UNIVERSIDAD DE SANTIAGO DE COMPOSTELA

FACULTAD DE FÍSICA

Departamento de Física de Partículas

Caracterización de una matriz de 4x4 píxeles de 3640 microceldas

de SiPM.

Memoria presentada por: Maria Soledad Robles Manzano como

Trabajo fin de máster dentro del Máster Oficial de Física Nuclear y de Partículas

y sus aplicaciones tecnológicas y médicas. Curso 2010-2011.

UNIVERSIDAD DE SANTIAGO DE COMPOSTELA

El Profesor Ignacio Durán Escribano, Catedrático de Física Atómica, Molecular

y Nuclear de la Universidad de Santiago de Compostela, INFORMA:

que la memoria titulada Caracterización de una matriz de 4x4 píxeles de 3640 microceldas de SiPM ha sido realizada bajo su dirección por María Soledad Robles Manzano en el Departamento de Física de Partículas de esta Universidad, y constituye el Trabajo Fin de Máster que presenta para optar al título de Máster en Física Nuclear y de Partículas y sus Aplicaciones Tecnológicas y Médicas.

Santiago de Compostela, a 20 de junio de 2011.

Fdo. Ignacio Durán Escribano

Índice general. Capítulo 1.Introducción. 1.1 Descrición del SiPM…………………………………………………………………………3

1.1.1. Funcionamiento del SiPM…………………………………………………………...3 1.1.2Usos……………………………………………………………………………………...5

1.2. Cristales centelleadores. …………………………………………………………………..5 1.2.1. Fenómeno fluorescencia………………………………………………………….....5 1.2.2. Mecanismo de generación de luz en un cristal centellador………… …………5

1.2.3. Influencia del tamaño del detector………………………………………………...8 1.2.4. Principales características del CsI(Tl)…………………………………………..10

1.3. Resolución…………………………………………………………………………………..11 Capítulo 2. Procedimiento experimental y medidas realizadas 2.1. Corriente de oscuridad……………………………………………………………………12 2.2. Simulación del pulso de luz generado en un cristal CsI(Tl) mediante un diodo LED………………………………………………………………………..13 2.3 Cristal centellador L=50mm……………………………………………………………..18

2.3.1Calibración energía-canal para un cristal de CsI(Tl) de 50mm de longitud……………………………………………………………… ...19 2.3.2 Estudio de la estabilidad del detector frente a cambios de temperatura...22 2.3.3 Medida de resolución 137Cs y 60Co…………………………………………...24

2.4. Detectores SiPM1 y SiPM2 aplilados…………………………………………………..25 2.4.1 Suma de la señales suma generadas en el SiPM1 y en el SiPM2………...25 2.4.2. Cristal centellador L=130mm y área de salida 15mmx25mm………….26

Capítulo 3.Resultados y conclusiones 3.1. Resultados…………………………………………………………………………………34 3.2 Conclusiones………………………………………………………………………………35 Apéndice A: Características del cristal CsI(Tl)…………………………………..36 Apéndice B: Diagramas de adquisición: bloques y tiempo………………………37 Referencias………………………………………………………………………….38 Agradecimientos……………………………………………………………………40

2

1. Introducción. En el campo de la Física Nuclear experimental, la obtención de nuevos datos necesarios para el desarrollo de nuevos modelos de la estructura y la dinámica del núcleo, conlleva el desarrollo de instrumentación específica, adaptada a los exigentes requisitos de los experimentos. Dentro de este esquema, es importante el desarrollo de instrumentos para la espectroscopia de los fotones gamma que se producen en las reacciones nucleares que se quiere estudiar. El calorímetro Califa – para la instalación R3B programada dentro del proyector FAIR de GSI (Darmstadt, Alemania)- pretende, además de poder medir la energía total depositada en una reacción, determinar con gran resolución la energía de cada uno de los gammas emitidos. Para ello, hay que construir un calorímetro altamente segmentado (unos tres mil cristales) y esto plantea problemas específicos que no tienen solución fácil. De forma genérica, se trata de encontrar los cristales centelladores que mejor se adapten a los gammas que se quiere detectar y medir y de acoplarlos con los optosensores adecuados. Uno de estos tipos de optosensores son los SiPM que se comenta a continuación.

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1.1Descripción SiPM Describiremos las principales características de Silicon PhotoMultiplier (SiPM) así como sus ventajas y desventajas y sus aplicaciones tecnológicas. 1.1.1. Funcionamiento del SiPM Un fotodiodo de avalancha, APD, es un fotodiodo polarizado inversamente que produce una señal eléctrica cuando recibe decenas de fotones en la región visible del espectro electromagnético. Está formado por capas de material semiconductor, en general silicio, Si, cuyo espesor es del orden de micras. Este tipo de detectores es polarizado con voltaje cercano al de ruptura Vruptura y posee una ganancia entre 50 y 106; si el voltaje de polarización supera este voltaje, entonces, el modo de funcionamiento se denomina modo Geiger (ver Fig. 1a). En este modo operativo, se distinguen dos zonas en el detector: una zona de absorción (Fig. 1b) y otra zona de multiplicación (Fig. 1c). Realizando un análisis unidimensional del dispositivo polarizado, se puede estimar la distribución de carga en cada una de las capas de semiconductor y, utilizando la ecuación de Poisson (Ec. 1), el campo eléctrico para cada una. Explicamos el proceso: un fotón en el rango del visible alcanza zona π, zona de absorción, y genera un par electrón-hueco. Una vez generados, se produce una deriva de los portadores debida al campo eléctrico constante. Los electrones derivan hacia la zona p, zona de multiplicación, y los huecos a la zona p+ debido al signo de la carga. Los electrones alcanzan la zona p antes que los huecos la zona p+ debido a que en el Si la movilidad de los electrones es mayor que la de los huecos, por tanto, el portador que genera la avalancha, es el electrón. Una vez en la zona de multiplicación, el valor del campo eléctrico aumenta considerablemente provocando que el electrón sea acelerado y como consecuencia, dé lugar a una avalancha, es decir, genere un gran número de portadores, que darán lugar a una señal eléctrica. [1,2]

Figura 1. Funcionamiento de un fotodiodo de avalancha, APD, en modo Geiger.

0

)()(

ε

ρ xxE =∇ (Ec. 1)

Una vez que el fotodiodo en modo Geiger ha detectado un fotón en el rango visible, es necesario reiniciarlo para que pueda detectar un nuevo fotón, es decir, extinguir la avalancha; para ello, se necesita un elemento externo al fotodiodo, como una resistencia (Fig. 2). Una vez que se ha generado la carga, esta atraviesa la resistencia, del orden de

4

kΩ, lo que provoca una caída de tensión en el APD y con esto, se extingue la avalancha generada y el dispositivo está preparado para detectar un nuevo fotón. La ec. 2 da la relación entre el voltaje de los componentes del circuito de la Fig.2.[3]

Figura 2. Circuito esquemático para la extinción de una avalancha en un APD operando en modo

Geiger.

