1. Digitaalisen
TNT2-signaalinkäsittelylaitteiston
käyttö gammaspektroskopiassa
Pro Gradu
Pauli Peura
Kesäkuu 2007

2. Abstract
A digital TNT2 signal processing system has been compared to an analogue
TDR signal processing system in a real measurement. Different counting rate
scenarios were achieved using a 107,109
Ag(36
Ar,2p2n)
139
Eu reaction. Both sys-
tems recorded the events from the Clover Ge-detector crystals simultaneously
and in parallel. Results show that the TNT2 system is able to process more
events than the TDR system at high counting rates.

3. Kiitokset
Haluan kiittää kaikkia minua tässä työssä auttaneita. Erityisesti kiitän työni
ohjaajaa tri. Pete Jonesia kaikesta avusta ja hyvistä neuvoista työhöni liit-
tyen. Suuret kiitokset kuuluvat myös prof. Rauno Julinille avusta sekä roh-
kaisevista kommenteista.
Kiitokset prof. Benoît Gallille kiinnostavista keskusteluista sekä erinomai-
sista valokuvista työssäni käytettäväksi. Ohjelmointiteknisissä kysymyksissä
minua auttoivat, ohjaajani lisäksi, Jan Sarén sekä Panu Rahkila. Erinomai-
sia ideoita ja uusia näkökulmia sain ainakin Jan Sarénin, Markus Nymanin
ja Ulrika Jakobssonin kanssa käydyistä keskusteluista.
1

4. Sisältö
1 Johdanto 4
2 Teoria 6
2.1 Sähkömagneettisen säteilyn ja aineen vuorovaikutus . . . . . . 6
2.2 Germaniumilmaisin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
2.2.1 Clover-ilmaisin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
2.3 Tuikeilmaisin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
2.4 Signaalinkäsittely . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
2.4.1 Esivahvistin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
2.4.2 Lineaarivahvistin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
2.4.3 Ballistinen vaje . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
2.4.4 Latoutumisilmiö . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
2.4.5 Kuollut aika . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
2.4.6 Vakioviiveliipaisu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
2.4.7 Monikanava-analysaattori . . . . . . . . . . . . . . . . 17
2.5 Digitaalinen signaalinkäsittely . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
2.5.1 Flash AD -muunnin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
2.5.2 Trapetsoidi signaalinkäsittely . . . . . . . . . . . . . . 18
3 Kokeelliset menetelmät 21
3.1 Mittaukset . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
3.2 Clover-ilmaisin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
3.3 Total Data Readout . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
3.4 TNT2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
3.5 Vertaileva ohjelma . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
4 Havainnot 27
4.1 Ohjelmakoodin testaus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
4.2 Energiakalibraatio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
4.3 Synkronointipulssin puuttuminen . . . . . . . . . . . . . . . . 30
4.4 Aikakorrelaatio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
2

5. 4.5 Korreloitujen tapahtuminen aikaero . . . . . . . . . . . . . . . 35
4.6 Energiakorrelaatio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
5 Päätelmät 44
3

6. Luku 1
Johdanto
Atomin ydin on fermioneista koostuva kvanttimekaaninen järjestelmä. Ato-
mia ympäröivän elektronikuoren tavoin ydin voi olla vain tietyillä diskreeteil-
lä viritystiloilla. Virittyneen tilan purkautuminen alemmille tiloille tapahtuu
pääasiassa gammaemission kautta [1]. Emittoituneen gammasäteilyn ener-
gian on oltava täsmälleen tilojen energiaeron suuruinen, mikä mahdollistaa
atomin ytimen tutkimisen gammasäteilyä hyödyntäen. Gammasäteilyn avul-
la saadaan tietoa fermionijärjestelmän käyttäytymisestä esimerkiksi tilanteis-
sa, kun järjestelmän pyörimismäärä on hyvin suuri tai, kun järjestelmä on
voimakkaasti deformoitunut [2].
Eksoottisten ydinten rakenteen tutkiminen drip-line– ja superraskaiden al-
kuaineiden alueella vaatii uusien eksoottisten ionisuihkujen tai hyvin heikko-
jen reaktiokanavien käyttöä [1]. Käytännössä tästä on seurauksena haluttujen
tapahtumien alhainen statistiikka tai epäkäytännöllisen pitkät mittausajat.
Jos mittauksessa käytettävä laskentataajuus voitaisiin kaksin- tai kolminker-
taistaa, olisi mahdollista joko suorittaa haluttu mittaus 2–3 kertaa nopeam-
min tai kerätä 2–3 kertaa enemmän tapahtumia.
Spektrometri on oleellinen osa kokeellisen ydinfysiikan mittauslaitteistoa.
Spektrometrin muodostavat ilmaisin sekä signaalinkäsittely- ja signaalinke-
ruulaitteistot. Yksi eniten rajoittavista tekijöistä gammasäteilyä havaitsevien
spektrometrien mittausdatan määrän kasvattamisessa on suurin mahdollinen
mittauksessa käytettävä laskentataajuus [1]. Usein laskentataajuuden ylära-
jan asettavat käytössä olevat analogiset signaalinkäsittelyjärjestelmät.
Signaalin käsittelyyn kuluvaa aikaa on mahdollista lyhentää käyttäen di-
gitaalista signaalinkäsittelyä. Digitaalisessa signaalinkäsittelyssä ilmaisimel-
ta saatava analoginen esivahvistinsignaali muunnetaan suoraan digitaaliseen
4

7. muotoon ja signaali käsitellään digitaalisilla signaalinkäsittelypiireillä. Näin
signaalin analysointiin tarvittavien komponenttien määrä voi olla huomatta-
vasti pienempi verrattuna analogisiin järjestelmiin. Reaaliaikaisen digitaali-
sen signaalinkäsittelyn teoria on ollut olemassa jo viime vuosikymmenelläkin
[3], mutta vasta nykyisten tietokoneiden tai komponenttien laskentateho on
riittävä laitteiden toteuttamiseen käytännössä.
Tämän työn kappaleessa kaksi käydään läpi signaalinkäsittelyn teoriaa se-
kä analogisen, että digitaalisen signaalinkäsittelyn osalta. Kappaleessa kolme
luodaan katsaus käytettyihin kokeellisiin menetelmiin, sekä esitellään käyte-
tyt laitteistot ja ohjelmat. Neljännessä kappaleessa tuodaan esille analysoi-
taessa tehdyt merkitykselliset havainnot, verrattaessa analogista ja digitaa-
lista laitteistoa keskenään. Lopuksi pohditaan tehtyjen havaintojen merki-
tystä, ja luodaan katsaus digitaalielektroniikan käyttöön tulevaisuuden gam-
maspektroskopiassa Jyväskylän yliopiston Fysiikan laitoksen kiihdytinlabo-
ratoriolla.
5

