärkung eins. 2. U G < U B < Durchbruchspannung U Db : In diesem Bereich erfahren die entstandenen Elektronen eine so hohe Beschleunigung, dass sie wiederum Elektronen-Loch-Paare erzeugen können, so dass eine Lawine (engl. avalanche) entsteht. Diese wird aber aufgrund von Stößen nicht aufrecht erhalten. Der hier erzeugte Signalpuls ist proportional zur Zahl der eingefallenen Photonen und der Verstärkungsfaktor ist größer als eins. 3. U Db < U B : Für diesen Modus wird der Verstärkungsfaktor unendlich groß da die Lawine dazu führt, dass die APD durchbricht. Sowohl die Elektronen als auch die Löcher werden nun so stark beschleunigt, dass sie durch Stoßionisation weitere Elektron-Loch-Paare erzeugen. Um APDs im letztgenannten Modus betreiben zu können, werden sie in Reihe mit einem sogenannten quench-(lösch-)vorwiderstand geschaltet. Wenn nun in der APD eine Lawine ausgelöst wird, bewirkt der hohe Stromfluß einen so großen Spannungsabfall über dem Widerstand, dass die Spannung über der APD enstprechend reduziert wird. Die Ladungsträger erfahren nicht mehr genügend Beschleunigung um die Lawine aufrecht zu erhalten und der Signalpuls kommt zum Erliegen. Die APD ist nun bereit, durch ein weiteres Photon ausgelöst zu werden. Da diese Funktion Ähnlichkeit mit der eines Geiger-Müller-Zählrohres hat, wird dies auch als Geiger-Modus bezeichnet. 2.2 Silizium-Photomultiplier Ein SiPM besteht nun, wie gesagt, aus einer Vielzahl an APDs. Typische APDs besitzen eine Kantenlänge von einigen Millimetern. Bei einem SiPM beträgt die Kantenlänge dieser jedoch lediglich einige 10 µm. Jeder APD ist dabei ein quench- Widerstand vorgeschaltet, was man zusammenfassend als Mikrozelle bezeichnet, damit diese im Geiger-Modus betrieben werden kann. Auf einem Pixel von einigen mm 2 passen somit mehrere Tausend Mikrozellen, die alle parallel geschaltet werden (vgl. Abb. 2.4). Während APDs normalerweise bei einigen 100 V betrieben werden, sind für Mikrozellen aufgrund ihrer Größe nur einige 10 V nötig.

8 2.2 Silizium-Photomultiplier 5 Abb. 2.4: Zusammenschluss von Mikrozellen mit aufsummiertem Standard- Ausgang(Anode) und schnellem Ausgang [1] Da die APDs im Geiger-Modus betrieben werden, liefert jede Mikrozelle bei Auslösung durch ein Photon gleich hohe Signale. Das Signal eines Pixels ist somit eine Superposition der Signale gleichzeitig getroffener Mikrozellen, was einer Anzahl an eingetroffenen Photonen entspricht. Der Photonenfluss darf aber nicht zu groß sein, sonst treffen möglicherweise zwei Photonen direkt hintereinander oder gleichzeitig auf eine Mikrozelle, welche dann aber nur ein Mal ausgelöst wird. Man würde also Informationen über den Photonenfluss verlieren Eigenschaften von SiPM SiPMs haben gegenüber anderen Detektoren viele positive Eigenschaften. Insbesondere sind da die Unempfindlichkeit gegenüber Magnetfeldern und die kleine Betriebsspannung von einigen 10 V zu nennen. Sie liefern schnelle Signale und haben dadurch kleine Totzeiten. Außerdem besitzen sie eine sehr hohe Dichte an Mikrozellen pro mm 2. Worauf bei SiPMs jedoch geachtet werden muss, sind die Faktoren, die ein Rauschen generieren. Dunkelzählrate: Eine große Ursache für Rauschen ist das Auslösen einer Lawine durch thermisch generierte Elektron-Loch-Paare im sensitiven Volumen der Mikrozelle. Die Rate hierfür wird Dunkelzählrate genannt. Diese steigt mit zunehmender Betriebsspannung und zunehmender Temperatur. Afterpulsing: Wird eine Lawine ausgelöst, so kann es sein, dass ein Ladungsträger in einen metastabilem Zustand eingefangen und erst wieder frei wird, wenn die Lawine gestoppt ist. Dieser Ladungsträger löst dann eine weitere Lawine aus. Ursachen hierfür sind Defekte oder Verunreinigungen in der Kristallstruktur. Übersprecheffekt: Bei dem Auslösen einer Mikrozelle kann es passieren, dass Ladungsträger rekombinieren und dabei Photonen emittieren. Diese können in benach-