RiVV DbiasD −= (Ec. 2 )

Un único APD operando en modo Geiger actúa como un dispositivo binario, es decir, o está activado o encendido (1) o está desactivado o apagado (0). Esto no es muy útil cuando lo que nos interesa es detectar fotones que pueden llegar al detector simultáneamente. Una posible solución sería una matriz de APDs (microceldas) conectados en paralelo (ver Fig. 3). Esta matriz se denota píxel. La suma de la salida de cada APD forma la salida del píxel lo que supone la detección de fotones individuales o la detección de múltiples fotones.

Figura 3. Izq. Matriz de 2x3 APDs operando en modo Geiger. Dcha. Imagen ampliada de un

SiPM.[4]

La fotoeficiencia de detección PDE, es total

pixel

G A

AQE ⋅⋅= εε , donde QE es la eficiencia

cuántica, cercana al 100% para el rango visible, total

pixel

A

A es la eficiencia geométrica, que es

el cociente entre el área que ocupa el área activa del píxel y el área total de SiPM y G

ε

es la probabilidad de que se cree un portador en el área activa del píxel que inicie un descarga tipo Geiger. Los valores típicos de fotoeficiencia para estos detectores se encuentran entre 10-20% a temperatura ambiente. [4,5] La respuesta de los SiPM es muy rápida debido a la que la anchura de la capa de depleción es muy delgada y la duración de una descarga Geiger es muy corta, menor de 500ps El tiempo de recuperación de la descarga también es breve y viene determinado por el producto entre la capacidad el píxel y la resistencia externa que rodea a cada píxel, RC pixelR =τ . El tiempo de recuperación de una microcelda se encuentra entre 25

y 250ns. [4]

5

El SiPM posee grandes ventajas respecto a otros detectores. Entre ellos se encuentra la alta ganancia que hace posible la detección de un único fotón o el bajo voltaje de polarización del orden de decenas de voltios necesario para polarizar el detector es decir, bajo consumo de potencia. Además, se ha comprobado que no es sensible a los campos magnéticos elevados y por tanto, sería una solución como detectores en situaciones donde se generan campos magnéticos. Por otro lado, una de las desventajas es su sensibilidad a los cambios de temperatura. El modo Geiger reduce esta sensibilidad, pero se necesita estabilizar el detector o compensar estos cambios. [6] 1.1.2. Usos Los detectores SiPM pueden usarse en diferentes aplicaciones. Por ejemplo, la física nuclear, física de partículas y la física de altas energías. En Super-Kamiokande, situado en Japón, se han utilizado SiPM de Hamamatsu para la detección de neutrinos. Otra aplicación, sería utilizar estos detectores en los aparatos para la tomografía por emisión de positrones (PET) en los que habitualmente se usan PMT. Actualmente, se están probando los SiPM para esta aplicación en diferentes laboratorios. Además, se utilizan en citometría de flujo que es una técnica de análisis celular en la que habitualmente se utilizan PMT.[6] 1.2. Cristales centelleadores. 1.2.1. Fenómeno fluorescencia La radiación gamma que recibe un cristal centelleador con energías típicas en torno a 1MeV produce fotones que se encuentran en el rango visible. El mecanismo que explica este fenómeno es la fluorescencia. Cuando la radiación primaria deposita energía en el cristal, las moléculas y átomos se encuentran en estado excitado. Estas moléculas o átomos no tienen probabilidad directa de regresar al estado fundamental. Entonces, la desexcitación por fluorescencia emite un elevado número de fotones en el visible dentro de la banda del espectro molecular. La duración de este proceso depende principalmente de la energía de excitación y del número de transiciones posibles. Entonces, la escala de tiempos que corresponde a este proceso se encuentra en un intervalo de 10-12 y 10-6 segundos. Cuanta mayor complejidad presenten las moléculas del material menor será el tiempo durante el que se produce el proceso. Esto sucede porque la densidad de estados en una molécula compleja es mayor y por tanto, el número de transiciones posibles entre estados aumenta. Esto explica que el tiempo de decaimiento de los cristales inorgánicos (∼us), como el CsI(T), NaI(Tl), sea órdenes de magnitud mayor que el de los cristales orgánicos, como el antraceno o el estilbeno. [7] 1.2.2. Mecanismo de generación de luz en un cristal centelleador. Las principales propiedades de un centelleador ideal serían: [8]

- Convertir la energía cinética de las partículas cargadas en luz con una alta eficiencia de detección.

- Esta conversión debería ser lineal, es decir, la cantidad de luz debería ser proporcional a la energía depositada.

6

- El medio utilizado debe ser transparente a la longitud de onda de la luz emitida por el propio medio para que la recolección de luz sea óptima.

- Facilidad para manejarlo dependiendo del tamaño del detector. - El tiempo de decaimiento debe ser corto para que las señales generadas sean

rápidas. - El índice de refracción del material debe ser próximo al índice de refracción del

detector de luz para optimizar el acoplamiento entre ambos. La radiación gamma como es bien sabido, no posee carga; interacciona con la materia de forma discreta mediante tres procesos que producen electrones. Estos electrones generados son los que portan la información de la radiación gamma incidente. Pueden poseer un máximo de energía igual a la energía del fotón gamma incidente y puede perder su energía a través de la ionización o excitación de átomos por la absorción del material o efecto bremsstrahlung. Los principales mecanismos que generan luz en el centellador una vez que la radiación interacciona con el cristal son: -Efecto fotoeléctrico. -Efecto Compton -Creación de pares. Efecto fotoeléctrico. En el efecto fotoeléctrico la energía de un fotón gamma se transfiere prácticamente en su totalidad a un fotoelectrón, junto a uno o más electrones de baja energía que se corresponden a la absorción de la energía de ligadura del fotoelectrón. Si nada escapada del detector, la suma de la energía cinética de los electrones que son creados es igual a la energía del fotón gamma incidente. El efecto fotoeléctrico es unos de los procesos más adecuados para la medida de la radiación gamma incidente.

Figura 4. Espectro de energía generado cuando sucede efecto fotoeléctrico. [6]

Efecto Compton El efecto Compton implica a un fotón gamma y un electrón, llamado electrón de retroceso. Cuando el fotón interacciona con el electrón del material, no le transfiere la totalidad de su energía sino que posterior a la interacción, la energía se divide entre el electrón y el fotón dependiendo del ángulo con que el que ha sido dispersado el fotón.

