Vorbereitung und Test des Flugzeitdetektors für das Crystal-Barrel-Experiment an ELSA

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1 Vorbereitung und Test des Flugzeitdetektors für das Crystal-Barrel-Experiment an ELSA Diplomarbeit in Physik von Alexander Ramseger angefertigt am Physikalischen Institut der Universität Bonn vorgelegt der Mathematisch-Naturwissenschaftlichen Fakultät der Rheinischen Friedrich-Wilhelms Universität Bonn Februar 2007

2 Ich versichere, daß ich diese Arbeit selbständig verfaßt und keine anderen als die angegebenen Quellen und Hilfsmittel benutzt sowie die Zitate kenntlich gemacht habe. Referent: Koreferent: Prof. Dr. Hartmut Schmieden Prof. Dr. Reinhard Beck

3 Inhaltsverzeichnis 1 Einleitung 1 2 Aufbau des CBELSA-TAPS-Experiments Die Elektronenstretcheranlage ELSA Detektorkomponenten des Crystal-Barrel-Experiments Goniometer und Møllerdetektor Photonenmarkierungsanlage Crystal-Barrel-Detektor Vorwärtsdetektor Innendetektor Mini-TAPS-Detektor Flugzeitdetektor Photonenfluß-Monitor Polarisiertes Target Teilchennachweis im CBELSA-Experiment Wechselwirkung von Teilchen mit Materie Geladene Teilchen Neutronen Photonen Vierervektoren und invariante Masse Teilchenidentifikation in CB-TAPS-Detektoren Photonen Geladene Teilchen Neutronen im Detektor Rolle des Flugzeitdetektors Magnetspektrometer - B1-Aufbau Test und Inbetriebnahme des Flugzeitdetektors Instandsetzung Kontrollmessungen Zeitauflösung Ortseichung

4 IV Inhaltsverzeichnis Bestimmung der Abschwächlänge Zusammenfassung und Ausblick 55 A Schaltplan zur Messung mit der Höhenstrahlung 57 B BNC-Steckbretter 59 C Abschwächlängen 61 D Zeitauflösungswerte 65

5 Abbildungsverzeichnis 1.1 Baryonresonanzen Bonner Elektronenstretcheranlage Blick über das Experiment Goniometer mit Radiatortargets und Møller-Polarimeter Photonenmarkierungsanlage Crystal-Barrel-Detektor Vorwärtsdetektor Innendetektor Mini-TAPS-Detektor Flugzeitdetektor polarisiertes Target Ionisationsdichten verschiedener Teilchen Gesamtabsorptionskoeffizient für Photonen Simulation deponierte gegen kinetische Energie Lichtweg im Szintillator Geplanter schematischer Experimentaufbau des B1-Projekts Simulation der Flugzeit gegen den Impuls Weg eines Myons Methode nach R.T.Giles unkorrigierte Giles- und Referenzkurve Veranschaulichung zur Time-Walk-Korrektur Breite gegen walk1 und walk Breite gegen walk1 und walk unkorrigierte und korrigierte Gileskurve Meßaufbau zur Ortseichung TDC-Differenzspektrum TDC-Differenzspektrum TDC-Differenzspektrum Lichtweg im Szintillator über Totalreflexion Exponentieller Verlauf bei der Strontiummessung

6 VI Abbildungsverzeichnis 4.14 ADC-Spektren der Höhenstrahlungsmessung Exponentieller Verlauf bei der Höhenstrahlungsmessung A.1 Schaltplan zur Höhenstrahlungsmessung B.1 BNC-Steckbrett 1 und BNC-Steckbrett

7 Tabellenverzeichnis 4.1 Zeitauflösungen Meßabstände zu den geraden SEV Time-Walk-Parameter Zeitauflösungen Ortmessungswerte C.1 Abschwächlängen die mit der 90 Sr-Quelle bestimmt wurden C.2 Abschwächlängen die mit Höhenstrahlung bestimmt wurden D.1 Zeitauflösungen der 1.Flugzeitdetektorlage D.2 Zeitauflösungen der 2.Flugzeitdetektorlage D.3 Zeitauflösungen der 3.Flugzeitdetektorlage D.4 Zeitauflösungen der 4.Flugzeitdetektorlage

8 VIII Tabellenverzeichnis

9 Kapitel 1 Einleitung Unsere Materie besteht aus Atomen, die in die Elektronen der Atomhülle und in den Atomkern zerlegt werden können. Die Atomkerne setzen sich wiederum zusammen aus Protonen und Neutronen. Auch diese Nukleonen sind nicht elementar, sondern aus jeweils drei punktförmigen, im Vergleich zur Nukleonenmasse annähernd masselosen Teilchen zusammengesetzt, den nach derzeitigem Kenntnisstand unteilbaren Quarks. Als zusammengesetzte quantenmechanische Systeme besitzen die Nukleonen angeregte Zustände. Die theoretische Beschreibung dieses Resonanzspektrums erfordert ein genaues Verständnis der starken Wechselwirkung der Quarks untereinander. Bei kurzen Abständen (entsprechend hohen Relativimpulsen), dem Bereich der asymptotischen Freiheit, gelingt dies, nicht jedoch auf der Skala der Ausdehnung der Nukleonen und Resonanzen, dem Confinement- Bereich. Hier wird die starke Wechselwirkung in Modellen approximiert. Ein solches Modell zur Beschreibung der Baryonresonanzen stellt das Bonn-Modell [Lö01] dar, ein relativistisches Quarkmodell. Abbildung 1.1 zeigt einen Vergleich der darin vorhergesagten und der bisher experimentell gefundenen Resonanzen. Das Modell beschreibt die experimentellen Befunde recht zutreffend. Jedoch ergeben sich, wie auch in anderen Modellen, signifikante Unstimmigkeiten. Selbst bei einigen niedrig liegenden Zuständen stimmen die vorhergesagten Massen nicht mit den experimentell bestimmten überein. So liegt beispielsweise der gemessene Wert für die P 11 -(1440)-Resonanz unter und der für die S 11 -(1535)-Resonanz über dem theoretisch vorhergesagten Wert. Eine weitere generelle Schwierigkeit der Quarkmodelle besteht darin, daß im Bereich oberhalb von 2 GeV erheblich mehr Resonanzen vorhergesagt werden, als bisher gefunden wurden. Eine mögliche Erklärung für diese Diskrepanz ist, daß die Nukleonen nicht aus drei unkorrelierten Konstituentenquarks aufgebaut sind, sondern daß Quark-Diquark- Strukturen eine wichtige Rolle spielen, siehe dazu [Glo]. Die dadurch verringerte Anzahl von Freiheitsgraden würde eine geringere Anzahl von Resonanzen zur Folge haben. Desweiteren ist es möglich, daß die,,fehlenden Resonanzen der experimentellen Beobachtung bisher entgangen sind, weil die Daten sich überwiegend auf π- und K-induzierte Reaktionen stützen. Im Fall einer kleinen Kopplung an diese Kanäle, wären photoinduzierte Prozesse besser zum Aufspüren,,fehlender Zustände geeignet, beispielsweise mit den Endzuständen