9 2.3 Szintillatoren 6 barte Zellen gelangen und sie ebenfalls auslösen. 2.3 Szintillatoren Gamma-Strahlung weist man üblicherweise mit Szintillations-Detektoren nach. Das im Szintillator entstehende, sichtbare Licht kann mit SiPMs nachgewiesen werden. Man unterscheidet zwischen anorganischen (Kristalle) und organischen (Kristalle, Flüssigkeiten, polymere Festkörper) Szintillatoren. In diesem Fall wird ein organischer Plastik-Szintillator benutzt. In ihm erzeugen die nachzuweisenden Teilchen durch Anregung von Molekülen einen Lichtblitz. Der Vorteil von Plastik-Szintillatoren ist, dass sie mechanisch robust, unempfindlich gegen Luftfeuchtigkeit, günstig in der Fertigung und leicht zu formen sind. Im Gegensatz zu anorganischen Szintillatoren liefern sie zudem zeitlich sehr gut definierte Signale. Aufgrund der niedrigen Ordnungszahl Z 6 des verwendeten Materials tritt bei Gamma-Strahlung kaum Wechselwirkung über den Photo-Effekt sondern praktisch nur über den Compton-Effekt auf. Dies macht die Energiebestimmung der Gamma- Quanten nur sehr ungenau möglich. [2] 2.4 Compton-Effekt Tritt ein Gamma-Quant in Materie ein, kann es dort an lose gebundenen, quasifreien Hüllenelektronen der Atome gestreut werden. Je nach Streuwinkel φ gibt es diesem, per elastischem Stoß, einen Teil seiner kinetischen Energie ab, wobei es bei einem Winkel von 180 die maximale Energie überträgt. Die Energie des Elektrons nach dem Stoß lässt sich durch folgende Formel berechnen: ) E e(φ) 1 = E ν (1 (2.1) 1 + Eν m ec (1 cos(φ)) 2 wobei E ν die Energie des Gammaquants und m e die Masse des Elektrons ist [3]. Nach dem Stoß vergrößert sich die Wellenlänge des Quants, dies wird als Compton-Effekt bezeichnet.

10 3 Untersuchungen an SiPM 7 3 Untersuchungen an SiPM 3.1 Erster Versuchsaufbau Abb. 3.1: SiPM Vorder- und Rückseite Der SiPM ArrayC P-PCB ist ein Produkt der Firma SensL. Er besteht aus 16 Pixeln à 3x3 mm 2, wobei jeder Pixel Mikrozellen à 20x20 µm 2 beherbergt. Dies entspricht einem Mikrozellen-Füllfaktor von 48 %. Wie in Abbildung 2.4 dargestellt, verfügt der SiPM über zwei Ausgänge. In dieser Versuchsreihe wird jedoch nur der schnelle Ausgang benötigt. Er liefert zwar eine nicht so hohe Verstärkung (4, ) wie der Standardausgang ( ), jedoch sind die Signale kürzer, was für die Präzision des Trackingverfahrens von Bedeutung ist. Der SiPM detektiert Licht in einem Spektralbereich von 300 nm nm. Bei einer Wellenlänge von 420 nm ist jedoch die Wahrscheinlichkeit, die sogenannte Photon Detection Efficiency (PDE), am größten, dass eine Mikrozelle ausgelöst wird (vgl.abb. 3.2). [4]