8. Luku 2
Teoria
2.1 Sähkömagneettisen säteilyn ja aineen vuo-
rovaikutus
Atomin ytimen viritystilan purkautumisessa syntyvä gammasäteily eroaa vuo-
rovaikutustavoiltaan oleellisesti varauksellisista hiukkasista. Väliaineessa ete-
nevä varattu hiukkanen menettää energiaansa tasaisesti, johtuen pääasiassa
jatkuvasta Coulombin vuorovaikutuksesta väliaineen elektronien kanssa. Fo-
toni ei ole sähköisesti varautunut, joten epäelastiset törmäykset väliaineen
elektronien kanssa eivät ole todennäköisiä. Gammasäteilyn pääasialliset vuo-
rovaikutustavat ovat valosähköinen ilmiö, Comptonin sironta ja parinmuo-
dostus. Näiden reaktioiden vaikutusalat ovat merkittävästi pienempiä kuin
varautuneen hiukkasen epäelastisen sironnan vaikutusala, kun varautunut
hiukkanen siroaa atomaarisesta elektronista. Tästä johtuu gammasäteilyn
suurempi väliaineen läpäisevyys verrattuna varattuihin hiukkasiin. Alumii-
nissa 1 MeV gammasäteen keskimääräinen kantama on noin 4,3 cm, 1 MeV
elektronin kantama on likimain 0,18 cm ja 1 MeV alfahiukkasen kantama
on vain noin 0,3 µm [4]. Gammasäteilyn keskimääräisellä kantamalla tarkoi-
tetaan sitä etäisyyttä väliaineessa, jolloin säteilyn intensiteetti I on puolet
alkuperäisestä säteilyn intensiteetistä, I = 0, 5I0.
Valosähköisessä ilmiössä atomi absorboi fotonin, jolloin atomin elektroni vas-
taanottaa fotonin liike-energian. Jos fotonin liike-energia on suurempi kuin
atomin elektronin irroitustyö, irtoaa elektroni atomista. Vapaa elektroni ei
voi absorboida fotonia, sillä tällöin liikemäärä ei säily reaktiossa. Valosäh-
köisessä ilmiössä atomin ydin absorboi fotonin liikemäärän. Gammasäteilyn
havaitsemisen kannalta valosähköinen ilmiö on edullinen, sillä siinä sähköi-
sesti varaukseton fotoni luovuttaa energiansa elektronille, jonka kineettinen
6

9. energia on suoraan verrannollinen saapuneen säteilyn energiaan. Materiaalin
järjestysluvun Z kasvaessa valosähköisen ilmiön vaikutusala kasvaa likimain
kuten Z4
, ja säteilyn energian kasvaessa vaikutusala pienenee kuten E−3,5
[4].
Tapahtumaa, jossa fotoni siroaa lähes vapaasta elektronista, kutsutaan Comp-
tonin sironnaksi. Sironnan seurauksena fotoni menettää osan energiastaan
elektronin liike-energiaksi. Comptonin sironnan kokonaisvaikutusalan σc las-
keminen oli ensimmäisiä kvanttielektrodynamiikkaa hyödyntävistä laskuista.
Kokonaisvaikutusala σc riippuu likimain lineaarisesti väliaineen järjestyslu-
vusta Z [5]. Alkuperäisen säteilyn energian havaitsemisen kannalta Comp-
tonin sironta on ongelmallinen. Fotoni saattaa vuorovaikuttaa väliaineessa
vain kerran Compton-sironnan välityksellä, poistuen väliaineesta luovutettu-
aan vain osan energiastaan.
Kolmas fotonien pääasiallinen vuorovaikutustapa on parinmuodostus. Siinä
fotoni muuttuu elektroni-positroni–pariksi ja, kuten valosähköisessä ilmiössä,
lähellä olevan atomin ydin absorboi fotonin liikemäärän. Fotonin absorptios-
sa syntynyt positroni voi annihiloitua, luoden kaksi 511 keV:n fotonia. Nämä
fotonit voivat edelleen vuorovaikuttaa väliaineessa Comptonin sironnan tai
valosähköisen ilmiön kautta. Parinmuodostukseen vaaditaan energiaa vähin-
tään 2me = 1, 022 MeV, joten parinmuodostus on todennäköistä vain kor-
keaenergisille fotoneille. Parinmuodostuksen todennäköisyys suhteessa kah-
teen muuhun vuorovaikutustapaan, fotonin energian ja väliaineen järjestys-
luvun funktiona, on esillä kuvassa 2.1.
Kuva 2.1: Valosähköisen ilmiön, Comptonin sironnan ja parinmuodostuksen vaikutusalu-
eet toistensa suhteen gammasäteilyn energian hν ja väliaineen järjestysluvun Z funktiona
[6].
7

10. Albert Einsteinin vuonna 1905 postuloima teoria valosähköisestä ilmiöstä, se-
kä A.H. Comptonin vuonna 1923 suorittamat sirontakokeet Röntgen-säteillä,
olivat vahva kokeellinen osoitus valon hiukkasluonteesta. Kummankin ilmiön
selitys perustuu Planckin vuonna 1900 postuloimaan teoriaan energian kvan-
tittumisesta, eikä klassinen fysiikka pystynyt näitä ilmiöitä täysin selittä-
mään [7]. Näiden ilmiöiden havaitseminen ja selittäminen pohjustivat tietä
kvanttimekaniikalle.
2.2 Germaniumilmaisin
Säteilynilmaisinten toiminta perustuu säteilyn vuorovaikutukseen ilmaisimen
materiaalin kanssa. Vuorovaikutuksen seurauksena ilmaisinmateriaalin ato-
mit virittyvät tai ionisoituvat. Säteilyn energiainformaatio kerätään eri ilmai-
sintyypeissä eri tavalla. Puolijohdeilmaisimissa säteilyn vuorovaikutus syn-
nyttää elektroni-aukko–pareja, kun vastaavasti tuikeilmaisimissa syntyy nä-
kyvää valoa. Yleispätevää säteilynilmaisinta ei ole olemassa, vaan käytettävä
ilmaisintyyppi on valittava havaittavan säteilyn sekä rahallisten resurssien
ja käytännön mahdollisuuksien mukaan. Gammasäteilyn havaitsemiseen ei-
vät kaasuilmaisimet ole käytännöllisiä, gammasäteilyn aineen läpäisevyyden
vuoksi. Pii-ilmaisinten ongelmana on pieni koko, piikiteiden pinta-alan ra-
joittuessa muutamaan kymmeneen neliösenttiin [5]. Yleisesti gammasäteilyn
havaitsemiseen käytetäänkin tuike- ja germaniumilmaisimia.
Germaniumilmaisinten etuna kaasu- ja tuikeilmaisimiin nähden on erinomai-
nen energiaresoluutio. Tilastollisesta varauksenkuljettajien määrän N vaih-
telusta johtuvan energiaresoluution R voidaan osoittaa olevan [6]
R =
2, 35
√
N
(2.1)
Syntyneiden varausten määrä N eri ilmaisimissa on suoraan verrannollinen
säteilyn energiaan E [5]. Valenssi- ja johtavuusvöiden välinen energiaero Eg
germaniumissa on ainoastaan 0,67 eV, ja elektroni-aukko–parin luomiseen
tarvittava kokonaisenergia germaniumissa on vain 2,96 eV [8]. Tämä ener-
gia on kymmenen kertaa pienempi, verrattuna esimerkiksi kaasuilmaisimessa
vaadittavaan 30 eV:iin ioniparia luotaessa [6].
Sähköisten ominaisuuksiensa kannalta Ge-ilmaisin on suuri koteloitu dio-
di. Kun n- ja p-tyypin puolijohdemateriaalit ovat termisessä kontaktissa
keskenään, syntyy materiaalien rajapinnalle tyhjennysalue. Tyhjennysalue
on varauksenkuljettajista vapaa alue ja siten erinomainen ionisoivan sätei-
lyn havaitsemiseen. Ilmaisimen puolijohdekiteeseen osuva säteily synnyttää
8