7

Figura 5. Izq. Fotón gamma incidente y electrón en reposo. Dcha. Fotón gamma dispersado y

electrón de retroceso. [6] La energía de cada uno de ellos puede ser calculada en función del ángulo de dispersión: La energía del fotón gamma dispersado es:

)cos1)((1`

2

0

θν

νν

−+=′

cmh

hh (ec. 3)

La energía del electrón de retroceso puede calcularse como:

( )

−+

−

=′−=−

)cos1)((1

cos1`

2

0

2

0

θν

θν

ννν

cmh

cmh

hhhEe

(ec. 4)

Existen dos casos extremos:

1. Cuando el ángulo de dispersión es prácticamente 0, entonces la energía del fotón gamma incidente es prácticamente la misma que la del gamma dispersado y por tanto, la energía del electrón de retroceso es prácticamente 0.

2. El ángulo de dispersión es π. El fotón gamma incidente es dispersado en sentido

contrario y en la misma dirección que el gamma incidente mientras que el electrón de retroceso continúa en el mismo sentido y dirección que el gamma incidente. Esto representa la energía máxima transferida al electrón.

2

0

21 cmhh

hν

νν

πθ

+=′

= (Ec. 3)

+=

=−

2

0

2

0

21

2

cmh

cmh

hEe ν

ν

νπθ

(Ec. 5)

8

Figura 6. Espectro en el que se muestra en continuo Compton formado por efecto Compton. [6]

Producción de pares Este proceso sucede cuando el fotón gamma incidente posee una energía mínima de 1.02 MeV que es la necesaria para crear un par electrón-positrón, 2m0c

2. Si la energía del gamma incidente sobrepasa este valor, el exceso de energía aparece en forma de energía cinética que comparte el par creado. Por tanto, el proceso consiste en la transformación de energía del gamma incidente en energía cinética del par electrón-positrón.

202 cmhEE ee −=+ +− ν (Ec. 6)

En un espectro, observaríamos la deposición de un pico denominado pico de doble escape a una distancia en energía de 2m0c

2 del fotopico del gamma incidente solo si escapan del cristal los dos fotones creados en la desintegración del positrón. Si uno de los dos fotones creados en la desintegración del positrón escapa del cristal, se observa un pico en el espectro, el pico de escape simple. Si ninguno de los fotones consigue escapar, estos eventos se acumulan en el fotopico del espectro (Fig. 7).

Figura 7. Pico de doble escape, pico de escape simple generado por el mecanismo de producción de

pares. [6] 1.2.3. Influencia del tamaño del detector. Detectores pequeños Se consideran detectores pequeños aquellos en los que el camino libre medio de los fotones gamma secundarios es mayor que la longitud de los detectores y además, se asume que toda la energía transferida a las partículas cargadas es completamente absorbida en el volumen del detector.

9

Si la energía del gamma incidente no supera la energía para la que el mecanismo de producción de pares tenga lugar, el espectro que se observa combina el efecto Compton y el efecto fotoeléctrico. En cambio, si supera la energía de generación de pares electrón-positrón, se observará el pico de doble escape junto al continuo Compton y el fotopico. (Fig. 8)

Figura 8. Espectro para un detector de pequeño tamaño. Los procesos implicados son efecto

fotoeléctrico, efecto Compton y producción de pares. [6] Detectores grandes En este caso, cuando el fotón gamma interacciona con el material y se producen los mecanismos expuestos con anterioridad, la radiación “secundaria”, como el efecto Compton y la aniquilación de de fotones interaccionan dentro del volumen activo del detector donde toda la energía es recogida en ese volumen, es decir, no se producen pérdidas. Por tanto, si el detector es lo suficientemente grande y su respuesta es lineal frente a la energía cinética, entonces, el pulso producido es idéntico para todos los fotones gamma de la misma energía. En estas circunstancias, el espectro que se observa se corresponde a un fotopico que se corresponde a la energía del fotón gamma incidente.

Figura 9. Espectro de energía de un detector de gran tamaño. [6]

Detectores intermedios La función de respuesta de los detectores intermedios combina propiedades expuestas en los anteriores detectores y propiedades relacionadas con la recogida parcial de la energía generada en las interacciones secundarias. Dependiendo de la energía del fotón gamma en el espectro de energías se verán reflejados los diferentes procesos que suceden dentro del material.

10

Si la energía de la radiación incidente corresponde a bajas energías en las que el mecanismo de producción de pares no es importante, el espectro consiste en un continuo Compton y un fotopico. Cuanto menor sea la energía del gamma incidente, menor será el promedio de energía del efecto Compton y la correspondiente distancia de migración y mayor el área del fotopico. A energías intermedias, la posibilidad de que suceda efecto Compton seguida de la pérdida del fotón gamma dispersado, indica que la energía total depositada es mayor que la predicha para dispersión simple. Estos múltiples eventos pueden entonces, llenar el “gap” que existen entre el borde Compton y el fotopico. Si la energía del gamma es lo suficientemente alta como para que la producción de pares sea significante, la situación será más compleja. Los fotones aniquilados podrán ahora escapar del volumen o sufrir una mayor interacción con el detector lo que puede suponer una absorción parcial o total de la energía o la absorción de uno o dos fotones de aniquilación. (Fig. 10) Si los dos fotones de aniquilación escapan del detector, contribuyen al pico de doble escape, en cambio, si uno de los dos escapa y el otro es absorbido, contribuye al pico de escape simple, que aparece en el espectro en la posición hν-m0c

2.

Figura 10. Espectro de energía generado en un detector de tamaño intermedio a bajas energías. [6] 1.2.3. Principales características del CsI(Tl) El yoduro de cesio es un material centelleador que se encuentra dentro de un grupo de cristalización, en condiciones normales, que es la estructura CsCl formada por tres haluros del cesio: CsBr, CsCl y CsI. Esta estructura está compuesta por dos subestructuras cúbicas; la celda unitaria es una cúbica centrada en el cuerpo (BCC), es decir, un cubo con un tipo de iones en los vértices p.e. Cs+ y uno opuesto en el centro de la celda p.e. I-, es decir, cada ión Cs+ está rodeado por 8 iones de I- y viceversa. El CsI(Tl) es un material dopado con talio, Tl, en diferentes concentraciones. El Tl ocupa los intersticios que existen el CsI. Este dopante modifica principalmente la longitud de onda de emisión del fotón visible generado por fluorescencia: pasando de 400nm para el CsI a 565nm cuando el material está dopado con Tl. Ver en Apéndice A las principales propiedades. [9] El CsI(Tl) es un material ligeramente higroscópico, por este motivo, es necesario que en el lugar de almacenamiento y uso se controle el nivel de humedad utilizando desencantes.

11

Figura 11. Estructura cristalina del CsI. El dopante, Tl, ocuparía los “huecos” intersticiales. [10]

1.3. Resolución

Figura 12. Definición de la resolución de detector. [8]

Se define la resolución de un detector con una función respuesta, como el cociente entre el FWHM y el centroide H0 de la función. En el caso de una función respuesta gaussiana, el FWHM está relacionado con la desviación estándar como FWHM = 2.35σ. Ver (ec. 7).