11 3.1 Erster Versuchsaufbau 8 Abb. 3.2: PDE aufgetragen gegen die Wellenlänge am Beispiel vom SiPM MicroFC SMT von SensL [4] Als Plastik-Szintillator stand BC-408 der Firma Saint-Gobain zur Verfügung. Dieser erzeugt Licht mit einem Maximum an Emission bei 425 nm Wellenlänge. Damit ist er ein sehr guter Kandidat für den SiPM, da dieser in diesem Wellenlängenbereich seine größte Quanteneffizienz besitzt. Für eine bessere Transmission des Lichts zwischen Szintillator und SiPM wurde auf die Pixel des SiPM etwas optisches Gel der Sorte BC-630 von Saint-Gobain aufgetragen und schließlich der Szintillator leicht angedrückt. Der Szintillator hat die Maße 7 4,5 0,5 cm3. [5] Die Signale aus dem SiPM können über verschiedene zur Verfügung stehende Platinen ausgelesen werden. Für diesen Versuch wurden das Breakout Board ArrayXBOB-3-16P von SensL und die am Lehrstuhl erstellte Platine für die Auslese einzelner Pixel benutzt. Das Board von SensL ist so modifiziert, dass es die schnellen Ausgänge aller Pixel als aufsummiertes Signal ausgibt. Beim Aufstecken des SiPMs auf die Platine muss auf die richtige Orientierung geachtet werden. Hierzu dient die Markierung J1 auf der Rückseite des SiPM. Das Gegenstück auf der Platine von Abb. 3.3: links: Platine vom Institut, rechts: Platine von SensL, 1: Spannungsversorgung, 2: Auslese der schnellen Signale

12 3.1 Erster Versuchsaufbau 9 SensL ist eine 1, auf den anderen Platinen ist dies durch einen schwarzen Punkt markiert. Zur Spannungsversorgung des SiPMs wurde das Netzgerät FHN 1010S der Firma Frieseke&Höpfner genutzt. Dies zeichnet sich dadurch aus, dass es besonders rauscharm ist. Die Strombegrenzung wurde auf 30 µa eingestellt. Dadurch kann die maximal zulässige Stromstärke des SiPMs von 15 ma nicht überschritten und dieser somit nicht beschädigt werden. Die Spannung wurde fälschlicherweise auf V eingestellt, empfohlen sind etwa -25 V bis -30 V. Die höhere Spannung schadet dem SiPM zwar nicht, jedoch steigt mit der Spannung auch die Dunkelzählrate und somit die Anzahl der zu erfassenden und zu verarbeitenden Signale. Dieses Problem zieht sich durch alle weiteren Versuchsaufbauten und Messungen. Die Signale, die der SiPM liefert, werden zunächst mit Hilfe des ZFL-Verstärkers Low Noise Amplifier ZFL-1000LN+ verstärkt. Dieser wird durch das Netzteil Korad KA3005P mit 15 V Spannung und maximal 60 ma (Empfehlung des Herstellers) versorgt. Weiterhin werden die Signale mit dem Tennelec Linear Amplifier TC 205A verstärkt und dessen Shaper in einheitliche Form gebracht. Das verstärkte Signal kann vom Berthold Silena 400 MHz ADC MOD. 7420/G verarbeitet und an einen Computer weitergeschickt werden. Dieser peak-sensing ADC (analog to digital converter) konvertiert die Höhe der Amplitude des Signals in ein digitales Signal um. Diese Konversionen werden schließlich von einer DAQ-Software (engl. data acquisition) in ein Histogramm eingetragen. Zum Test der SiPM-Auslese des Plastik-Szintillators wurden folgende Gamma-Quellen benutzt: Cobalt-60, Natrium-22, Cäsium-137. Durchführung radioaktive Quelle Platine mit SiPM und Szintillator ZFL-Verstärker Spannungsversorgung Tennelec- Verstärker ADC Spannungsversorgung kleine Aluminium-Box große Aluminium-Box Abb. 3.4: Schematischer Aufbau des Versuchs PC Für die Messung wurde der SiPM mit Szintillator und ZFL-Verstärker in eine geerdete, verschließbare Aluminium-Box gepackt, um Störungen durch äußere hochfrequente Strahlung zu verringern. Da die Aluminium-Box jedoch nicht komplett lichtdicht war, wurde sie in eine größere Box gestellt. Gemessen wurden schließlich die Gamma-Spektren der drei Gamma-Quellen Cobalt- 60, Natrium-22 und Cäsium-137. Dabei wurden alle 16 Pixel aufsummiert ausgelesen. Die Messdauer betrug jeweils etwa 12 Stunden. Die genaue Angabe der Mess-