11. Kuva 2.2: Germaniumilmaisimen rakennekuva. Ge-kide ja esivahvistin ovat kryostaatin
sisällä, jotka jäähdytetään kylmäsormen avulla.
elektroni-aukko-pareja tyhjennysalueessa, jotka kerätään alueen yli vaikut-
tavan sähkökentän avulla. Kytkemällä diodiin estosuuntainen biasjännite,
kasvaa sähkökentän voimakkus diodissa. Riittävän suurella biasjännitteellä
tyhjennysalueen koko voidaan kasvattaa koko puolijohdekiteen suuruiseksi.
Tyypilliset germaniumilmaisimissa käytettävät biasjännittet ovat 2,5–4,0 kV.
Kuvassa 2.2 on germaniumilmaisimen rakenne. Yleisimmät nykyisin käytet-
tävät Ge-ilmaisimet ovat HPGe1
tyyppisiä [9]. Koska germaniumkiteen val-
mistuksessa saavutettava suurin mahdollinen paksuus on noin 15–20 mm [5],
käytetään ilmaisimissa usein koaksiaalista kiteen rakennetta tilavuuden mak-
simoimiseksi. Tilavuuden kasvattaminen parantaa gammasäteilyn vuorovai-
kutuksen todennäköisyyttä, mutta samalla kasvaa myös ilmaisimessa syn-
tyneen varauksen keräysajan vaihtelu [10]. Estosuuntaan biasoidussa puoli-
johteessa esiintyy aina myös vuotovirtaa, joka aiheuttaa sähköistä kohinaa
ilmaisimelta saatavaan signaaliin. Puolijohdemateriaaleissa esiintyvä vuoto-
virta Iv noudattaa yhtälöä [10]
Iv ∝ e−Eg(2kT)−1
, (2.2)
missä Eg on materiaalille tyypillinen vyöaukon energiaero, T on lämpötila
ja k on Boltzmannin vakio. Ilmaisin jäähdytetään nestemäisen typen avulla
77 K:n lämpötilaan, jolloin termisten elektroni-aukko–parien määrä vähe-
nee, ja ilmaisimen vuotovirta pienenee. Germaniumkide on hyvässä tyhjiössä
kryostaatin sisällä ja kiteen jäähdytys tehdään metallisen kylmäsormen vä-
lityksellä. Ilmaisinkiteen välittömässä läheisyydessä on myös varausherkkä
esivahvistin.
Germaniumin heikkoutena on kiderakenne, joka on suhteellisen herkkä ki-
devaurioille. Suurikokoisissa Ge-kiteissä nopeiden neutronien aiheuttamien
kidevaurioiden todennäköisyys kasvaa [11]. Kiderakenteen virheet toimivat
1
Engl. High Purity Germanium
9

12. Kuva 2.3: Clover-ilmaisimen kiteiden rakenne. Yksi kide on 70 mm pitkä ja halkaisijaltaan
50 mm. Kiteiden etuosa on muotoiltu paremman pakkaustiheyden saavuttamiseksi. [13,
14].
loukkuina syntyneille varauksille, mikä lisää kerättyjen varausten määrän ti-
lastollista vaihtelua [11].
2.2.1 Clover-ilmaisin
Clover-ilmaisin pitää sisällään neljä toisistaan erotettua germaniumkidettä
yhteisen kryostaatin sisällä. Clover-ilmaisimen kiteiden rakenne on kuvassa
2.3. Vaikka yksittäinen kide Clover-ilmaisimessa on pienempi kuin tavalli-
sessa Ge-ilmaisimessa, neljän kiteen yhteenlaskettu tilavuus ja avaruuskul-
man peitto ovat tavallista yksikiteistä ilmaisinta suuremmat. Ilmaisimen ki-
teet toimivat toisistaan riippumatta, jolloin esimerkiksi kahden kiteen vä-
linen Compton-sironta voidaan summata yhdeksi tapahtumaksi [12]. Sum-
mauksen ansiosta Clover-ilmaisimen suhteellinen tehokkuus on noin 140 %,
vaikka yksittäisen kiteen suhteellinen tehokkuus on vain 22 % [12]. Koska yk-
sittäiset kiteet ovat pienempiä Clover-ilmaisimessa kuin tavanomaisessa Ge-
ilmaisimessa, vähenee Dopplerin levenemän vaikutus [12, 13]. Pienemmän ki-
dekoon ansiosta myös todennäköisyys peräkkäisten gammasäteiden samaan
kiteeseen osumiselle on pienempi.
2.3 Tuikeilmaisin
Tuikeilmaisin koostuu tuikemateriaalista sekä tuikemateriaaliin optisesti lii-
tetystä valomonistinputkesta. Saapuva gammasäteily virittää tuikemateriaa-
lin atomeja, joiden viritystilojen purkautuessa emittoituu valoa. Syntynyt
valo ohjataan valomonistinputken fotokatodille, missä valo irrottaa fotoka-
todilta fotoelektroneja. Heikko elektronipulssi vahvistetaan valomonistinput-
ken dynodiketjussa, jossa elektronien lukumäärä voidaan jopa 106
-kertaistaa.
10

13. Hyvän tuikeilmaisimen vaatimuksena on läpinäkyvyys emittoimalleen valolle
sekä suuri valontuotto. Gammasäteilyn havaitsemiseen käytettyjä tuikema-
teriaaleja ovat NaI(Tl) sekä Bi4G3O12, eli BGO. Nämä tuikemateriaalit ovat
germaniumia tiheämpiä, jonka ansiosta gammasäteilyn absorptio on todennä-
köisempää. Ympäröimällä germaniumilmaisin tuikeilmaisimella, voidaan tui-
keilmaisinta käyttää veto-ilmaisimena [15]. Jos tuikeilmaisimessa havaitaan
samanaikaisesti Ge-ilmaisimen kanssa gammasäde, on kyseessä mitä todennä-
köisimmin Ge-kiteestä Compton-sironnut gammasäde. Hylkäämällä tällaiset
tapahtumat, pystytään merkittävästi vähentämään Compton-sironnan ener-
giaspektriin aiheuttamaa taustaa.
2.4 Signaalinkäsittely
Signaalinkäsittelylaitteiston yhtenä tehtävänä on muokata ilmaisimen esivah-
vistimelta saatava signaali muotoon, josta säteilyn energian määritys voidaan
tehdä mahdollisimman tarkasti. Toisaalta, esimerkiksi lentoajan määritystä
varten, saatetaan tarvita myös tieto säteilyn havaitsemisen ajankohdasta. Il-
maisimien energiaresoluution lisäksi, koko spektrometrin energiaresoluutioon
vaikuttaa myös signaalinkäsittelylaitteiston toiminta. Ilmaisimelta saatava
signaali halutaan vahvistaa ja muokata, lisäten samalla signaaliin mahdolli-
simman vähän kohinaa.
Yhtäaikaista säteilyn ajankohdan ja energian määritystä varten voidaan ra-
kentaa rinnakkain nopea ja hidas järjestelmä kuvan 2.4 mukaisesti. Kun halu-
taan tietää tarkasti ilmaisimeen osuneen säteilyn energia, ollaan kiinnostunei-
ta säteilyn ilmaisimessa synnyttämän pulssin amplitudista. Tarkan ajanhet-
ken määrittämiseksi signaalin nousuaika on tärkeä. Käsitellyt signaalit voi-
daan eritellä monikanava-analysaattorilla esimerkiksi amplitudien mukaan,
jolloin saadaan tarkasteltavaksi energiaspektri. Kuvan 2.4 tilanteessa aikasig-
naali hyväksytään vain, jos samalla saadaan signaali myös hitaalta puolelta.
2.4.1 Esivahvistin
Germaniumkiteessä säteilyn vaikutuksesta syntynyt heikko varauspulssi vie-
dään kiteen läheisyydessä sijaitsevalle varausherkälle esivahvistimelle. Va-
rausherkän esivahvistimen ulostulojännite on lähes riippumaton sisääntulo-
kapasitanssin muutoksista, jotka ovat tyypillistä germaniumkiteille [16]. Tär-
kein esivahvistimelta vaadittu ominaisuus on hyvä signaali-kohina–suhde.
Esivahvistin pyritään sijoittamaan mahdollisimman lähelle kidettä, jolloin
11