10 2 1. Einleitung Abbildung 1.1: Baryonresonanzen. In jeder Spalte links: Vorhergesagte Zustände nach dem Bonn-Modell [Lö01], rechts: Experimentell bestimmte Werte mit Unsicherheiten. Aufgetragen ist die Masse in MeV sortiert nach Spin J und Parität π der Resonanzen. ηn, η N, + π 0 und + η. Dabei zerfällt das + sequentiell größtenteils in pπ 0. Solche photoinduzierten Reaktionen werden im Crystal-Barrel-Experiment untersucht. Mit Hilfe reeller Photonen im Energiebereich zwischen 300 MeV und 3 GeV werden Nukleonen angeregt. Der Zerfall der angeregten Zustände erfolgt meist über die Abstrahlung von Mesonen. Das Experiment ist auf den Nachweis der Zerfallsphotonen der kurzlebigen neutralen Mesonen spezialisiert. Die Messung von Winkelverteilungen des Wirkungsquerschnitts und der Polarisationsobservablen ermöglicht Partialwellenanalysen zur Bestimmung von Resonanzparametern. Zentrale Komponente des Experiments ist das Crystal-Barrel-Kalorimeter, mit dem die Photonen nachgewiesen und Winkelverteilungen der emittierten Teilchen rekonstruiert werden können. Der Crystal-Barrel-Detektor besteht aus 1230 CsJ-Kristallen, die über Wellenlängenschieber mit Photodioden ausgelesen werden. Für den Einsatz als first level-trigger sind diese Photodioden jedoch zu langsam. Daher wird der Vorwärtsbereich

11 3 (in einem Winkelbereich von 3,5 bis 30 ) durch Detektoren mit einer schnellen Auslese durch Photomultiplier abgedeckt. Bei den Detektoren, die für den Vorwärtsbereich eingesetzt werden, handelt es sich um den Vorwärtsdetektor und den Mini-TAPS-Detektor. Die Erkennung geladener Teilchen gelingt mittels vor den Modulen angebrachter Szintillator- Plättchen. Im Crystal-Barrel-Detektor sorgt der aus szintillierenden Fasern bestehende zylindrische Innendetektor für die Erkennung von geladenen Teilchen. Ein Problem stellen Teilchen dar, die keine elektromagnetischen Schauer bilden (zum Beispiel Protonen), aufgrund ihrer hohen Energie das Kalorimeter vollständig durchdringen und dann nur einen Teil ihrer Energie deponieren (punch through). Zur Erkennung solcher Teilchen hat sich im vorigen Experiment ein Flugzeitdetektor als nützlich erwiesen. Diesem Detektor soll zudem im geplanten B1-Aufbau eine zentrale Rolle bei der Teilchenidentifikation über Impuls und Flugzeit zukommen. Ziel dieser Diplomarbeit war daher die Vorbereitung des Flugzeitdetektors für die kommende Experimentierrunde und der Test einzelner Detektormodule hinsichtlich der erreichbaren Zeit- und Ortsauflösung. Die Arbeit ist folgendermaßen aufgebaut: Im zweiten Kapitel wird das Crystal-Barrel-Experiment an ELSA vorgestellt. Im dritten Kapitel werden die grundlegenden Wechselwirkungen der in diesem Experiment relevanten Teilchen mit Materie sowie ihre Identifikation mit den verwendeten Detektoren beschrieben. Es endet mit einem Ausblick auf die Phase des B1-Projektes. Im vierten Kapitel werden die Untersuchungen vorgestellt, die im Rahmen dieser Diplomarbeit am Flugzeitdetektor vorgenommen wurden. Das fünfte Kapitel fasst die Diplomarbeit zusammen und bietet einen Ausblick auf die nächsten zur Inbetriebnahme des Flugzeitdetektors anstehenden Maßnahmen.

12 4 1. Einleitung

13 Kapitel 2 Aufbau des CBELSA-TAPS-Experiments 2.1 Die Elektronenstretcheranlage ELSA Die von der Universität Bonn betriebene Elektronenstretcheranlage (ELSA) besteht aus den drei Stufen LINAC 1 s, Booster-Synchrotron und Stretcher-Ring. Sie liefert einen polarisierten oder unpolarisierten Elektronenstrahl variabler Energie bis zu maximal 3,5 GeV [Hil00]. Einen Überblick über die Beschleunigeranlage bietet Abbildung 2.1. Die LINACs beschleunigen Elektronen vor der Injektion in das Booster-Synchrotron auf eine Energie von 20 MeV im Fall des LINAC1 und 26 MeV im Fall des LINAC2 vor. Jeder LINAC besitzt eine thermische Quelle zur Erzeugung von unpolarisierten Elektronen, LINAC2 hat zusätzlich eine GaAsP-Quelle zur Erzeugung polarisierter Elektronen. Im Booster-Synchrotron werden die Elektronen anschließend auf bis zu 1,6 GeV beschleunigt. Die Elektronenbunches werden mit einer Extraktionsfrequenz von 50 Hz in die Stretcheranlage eingespeist, wo ein quasikontinuierlicher Elektronenstrahl erzeugt wird. Eine wahlweise Nachbeschleunigung ermöglicht Endenergien bis maximal 3,5 GeV. In einem weiteren, für das Crystal- Barrel-Experiment jedoch unwichtigen Betriebsmodus wird bei langen Speicherzeiten des Strahls die Synchrotronstrahlung genutzt, die dadurch entsteht, daß die Elektronen im Stretcher-Ring auf eine Kreisbahn gezwungen werden. 2.2 Detektorkomponenten des Crystal-Barrel-Experiments Eine Gesamtübersicht über das Crystal-Barrel-Experiment zeigt Abbildung 2.2. Nachdem der Elektronenstrahl aus der Elektronenstretcheranlage extrahiert wird, trifft er in der Vakuumkammer des Goniometers auf einen Radiator, wo Bremsstrahlphotonen erzeugt werden. Die Energie der Bremsstrahlphotonen wird mittels einer Photonenmarkierungsanlage, 1 LINAC steht für LINear ACcelerator und bedeutet Linearbeschleuniger.

14 6 2. Aufbau des CBELSA-TAPS-Experiments Abbildung 2.1: Die Bonner Elektronenstretcheranlage. kurz Tagger, bestimmt. Der Photonenstrahl trifft auf das Target und die durch Anregung der Protonen im Target erzeugten Produkte werden mit Hilfe des Crystal-Barrel-Detektors und weiterer Detektoren nachgewiesen. Die einzelnen Komponenten des Experimentaufbaus werden im Nachfolgenden beschrieben und ihre Aufgaben erläutert Goniometer und Møllerdetektor Zur Erzeugung unpolarisierter Bremsstrahlphotonen in der Vakuumkammer des Goniometers stehen verschiedene Folien aus Kupfer mit Dicken von etwa 10-3 und 10-2 Strahlungslängen (zur Strahlungslänge siehe 3.1.3) zur Verfügung [Kam07]. Zur Erzeugung linear polarisierter Photonen wird ein Diamanttarget verwendet. Der Polarisationsgrad der Bremsstrahlphotonen als Funktion ihrer Energie ist dabei durch die Ausrichtung des Kristallgitters relativ zum Elektronenstrahl veränderbar. Durch den Beschuß eines Radiators mit longitudinal polarisierten Elektronen werden zirkular polarisierte Bremsstrahlphotonen erzeugt. Um den Polarisationsgrad des zirkular polarisierten Photonenstrahls zu bestimmen, ist es notwendig, den absoluten longitudinalen Polarisationsgrad des Elektronenstrahls zu messen. Dazu nutzt man Møllerstreuung, also Elektron-Elektron-Streuung. Die Abhängigkeit der gemessenen Zählraten der Møllerereignisse von Polarisationsgrad und -richtung des einfallenden Elektronenstrahls folgt aus der Abhängigkeit des differentiellen Wirkungsquerschnitts von der relativen Spineinstellung der