13 3.1 Erster Versuchsaufbau 10 dauer ist hier nicht vonnöten, da diese nur Auswirkung auf die Anzahl der Einträge in den Histogrammen hat. Ergebnisse Da Plastik-Szintillatoren mit Gamma-Strahlung überwiegend über den Compton- Effekt wechselwirken, werden Spektren wie in Abbildung 3.5 erwartet. Bei einem Stoß gibt ein Gamma-Quant Energie an ein Elektron ab, welches dann proportional zu dieser Energie im Szintillator einen Lichtblitz erzeugt. Zwischen einem Streuwinkel von 0 und 180 ergibt sich dann das Compton-Kontinuum. Wird das Gamma- Quant um 180 gestreut, so erhält das gestoßene Elektron die größtmögliche Energie und es entsteht die sogenannte Compton-Kante. Je nach Gamma-Quelle zerfallen diese in mehreren Schritten und senden dabei Gamma-Strahlen unterschiedlicher, aber fester, Energien aus. Somit können mehrere Compton-Kanten entstehen. Bei gemessenen Spektren sind die Kanten jedoch nicht ganz so scharf wie in Abbildung 3.5, sondern es entstehen Buckel (s. Cäsium-137 Abb. 3.13). Dies liegt an der Energieauflösung des Szintillators. dne de E(Φ = 0 ) E(Φ = 180 ) Anzahl gestreuter Elektronen Compton-Kontinuum Comptonkante Energie der Elektronen E Compton E 0 =hv E Abb. 3.5: Theoretisches Compton-Spektrum [6] In Abbildung?? sind die gemessenen Spektren aufgeführt. Um ein Gefühl dafür zu bekommen, wo die Compton-Kanten in etwa liegen sollten, schaut man sich die Gamma-Energien aus den Zerfällen der Gamma-Quellen an und berechnet mit Formel 2.1 die zugehörigen Compton-Energien für φ = 180.

14 3.1 Erster Versuchsaufbau 11 Quelle Gamma-Energie [MeV] Compton-Engergie [MeV] Cobalt-60 1,1732 0,9634 1,3325 1,1181 Natrium-22 0,511 0,3407 1,275 1,0622 Cäsium-137 0,6617 0,4774 Tabelle 3.1: Compton-Energien der Gamma-Quellen Vergleicht man die drei Gamma-Spektren, müssten also zwei Compton-Kanten von Natrium-22 und Cäsium-137 im unteren Energiebereich auf ungefähr gleicher Höhe zu finden sein. Die restlichen drei sind im höheren Bereich zu erwarten, wobei die des Natriums-22 zwischen den Beiden des Cobalt-60 liegt. Schaut man sich aber Abbildung an, so lässt sich dies nicht bestätigen. Es sind keine klaren Kanten zu erkennen. Vor allem bei Cäsium-137 ist gar keine Kante sichtbar.