14. Kuva 2.4: Analoginen signaalinkäsittelyketju. Jotta ilmaisimeen osuneen säteilyn energia
ja aika saataisiin määritettyä yhtä aikaa tarkasti, voidaan signaalinkäsittely jakaa nope-
aan ja hitaaseen osaan. Monikanava-analysaattorilla (MKA) saadaan ilmaisimella havaitut
tapahtumat eriteltyä amplitudien mukaan energiaspektriksi.
signaalikaapelin aiheuttama kapasitiivinen kuorma saadaan minimoitua. Sa-
malla esivahvistin pystytään jäähdyttämään kylmäsormen avulla, mikä vä-
hentää esivahvistimen FET-transistorin kohinaa [10].
Tavallinen esivahvistinsignaalin muoto on kuvassa 2.5. Signaalin nousuaika
tn on hyvin lähellä ilmaisinkiteen varauksenkeräysaikaa tk, mikä germanium-
ilmaisimilla on yleisesti alle 100 ns. Verrattuna nousuaikaan, 100–200 µs:n
laskuaika tl on pitkä, jolloin suurin osa syntyneestä varauksesta saadaan ke-
rättyä ennen signaalin merkittävää vaimenemista.
2.4.2 Lineaarivahvistin
Esivahvistimelta saatava jännitepulssien ketju käsitellään lineaarivahvisti-
messa, joka muokkaa ja vahvistaa heikon esivahvistinsignaalin. Sisääntulo-
ja ulostulosignaalien amplitudien suhde pyritään pitämään lineaarivahvisti-
messa nimensä mukaisesti tarkasti vakiona. Nykyaikaisen lineaarivahvistimen
voidaan sanoa olevan varsinainen monitoimilaite. Signaalin muokkauksen li-
säksi lineaarivahvistin pitää huolen vahvistimen nollatason palautuksesta2
ja
mahdollisesti tunnistaa päällekkäin latoutuneet signaalit. Tavallisesti käyt-
täjän säädettävissä on myös niin kutsuttu napa-nolla–korjaus, jolla taataan
käytetyn signaalin amplitudin palautuminen lähtötasolleen. Hyvin säädetty
napa-nolla–korjaus on erittäin tärkeä erityisesti korkeita laskentataajuuksia
käytettäessä [17].
Esivahvistinsignaalin muokkaus lineaarivahvistimessa on signaalinkäsittely-
2
Engl. base-line restoration
12

15. Kuva 2.5: Tyypilliset signaalit signaalinkäsittelyn eri vaiheissa. Esivahvistimen tärkein
tehtävä on kerätä talteen ilmaisimessa säteilyn vaikutuksesta syntynyt varaus. Lineaa-
rivahvistimessa esivahvistinsignaali muokataan siten, että alkuperäinen energiainformaa-
tio saadaan määritettyä tarkasti. Tyypillinen lineaarivahvistimen kestoaika on kymmeniä
mikrosekunteja, esivahvistinsignaalin ollessa kestoltaan 100–200 µs.
ketjun vaativimpia osia. Ilmaisinlaitteiston toiminnan hyvyys määräytyy pit-
kälti valitun lineaarivahvistimen signaalin muodon perusteella [5, 6]. Käsitel-
tävissä signaaleissa on aina mukana myös ei-toivottua kohinaa ja signaalin
muokkauksen yhtenä tarkoituksena on suodattaa pois signaalista ei-haluttuja
taajuuksia [10]. Valitsemalla tietty signaalin muoto, voidaan vaikuttaa sig-
naalin kestoaikaan ja signaali-kohina–suhteeseen. Eräs usein käytetty signaa-
lin muoto on kuvan 2.5 semi-gaussinen signaali, joka on yksinkertainen to-
teuttaa analogisia piirejä käyttäen.
Pelkän signaali-kohina–suhteen kannalta on aina löydettävissä optimaalinen
signaalin muokkausaika [10]. Yksittäisen esivahvistinpulssin tapauksessa sig-
naalin amplitudi saataisiin määritettyä tarkasti äärettömän pitkää signaa-
lin muokkausaikaa käyttäen. Käytännössä laskentataajuuksia kasvatettaes-
sa ballistisen vajeen, peräkkäisten signaalien latoutumisen ja kuolleen ajan
vuoksi lineaarivahvistimen signaalien muokkausaika täytyy optimoida ta-
pauskohtaisesti. Lineaarivahvistimessa tapahtuva signaalinkäsittely onkin lo-
pulta tasapainottelua halutun laskentataajuuden ja energiaresoluution välil-
lä.
13

16. Kuva 2.6: Ballistisen vajeen määritelmä. Äärellisen aikavakion piirin tuottaman pulssin
amplitudi ei yllä äärettömän pitkän aikavakion piirin amplitudin tasolle.
Kuva 2.7: Lähelle toisiaan osuvat signaalit saattavat latoutua päällekkäin lineaarivah-
vistimessa. Latoutuneet signaalit tulkitaan järjestelmässä yhdeksi korkeaenergisemmäksi
gammapiikiksi, mikä sotkee mitattua energiaspektriä ja vähentää todellisten tapahtumien
statistiikkaa.
2.4.3 Ballistinen vaje
Ballistinen vaje on äärettömän pitkän aikavakion piirin ja äärellisen aika-
vakion piirin tuottamien signaalien amplitudien välinen erotus [6]. Kuvas-
sa 2.6 on ballistisen vajeen määritelmä. Jotta signaalia muokattaessa säily-
tettäisiin signaalin amplitudi mahdollisimman lineaarisena, täytyy signaalin
muokkausajan tm olla pitkä signaalin nousuaikaan tn nähden [6]. Käytän-
nössä muokkausaikaa tm ei voida kuitenkaan valita mielivaltaisen pitkäksi,
koska tällöin peräkkäiset signaalit alkavat latoutua päällekkäin. Erityisen on-
gelmallinen ballistinen vaje on käytettäessä korkeita laskentataajuuksia ja ti-
lavuudeltaan suuria koaksiaalisia Ge-ilmaisimia, joilla varauksen keräysajan
vaihtelu suuri [10]. Varauksen keräysajan vaihtelu tarkoittaa suurta vaihte-
lua ilmaisimelta saatavan signaalin nousuajassa tn, minkä vuoksi muokkausa-
jan tm optimointi vaikeutuu. Korkeilla laskentataajuuksilla ballistisen vajeen
vaikutus energiaresoluutioon voikin olla merkittävä.
14