00

35.2

HH

FWHMR

σ== (ec. 7)

12

2. Procedimiento experimental y medidas realizadas Trataremos de caracterizar una matriz de 4x4 píxeles de 3640 microceldas de SiPM analizando la respuesta obtenida tras realizar diferentes pruebas a la que es sometida la matriz como medidas de la corriente de oscuridad, iluminación mediante un diodo LED o el acoplamiento de cristales centelladores irradiados por fuentes radiactivas.

Figura 13. SPMArray2 de SensL. [11]

El detector utilizado SPMArray2, fabricado por SenSL, consiste en un una matriz de 4x4 elementos (en adelante, píxeles) de 3mmx3mm de área espaciados 200µm. Cada píxel está compuesto por 3640 microceldas de SiPM de 35µm dispuestos sobre un microbloque de bajo perfil plástico. Sobre los píxeles se dispone una lámina de cristal de índice de refracción n= 1.5318 sobre la que se escriben 39 canales entre los que se incluye la alimentación y la señal de salida de cada píxel (Fig. 13). El conector de este módulo es un FPC (Flexible Printed Cable) de 39 canales y 20 centímetros de longitud, que permite a la matriz conectarse con un módulo preamplificador, en este caso, el SMPArray2-A0. Este módulo consiste en un preamplificador diferencial de 16 canales cuyo diseño está basado en el amplificador AD8132 de Analog Devices. La salida del preamplificador es diferencial para cada píxel en modo voltaje común para disminuir el crosstalk entre los 16 píxeles. La alimentación suministrada comprende un intervalo de -34V a -40V (máximo 100mA) siempre con polaridad negativa y regulada por la placa preamplificadora para polarizar los píxeles. El conector utilizado para la salida y alimentación del preamplificador es un FFC (Flat Flexible Cable) de 53 canales que, en este caso, es conectado a la tarjeta de evaluación SPMArray2-A1; esta tarjeta permite una rápida evaluación del SPMArray2 y de la tarjeta preamplificadora. Contiene 16 conectores individuales SMA para cada píxel además de una salida suma de los 16 píxeles SMA. La tarjeta es alimentada con 6V DC proporcionada por un adaptador AC universal. Dispone de un regulador que proporciona ±3.3V al preamplificador.[11] El sistema descrito se coloca en una caja de aluminio con el fin de evitar ruido electrónico procedente del exterior y aislarlo ópticamente, es decir, evitar la presencia de luz visible. En la caja se encuentran conectores de salida y alimentación. Disponemos de dos sistemas descritos anteriormente. Se denotaran los parámetros referidos a los detectores con los subíndices 1 y 2. Realizaremos pruebas y medidas similares para ambos detectores. 2.1. Corriente de oscuridad Uno de las principales fuentes de ruido observada en las señales a la salida de los fotomultiplicadores de silicio (en adelante, SiPM), es la corriente de oscuridad. Es una pequeña corriente de origen térmico que genera portadores en el detector cuando éste no

13

está iluminado. El número de portadores creados depende de la temperatura; si la temperatura aumenta, el número de portadores se incrementa.

Figura 14. Señales de ruido de oscuridad procedentes de la salida del amplificador diferencial (salida “suma de 16 píxeles”). Izq. SiPM1 Dcha. SiPM2. (Sonda del osciloscopio: 1Mohm, 11.5pF). Con el objetivo de medir la contribución del ruido de oscuridad que se genera en el detector, se adquiere la seña de salida “suma de 16 píxeles”, en adelante “Suma”, del amplificador diferencial de los detectores SiPM1 y SiPM2 con el osciloscopio DPO-2024 de Tektronix. Se observa en la Fig. 14 la amplitud de las señales adquiridas, siendo de 135mV para la imagen de la izq. (SiPM1) y 140mV para la imagen de la derecha (SiPM2). Estas medidas se realizaron a temperatura ambiente (∼300K). 2.2. Simulación del pulso de luz generado en un cristal CsI(Tl) mediante un diodo LED. Trataremos de simular la señal de salida de un cristal centelleador de CsI(Tl) cuando la radiación γ procedente de una fuente radiactiva ioniza el material recreando un sistema de iluminación que consiste en un diodo emisor de luz, LED, cuya intensidad radiante es 60mcd y cuya longitud de onda, l.d.o., 565nm, similar al pico de la l.d.o. emitida por el CsI(Tl). El LED se encuentra en el interior de un sistema que colima la luz que emite. En la salida de este sistema, existen dos posibilidades: que la luz se propague en el medio (naire=1) o que atraviese un material difusor, para reducir la intensidad del haz colimado que ilumina al SPMArray2. El diodo LED se conecta a un generador de onda que es alimentado por una fuente de bajo voltaje. El voltaje suministrado se varía en un intervalo de 5.0V a 14.7V de esta manera se aumenta la cantidad de luz emitida por el LED y por tanto, la que detecta el SPMArray2. Se utilizan dos generadores de onda: GO1 y GO2 y el detector SiPM1. (Ver Tabla 1)

Amplitud pulso (V) Anchura pulso (µµµµs) GO1 5 8 GO2 5 16

Tabla 1. Características de los pulsos a la salida de los generadores de onda GO1 y GO2.

14

Figura 15. Montaje experimental simulación de un pulso emitido por un cristal centellador CsI(Tl)

por un diodo emisor de luz, LED. En la salida del sistema colimador se coloca una fuente de 55Fe y posteriormente el SPMArray2 (ver Fig. 15). La señal de salida “Suma1" es amplificada por el amplificador espectroscópico CANBERRA AMPLIFIER 2022 que permite elegir la polaridad de la señal de salida, la ganancia y el llamado “tiempo de shaping”1. La señal de salida del amplificador se conecta a un analizador multicanal MCA 8000A de Amptek conectado a su vez a un PC. El software del MCA procesa las señales que muestra en pantalla el espectro adquirido. La fuente radiactiva de 55Fe se utiliza con la intención de calibrar en energía el espectro producido por la señal emitida por el LED. El SPMArray2 no detecta los rayos X de energía 5.9 keV emitidos por la fuente y por tanto, no se puede realizar una calibración. Una vez elegidos los valores de voltaje suministrado al GO, el tiempo de shaping y la ganancia y adquiridos los espectros, se analizarán los fotopicos calculando el valor de resolución y centroide. (Ver fig. 16)

Figura 16. Espectro de emisión del LED. Cada uno de los fotopicos se corresponde con diferentes amplitudes del pulso generado en el GO.

Resultados para el GO1: Se realiza una medida para averiguar, para un valor fijo de ganancia y voltaje suministrado al GO1, el valor de tiempo de shaping para el que se obtiene el mejor valor de resolución del fotopico adquirido. Para ello, adquirimos un espectro durante 60 segundos para cada valor de tiempo de shaping. Realizamos la medida con material difusor en la salida del sistema de colimación (Ver Tabla 2).