15 3.1 Erster Versuchsaufbau 12 Abb. 3.6: Gamma-Spektrum für Cobalt-60 Abb. 3.7: Gamma-Spektrum für Natrium-22 Abb. 3.8: Gamma-Spektrum für Cäsium-137

16 Modifikation und Verbesserung 3.2 Modifikation und Verbesserung Der Versuch wurde soweit modifiziert, dass der Szintillator in Folie eingepackt wurde (s. Abb. 3.9). Diese ist nach innen hochreflektierend und mit einem kleinen Fenster für den SiPM versehen. Vorher konnten die Photonen eines entstandenen Lichtblitzes in alle Richtungen aus dem Szintillator austreten. Die Folie hat nun den Effekt, dass der größte Teil des Lichts auf den SiPM geleitet wird. Somit entspricht nun ein Signal auch in etwa der von dem Gamma-Quant im Szintillator deponierten Energie. Abb. 3.9: Szintillator in hochreflektierende Folie eingepackt mit SiPM Durchführung Durchgeführt wurde die Messung analog zum vorherigen Abschnitt. Es musste jedoch darauf geachtet werden, die Verstärkung am Tennelec-Verstärker zu verringern, denn die höhere Lichtausbeute vergrößert auch das Signal, welches der ADC nicht mehr verarbeiten kann. Zudem betrug die Messdauer jeweils eine Stunde. Ergebnisse In Abbildung?? sind die Ergebnisse dargestellt. Es sind nun, im Gegensatz zur vorherigen Messung, deutliche Kanten zu sehen. Mit diesem Resultat kann nun eine Kalibrierung des Aufbaus, das bedeutet jedem Kanal einen Energiewert zuzuweisen, durchgeführt werden. Dazu trägt man die bekannten Compton-Energien der Gamma-Quellen gegen die Kanäle der gemessenen Compton-Kanten in einem Diagramm auf und führt einen linearen Fit durch. Mithilfe der daraus folgenden Geradengleichung kann dann jedem Kanal ein Energiewert zugeordnet werden. Die Compton-Kanten wurden so gewählt, dass sie auf 80 % der Höhe der Kanten liegen. Quelle Cobalt-60 Natrium-22 Cäsium-137 Compton-Energie [kev] Kanal 963,4 1118,1 0, ,2 477,4 2102,46 ± ,03 ± ± ,29 ± 30 Tabelle 3.2: Compton-Energien und zugehörige Kanäle

17 3.2 Modifikation und Verbesserung 14 Für Natrium-22 wurde nur die Compton-Kante für 1,0622 MeV bei Kanal 2280 gefunden. Die zweite Kante müsste bei etwa einem Drittel, also ca. bei Kanal 760 liegen. Eventuell wurde das Spektrum für Natrium-22 nicht lange genug aufgenommen, so dass sich die zweite Kante noch nicht abgezeichnet hat. E / kev χ 2 / ndf / 2 p ± p ± Kanalnummer Abb. 3.10: Linearer Fit für die Energiekalibrierung Mittels Computer-Software [7] wurde die Geradengleichung zu y = 0,3159 kev x + 319,6 kev bestimmt. Dies stellt aber ein Problem dar, denn Kanal die Gerade verläuft nicht durch den Nullpunkt. Der Fakt, dass der ADC dem nullten Kanal jedoch ungefähr den Energiewert Null zuweist, steht in Konflikt mit der gefunden Gleichung.

18 3.2 Modifikation und Verbesserung 15 Abb. 3.11: Gamma-Spektrum für Cobalt-60 Abb. 3.12: Gamma-Spektrum für Natrium-22 Abb. 3.13: Gamma-Spektrum für Cäsium-137