17. 2.4.4 Latoutumisilmiö
Ballistisen vajeen kannalta lineaarivahvistimen signaalin muokkausaika oli-
si toivottava pitää niin pitkänä kuin mahdollista. Gammasäteily on kuiten-
kin luonteeltaan satunnaista, minkä vuoksi yhden fotonin emissiota saattaa
seurata välittömästi toinen emittoitunut fotoni. Tällöin peräkkäiset signaa-
lit saattavat latoutua päällekkäin. Latoutumisilmiötä havainnollistaa kuva
2.7. Kun kaksi signaalia ovat riittävän lähellä toisiaan, ei käsittelylaitteis-
to pysty erottamaan signaaleja toisistaan. Määritetty amplitudi on kahden
signaalin aaltomuodon superpositio, jolloin saatu energiainformaatio ensim-
mäisestä tapahtumasta on väärä. Lisäksi summautumisen vuoksi menetetään
alkuperäisten gammaenergioiden statistiikkaa. Latoutumisilmiön kannalta li-
neaarivahvistimen signaalien kestoaika haluttaisiinkin minimoida.
2.4.5 Kuollut aika
Signaalinkäsittelyketjussa kahdella peräkkäisellä signaalilla on olemassa mi-
nimi aikaero, jolloin järjestelmä vielä pystyy erottamaan kaksi signaalia erilli-
siksi pulsseiksi. Tätä aikaeroa kutsutaan järjestelmän kuolleeksi ajaksi. Kuol-
leen ajan sisällä järjestelmä voi toteutuksesta riippuen, joko hylätä kaikki seu-
raavat tapahtumat tai vastaanottaa myös liian lähekkäiset tapahtumat. Liian
lähekkäiset tapahtumat kuitenkin vain sotkevat mitattavaa energiaspektriä
latoutumisilmiön vuoksi. Järjestelmän kuolleen ajan asettaa hitain kompo-
nentti, joka voi olla esimerkiksi ilmaisin tai viimeisenä tuleva monikanava-
analysaattorin AD-muunnin. Koska gammaemmisio tapahtuu satunnaisesti,
on aina olemassa mahdollisuus, että yhtä emittoitunutta fotonia seuraa toi-
nen fotoni signaalinkäsittelyjärjestelmän kuolleen ajan sisällä.
Hyvän energiaresoluution saavuttamiseksi, käytetään lineaarivahvistimissa
3–5 µs:n muokkausaikoja. Tällöin signaalinkäsittelyjärjestelmän kuollut aika
voi olla jopa 20 µs [14]. Yleensä mittausten laskentataajuudet ovat 5 kHz–
15 kHz. Esimerkiksi 15 kHz:n laskentataajuudella tapahtumien keskimääräi-
nen aikaero olisi 67 µs. Tästä 20 µs:n kuollut aika on lähes 30 %:a.
2.4.6 Vakioviiveliipaisu
Yksinkertaisimmillaan havaitun tapahtuman aika voidaan määrittää signaa-
lin nousevan reunan ylittäessä tietyn määritellyn jännitetason Vl. Tällöin
ongelmaksi muodostuu kuitenkin nousuajaltaan eroavien signaalien tason Vl
leikkaaminen eri aikoina. Liipaisu nousevan reunan mukaan toimiikin tarkas-
ti vain pienellä amplitudivälillä.
15

18. Kuva 2.8: Sisääntulosignaalin muokkaus vakioviiveliipaisussa. Sisääntulosignaalista (a),
jonka nousuaika on tn,muodostetaan sekä ajan tv verran viivästetty (b), että kertoimella
g vaimennettu ja invertoitu signaali (c). Kun käsitellyt signaalit summataan (d), saadaan
signaali, jonka nollakohdan leikkausaika t0 on vakio signaaleille, joilla on keskenään eri
amplitudi V. Kuvassa on esitetty katkoviivalla nousuajaltaan ja amplitudiltaan erilaisen
signaalin muokkaus.
Suurikiteisten germaniumilmaisinten signaalin nousuajan tn ja amplitudin
vaihtelu on huomattavaa. Gammaspektroskopiassa käytetäänkin amplitudin
vaihteluille epäherkkää vakioviiveliipaisua3
[18]. Ideana on luoda alkuperäi-
sestä signaalista bi-polaarinen pulssi, jonka nollatason leikkauskohta on tar-
kasti vakio signaalin amplitudista riippumatta.
Kuvassa 2.8 on vakioviiveliipaisun periaate. Ensin alkuperäisestä signaalis-
ta muodostetaan ajan tv verran viivästetty signaali. Tämän lisäksi muodos-
tetaan vaimennettu ja invertoitu signaali. Kun nämä kaksi signaalia sum-
mataan, saadaan signaali, joka leikkaa nollatason kohdassa t0. Aika t0 on
vakio riippumatta sisääntulosignaalin amplitudin V muutoksista [18]. Sig-
naalin nousuajan tn vaihteluita perinteinen vakioviiveliipaisu ei pysty kom-
pensoimaan. Tämä näkyy kuvassa 2.8, missä katkoviivalla piirretty signaa-
li leikkaa nollakohdan eri aikaan, yhtenäisellä viivalla piirrettyyn signaaliin
verrattuna. Liipaisun suorittavan laitteen minimijännitetaso on tavallisesti
käyttäjän säädettävissä, jolloin voidaan asettaa energiakynnys käsiteltäville
tapahtumille. Sekä nousuajan, että amplitudin vaihtelun vaikutus voidaan
tarvittaessa minimoida käyttäen ARC-liipaisua [19].
3
Engl. Constant Fraction Triggering, CFD
16

19. Kuva 2.9: Energiaspektri 60
Co-säteilylähteestä mitattuna Ge-ilmaisimella ja käyttäen
analogista signaalinkäsittelyjärjestelmää.
2.4.7 Monikanava-analysaattori
Lineaarivahvistimen jälkeen muokattu signaali muunnetaan analogisesta digi-
taaliseen muotoon, ja digitaalinen data jaetaan esimerkiksi pulssien amplitu-
dien perusteella energiaspektriksi. Laitteistoa, joka suorittaa analogi-digitaali-
muunnoksen ja huolehtii tallennuksesta, kutsutaan monikanava-analysaatto-
riksi4
. Monikanava-analysaattorin tärkein osa on AD-muunnin, jonka on pys-
tyttävä suorittamaan AD-muunnos mahdollisimman lineaarisesti. Myös AD-
muunnoksen nopeuteen on syytä kiinnittää huomiota, jotta muunnos ei muo-
dostuisi järjestelmän rajoittavaksi tekijäksi. Hyvin suunnitellussa AD-muun-
timessa muunnoksen hyvyyttä kuvaava sisäinen lineaarisuus5
on alle 1 % [6].
Analogisella signaalinkäsittelyjärjestelmällä ja germaniumilmaisimella saatu
60
Co-energiaspektri on esillä kuvassa 2.9.
2.5 Digitaalinen signaalinkäsittely
Nykyään signaalinkäsittelylaitteisto muodostaa usein mittauksen pullonkau-
lan [1, 20]. Korkeiden laskentataajuuksien signaalinkäsittelyn teoria on ollut
jo pitkään olemassa [21, 22], mutta suurille laskentataajuuksille soveltuvien
tasahuippuisten signaalien muodostaminen on analogisesti vaikeaa [21, 10].
Erityisesti suurikiteisten Ge-ilmaisinten varauksen keräämisajan vaihtelu on
ongelmallinen signaalinkäsittelyn kannalta [17, 21]. Prosessoreiden laskenta-
tehon kasvu on mahdollistanut reaaliaikaisen digitaalisen signaalinkäsittelyn
käyttöönoton.
4
Engl. Multi Channel Analyzer, MCA
5
Engl. integral linearity
17