15 2.2 Detektorkomponenten des Crystal-Barrel-Experiments 7 Abbildung 2.2: Das Crystal-Barrel-Experiment an ELSA: 1: Goniometertank, 2: Photonenmarkierungsanlage, 3: Møllerdetektor, 4: Ablenkmagnet, 5: Crystal-Barrel-Kalorimeter, 6: Gas-Čerenkov-Detektor, 7: Mini-TAPS-Detektor, 8: Flugzeitdetektor, 9: Photonenkamera, 10: Gammafluß-Monitor, 11: Photonenstrahlvernichter, 12: Elektronenstrahlvernichter. beiden streuenden Elektronen. Mißt man die Zählraten-Asymmetrie der Møllerstreuung, so ist der Polarisationsgrad des Elektronenstrahls absolut bestimmbar unter der Vorraussetzung, daß die Polarisation des Targets bekannt ist (siehe [Ebe06]). Das Target des Møllerpolarimeters bilden 20 µm bis 50 µm dicke Vacofluxfolien die auch gleichzeitig als Bremsstrahltarget zur Erzeugung der zirkular polarisierten Photonen genutzt werden. Das ermöglicht die Messung des Polarisationsgrad simultan zur Datennahme. Um die Folien zu polarisieren, steht eine die Folien umgebende Feldspule zur Verfügung, die Magnetfeldstärken im Bereich von 60 bis 100 Gauss erzeugen kann. Abbildung 2.3 zeigt die Møllerspule und Radiatortargets.

16 8 2. Aufbau des CBELSA-TAPS-Experiments Abbildung 2.3: Goniometer mit Radiatortargets und Møller-Polarimeter. Rechts befindet sich die Vorrichtung, um verschiedene Radiatortargets in den Strahl zu halten. Links ist die Magnetfeldspule (Solenoid genannt) zu sehen, in deren Inneren sich die Vacofluxfolie befindet Photonenmarkierungsanlage In dem kontinuierlichen Bremsstrahlspektrum gelingt die Zuordnung der Photonenenergien zu hadronischen Ereignissen durch den koinzidenten, impulsaufgelösten Nachweis der Elektronen hinter dem Radiator. Unter der Vorraussetzung, daß im Bremsstrahlprozess ein einziges Photon erzeugt wurde, folgt die Photonenenergie ereignisweise aus der Energiebilanz: E γ = E 0 E e. (2.1) E 0 ist hierbei die Energie der von ELSA gelieferten Elektronen und E e die Energie der Elektronen nach dem Bremsstrahlprozess. Die Energie E e wird mit der Photonenmarkierungsanlage beziehungsweise dem Taggingsystem bestimmt. Dieses setzt sich zusammen aus einem Dipolmagneten und 96 Szintillationsdetektoren, der sogenannten Taggerleiter und einem szintillierenden Faser-Detektor. Die Taggerleiter befindet sich hinter dem Magneten und weist die Elektronen, die in dem Magnetfeld auf Grund der Lorentzkraft abgelenkt werden, im Energiebereich von 4% bis 82% der Primärenergie ortsaufgelöst nach.

17 2.2 Detektorkomponenten des Crystal-Barrel-Experiments 9 Da der Bahnradius der gestreuten Elektronen in direktem Zusammenhang zu deren Impuls steht, ist es somit möglich, deren Impuls zu messen und damit ihre Energie zu bestimmen. Nach [FP07] beträgt die Energieauflösung 0,2 bis 2,2% je nach Impuls. Um eine höhere Orts- und damit Impulsauflösung zu ereichen, wird in Zukunft zusätzlich ein Detektor aus szintillierenden Fasern eingesetzt. Dieser Detektor besteht aus 480 Fasern mit jeweils 2 mm Dicke und wird im Energiebereich von 22% bis 82% die Auflösung vervierfachen. Durch den Nachweis eines Elektrons im Tagging-System wird der Zeitpunkt des Entstehens Abbildung 2.4: Photonenmarkierungsanlage. Vorne die Taggerleiter, hinten der Tagger- Magnet (rot), der die Elektronen, die Bremsstrahlung erzeugt haben, auf die Taggerleiter ablenkt und auch den Primärelektronenstrahl vom Experiment weg zum Elektronenstrahlvernichter ablenkt. des Bremsstrahlphotons festgelegt. Da die Tagger-Szintillatoren vergleichsweise klein sind und die Elektronen eine konstante Geschwindigkeit besitzen (v e c), ist diese Zeitmarke scharf genug, um als Zeitreferenz für das gesamte Experiment zu dienen. Folglich kann man die Elektronik so aufbauen, daß das Zeitverhalten des Experimenttriggers durch das Tagging-System bestimmt wird. Aufgrund der Zeitkoinzidenz von Tagging-Signal und den Signalen aus den Detektoren läßt sich nun jeder Reaktion die zugehörige Photonen-Energie

18 10 2. Aufbau des CBELSA-TAPS-Experiments zuordnen. Dem Tagging-System kommt zusätzlich die wichtige Rolle der Flußnormierung zu. Um die Wirkungsquerschnitte der untersuchten Prozesse zu bestimmen, ist eine genaue Kenntnis der Photonenrate unerlässlich. Im Idealfall gibt das Tagging-System über die Anzahl der registrierten Elektronen direkt Aufschluß über die Anzahl der auf das Produktionstarget treffenden Photonen. Abbildung 2.4 zeigt die Photonenmarkierungsanlage. Für Details siehe [FP07] Crystal-Barrel-Detektor Der Crystal-Barrel-Detektor (siehe Abbildung 2.5) ist die zentrale Komponente des Experiments. Gebaut wurde dieses Kalorimeter in Genf am CERN 2, wo es in den Jahren 1986 bis 1994 am Antiprotonenspeicherring LEAR 3 eingesetzt wurde. Mit dem Crystal-Barrel- Abbildung 2.5: Der Crystal-Barrel-Detektor mit seinen 1230 CsJ-Kristallen Detektor soll die Energie und die Flugrichtung der im Target erzeugten Reaktionsprodukte bestimmt werden. Er ist auf den Nachweis von Photonen ausgerichtet und besteht in seinem heute verwendeten Aufbau aus 1230 CsJ-Kristallen, die symmetrisch im Azimut in 21 Ringen angebracht sind und einen polaren Winkelbereich von 30 bis 156 abdecken. Damit ist eine Abdeckung des Raumwinkels von 89% erreicht. Die einzelnen Kristalle haben eine Länge von 30 cm und sind mit einer dünnen Titanhülle umgeben. Jeder einzelne Kristall deckt einen Winkel von 6 ab. Die empirisch 2 Conseil Europèen pour la Recherche Nuclèaire 3 Low Energy Antiproton Ring