19 3.3 Weitere Veränderungen Weitere Veränderungen Abb. 3.14: Schematischer Aufbau für Auslese aller Pixel. 1: FHN 1010S, 2: Korad KA3005P, 3: Deckel mit Masseband(gelb), 4: Attenuator, 5: ZFLVerstärker, 6: SiPM mit Szintillator, 7: CAEN ADC mit USB-Modul, 8: PC mit Auswertungssoftware Da die Signale aus dem ZFL-Verstärker zu schnell für den Shaper sind, wurde der Tennelec-Verstärker weggelassen. Zudem wurde der peak-sensing ADC gegen den Sampling-ADC Caen V1729 ausgetauscht. Dieser hat vier verfügbare Eingangskanäle und eine Abtastrate von 2 GHz. Somit können die Signale des SiPMs höher aufgelöst werden. Dies ist nötig, da die Signale lediglich 40 ns lang sind (s. Abb S.21). Zudem wurde bei aufsummierter Auslese aller Pixel ein attenuator (Abschwächer) zwischen die Platine und dem ZFL-Verstärker geschaltet um das Signal abzudämpfen, da der ZFL-Verstärker sonst übersteuert und so die Signalformen verfälscht. Weiterhin wurde eine neue größere Aluminium-Box und ein zweiter ZFL-Verstärker besorgt. Mit der Software daqserver können nun Rohdaten, wie z.b. Wellenform, Amplitude oder auch das berechnete Integral innerhalb bestimmer Grenzen, abgespeichert, im Nachhinein ausgewertet und in Diagrammen angezeigt werden. Durchführung Zunächst wurden simultan Signale zweier einzelner Pixel separat an zwei Eingangskanälen gemessen. Dies wurde jeweils für die drei Gamma-Quellen und einmal ohne Quelle (Untergrundmessung) durchgeführt. Der Vorgang wurde für 16 aufsummierte Pixel wiederholt. Mittels eines in C++ geschriebenen Programms können Spektren wie in den vorherigen Messungen erstellt werden. Die Signale der einzelnen Pixel können addiert und daraus ein zwei-pixel-spektrum erstellt werden. Zusätzlich wird das Spektrum der Untergrundmessung zeitlich normiert und dann von den GammaSpektren abgezogen. Des Weiteren ist es möglich Koinzidenz-Spektren der beiden

20 3.3 Weitere Veränderungen 17 einzelnen Kanälen zu erstellen. Für diesen Zweck werden die Kanäle von zeitgleich im ADC angekommenden Signalen gegeneinander aufgetragen. Ergebnisse Im Folgenden werden die Spektren von einem, zwei und 16 Pixeln für jede Quelle verglichen (s. Abb ). Gut zu erkennende Compton-Kanten bilden sich nur aus, wenn alle Pixel ausgelesen werden. Zwischen einem und zwei Pixeln sind jedoch auch schon erkennbare Veränderungen der Form zu sehen. Mit den Ergebnissen bei der Auslese aller Pixel lässt sich nun wieder eine Energiekalibrierung durchführen. Quelle Compton-Energie [kev] Kanal Cobalt-60 Natrium , ± , ± ,7 344 ± , ± 30 Cäsium ,4 485 ± 30 Tabelle 3.3: Compton-Energien und zugehörige Kanäle (Auslese aller 16 Pixel) E / kev χ 2 / ndf / 3 Prob p ± p ± Kanalnummer Abb. 3.15: Linearer Fit für die Energiekalibrierung Für diesen Fall ergibt sich eine Gerade von y = 0,8592 kev Kanal x+(48,63±29,17)kev. Dies ist ein besseres Ergebnis als zuvor, aber immer noch nicht ganz zufriedenstellend. Eine Kalibrierung per Auge anhand von Compton-Kanten ist jedoch kein Leichtes, und im Rahmen dieser Bachelor-Arbeit ist es zeitlich nicht möglich die Kalibrierung mit anderen Analyse-Methoden zu verbessern. In den 16-Pixel-Spektren sieht man, dass 100 kev-schwellen kein Problem sind. So-

21 3.3 Weitere Veränderungen 18 mit dürfte die Auslese von Plastik-Szintillatoren mit SiPMs bei dem Ofen-Projekt möglich sein. Ereignis RMS Kanal Abb. 3.16: Gamma-Spektrum Cobalt-60 1 Pixel Ereignis RMS Kanal Abb. 3.17: Gamma-Spektrum Cobalt-60 2 Pixel Ereignis RMS Kanal Abb. 3.18: Gamma-Spektrum Cobalt Pixel