20. Digitaalisen signaalinkäsittelylaitteiston etuna on huomattavasti yksinker-
taisempi rakenne. Toisin kuin kuvan 2.4 mukaisessa analogisessa signaalin-
käsittelyketjussa, digitaalisessa laitteistossa ilmaisimen esivahvistinsignaali
digitoidaan heti nopealla AD-muuntimella. AD-muunnoksen jälkeen suorite-
taan digitaalinen signaalinkäsittely ja datan tallennus. Digitaalisen laitteiston
ohjelmoitavuus mahdollistaa monipuolisemman käsiteltävän signaalin muok-
kauksen. Digitaalinen laitteisto onkin helppo optimoida hyvää energiareso-
luutiota ja suurta laskentataajuutta silmällä pitäen.
2.5.1 Flash AD -muunnin
Analogisissa järjestelmissä analogi-digitaali-muunnos tehdään yleisesti kak-
soisintegroivalla tai peräkkäisapproksimaatioon perustuvalla AD-muuntimel-
la. Näiden muuntimien etuna on helppo rakenne ja hyvä muunnoksen tark-
kuus. Flash AD -muunninta käytetään, kun halutaan näytteistää analoginen
signaali erittäin nopeasti digitaaliseen muotoon.
N-bittinen muunnin koostuu 2N
kappaleesta vastuksia, joiden yli syötetään
hyvin reguloitu tasajännite. Näin luodaan flash AD -muuntimen 2N
−1 kom-
paraattorille oma referenssijännitetaso. Kun esivahvistimen analoginen sig-
naali syötetään rinnan kaikkiin komparaattoreihin, saadaan komparaatto-
reista signaali logiikkapiirille. Logiikkapiirillä komparattoreiden signaalista
muodostetaan binääriluku, joka kertoo kunkin saapuneen signaalin korkeu-
den järjestelmän tarkkuuden puitteissa. Kuvassa 2.10 on yksinkertainen 2-
bittinen flash AD -muunnin. Koska N-bittisessä flash AD -muuntimessa tar-
vittavien vastusten lukumäärä kasvaa kuten 2N
, nousee käytettävien vastus-
ten ja komparaattorien lukumäärä erittäin nopeasti tarkkuutta lisättäessä.
Samalla muuntimen tehonkulutus ja lämmöntuotto kasvavat, mikä saattaa
aiheuttaa ongelmia flash AD -muuntimen toiminnassa, jos käytetyt vastukset
lämpenevät voimakkaasti.
2.5.2 Trapetsoidi signaalinkäsittely
Kolmion muotoisten signaalien on osoitettu soveltuvan erityisen hyvin tilan-
teisiin, joissa laskentataajuus on korkea ja ilmaisimen nousuajan vaihtelut
ovat suuria [21, 22]. Digitaalisen signaalinkäsittelyn avulla esimerkiksi tra-
petsoidi signaalin muoto on yksinkertainen toteuttaa.
Ilmaisimen esivahvistinsignaalin yhtälö voidaan kirjoittaa muodossa [3]
v(t) =
L
t − θ
e−t/τ
− e−t/θ
(2.3)
18

21. Kuva 2.10: Yksinkertaisen 3-bittisen flash AD -muuntimen toimintaperiaate. Vastusket-
jun yli syötetään tasajännite referenssijännitetason muodostamiseksi. Muuntimeen syö-
tetty analoginen signaali vertaillaan samanaikaisesti jokaisessa komparaattorissa, joiden
ulostuloista muodostetaan binääriluku.
missä θ on signaalin nousuaika, τ on signaalin laskuaika ja L on vakiokerroin.
Tällöin trapetsoidin signaalin antavan järjestelmän ulostulosignaali voidaan
esittää rekursiivisessa muodossa [3]
s(n) = s(n − 1) + p (n) + Mdk,l
(n), n ≥ 0 (2.4)
missä M on vakiokerroin,
p (n) = p (n − 1) + dk,l
(n), n ≥ 0 (2.5)
ja
dk,l
(n) = v(n) − v(n − l) − v(n − l) + v(n − k − l) (2.6)
missä l = k + m. Vakio k määrittelee trapetsoidin nousu- ja laskuosien kes-
toajan ja m kertoo tasaisen huipun kestoajan. Tämän periaatteen mukaisesti
muokattu trapetsoidi signaali on esillä kuvassa 2.11b. Kun signaalin korkeus
luetaan trapetsoidin tasaisen huipun loppupäästä, pystytään sopivalla huipun
kestoajan valinnalla välttymään signaalin ballistisen vajeen vaikutukselta [3].
Yhtälön (2.4) mukainen järjestelmä voidaan rakentaa pienellä määrällä ta-
vallisia digitaalisia komponentteja. Tällaisen järjestelmän yksinkertaistettu
lohkokaavio on esillä kuvassa 2.12.
19

22. Kuva 2.11: Kuvassa a) on esitettynä yhtälön (2.3) mukainen esivahvistinsignaali. Kuvassa
b) on kuvan a) signaalista yhtälön (2.4) mukaisesti muokattu trapetsoidi signaali, jonka
tasaisen huipun kestoaika on m = 0,8 µs. Nousu- ja laskuajat määrittelevä k = 1 µs.
Kuva 2.12: Kaaviokuva trapetsoidin signaalin muodostavasta järjestelmästä [3]. Kuvan
osat: SUM - summain, ACC - akkumulaattori, X - kertoja.
20

23. Luku 3
Kokeelliset menetelmät
3.1 Mittaukset
Työhön liittyvät mittaukset suoritettiin 27.06.-1.7.2005 Gamma-ryhmän toi-
mesta JYFL:n RITU-luolassa. Kiihdytinlaboratorion K130-syklotronilla tuo-
tettiin noin 165 MeV:n 36
Ar7+
-ionisuihku, joka törmäytettiin luonnollisesta
hopeasta tehtyyn kohtioon. Törmäysten seurauksena luonnollisen hopean iso-
toopit virittyvät Coulombin virityksen vaikutuksesta. Viritystilojen purkau-
tuessa, 107
Ag emittoi 324,81 keV:n ja 423,15 keV:n gammakvantit ja 109
Ag
311,38 keV:n sekä 415,21 keV:n gammakvantit [23]. Mittauksissa käytettiin
ionisuihkun intensiteettejä 6,4 pnA–38,6 pnA, jolloin mittauksessa käytetyn
Clover-ilmaisimen laskentataajuus oli 10 kHz–50 kHz.
Argonsuihkun törmäyttäminen kohtioon oli käytännöllinen tapa mittaus-
ten suorittamiseksi, sillä ionisuihkun intensiteettiä muuttamalla voitiin aset-
taa mittauksissa haluttu laskentataajuus. Intensiteetin muuttaminen voidaan
tehdä nopeasti suihkulinjan komponentteja käyttäen. Näin mittausgeometria
pysyi ionisuihkulla tehdyissä mittauksissa tarkasti samana. Säteilylähdettä
käytettäessä laskentataajuuden muuttaminen on selvästi vaikeampaa, sillä
tällöin pitäisi ilmaisimen ja lähteen välistä etäisyyttä pystyä muuttamaan.
Vaihtoehtoisesti olisi käytettävä useita eri aktiivisuuden omaavia säteilyläh-
teitä.
Laitteiston kalibrointiin käytettiin 152
Eu (LN858, EFR1122) ja 133
Ba (LN859,
BRD1122) säteilylähteitä. Mittauksissa tarvittiin myös likimain 1 kHz ja
10 kHz laskentataajuuden tarjoavia 60
Co-säteilylähteitä. Säteilylähteet pys-
tytään asettamaan JUROGAM-spektrometrin kohtiokammion keskelle ho-
peakohtion paikalle.
21