19 2.2 Detektorkomponenten des Crystal-Barrel-Experiments 11 bestimmte Energieauflösung des Crystal-Barrel-Detektors liegt laut [Ake92] bei σ E E = 2, 5% 4 E. (2.2) Das bei der Wechselwirkung von Reaktionsprodukten mit den Kristallen erzeugte Szintillationslicht wird über Wellenlängenschieber mit Photodioden ausgelesen Vorwärtsdetektor Bei Experimenten im GeV-Bereich kommt es durch den Lorentzboost dazu, daß die meisten Reaktionsprodukte in Vorwärtsrichtung fliegen. Der Raumwinkel in Vorwärtsrichtung von von 30 bis 12 wird dabei durch den Vorwärtsdetektor abgedeckt, der sich konusförmig im Inneren des Crystal-Barrel-Detektors befindet. Genauso wie der Crystal-Barrel-Detektor besteht der Vorwärtsdetektor aus 90 CsJ-Kristallen, die in 3 Ringen angeordnet sind. Im Gegensatz zu den Kristallen des Crystal-Barrel-Detektors werden diese allerdings mit SEV anstatt Photodioden ausgelesen. Für mehr Detail siehe [Wen07]. Abbildung 2.6 zeigt den Vorwärtskonus. Die SEV zeichnen sich gegenüber den Photodioden durch einen schnelleren Abbildung 2.6: Der Vorwärtsdetektor. Szintillatorplättchen (schwarz) und Aufbau aus CsJ- Kristallen. Die Halterung ist grün dargestellt. Signalanstieg aus und machen den Vorwärtsdetektor triggerfähig. Zur Erkennung geladener Teilchen befinden sich zudem 2 90 Plastik-Szintillatorplättchen vor den Kristallen.

20 12 2. Aufbau des CBELSA-TAPS-Experiments Innendetektor Der zylindrische Innendetektor dient dem Nachweis geladener Reaktionsprodukte in einem Polar-Winkelbereich von 24 bis 166 bezüglich des Targetmittelpunkts. Er umschließt das Butanoltarget und besteht aus drei Lagen von insgesamt 513 szintillierenden Fasern mit einer Länge von 40 cm und einem Durchmesser von 2 mm [GS05]. Die inneren Lagen sind bezüglich der äußersten Lage, die parallel zur Strahlführung ausgerichtet ist, um -25 beziehungsweise +25 geneigt. Der Innendetektor ist durch die Anordnung seiner Fasern in der Lage, den Durchstoßpunkt eines geladenen Teilchens, nicht jedoch die Spur zu bestimmen. Diese Information fließt in die Rekonstruktion der Kinematik der beobachteten Reaktionen ein, und hilft damit Untergrund zu unterdrücken. Abbildung 2.7 zeigt den Innendetektor. Weitere Infor- Abbildung 2.7: Der Innendetektor mit Halterung links und Lagenstruktur rechts. mationen zum Innendetektor findet man in [Fö00] Mini-TAPS-Detektor Der TAPS 4 -Detektor ([Nov91]) wurde ursprünglich an der Universität Giessen entwickelt und so konzipiert, daß er als transportabler Detektor an verschiedenen Forschungseinrichtungen einsetzbar ist. Der gegenwärtige Standort eines Teils des Detektors, des Mini- TAPS-Detektors, ist Bonn, wo schon der gesamte Detektor am Crystal-Barrel-Experiment an ELSA bis 2003 eingesetzt wurde. Der Detektor dient der Unterscheidung von elektrisch geladenen und neutralen Teilchen. Als Szintillationsmaterial werden BaF 2 -Kristalle verwendet. Diese zeichnen sich durch folgende Eigenschaften aus: 1. Das Material besitzt eine relativ hohe Lichtausbeute von 5000 bis 6000 Szintillationsphotonen pro MeV deponierter Energie. 2. Durch die hohe Dichte von 4,89 g/cm 3 und die geringe Strahlungslänge von 2,05 cm wird eine hohe Detektorgranularität gefördert. Dies führt zu einer genauen Bestimmung des Ortes und damit der Flugrichtung des Teilchens. 4 Two Arm Photon Spectrometer

21 2.2 Detektorkomponenten des Crystal-Barrel-Experiments Die Anstiegsflanke des Signals eines BaF 2 -Detektors ist sehr steil. Dies führt zu einer intrinsischen Zeitauflösung von σ 200 ps. Dadurch kann man auch auf relativ kurzen Flugstrecken zwischen Lichtgeschwindigkeits- und langsamen Teilchen auf Grund ihrer Flugzeit unterscheiden. 4. Temperaturschwankungen wirken sich nur sehr gering auf die Intensität des Szintillationslichtes aus (etwa 1,3% pro 1 Celsius). Der Mini-TAPS-Detektor besteht aus 216 hexagonalen Kristallen, die den Vorwärtswinkel von 3,5 bis 12 abdecken. Zur Unterscheidung zwischen geladenen und neutralen Teilchen sind vor jedem BaF 2 -Kristall zwei ebenfalls hexagonale Veto-Plättchen angebracht, die wiederum mit wellenlängenschiebenden Fasern abschließen, um dann von Sekundärelektronenvervielfachern (SEV) ausgelesen zu werden. Diese Anordnung gewährleistet die Triggerfähigkeit. Abbildung 2.8 zeigt den Mini-TAPS-Detektor. Abbildung 2.8: Der Mini-TAPS-Detektor Flugzeitdetektor Der Flugzeitdetektor, der im Crystal-Barrel-Experiment zum Nachweis von Teilchen dienen soll, die nicht im Mini-TAPS-Detektor gestoppt werden (punch through-teilchen), wurde Anfang der 90er Jahre für das ELAN 5 Experiment an der Elektronenstretcheranlage in 5 ELektronenstreuung Am Nukleon

22 14 2. Aufbau des CBELSA-TAPS-Experiments Abbildung 2.9: Der Flugzeitdetektor, Frontansicht. In der Mitte ist das Aluminiumprofil mit seiner Öffnung zum Passieren des Photonenflusses zu erkennen. Bonn gebaut. Er besteht aus vier voneinander unabhängigen Lagen (ToF 6 -Wände), die zusammen den Detektor bilden. Jede Lage besitzt 14 Plastikszintillatoren aus dem Material NE (Polyvinyltoluen) mit den Maßen 300 cm 20 cm 5 cm. Abbildung 2.9 zeigt die Frontansicht der vier Detektorlagen. An den Enden der Szintillatoren sind Lichtleiter angeklebt, die einen dem Szintillator ähnlichen Brechungsindex besitzen. Das Licht, daß diese Lichtleiter durchquert, wird mit Hilfe von SEV des Herstellers Hamamatsu in elektrische Signale verwandelt. Die Lichtleiter haben zum einen den Zweck zu verhindern, daß Teilchen zu nahe am SEV eintreffen, da hierdurch der exponentielle Zusammenhang zwischen gemessener Lichtintensität und Abstand SEV-Eintreffort gestört wäre. Zum anderen soll der Szintillatorquerschnitt vollständig auf die kleine SEV-Kathodenfläche abgebildet werden. Dies ist auf Grund des Liouvilleschen Theorems jedoch nicht vollständig möglich, da die Fokussierung von Teilchenstrahlen im Allgemeinen und somit auch von Photonenstrahlen begrenzt ist. Wird von einer Szintillatorendfläche auf eine kleinere Photokathodenfläche abgebildet, kann dies nicht ohne Lichtverlust geschehen. Die Zusammenstellung von SEV und Szintillatoren erfolgte unter dem Gesichtspunkt möglichst hoher Zeitauflösung [Kun93]. Im Experiment werden die Szintillatoren der ersten und dritten Lage eine horizontale Ausrichtung besitzen und die Szintillatoren der zweiten und vierten Lage eine vertikale, wodurch eine rein geometrische Ortsauflösung von 20 cm 20 cm erreicht wird. Durch Verschieben der Detektorlagen gegeneinander ist eine Erhöhung der Ortsauflösung auf 6 Time of Flight, zu deutsch: Flugzeit 7 Nuclear Enterprises