22 3.3 Weitere Veränderungen 19 Ereignis RMS Kanal Abb. 3.19: Gamma-Spektrum Natrium-22 1 Pixel Ereignis RMS Kanal Abb. 3.20: Gamma-Spektrum Natrium-22 2 Pixel Abb. 3.21: Gamma-Spektrum Natrium Pixel

23 3.3 Weitere Veränderungen 20 Ereignis Entries Kanal Abb. 3.22: Gamma-Spektrum Cäsium Pixel Ereignis sumwithoutbg Kanal Abb. 3.23: Gamma-Spektrum Cäsium Pixel Ereignis sumwithoutbg Kanal Abb. 3.24: Gamma-Spektrum Cäsium Pixel

24 3.3 Weitere Veränderungen 21 Abb. 3.25: Koinzidenz-Spektrum von Cobalt-60-1Pixel Abb. 3.26: Koinzidenz-Spektrum von Natrium-22-1Pixel Abb. 3.27: Koinzidenz-Spektrum von Cäsium-137-1Pixel

25 3.4 Signalform Signalform Abb. 3.28: Form eines Untergrundsignals am schnellen Ausgang ohne Verstärker Mit Hilfe des digitalen Oszilloskops Tektronix MSO 4104 können die Signalformen von ausgelösten Ereignissen im Szintillator sichtbar gemacht werden (s. Abb. 3.28). Von links nach rechts ist die Zeit (10,0 ns pro Kästchen) und von unten nach oben die Spannung (20,0 mv pro Kästchen) aufgetragen. Abbildung 3.28 zeigt ein Signal der natürlichen Untergrundstrahlung, die uns umgibt. Die Signale aller 16 Pixel wurden aufsummiert ausgelesen und ohne weitere Verstärkung zum Oszilloskop geleitet. Jedes Ereignis liefert ein Signal das in etwa 40 ns lang ist. Die Anstiegszeit, also die Zeit die das Signal braucht um von 10 % auf 90 % seiner Höhe zu kommen, beträgt in diesem Fall 10,59 ns und im Mittel circa 12 ns.

26 4 Fazit und Ausblick 23 4 Fazit und Ausblick Im Rahmen dieser Arbeit wurde gezeigt, dass Silicon-Photomultiplier in Verbindung mit Plastik-Szintillatoren sehr wohl dazu geeignet sein könnten im Bereich des Trackings angewendet zu werden. Die Compton-Kanten in den Gamma-Spektren sind klar zu erkennen und auch die bei Cobalt-60 nah beieinander liegenden Kanten sind gut zu unterscheiden. Das Gamma-Spektrum von Cäsium-137 (Abb S.20) zeigt, dass das Rauschen nicht so groß ist, so dass eine Schwelle von 100 kev realisierbar ist. Durch die Wahl einer kleineren Betriebsspannung kann die Dunkelzählrate des SiPMs noch weiter verringert werden. Im nächsten Schritt sollten nun Tracking-Versuche mit Szintillatoren geeigneter Größe durchgeführt werden. Dafür steht am Lehrstuhl ein zweiter SiPM desselben Typs zur Verfügung.

27 5 Danksagung 24 5 Danksagung Meinen größten Dank möchte ich an Sonja Knak richten, ohne die ich es niemals so weit in diesem Studium geschafft hätte. Dann möchte ich all denjenigen danken, die mir bei meinen Fragen während der Arbeit und beim Korrekturlesen geholfen, oder ihre Hilfe angeboten haben. Insbesonders ist Matthias Steinke zu nennen, der zu meinem Hauptansprechpartner wurde. Prof. Dr. Ulrich Wiedner möchte ich für die Ermöglichung dieser Bachelorarbeit danken. Außerdem möchte ich meinen Eltern für die Unterstützung und auch Jérôme le Clont(?) aus Genf danken.