1 Los amplificadores espectroscópicos producen una señal de salida pseudo-gaussiana o bipolar, , más o menos independiente de la “cola” del pulso de entrada y cuya anchura es proporcional y del orden al parámetro denominado “tiempo de shaping” [12]

15

Material difusor

VGO1=9.5V, Ganancia=12 tshaping(us) Amp. señal(V) R(%)

0.5 7.2 7.69±0.03 1 6.8 5.37±0.03 2 6.4 3.97±0.03 4 5.0 3.26±0.01 8 3.2 3.33±0.01

12 2.4 3.54±0.01

Tabla 2. Resolución, amplitud de la señal de salida del amplificador y resolución para diferente tiempo de shaping. GO1.

Se representa la resolución obtenida frente a la amplitud de la señal de salida de amplificador espectroscópico.

Figura 17. Resolución en función del tiempo de shaping elegido en el amplificador espectroscópico.

GO1. Tabla 2. Observando la Fig. 17, vemos que si ajustamos a una curva los datos, existe un mínino para 4us, lo que significa que la mejor resolución, para este pulso de entrada, se obtiene para un tiempo de shaping de 4us. Una vez obtenido este valor, se fija el tiempo de shaping y la ganancia y se varía el voltaje suministrado al GO1. Se retira el material difusor. (Ver tabla 3). Sin material difusor

tshaping=4us Ganancia=3 Amp. señal(V) R(%)

1.00 4.37±0.02 2.00 2.71±0.10 3.20 1.89±0.01 4.00 1.30±0.01 5.00 1.39±0.01

Tabla 3. Resolución, amplitud de la señal de salida del amplificador para diferente voltaje suministrado al GO1.

16

Se representa gráficamente la resolución obtenida frente a la amplitud de la señal amplificada:

Figura 18. Resolución frente a la amplitud de la señal adquirida. Datos Tabla 3

En la fig. 18 se observa que a medida que la amplitud de la señal amplificada aumenta debido a que la cantidad de fotones que recibe el detector se incremente, se observa un comportamiento asintótico en la resolución. Teóricamente el límite de la resolución

alcanzable viene dado por N , donde N es el número de fotones emitidos por el LED, que es la dispersión estadística de la distribución de Poisson. En la práctica, el límite asintótico viene afectado por otros procesos que se explican en el apartado 2.4.2. Resultados para el GO2: Se realizan de nuevo las medidas para averiguar el tiempo de shaping que proporciona mejor valor de resolución. Material difusor.

tshaping(us) Amp. señal(V) R(%) 0.5 5.0 2..11±0.01 1 4.4 1.54±0.01 2 4.0 1.35±0.01 4 4.0 1.32±0.01 8 2.0 1.36±0.01

12 1.6 1.44±0.01

Tabla 4. Resolución, amplitud de la señal de salida y centroide obtenidos para diferente tiempo de shaping. GO2.

17

Representamos la resolución frente a la amplitud de señal amplificada:

Figura 19. Resolución en función del tiempo de shaping elegido en el amplificador espectroscópico.

GO2. Tabla 4. Al igual que para el caso del GO1, el mejor valor de resolución se obtiene con un tiempo de shaping de 4µs. (Ver tabla 4) Retiramos el material difusor para averiguar el mejor valor en resolución y fijamos el tiempo de shaping en 4µs y la ganancia en 3. Sin material difusor.

tshaping=4us, Ganancia=3 Amp. señal(V) R(%)

0.36 9.04±0.05 0.90 4.14±0.02 1.60 3.07±0.02 2.20 2.34±0.01 3.60 1.49±0.01 4.00 1.54±0.01 4.00 1.28±0.01

Tabla 5. Resolución, amplitud de la señal de salida del amplificador y centroide para diferente voltaje suministrado al GO2.

18

Representamos gráficamente la resolución obtenida frente a la amplitud de la señal amplificada.

Figura 20. Resolución frente a la amplitud de la señal adquirida. Datos Tabla 5.

Al igual que en el caso del GO1, a medida que la amplitud aumenta se observa un comportamiento asintótico en la resolución. (Ver fig. 20) Una vez analizados los datos, los mejores valores resolución han sido obtenidos con un tiempo de shaping de 4us. El mejor valor en resolución para el GO1 es 1.30% y para el GO2 es 1.28%. 2.3 Cristal centellador L=50mm Un cristal centelleador de CsI(Tl) de dimensiones 10mmx10mmx50mm recubierto con una capa de teflón (material difusor) se acopla al SPMArray2. Se utiliza grasa óptica para el acoplamiento cuyo índice de refacción es ngrasa óp. = 1.465. Se realizan medidas de estabilidad del sistema, calibraciones en energía para ambos detectores, SiPM1 y SiPM2, utilizando una fuente de 152Eu y finalmente, medidas de resolución utilizando las fuentes de 137Cs y 60Co.

Figura 21. Montaje experimental. Cristal centellador de CsI(Tl) de L= 50mm acoplado al SiPM1.

19

2.3.1 Calibración energía-canal para un cristal de CsI(Tl) de 50mm de longitud.

Queremos averiguar cuál es la relación entre los canales del software de adquisición del MCA y la energía a la que se correspondería cada canal. Elegimos un fondo de escala de 4096 canales. Para ello, se adquiere un espectro de 152Eu con cada uno de los detectores. De este modo, se calcula la relación que existe entre la energía de los fotopicos del 152Eu (ver Tabla 6) y su correspondiente centroide.

Energía (MeV) 0.121 0.244 0.344 0.779 0.964 1.113 1.408 Tabla 6. Energías del espectro de 152Eu.

Calibración SiPM1

152Eu Presentamos un espectro de 152Eu en escala logarítmica adquirido con el detector SiPM1 (ver fig. 23) y la gráfica en la que se realiza la calibración (ajuste lineal) (ver Fig. 22)

Figura 22. Espectro de 152Eu adquirido con MCA. SiPM1

SiPM2

121keV

244keV

344keV

779keV 964keV

1113keV

1408keV

Canales

Nº cu

entas

20

Figura 23. Calibración lineal canal-energía, SiPM1

Figura 24. Desviación entre el ajuste lineal y cada punto de la calibración canal-energía del SiPM1

(Fig. 23). El ajuste realizado nos indica que la relación canal energía es

36)(101.2)( 3 −⋅= MeVEcanalC siendo una relación lineal.

21

Calibración SiPM2 152Eu

Realizamos el procedimiento descrito anteriormente para el detector SiPM2.