23 2.3 Polarisiertes Target cm 10 cm möglich. In der Mitte der Detektorlagen wurde jeweils eine Szintillatorlatte entfernt und durch ein Aluminiumprofil, das in seiner Mitte eine 20 cm 20 cm große Öffnung hat, ersetzt, um einen ungestörten Durchtritt des Restphotonenflußes zu garantieren (siehe [Hö99]). Ein durch die Wechselwirkung im Target erzeugtes Reaktionsteilchen trifft auf einen Szintillator des Flugzeitdetektors und erzeugt Licht, das über Totalreflexion durch den Szintillator propagiert. Die Totalreflexion findet an der Oberfläche Szintillator-Luft statt. Der Szintillator ist zusätzlich mit Aluminiumfolie und mit lichtundurchlässiger Folie eingepackt. Die Aluminiumfolie soll Photonen, die den Szintillator verlassen, zurückreflektieren, die lichtundurchlässige Folie verhindert von außen eindringendes, störendes Licht Photonenfluß-Monitor Am Ende der Photonstrahlführung befindet sich hinter dem Experimentaufbau der Photonenfluß-Monitor. Der Detektor soll vor allem der Bestimmung des Photonenflußes dienen. Die Kenntnis der Anzahl dieser Photonen ist essentiell für die Bestimmung der Wirkungsquerschnitte der zu untersuchenden Prozesse, da wegen des kleinen hadronischen Wirkungsquerschnitts ( µbarn 8 ) die im Photonenfluß-Monitor detektierte Photonenanzahl der Anzahl derjenigen entspricht, welche durch das Experimenttarget gegangen sind. Im Vergleich zum Tagging-System deckt der Photonenfluß-Monitor einen größeren Energiebereich ab. Um nur die zu den gemessenen Elektronen korrespondierenden Photonen nachzuweisen, kann man die Energieschwelle, ab welcher der Photonenfluß-Monitor Signale liefern soll, auf das obere Ende des Energiebereichs des Tagging-Detektors abstimmen. Der Detektor besteht aus PbF-Kristallen, die in einer 4 4 Matrix angeordnet sind. Ein eintreffendes Photon wird durch einen elektromagnetischen Schauer nachgewiesen, wobei die Schauerpartikel in den Kristallen Čerenkov-Licht erzeugen. Dieses Licht wird mit SEV nachgewiesen. Eine weitere Möglichkeit für die Verwendung des Detektors ist die Vermessung der Position, Ausdehnung und Stabilität des Photonenstrahls und somit auch indirekt des Elektronenstrahls. 2.3 Polarisiertes Target Der polarisierte Photonenstrahl trifft im Inneren des Crystal-Barrel-Detektors auf ein polarisiertes Target. Dabei stellt die Polarisierung des Targets hohe Anforderungen an die Targetkomponenten und erhöht den experimentellen Aufwand erheblich. Ein ideales Target wäre Wasserstoff. Da das zweiatomige Molekül aber nicht polarisierbar ist, muss man zum Beispiel auf Kohlenwasserstoffverbindungen zurückgreifen. Bei dem für dieses Experiment verwendeten Target handelt es sich um Butanol, bei dem man einen Polarisationsgrad von bis zu 90% der Spins der Wasserstoffatome erreichen kann ([Dut99]). Die Kohlenstoffund Sauerstoffatome tragen wegen ihres Spins J = 0 nicht zur Polarisation bei. 8 1 barn =10 28 m 2

24 16 2. Aufbau des CBELSA-TAPS-Experiments Die Polarisation wird durch ein 2,5 Tesla starkes Magnetfeld erreicht, das die Spins der Elektronen der Wasserstoffatome in den Molekülen ausrichtet. Durch Einstrahlen von Mikrowellen wird die Ausrichtung von den Spins der Elektronen auf die Spins der Protonen übertragen. Abbildung 2.10: Das polarisierte Target mit Kryostat (innen) und Halterung. Es ist noch nicht möglich, die Polarisation durch den Magneten während der Messung vorzunehmen. Stattdessen muss zwecks Aufpolarisation des Targets die Messung unterbrochen und der Polarisationsmagnet über das Target gefahren werden. Der Vorgang der Polarisation dauert 6 bis 8 Stunden. Danach wird die Temperatur des Targets auf bis zu 50 mk abgesenkt, um die Spins in ihrer Ausrichtung zu halten. Zur Durchführung der Aufpolarisation befinden sich der Crystal-Barrel-Detektor und weitere Detektorkomponenten auf einem Schienensystem. Dieses ermöglicht, das Target aus dem Crystal-Barrel-Detektor herauszuholen und den Polarisationsmagneten über das Target zu fahren. Der Aufbau des Frozen-Spin-Targets ist in Abbildung 2.10 zu sehen.

25 Kapitel 3 Teilchennachweis im CBELSA-Experiment Zur Untersuchung der Nukleonenresonanzen ist es notwendig, die Endzustandsteilchen zu detektieren. In diesem Kapitel wird dargelegt, welche Wechselwirkungsprozesse dabei ablaufen und wie dieser Nachweis funktioniert. 3.1 Wechselwirkung von Teilchen mit Materie Sämtlicher Nachweis der untersuchten Teilchen gelingt, wie im nachfolgenden beschrieben, über ihre Wechselwirkung mit dem Detektormaterial. Diese hängt unter anderem sowohl von der Ladung, als auch von der kinetischen Energie der Teilchen ab und erlaubt daher Rückschlüsse auf deren Identität. Die im folgenden beschriebenen Wechselwirkungen sind für das Verständnis der Funktion der Detektoren grundlegend Geladene Teilchen Einfach geladene Teilchen mit hohen kinetischen Energien können ihre Energie über Bremsstrahlung oder, in bestimmten Materialien, über Čerenkov-Strahlung abgeben. Weiterhin können sie ihre Energie durch elastische oder inelastische Stöße mit Hüllenelektronen oder dem Atomkern abgeben, z.b. durch Anregung oder Ionisation von gebundenen Elektronen, wobei eine Wechselwirkung mit der Atomhülle stattfindet. Die einzelnen Prozesse für schwere und leichte geladene Teilchen unterscheiden sich qualitativ, was im Folgenden erläutert wird. Bremsstrahlung Beim Energieverlust durch Bremsstrahlung (inelastischer Stoß mit e oder Atomkerm) liegt folgender Effekt zu Grunde: Teilchen können im Coulombfeld der Kerne oder der Elektronen des durchquerten Mediums abgebremst werden, so daß sie einen Teil ihrer kinetischen Energie in Form von Photonen abstrahlen. Dieser Energieverlust verläuft proportional zur