28 Abbildungsverzeichnis 25 Abbildungsverzeichnis 2.1 links n-halbleiter, rechts p-halbleiter Durch den Kontakt eines p- und eines n-halbleiters entsteht eine Raumladungszone Entstehung und Absaugung eines Elektron-Loch-Paares Zusammenschluss von Mikrozellen mit aufsummiertem Standard-Ausgang(Anode) und schnellem Ausgang [1] SiPM Vorder- und Rückseite PDE aufgetragen gegen die Wellenlänge am Beispiel vom SiPM MicroFC SMT von SensL [4] links: Platine vom Institut, rechts: Platine von SensL, 1: Spannungsversorgung, 2: Auslese der schnellen Signale Schematischer Aufbau des Versuchs Theoretisches Compton-Spektrum [6] Gamma-Spektrum für Cobalt Gamma-Spektrum für Natrium Gamma-Spektrum für Cäsium Szintillator in hochreflektierende Folie eingepackt mit SiPM Linearer Fit für die Energiekalibrierung Gamma-Spektrum für Cobalt Gamma-Spektrum für Natrium Gamma-Spektrum für Cäsium Schematischer Aufbau für Auslese aller Pixel. 1: FHN 1010S, 2: Korad KA3005P, 3: Deckel mit Masseband(gelb), 4: Attenuator, 5: ZFL- Verstärker, 6: SiPM mit Szintillator, 7: CAEN ADC mit USB-Modul, 8: PC mit Auswertungssoftware Linearer Fit für die Energiekalibrierung Gamma-Spektrum Cobalt-60 1 Pixel Gamma-Spektrum Cobalt-60 2 Pixel Gamma-Spektrum Cobalt Pixel Gamma-Spektrum Natrium-22 1 Pixel Gamma-Spektrum Natrium-22 2 Pixel Gamma-Spektrum Natrium Pixel Gamma-Spektrum Cäsium Pixel Gamma-Spektrum Cäsium Pixel Gamma-Spektrum Cäsium Pixel Koinzidenz-Spektrum von Cobalt-60-1Pixel Koinzidenz-Spektrum von Natrium-22-1Pixel Koinzidenz-Spektrum von Cäsium-137-1Pixel

29 Abbildungsverzeichnis Form eines Untergrundsignals am schnellen Ausgang ohne Verstärker 22

30 Tabellenverzeichnis 27 Tabellenverzeichnis 3.1 Compton-Energien der Gamma-Quellen Compton-Energien und zugehörige Kanäle Compton-Energien und zugehörige Kanäle (Auslese aller 16 Pixel). 17

31 Literaturverzeichnis 28 Literaturverzeichnis [1] SensL. Zusammenschluss mehrerer Mikrozellen. http: // letzter Zugriff: :51 Uhr". [2] Jürgen Braunsfurth. Physikalisches Praktikum für Mediziner, Biologen und Geologen. Dr. N. Brockmeyer, Universitätsverlag, Bochum, 8. auflage, [3] Krieger / Petzold. Strahlenphysik, Dosimetrie und Strahlenschutz - Band 1 Grundlagen. B.G. Teubner Stuttgart, Stuttgart, 3. auflage, [4] SensL. C-Series Datasheet. letzter Zugriff: :39 Uhr". [5] Saint Gobain Crystals. SGC Organics Brochure. Documents/SGC%20Organics%20Brochure.pdf letzter Zugriff: :42 Uhr". [6] Jkrieger. Compton-Spektrum. letzter Zugriff: :26 Uhr". [7] Matthias Steinke. Persönliche Mitteilung, fitenergy.c. [8] Ronja Urch. Untersuchungen an Silizium-Photomultipliern. http: // letzter Zugriff: :49 Uhr". [9] Frank Sauerburger. Charakterisierung von Silizium Photomultipliern. sauerburger_ba_2014.pdf letzter Zugriff: :54 Uhr".