Figura 25. Calibración lineal canal-energía, SiPM2

Figura 26. Desviación entre el ajuste lineal y cada punto de la calibración canal-energía del SiPM2

(Fig. 25). El ajuste realizado nos indica que la relación canal-energía es

84)(104.2)( 3 +⋅= MeVEcanalC y al igual que en el ajuste anterior, es una relación lineal. (Ver fig. 25)

22

2.3.2 Estudio de la estabilidad del detector frente a cambios de temperatura. Los detectores fabricados con silicio son sensibles a cambios en temperatura. Trataremos de cuantificar este comportamiento. Utilizamos una sonda temperatura (fabricante RS) que se pone en contacto con el detector para tener una medida real de la temperatura a la que encuentra. La sonda de temperatura está conectada a un PC. El software del fabricante permite monitorizar y adquirir datos de temperatura procedentes de la sonda cada 3 segundos. Se utiliza una fuente radiactiva de 60Co que radia el detector (SPMArray2+cristal); se adquieren espectros de energía con el analizador multicanal MCA de Amptek de la señal “suma”. Los parámetros elegidos en el amplificador espectroscópico son ganancia 13 y tiempo de shaping 4us. Se toma una tanda de espectros para averiguar cuál es la evolución de la temperatura y el centroide del fotopico de energía 1.332 MeV del 60Co a lo largo del tiempo, eligiendo como tiempo de adquisición de cada espectro 15 minutos intercalados por 5 minutos de espera entre adquisición y adquisición. La duración total de la medida es de 340 minutos (5horas y 40minutos). Se realiza la tanda de medidas para el SiPM1 y el SiPM2 acoplados al cristal de 50mm de longitud. Estabilidad SiPM1

Figura 27. Variación del centroide del fotopico de 60Co y de la temperatura a lo largo del tiempo. SiPM1. Los puntos (azul) representan el centroide y las cruces (verde) la temperatura.

En la Fig. 27 apreciamos la deriva del centroide y de la temperatura a lo largo de 340 min. Es interesante ver que si la temperatura aumenta, el valor del centroide decrece y al contrario. Representamos el centroide frente a la temperatura para averiguar cuál es la correlación que existe entre ellas.

23

Figura 28. Correlación centroide-temperatura. SiPM1

En comparación con la Fig. 27, el número de datos es distinto. Esto es porque se han escogido cuatro intervalos de temperatura y dentro de esos intervalos, se ha calculado la media ponderada del valor de los centroides que estaban incluidos en cada uno. El error es la suma cuadrática de cada error entre el número de datos incluidos en el intervalo. Observamos que existe una relación lineal con pendiente negativa. (ver Fig. 28) Estabilidad SiPM2

Figura 29. Variación del centroide del fotopico de 60Co y de la temperatura a lo largo del tiempo.

SiPM2. Los puntos (azul) representan el centroide y las cruces (verde) la temperatura. Vemos que el comportamiento del SiPM2 en relación con la temperatura es similar al del SiPM1. En esta ocasión, el rango de temperatura es de aproximadamente 1ºC y solamente varía de modo decreciente a lo largo del tiempo, mientras que el centroide varía de modo creciente. (ver Fig. 29)

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Figura 30. Correlación centroide-temperatura. SiPM1

En la Fig. 30 se representa la correlación entre la variación de canal y la temperatura, resultando una deriva del 40Canales/ºC. Si utilizamos la calibraciones canal-energía halladas en el apartado 2.3.1, la correlación, en términos de energía es 17.6 keV/ºC. 2.3.3 Medida de resolución 137Cs y 60Co. Calcularemos la resolución de los espectros adquiridos de las fuentes radiactivas 137Cs y 60Co. Adquirimos espectros de 137Cs con el detector SiPM1 durante 900s y ganancia 13. Analizamos tanto los espectros de 137Cs como los espectros adquiridos en el apartado 2.3.2. (Ver fig. 31)

Figura 31. Espectros de 60Co (izq.) y 137Cs (dcha.) adquiridos con el MCA 8000A de Amptek Calculamos, mediante un programa escrito en ROOT [13], la resolución de los fotopicos de 60Co de energía 1332keV y 137Cs de energía 662keV para 17 espectros adquiridos para cada fuente. Una vez obtenidos estos datos, calculamos la media aritmética y el error estadístico y sistemático. (Ver Tabla 7)

Nº cu

entas

Canales

25

ECo(1332keV) ECs (662keV)

SiPM1 5.75±±±±0.10 9.38±±±±0.25 SiPM2 5.06±±±±0.50 --

Tabla 7. Valores de resolución obtenidos para los detectores SiPM1 y SiPM2 para distintos radioisótopos: 662keV corresponde al 137Cs y el 1332keV corresponde al 60Co.

2.4. Detectores SiPM1 y SiPM2 apilados. Existe la posibilidad de apilar la matriz de SiPM lo que supone una ventaja para aumentar el área detección de fotones. Con esto, cambiamos el montaje experimental; colocamos los dos detectores SiPM1 y SiPM2 en contacto aumentando el área de detección a 13.4x26.8mm2. Ambos se encuentran colocados en el interior de la caja de aluminio. 2.4.1. Suma de las señales suma generadas en el SiPM1 y en el SiPM2. Al igual que en el punto 2.2, utilizamos el sistema de colimación descrito pero intercambiamos el diodo LED. Ahora, la intensidad radiante es 15000mcd y la l.d.o. emitida 525nm. Además, utilizamos un nuevo generador de onda, GO3, que genera dos pulsos de diferente frecuencia y amplitud. Los dos detectores son iluminados con el objetivo de observar las señales de saturación a la salida de los detectores. Según las especificaciones del fabricante, SENSL, el preamplificador y la tarjeta de evaluación están configurados de tal manera, que la señal de salida del preamplificador se satura antes que la señal salida del detector. Vemos una señal de saturación en la Fig. 32.

Figura 32. Señal saturada a la salida del sumador.

La señal de salida que utilizamos es la suma de las señales “suma1” y “suma2” de los detectores. Para ello utilizamos un circuito sumador de dos señales y una señal de salida que denotaremos ”suma online”. El circuito sumador amplifica cada señal de entrada y en la etapa del sumador amplifica e invierte la señal “suma online” un factor 2. (ver Fig.33)

26

Figura 33. Señales “suma1”, “suma2” y “suma_online”

2.4.2. Cristal centellador L=130mm y área de salida 15mmx25mm.

Realizamos un nuevo montaje experimental (ver Fig. 34). Los detectores SiPM1 y SiPM2 están colocados en la misma posición que en el montaje descrito en el apartado 2.4.1. Acoplamos un cristal centelleador de CsI(Tl) de longitud 130mm y área de salida de 15mmx25mm a los detectores mediante grasa óptica cuyo índice de refracción es ng.= 1.465 (ver Fig.35). El recubrimiento del cristal consiste en una capa teflón seguida de una capa de ESR (Enhanced Specular Reflector) de 3M y finalmente otra capa de teflón. Mediremos los 32 canales de salida de las tarjetas de evaluación y la suma de las señales “suma1” y “suma2” de ambos detectores. Utilizaremos dos módulos amplificadores espectroscópicos NIM de CAEN Mod. 568B para conformar y adecuar la señal para su adquisición con el módulo VME ADCPeak Mod. V785 de CAEN. Además, realizaremos medidas de adquisición con el MCA 8000A de Amptek para la señal “suma online” de 32 canales.