26 18 3. Teilchennachweis im CBELSA-Experiment kinetischen Energie des Teilchens, umgekehrt proportional zu seinem Massenquadrat und proportional zum Quadrat des Produkts aus Ladung des geladenen Teilchens und des Stoßpartners. Auf Grund der kleinen Elektronenmasse ist der Energieverlust über Bremsstrahlung besonders groß für Elektronen und wegen der Z 2 -Abhängigkeit findet Bremsstrahlung hauptsächlich am Atomkern statt. Für schwere Teilchen in unserem Energiebereich spielt Energieverlust durch Bremsstrahlung praktisch keine Rolle. Čerenkov-Effekt In bestimmten Materialien kann es zum Energieverlust über Čerenkov-Strahlung kommen. Tritt ein schnelles geladenes Teilchen (β 1) in ein Medium mit dem Brechungsindex n > 1 ein und ist die Geschwindigkeit des Teilchens im Medium größer als die Lichtgeschwindigkeit (c/n) in demselben, so emittiert es eine charakteristische, sogenannte Čerenkov- Strahlung. Diese kommt dadurch zustande, daß die Atome des Mediums in der Nähe der Flugbahn des Teilchens kurzzeitig polarisiert werden. Im Fall v < c/n sind die Dipole symmetrisch um die Teilchenbahn angeordnet und das über alle Dipole integrierte Feld ergibt den Wert Null. Hingegen im Fall v > c/n wird die Symmetrie aufgehoben und es kommt zu einem effektiven resultierenden Dipolmoment. Die elektromagnetische Abstrahlung dieses Momentes ist das Čerenkovlicht. Kennzeichnend für dieses Čerenkovlicht ist der Winkel zwischen Flugbahn und den emittierten Photonen cos Θ C = 1 n β. (3.1) Dabei ist β = v. Aus Gleichung (3.1) folgt, daß über den Čerenkovwinkel, bei bekanntem Brechungsindex n, die Geschwindigkeit des Teilchens bestimmbar ist. Der Effekt des c Čerenkovlichts tritt auf, sobald β den Minimalwert β min = 1/n überschreitet. Da β bei fester Energie von der Masse des Teilchens abhängt, ist er in unserem Energiebereich hauptsächlich für Elektronen und leichte Teilchen (Pionen, Kaonen) relevant. Im Vergleich zu den im Folgenden erläuterten Ionisationsverlusten spielt der Čerenkov-Effekt eine untergeordnete Rolle bei der Abbremsung von Teilchen, ist aber sehr nützlich für die Identifikation und Unterscheidung von Teilchen. Ionisationsbremsung Für einfach geladene Teilchen in unserem Energiebereich ist der wichtigste Prozess die Ionisationsbremsung. Durch einen Stoßprozess auf das Atomhüllenelektron wird soviel Energie übertragen, daß das e den Atomverband verlassen kann. Rekombinieren Elektron und Atom, wird wiederum ein Photon abgestrahlt. Bei Ionisation (und auch Anregung) wird der Energieverlust durch die Bethe-Bloch-Formel beschrieben: de dx = 4πα2( c)2 m e c n z 2 2m ec 2 β β 2[ln( (1 β 2 )I ) β2 ] (3.2)

27 3.1 Wechselwirkung von Teilchen mit Materie 19 Abbildung 3.1: Gemessene Ionisationsdichten verschiedener Teilchen. Der Bereich der Minimalionisation ist für alle Teilchenarten gut zu erkennen. Die Ionisationsdichte des Elektrons folgt einem anderen Verlauf. Aufgetragen sind die Spektren für Myonen, Pionen, Kaonen, Protonen, Deuteronen und Elektronen. [BS92] Dabei bedeuten in der Formel: e 2 α = (4πǫ 0 c) 1, die Feinstrukturkonstante, 137 m e c 2 = 0,511 MeV, Ruheenergie des Elektrons, n 0 = Elektronendichte im Material, z e = Ladung des Teilchens, β = v, die normierte Geschwindigkeit des Teilchens, c c = das Plancksche Wirkungsquantum multipliziert mit der Lichtgeschwindigkeit 197 MeV fm, I = mittleres Ionisationspotential 16 Z 0,9 ev des Materials mit der Kernladungszahl Z.

28 20 3. Teilchennachweis im CBELSA-Experiment Der durch Ionisation erfolgte Energieverlust ist eine Funktion der Geschwindigkeit und unabhängig von der Masse des Teilchens. Man kann zwei Geschwindigkeitsbereiche unterscheiden. Im nichtrelativistischen Bereich nimmt der Energieverlust mit 1/β 2 ab und geht in ein breites Minimum über. Teilchen mit einer kinetischen Energie, die zu einem Energieverlust im Bereich dieses Minimums führt, nennt man minimal ionisierend. Der Energieverlust in diesem Bereich liegt zwischen 1 und 2 MeVg 1 cm 2. Im Fall hoher Energien kommt es durch den Term 1/(1 - β 2 ) = γ 2 zu einem langsamen logarithmischen Wiederanstieg des Energieverlustes. Der Grund liegt darin, daß die Transversalkomponente des elektrischen Feldes des Teilchens proportional zu γ anwächst. So können auch von der Bahn des Teilchens weiter entfernt liegende Atome ionisiert oder angeregt werden. Dadurch, daß in dichten Materialien die Abschirmung dieser Transversalkomponente aber sehr groß ist, ist dieser Effekt nicht sehr groß und der Energieverlust liegt im extrem relativistischen Bereich nur ungefähr 10% über dem Wert für minimal ionisierende Teilchen. Abbildung 3.1 zeigt die gemessenen Ionisationsdichten verschiedener Teilchen. Der im Vergleich zu den anderen Teilchen ungewöhnliche Verlauf der Ionisationsdichte für Elektronen liegt darin begründet, daß bei Elektronen andere Prozesse (v.a. Bremsstrahlung) der Energiedeposition überwiegen. Die meisten im Experiment verwendeten Detektoren basieren auf der Erzeugung und dem Nachweis von Szintillationslicht. Dieses Licht entsteht bei der Ionisationsbremsung geladener Teilchen, bei der Abregung angeregter Atome oder nach der Rekombination Neutronen Durch das Fehlen einer elektrischen Ladung können sich Neutronen relativ frei in Stoffen bewegen und leicht in Atomkernnähe gelangen, wo sie der starken Wechselwirkung ausgesetzt werden. Sie lassen sich nur indirekt dadurch nachweisen, daß geladene Teilchen erzeugt werden, die dann über die bereits erwähnten Prozesse wie zum Beispiel Ionisation nachgewiesen werden. Ein Beispiel für eine solche Reaktion ist der Neutroneneinfang: Das Neutron kann durch die anziehende Wirkung der Kernkraft in einen Atomkern eingefangen werden. Die dabei freiwerdende Bindungsenergie wird in Form von Photonen emittiert. Ein weiterer Effekt ist die Kernspaltung: Dabei wird durch die kinetische Energie des Neutrons der Atomkern gespalten. Die dabei frei werdende Bindungsenergie wird über die Coulombabstoßung der Spaltprodukte in kinetische Energie umgesetzt. Diese können ihre Energie wiederum an das sie umgebende Medium abgeben. Ein weiterer Effekt ist die elastische Streuung des Neutrons am Kern. Seine innere Struktur wird dabei nicht verändert. Außerdem kann es zur Streuung am Proton kommen. Ist dies der Fall, kann wegen annähernder Gleichheit der Massen von Proton und Neutron, beim frontalen Stoß fast die gesamte kinetische Energie des Neutrons auf das Proton übertragen werden. Zu einem inelastischen Stoß kommt es, wenn das Neutron einen Atomkern energetisch anregt. Der Atomkern emittiert dann bei der Abregung Energie in Form von Photonen. In unseren Energiebereichen überwiegt als Wechselwirkung von Neutronen mit Materie