24. Kuva 3.1: Kuvassa keskellä näkyvä Clover-ilmaisin oli mittauspaikalla mittausta varten
rakennetussa telineessä. Ilmaisimen nestetyppisäiliö näkyy oikeassa laidassa, ja Ge-kiteet
sisältävä kryostaatti on kuvassa BGO-suojan ympäröimänä. Ilmaisimen vieressä vasem-
malla on kohtiokammio.
3.2 Clover-ilmaisin
Mittauksissa käytettiin yhtä nelikiteistä GUIT-77 Clover-ilmaisinta. Jokai-
nen ilmaisimen neljästä kiteestä toimi mittauksissa itsenäisesti. Ilmaisimelta
saatavat signaalit vietiin edelleen rinnakkain haaroitettuna sekä TDR- että
TNT2-signaalinkäsittelylaitteistoille. Clover-ilmaisimelle oli mittauksia var-
ten rakennettu teline, jonka avulla ilmaisin voitiin asettaa haluttuun kohtaan
kohtion läheisyyteen. Mittaukset suoritettiin kahdella Clover-ilmaisimen kul-
malla: α1 = 69, 2 ◦
, α2 = 117, 5 ◦
. Kulman suuruus määritettiin ioni-
suihkun etenemissuuntaan nähden. Ilmaisimen jäähdytys nestetypen avulla
tehtiin käyttäen JUROGAM-ilmaisinlaitteiston automaattista täyttöjärjes-
telmää. Kuvassa 3.1 on Clover-ilmaisin mittauspaikalla telineessään BGO-
suojansa ympäröimänä.
3.3 Total Data Readout
Analoginen signaalinkäsittely mittauksissa suoritettiin käyttäen JUROGAM-
spektrometrin komponentteja. Komponentit koostuvat yleisesti saatavilla ole-
vista NIM- ja CAMAC-yksiköistä. Signaalinkäsittelylaitteiston erikoisuutena
on Total Data Readout -järjestelmä (TDR) [24].
Tavallinen menetelmä havaittujen tapahtumien tallentamiseen on käyttää
22

25. yhteistä liipaisusignaalia kaikille järjestelmän laitteille. Korkeilla laskenta-
taajuuksilla ja pitkiä aikaikkunoita käytettäessä, perinteisen liipaisutavan
ongelmana ovat kuolleen ajan aiheuttamat datahäviöt [24]. TDR ratkaisee
ongelman, sallimalla jokaisen järjestelmän osan toimia itsenäisesti. Jokainen
jollekin TDR:n AD-muuntimelle saapuva tapahtuma aikamerkitään globaa-
lin 100 MHz kellon mukaan, jonka jälkeen aikamerkitty data yhdistetään
erillisellä ohjelmalla (event builder). Data tallennetaan vain, jos se täyttää
asetetun ohjelmallisen liipaisun ehdot. Näin vältytään turhalta datan tallen-
tamiselta.
Jotta TDR-järjestelmän AD-muuntimet pysyvät keskenään synkronoituina,
lähettää järjestelmän metronomi synkronointipulsst muuntimille 655360 ns:n
välein. Järjestelmä osaa myös määrittää itsenäisesti eri ilmaisinten kaapelien
pituuksista aiheutuvan aikaviiveen ja ottaa tämän viiveen huomioon tapah-
tumien aikamerkinnässä. Clover-ilmaisimen tapahtumien ajanhetki määritet-
tiin käyttäen analogisia vakioviiveliipaisuun perustuvia NIM-yksiköitä. Lii-
paisun viive tv oli mittauksissa 50 ns. Kuollut aika TDR-järjestelmässä mit-
tausten aikaisilla asetuksilla oli τTDR = 12 µs. Jos peräkkäiset tapahtumat
ilmaisimelta tulevat alle 7 µs:n sisällä toisistaan, on varmaa, että jälkimmäi-
nen signaali latoutuu ensimmäisen signaalin päälle TDR-laitteistossa. Tällöin
ensimmäinen tapahtuma merkitään TDR-datassa latoutuneeksi, ja myöhem-
min merkityt tapahtumat voidaan tarvittaessa poistaa datasta.
3.4 TNT2
Uudentyyppinen TNT2-laitteisto [25] vastasi mittauksissa digitaalisesta sig-
naalinkäsittelystä. Laitteisto koostuu nelikanavaisesta NIM-yksiköstä, joka
sisältää neljä 14-bittistä 100 MHz:n AD6645 Flash ADC -piiriä. Flash AD
-muuntimet näytteistävät ilmaisimen esivahvistimen signaalit binäärimuo-
toon. AD-muunnoksen jälkeisen signaalinkäsittelyn suorittaa Xilinx Virtex
II FPGA prosessori. Kortti voidaan uudelleenohjelmoida, kortilla olevan Xi-
linx Spartan II FPGA prosessorin avulla. Prosessorin mittauksessa käytet-
tävät parametrit ovat muokattavissa USB-väylän välityksellä, kortin Java-
pohjaista TUC hallintaohjelmaa käyttäen. Tiedonsiirto datan tallentavalle
koneelle tapahtuu USB-väylää pitkin.
Virtex II prosessori muokkaa Ge-ilmaisimen esivahvistinsignaalin trapetsoi-
diksi signaaliksi yhtälön (2.4) mukaisesti. Trapetsoidin signaalin tasaisen hui-
pun kestoaika m oli mittauksissa 0,8 µs. Nousu- ja laskuajat asettavan viiveen
k kesto oli alle 50 kHz laskentataajuuden mittauksissa 3 µs. Laskentataajuu-
23