Figura 34. Montaje experimental. Cristal centelleador de CsI(Tl) de L= 130mm acoplado al

SiPM1+SIPM2.

27

Figura 35. Cristal centellador de área de salida 15mmx25mm y longitud 130mm.

Adquirimos un espectro de los isótopos radiactivos 60Co y 137Cs. La señal de salida “suma online” es amplificada por el amplificador espectroscópico CANBERRA AMPLIFIER 2022 configurando los parámetros de ganancia 5 y tiempo de shaping 1us. Adquirimos esta señal con el MCA 8000A de Amptek. (Ver Fig. 36)

Figura 36. Espectro de 60Co y 137Cs adquirido con MCA 8000A de Amptek. Señal suma de 32 píxeles.

Calculamos los valores de resolución para cada uno de los fotopicos. (Ver tabla 8)

Energía del fotopico (keV) R(%) 662 12.32±0.20

1173 7.45±0.10 1332 6.70±0.08

Tabla 8. Valores de resolución obtenidos para los fotopicos del espectro de 137Cs y 60Co adquiridos con el MCA de Amptek. Ganancia 5 y tshaping 1us.

Adquirimos la señal de salida de cada uno de los píxeles. En primer lugar, amplificamos cada señal con los módulos amplificadores Mod. 568B en el que podemos elegir el valor de la ganancia y el tiempo de shaping para cada una de las señales. Elegimos ganancia 7 y tiempo de shaping 1us. Adquirimos la señales de salida de los dos módulos amplificadores con el módulo VME ADCPeak mod. 785. Antes de comenzar las medidas, adquirimos en uno de los canales la señal “suma” (ganancia 2 y tiempo de shaping 1us) para tener una comparativa de espectros: suma mediante dispositivos electrónicos, “suma online”, y la suma realizada por software, “suma offline”. Para la

Nº cu

entas

Canales

28

adquisición necesitamos crear una señal de disparo “trigger” que informe al sistema de adquisición del momento en el que puede comenzar a adquirir. Se muestran los diagramas de bloques y tiempo de la adquisición en el Apéndice B. Utilizamos el programa Go4[14] para la adquisición. Se elige como fondo de escala 4096 canales que se corresponde con el número de bits del ADC. Mostramos los espectros adquiridos para cada píxel:

Figura 37. Espectros de los 16 píxeles obtenidos con las fuentes radiactivas 60Co y 137Cs. SiPM1.

Figura 38. Espectros de los 16 píxeles obtenidos con las fuentes radiactivas 60Co y 137Cs. SiPM2

Canales

Nº cu

entas

Canales

Nº cu

entas

29

Observando las Fig. 37 y 38 se aprecian diferencias en los espectros de cada uno de los píxeles como la forma y la ganancia. Sumamos cada uno de los espectros diferenciando los espectros del detector SiPM1 y SiPM2 y la suma de los 32 canales mediante software. Representamos los espectros (ver Fig. 39)

Figura 39. De arriba a abajo: suma de 1-16 píxeles (SiPM1), suma de 17-32 píxeles (SiPM2), suma off line (etiquetada “Suma”) y la suma online de los 32 píxeles (etiquetada “Suma1”).

Se observa en la Fig. 39 existe una diferencia entre los espectros denotados “suma offline”, que corresponde a la suma de los 32 canales realizada por software, y el espectro “suma online” que corresponde a la suma de los 32 canales realizada por un circuito sumador. Representamos gráficamente “suma offline” frente “suma online” para conocer cuál es la correlación que existe entre ellas. (Ver fig. 36)

Figura 40. Representación gráfica Suma offline vs Suma online.

Nº cu

entas

Canales

Suma online

Suma offline

30

Cuando se representa en un diagrama la correlación entre la summa offline y la suma online, aparece una familia de sucesos fuera de la correlación lineal (Fig. 40). Esto se explica porque hay muchos sucesos cuya señal satura el rango del analizador multicanal ADCPeak y el programa de adquisición interpreta que existe un evento que sobrepasa la capacidad de detección del píxel y lo registra acumulando el número de eventos en el canal 4096 (Fig. 41) además, no suma en el espectro estos sucesos con “overflow”, entonces, aparecen aquellos sucesos a los que les falta 1 píxel, 2 píxeles,… Analizamos estos eventos y los representamos en un histograma para cada detector y la suma offline (fig. 42)

Figura 41. Espectro de un píxel. Overflow acumulado en el canal 4096.

Figura 42. Multiplicidad de overflow. Eventos que presenta overflow. SiPM1, SiPM2, Suma offline. En los histogramas (ver Fig. 42) se representa el número de eventos que presenta overflow en el mismo instante. Comenzando por los eventos que suceden en un solo píxel, dos píxeles y así sucesivamente. Una vez estudiados, eliminamos estos eventos de la suma de los espectros de cada píxel. Además, se ha observado que para cada píxel,

Nº cu

entas

Nº ev

entos

Canales

31

existe un “Offset” que corregimos individualmente en todos los espectros. Mostramos la diferencia entre 16 espectros en los que se han eliminado los eventos de overflow y los espectros sin esta corrección. (Ver Fig. 43 y 44)

Figura 43. Adquisición ADCPeak V785 C.A.E.N. , excluyendo los eventos que presentan overflow.

SiPM1

Figura 44. Adquisición ADCPeak V785 C.A.E.N. , excluyendo los eventos que presentan overflow.

SiPM2 Una vez realizadas estas correcciones, realizamos la suma mediante software de todos los espectros individuales y calculamos la resolución de los fotopicos tanto para el espectro “suma offline” como para el “suma online”. (Ver Fig. 45 y tabla 9)

Canales

Canales

Nº cu

entas

Nº cu

entas

32

Figura 45. De arriba a abajo: suma de 1-16 píxeles (SiPM1), suma de 17-32 píxeles (SiPM2), suma off line (etiquetada “Suma”) y la suma online de los 32 píxeles (etiquetada “Suma1”). Eventos sin

overflow.

Energía del fotopico (keV) R(%) “suma offline” R(%) “suma online” 662 13.00±0.01 13.65±0.01

1173 12.00±0.01 11.77±0.01 1332 8.87±0.01 9.19±0.01

Tabla 9. Valores de resolución. Representamos de nuevo el espectro “suma offline” frente al espectro “suma online” una vez realizadas las correcciones y observamos que existe una correlación lineal. (ver Fig. 46)

Figura 46. Representación suma offline vs suma online eliminando los eventos que presentan overflow.

Suma offline

Suma online

Canales

Nº cu

entas

33

Suponiendo iluminación homogénea sobre los SiPM, estudiamos una región de los espectros adquiridos por cada uno de los píxeles, en concreto, el fotopico de 137Cs. En la Fig. 47 se observa que el centroide del fotopico se encuentra en una posición distinta para cada píxel. Este hecho está relacionado con la ganancia de cada píxel. Esto significa que no existe uniformidad en los píxeles.