29 3.1 Wechselwirkung von Teilchen mit Materie 21 die elastische Streuung. Die Nachweiswahrscheinlichkeit liegt bei diesem Prozess bei 1% pro g und cm Photonen Die Wechselwirkung von Photonen mit Materie geschieht auf verschiedene Weise. Dominierend sind dabei der Photo-, Comptoneffekt und die Paarbildung, wobei der Wirkungsquerschnitt der jeweiligen Reaktion hauptsächlich von der Energie des Photons abhängig ist. Abbildung 3.2: Der Gesamtabsorptionskoeffizient für γ-strahlen in Blei und Aluminium als Funktion der Energie (durchgezogene Linien). Die Absorption durch den Photoeffekt in Aluminium ist bei dem hier betrachteten Energiebereich vernachlässigbar. Die gestrichelten Linien zeigen für Pb die Beiträge des Photoeffekts, der Compton-Streuung und der Paarerzeugung gesondert. Die Abszisse ist eine logarithmische Energieskala: ω/mc 2 = 1 entspricht 511 kev. Aus: [Fra79]. Im Fall des Photoeffekts wird infolge der Absorption eines Photons ein Elektron aus der Atomhülle emittiert. Dabei ist der Energieübertrag nur bei bestimmten, von den Bindungsenergien des Elektrons abhängigen, Photonenergien möglich. (siehe Abbildung 3.2). Der Photoeffekt dominiert bei niedrigen Energien und hängt sehr stark von der Ladungszahl des Absorbermaterials ab ( Z 5 /E γ ). Beim Comptoneffekt handelt es sich um einen

30 22 3. Teilchennachweis im CBELSA-Experiment Streuprozess zwischen einem Photon und einem Elektron. Dabei wird ein Teil der Photonenenergie auf das Elektron übertragen. Im Gegensatz zum Photoeffekt spielt die Bindungsenergie des Elektrons hier keine Rolle. Der Comptoneffekt dominiert bei mittleren Energien und sein Wirkungsquerschnitt ist proportional zu Z/E γ für E γ m e c 2. Bei der Paarbildung wird ein Photon im Coulombfeld des Atomkerns oder eines Elektrons absorbiert und ein Elektron-Positron-Paar wird emittiert. Dieser Prozess dominiert bei hohen Energien. Für E γ > 10 3 m e c 2 ist der Wirkungsquerschnitt proportional zu Z 2. Schauerentwicklung Tritt ein Photon in Materie ein und ist seine Energie deutlich größer als die doppelte Ruheenergie des Elektrons (511 kev), kann es eine Elektron-Positron-Kaskade durch die oben beschriebenen Prozesse auslösen. Durch Paarbildung wird ein e + e -Paar gebildet, welches Bremsstrahlung abgibt, wodurch weitere e + e -Paare erzeugt werden. Dieser Vorgang setzt sich fort, bis die Energie der erzeugten Photonen nicht mehr ausreicht, um weitere Paare zu bilden. Kenngrößen Kennzeichnend für die Ausdehnung des Schauers ist die Strahlungslänge X 0, welche die Ausbreitung des Schauers in longitudinaler Richtung beschreibt, und der Molière-Radius R M, der die transversale Ausbreitung charakterisiert. Definiert wird die Strahlungslänge durch: de dx = E X 0. (3.3) Der Molière-Radius R M ist dadurch definiert, daß 99% der Energie des Schauers in 3,5 R M deponiert werden. 3.2 Vierervektoren und invariante Masse Zur Rekonstruktion der Kinematik der untersuchten Prozesse werden Vierervektoren verwendet. Mit Hilfe des Energie-Impuls-Vierervektors ( ) E P = c p läßt sich die invariante Masse m inv c 2 = P 2 = E 2 c 2 p 2 (3.4) berechnen. Hierbei ist c die Lichtgeschwindigkeit, E ist die Energie und p der Impulsvektor. Auch für mehrere Teilchen ist diese invariante Größe bestimmbar: m inv c 2 = ( P j ) 2. (3.5) j

31 3.3 Teilchenidentifikation in CB-TAPS-Detektoren 23 Stammen die Teilchen aus dem Zerfall eines Mutterteilchens, so ergibt sich aus Gleichung (3.5) seine Masse. Werden in einer Messung alle bis auf ein Teilchen im Ausgangskanal nachgewiesen und kennt man die Energien der Eingangsteilchen, so läßt sich das fehlende Teilchen über die fehlende Masse rekonstruieren: m x c 2 = ( P i P f ) 2. i f P i steht für die Viererimpulse der Eingangsteilchen und P f für die der Ausgangsteilchen 1. Man kann dies illustrieren am einfachen Beispiel der Reaktion γp + pπ 0 pγγ mit Nachweis des Pions über seinen 2γ-Zerfall. Zunächst wird das π 0 über die invariante Masse der Photonen rekonstruiert Die fehlende Masse berechnet aus m inv c 2 = m x c 2 = (P γ1 + P γ2 ) 2. (P γ + P T p P π 0) 2 = m p ergibt die Masse des Protons im Endzustand aus der fehlenden Masse von Photon und Proton im Eingangszustand sowie dem π 0 im Endzustand. P T p ist der Viererimpuls des Targetproton. P γ ist der Viererimpuls des Eingangsphotons und P π 0 der des Ausgangspions. Da der Endzustand über die + -Resonanz als Zwischenzustand erreicht wurde, ergibt sich die Masse der Delta-Resonanz aus der invarianten Masse von p und π 0. Voraussetzung für dieses Verfahren ist die Bestimmung von E und p, für Photonen und andere Teilchen, was im Folgenden dargelegt wird. 3.3 Teilchenidentif ikation in CB-TAPS-Detektoren Photonen Der Nachweis von Photonen gelingt mit dem Crystal-Barrel-, dem Vorwärts- und dem Mini- TAPS-Detektor über den elektromagnetischen Schauer aus e + e -Paaren und Photonen. Die Detektoren sind dabei jeweils auf die Energiedeposition durch solche Schauer geeicht. Die Ausbreitung des Schauers wird in Kapitel beschrieben, durch die Strahlungslänge X 0 und den Molière-Radius R M charakterisiert. Im Falle der CsI-Kristalle des Crystal-Barrel-Detektors betragen diese Größen X 0 = 1,86 cm und R M = 3,8 cm. Das bedeutet, daß bei der Länge der Kristalle des Crystal-Barrel-Detektors von 30 cm 99% der Schauerenergie im Kristall deponiert werden, wobei die 30 cm Länge 16,1 Strahlungslängen entsprechen. Die Schauer erstrecken sich allerdings transversal über mehrere Kristalle, da 1 i steht für initial, f für final.