Figura 47. Espectro de fotopico del 137Cs de los 16 píxeles de SiPM1

Canales

Nº cu

entas

34

3. Resultados y conclusiones 3.1 Resultados Se ha desarrollado un sistema de medida para la caracterización de una matriz de 4x4 píxeles, SiPM. Se ha iluminado con una fuente de luz visible, diodo LED y se ha acoplado a dos cristales centelladores. Se han analizado tanto los espectros adquiridos con las señales de salida suma de 16 píxeles de cada detector como las señales de salida de los 32 píxeles individualmente. He participado en el desarrollo del trigger de adquisición de datos y su análisis. Presentamos los resultados de resolución obtenidos para las diferentes medidas. Resultados de resolución obtenidos con el cristal de CsI(Tl) de 10mmx10mmx50mm acoplado en primer lugar al SiPM1 y posteriormente al SiPM2. Adquisición MCA de Amptek.

ECo(1332keV) ECs (662keV) SiPM1 5.75±±±±0.10 9.38±±±±0.25 SiPM2 5.06±±±±0.50 --

Tabla 10. Valores de resolución obtenidos para los detectores SiPM1 y SiPM2 para distintos radioisótopos: 662keV corresponde al 137Cs y el 1332keV corresponde al 60Co.

Resultados de resolución obtenidos con el cristal de 15mmx25mmx130mm acoplado a los detectores SiPM1 y SiPM2. Adquisición MCA de Amptek.

Energía del fotopico (keV) R(%) 662 12.32±±±±0.20 1173 7.45±±±±0.10 1332 6.70±±±±0.08

Tabla 11. Valores de resolución obtenidos para los fotopicos del espectro de 137Cs y 60Co adquiridos con el MCA de Amptek.

Resultados de resolución obtenidos con el cristal de 15mmx25mmx130mm acoplado a los detectores SiPM1 y SiPM2. Adquisición ADCPeak Mod. 785 de CAEN.

Energía del fotopico (keV) R(%) “suma offline” R(%) “suma online” 662 13.00±0.01 13.65±0.01 1173 12.00±0.01 11.77±0.01 1332 8.87±0.01 9.19±0.01

Tabla 12. Valores de resolución obtenidos para los fotopicos del espectro de 137Cs y 60Co adquiridos con el ADCPeak Mod. 785 de CAEN.

La resolución obtenida cuando los detectores han sido apilados, empeora respecto a un único detector. Un posible estudio, podría ser estimar la máxima superficie de salida del cristal centellador y número de SiPM apilados. En cuanto a las variaciones con la temperatura, la deriva del canal respecto a la temperatura que presentan ambos detectores es 39.6Canales/ºC; en términos de energía 17.6 keV/ºC.

35

3.2 Conclusiones Los detectores SiPM son dependientes de la temperatura. Los espectros suma son sensibles a la calibración en ganancia y offset de los diferentes píxeles. En comparación con otros detectores como los PMT o los APD en estos momentos no alcanzan los mejores valores en resolución obtenidos por estos últimos detectores, aunque presentan mejoras respecto a los otros como su alta ganancia, bajo consumo de potencia e insensibilidad a los campos magnéticos. Hemos de recordar que es una nueva tecnología en desarrollo puede alcanzar mejores resultados.

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Apéndice A: Principales propiedades del CsI(Tl) Símbolo de Pearson: cI2 Constante de red a (Å) : 4.567 Longitud de radiación: 1.85cm Radio de Molière: 3.8cm Densidad: 4.53g/cm3 Light yield: 50000gamma/MeV L.d.o. de emisión: 565nm Índice de refracción n(l.d.o.=565nm)=1.80 Tiempo de decaimiento de la señal: 3.34us (36%) y 680ns (64%) Hogroscópico: ligeramente

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Apéndice B: Diagramas de adquisición (tiempos y bloques)

Figura 31. Diagrama de bloques de la adquisición de 32 canales de los detectores SiPM1 y SiPM2

Figura 32. Diagrama de tiempos de la adquisición de 32 canales de los detectores SiPM1 y SiPM2

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Bibliografía [1] Apuntes de la asignatura “Dispositivos Fotónicos” impartida por Ramón Flores Seijas. Curso 2007/2008. Universidad de Santiago de Compostela. [2] Gianmaria Collazoul. “Silicon Multiplier”. Scuola Normale Superiore and INFN Pisa. Ferrara, 1 aprile 2008 [3] Brian F. Aull et al. ”Geiger-Mode Avalanche Photodiodes for Three-Dimensional Imaging”. Lincoln Laboratory Journal. Vol. 13, number 2, 2002. [4] P. Buzhan et al. “An advanced study of silicon photomultiplier”, ICFA Instrumentation Bulletin, 2001. [5] B. Dolgoshein et al, “Status report on silicon photomultiplier development and its apllications”. Nucl. Instr. and Meth. A, 2006 [6] Eark Hergert and Maridel Lares, “APD Arrays: Geiger-mode APD arrays detect low light”, Hamamatsu Corp. 2008 [7] Richard Wigmans, “Calorimetry. Energy Measurement in Particle Physics”, Oxford Science Publications, 2000 [8]Glenn F. Knoll, “Radiation Detection and Measurement”, John Wiley & Sons Inc. 2000. [9]Nevill Gonzalez Szwacka and Teresa Szwacka. “Basic elements of crystallography”. Pan Stanford Publishing Pte Ltd. 2010. [10] http://uk.ask.com/wiki/Caesium_chloride [11] www.sensL.com [12] Alejandro L. Veiga. “Avances en Espectroscopia Mössbauer: Nuevas Estrategias para Experimentos de Velocidad Programable”. Tesis doctoral. Facultad de Ingeniería. Universidad Nacional de la Plata. [13] Rene Brun and Fons Rademakers,

ROOT - An Object Oriented Data Analysis Framework,

Proceedings AIHENP'96 Workshop, Lausanne, Sep. 1996, Nucl. Inst. & Meth. in

Phys. Res. A 389 (1997) 81-86. See also http://root.cern.ch/.

39

[14] http://www-win.gsi.de/go4/

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Agradecimientos En primer lugar quería agradecer al supervisor y director de este trabajo, Ignacio Durán, toda su ayuda y comprensión. A Héctor Álvarez por sus consejos. A Juan Alcántara por su colaboración y ayuda en las medidas y análisis. A Noelia Montes por el diseño y comprobación del funcionamiento del sumador y su ayuda con la electrónica. Además, a Juan Ramón Pereira, David González, Paloma Díaz, Martín Gascón y Diego Tarrío por su ayuda y al grupo GENP de la Universidad de Santiago de Compostela. También a las personas que han participado estos dos últimos años en el Máster de Física Nuclear y de Partículas y sus Aplicaciones Tecnológicas y Médicas. Por último a Georgy Kornakov, por sus ánimos, consejos y paciencia.

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