32 24 3. Teilchennachweis im CBELSA-Experiment eine Energiedeposition von 99%, also 3,5 Molière-Radien, in CsJ 13,3 cm entspricht und ein Kristall eine mittlere Breite von 6 cm besitzt. Das durch den elektromagnetischen Schauer erzeugte Szintillationslicht breitet sich im Kristall aus und wird von Photodioden (bzw. SEV im Fall von Vorwärts- und Mini-TAPS- Detektor) in ein elektrisches Signal umgewandelt. Da sich die Ausbreitung der Elektron- Positron-Paare und deren abgestrahlter Photonen über mehrere Kristalle erstreckt, werden diese in der Datenanalyse zu Clustern zusammengefasst. Die in einem Cluster deponierte Energie liefert daher die Energie des Photons und der Schwerpunkt des Clusters den Auftreffort. Aus diesen Größen lässt sich der Vierervektor des Photons ermitteln. Rekonstruktion von π 0 und η Neutrale Mesonen zerfallen vorwiegend in Photonenpaare. Beispielsweise zerfallen neutrale Pionen (π 0 ) mit einer Lebensdauer von 5, s in zwei Photonen und das η mit einer Lebensdauer von s in zwei Photonen oder 3π 0, die wiederum in Photonen zerfallen. Aus den Vierervektoren der Zerfallsphotonen ergibt sich daher m invariant c 2 = (P γ1 + P γ2 ) 2 = 2 E γ1 E γ2 (1 cos Θ γ1γ2 ) (3.6) E γ1 und E γ2 sind die Energien der Zerfallsphotonen, Θ γ1γ2 ist der Winkel zwischen beiden Photonimpulsvektoren. Die Auflösung des Crystal-Barrel-Detektors liegt für diese Mesonen in einem Bereich von einigen MeV [Bar04] Geladene Teilchen Energiedeposition und punch through Geladene Teilchen können mit dem Crystal-Barrel-, dem Vorwärts- und dem Mini-TAPS- Detektor begrenzt identifiziert werden. Im Gegensatz zu den Photonen werden sie ab einer bestimmten Energie nicht mehr im Kristall gestoppt, sondern durchfliegen ihn und treten mit verminderter Energie wieder aus. Man spricht dann von einem punch through. Beispielsweise liegt für den Mini-TAPS-Detektor dieser Wert für geladene Pionen bei 210 MeV, für Protonen bei ungefähr 350 MeV kinetischer Energie [Kot07]. Ab dieser Grenze deponieren die Teilchen nur einen Teil ihrer Energie und zwar umso weniger, je höher ihre kinetische Energie ist. Das bedeutet beispielsweise, daß ein Proton mit einer Energie über der punch through-schwelle genauso viel Energie deponieren kann wie eines etwas unter der Schwelle. Bei einer alleinigen Messung der deponierten Energie kann bei Protonen ab 200 MeV die Energie der Teilchen nicht eindeutig bestimmt werden. Abbildung 3.3 zeigt den simulierten Verlauf der Energiedeposition eines Protons in einem BaF-Kristall bis zum punch through und darüber hinaus.

33 25 Edeponiert [MeV] 3.3 Teilchenidentifikation in CB-TAPS-Detektoren E [Mev] Abbildung 3.3: Aufgetragen ist die deponierte Energie gegen die kinetische Energie eines Protons das auf einen BaF-Detektor trifft. Simulation [Kle07]. Im Fall des Flugzeitdetektors ist dem Szintillatormaterial ein wellenla ngenschiebendes Material beigemischt, welches das emittierte Licht in eine Frequenz u berfu hrt, die somit nicht zu einer neuerlichen Anregung fu hrt. Dieses wellenla ngenverschobene Licht breitet sich im Szintillator aus und wird rechts und links an dessen Ende von SEV aufgenommen. Der gemessene ADC2 -Wert ha ngt von dem Auftreffpunkt im Szintillator ab: ADC1 Q0 e (x)/λ + Q1 ADC2 Q0 e (L x)/λ + Q2. (3.7) λ ist die Abschwa chla nge, x der Abstand vom Auftreffort zum SEV, dazu siehe Abbildung 3.4. Die Bestimmung der materialspezifischen Gro ße λ wird in Kapitel beschrieben. 2 Analog to Digital Converter, Analog-Digital-Wandler

34 26 3. Teilchennachweis im CBELSA-Experiment Q 0 ist die Intensität des Lichts am Ort des Teilchenauftreffens, die gemäß eines exponentiellen Abfalls geringer wird, je weiter das Szintillationslicht durch den Szintillator propagiert. L ist die Länge des Szintillators. Q 1 und Q 2 sind die Nullpunktsverschiebungen der einzelnen ADC-Kanäle, die sogenannten Pedestals. Diese Pedestals werden bei jeder Messung neu bestimmt. Die letztendlich deponierte Energie wird über das geometrische Mittel aus den, durch Abzug der Nullpunktsverschiebungen korrigierten, geeichten ADC-Werten errechnet: E Q 0 e (L/2)/λ ADC1 ADC2 (3.8) Die Information, daß ein Teilchen geladen ist, liefern die Veto-Detektoren vor den Kristallen des Vorwärts- und des Mini-TAPS-Detektors. Nur geladene Teilchen erzeugen in den dünnen Plastikplättchen Signale. Spurerkennung In Experimenten ist es oft wichtig, die Flugbahn eines Teilchens zu rekonstruieren. Im Crystal-Barrel-Experiment ist eine Spurerkennung im eigentlichen Sinne nicht möglich. Man kann zwar den Durchstoßpunkt im Innendetektor eines im Target erzeugten geladenen Teilchens feststellen und zudem den Ort, wo es dann im Crystal-Barrel- oder im Mini-TAPS-Detektor einen Schauer ausgelöst hat, aber um die Trajektorie des Teilchens eindeutig zu bestimmen, muss man den Targetort hinzunehmen. Da das Target ausgedehnt ist, kann man nur die ungefähre Flugrichtung des Teilchens abschätzen. Im Experimentaufbau des B1-Projektes hingegen (siehe Kapitel 3.4) werden zusätzlich Detektoren aus szintillierenden Fasern und Driftkammern eingesetzt. Bei beiden Detektortypen nutzt man die Wechselwirkung der geladenen Teilchen mit ihrer Umgebung über die elektromagnetische Kraft. Durchqueren sie einen Detektor sind die Wechselwirkungsorte erkennbar und damit die Spur rekonstruierbar Neutronen im Detektor Wie in Kapitel beschrieben, kann der Nachweis von Neutronen nur indirekt über geladene Reaktionsprodukte erfolgen. Die Nachweiswahrscheinlichkeit für die Wechselwirkung zwischen beispielsweise dem Szintillationsmaterial des Flugzeitdetektors und den Neutronen liegt bei 1% pro cm. Kommt es zur Erzeugung eines geladenen Folgeteilchens so wird dieses über die Erzeugung von Szintillationslicht nachgewiesen. Um primäre geladene Teilchen zu unterdrücken kann man dünne Veto-Lagen verwenden, die sich vor dem Detektor befinden, mit dem man die Neutronen nachweisen will Rolle des Flugzeitdetektors Wie oben beschrieben, kann man punch through-teilchen auf Grund der Zweideutigkeit ihrer deponierten Energie nicht identifizieren. Allerdings ist eine Teilchenseparation hin-