26. Kuva 3.2: Nelikanavainen digitaalinen TNT2 signaalinkäsittelykortti. Kortin suurista pii-
reistä ylempi on Virtex II FPGA prosessori ja tämän alla on Xilinx Spartan II FPGA
prosessori.
della 50 kHz suoritetussa mittauksessa k:n arvo oli 2 µs. Jos ilmaisimen sig-
naalia seurasi mittauksessa ajan k + m sisällä toinen signaali, hylättiin tämä
signaali käsittelemättä. Laitteiston kuollut aika τTNT2 on siten k + m mik-
rosekuntia. Tutkittava signaali hylättiin myös, jos sen amplitudi syystä tai
toisesta ylitti TNT2-kortin jännitteen ylärajan.
Mittauksissa TNT2 aikamerkitsi ilmaisimelta saapuneet tapahtumat oman
100 MHz:n kellonsa mukaan. Tapahtumien aikamerkki saatiin TNT2:n di-
gitaalisesta vakioviiveliipaisusta, joka vastaa toiminnaltaan analogista esi-
kuvaansa. Tulosten analysoinnin helpottamiseksi TNT2:n tapahtumien ai-
ka muunnettiin TDR:n aikamuotoon erillistä ohjelmaa käyttäen. Tässä yk-
sinkertaisessa muunnosohjelmassa oletettiin TNT2:n tallentavan kaiken sille
syötetyn datan muuttumattomana, eikä ohjelma sisältänyt poikkeavien ti-
lanteiden käsittelyä. Mittauksissa digitaalinen laitteisto vastaanotti TDR-
järjestelmän kellon lähettämät, 655360 ns:n välein toistuvat, synkronoin-
tipulssit. Nämä synkronointipulssit tallentuivat osaksi TNT2:n mittausda-
taa. Yhteisten synkronointipulssien tallentuminen kummassakin laitteistossa
mahdollistaa mittausdatojen vertailun mittausten jälkeen.
24

27. 3.5 Vertaileva ohjelma
Työssä suoritettavaa analogisen ja digitaalisen mittausdatan vertailua var-
ten tehtiin ohjelma C++-ohjelmointikieltä ja ROOT-ohjelmistoa [26] käyt-
täen. ROOT tarjoaa oliopohjaisen rajapinnan ohjelmassa tarvittaville osille.
Esimerkiksi datan lukemista ja tallennusta varten, ohjelmassa tarvitsee vain
käyttää ROOTissa valmiina olevia rakenteita. Näin ohjelmoijan ei tarvitse
käyttää aikaa käsiteltävän datan lukemiseen ja tallennuksen algoritmien ke-
hittämiseen.
Luodulla ohjelmalla tutkittiin, kuinka identtisenä TDR- ja TNT2-järjestel-
mistä saadaan niille syötetty Clover-ilmaisimen data. Ohjelmalla voidaan lu-
kea sekä analoginen että digitaalinen mittausdata, ja tallentaa nämä puumai-
sena rakenteena. Joko analoginen tai digitaalinen data valitaan ohjelmassa
referenssiksi, johon toisen laitteiston dataa verrataan. Mittausdatojen korre-
laation toteamiseksi ohjelmassa voidaan asettaa sekä aika- että energiaehtoja.
Saadut tulokset voidaan visualisoida 1D- tai 2D-histogrammeina, joko käyt-
täen ROOTia tai erillistä visualisointiohjelmaa.
Ohjelma valitsee referenssiksi määritellystä mittausdatasta ensimmäisen ta-
pahtuman ensimmäisen yhteisen synkronointipulssin jälkeen. Sekä analogi-
sessa että digitaalisessa datassa tapahtuma pitää sisällään tiedon fotonin
havaitsemisen ajankohdasta, energiasta sekä siitä, mistä ilmaisimen kiteestä
signaali on peräisin. Tämän jälkeen ohjelma etsii vertailtavasta datasta, sa-
masta kiteestä peräisin olevaa tapahtumaa 500 ns ennen ja jälkeen referenssi-
tapahtuman ( 500 ns aikaikkunassa). Aikaikkunan 1000 ns:n leveys on lähes
kolmasosa TNT2:n 2800 ns:n kuolleesta ajasta 50 kHz:n laskentataajuudella.
Analogisen laitteiston 12 µs:n kuollut aika on neljä kertaa TNT2:n kuollutta
aikaa pidempi. Siten 500 ns:n aikaikkunassa pitäisi yhtä tapahtumaa koh-
den löytyä aina korkeintaan yksi korreloitu tapahtuma. Jos korreloitu tapah-
tuma löytyy, voidaan ohjelmassa asettaa tapahtumalle edelleen energiaehto.
Lopulta tapahtuma kirjataan joko korreloituihin tai ei-korreloituihin tapah-
tumiin. Tämän jälkeen ohjelma siirtyy järjestyksessä seuraavaan tapahtu-
maan, ja suorittaa edellä kuvatun käsittelyn määritellyn ehdon loppuun asti.
Ohjelman toiminnan periaate on kuvassa 3.3.
25

28. Kuva 3.3: Digitaalisen (TNT2) ja analogisen (TDR) datan vertailun suorittavan ohjel-
man toimintaperiaate. Synkronointipulssit merkitään S:llä ja varsinaiset tapahtumat T:llä.
TNT2:n data on referenssi, jonka suhteen TDR:n datasta etsitään korreloituja tapahtumia.
Kuvan tilanteessa T1 ja T1 tulevat korreloiduiksi, T2:lle sitä vastoin ei löydy korrelaatiota.
26

29. Luku 4
Havainnot
4.1 Ohjelmakoodin testaus
Ennen varsinaista TNT2:n ja TDR:n mittausdatojen välistä vertailua, oh-
jelmakoodin toimintaa tutkittiin generoidulla satunnaisdatalla. Molempien
laitteistojen satunnaisdata sisälsi synkronointipulssit 655360 aikayksikön vä-
lein kuten todellinen mittausdatakin. Synkronointipulssien välillä oli 20000
aikayksikön välein luotuja tapahtumia, jotka kuvasivat ilmaisinjärjestelmän
havaitsemia tapahtumia. Sekä TDR:n että TNT2:n energia-arvojen luontiin
käytettiin samaa satunnaislukujuurta, jolloin luotujen tiedostojen tiedetään
olevan keskenään identtiset. Generoituihin TNT2-datan tapahtumiin lisättiin
tahallisesti +15 aikayksikön viive, jonka pitäisi näkyä korreloitujen tapahtu-
mien aikaspektrissä.
Yllä kuvatun mukaiset datatiedostot syötettiin vertailevalle ohjelmalle. Kor-
relaation hyvyys voidaan varmistaa tutkimalla korreloitujen tapahtumien vä-
listä aika- ja energiaeroa. Satunnaisdatan korreloitujen tapahtumien aikae-
ron spektri on kuvassa 4.1a. Korreloitujen tapahtumien aikaero ∆t on +15
aikayksikköä kaikissa tapauksissa. Lisäksi kuvasta 4.1b nähdään korreloitu-
jen tapahtumien energiaeron ∆E olevan aina 0 keV. Näin ollen vertailevan
ohjelman tiedettiin toimivan halutulla tavalla.
4.2 Energiakalibraatio
Jotta varsinaisten mittausten vertailu TNT2:n ja TDR:n välillä olisi mah-
dollista ajan lisäksi myös energian perusteella, oli sekä analogiselle että digi-
taaliselle laitteistolle tehtävä energiakalibraatio. Kalibraatio tehtiin käyttäen
152
Eu- ja 133
Ba-säteilylähteillä suoritettua mittausta, jolloin kalibraatioon
27

30. Kuva 4.1: Korreloitujen tapahtumien aikaero ∆t = tTNT2 - tTDR on kuvassa a). Kuvassa
b) on korreloitujen tapahtumien energiaero ∆E = ETNT2 - ETDR.
Taulukko 4.1: Taulukossa ovat 152
Eu1
- ja 133
Ba2
-lähteiden gammaenergiat, sekä kunkin
gammasiirtymän absoluuttinen intensiteetti [23].
Energia, keV 276,42
302,92
344,31
356,02
383,82
Abs. Intensiteetti, % 7,1 18,3 28,6 61,9 8,9
Energia, keV 778,91
964,11
1085,81
1112,11
1408,01
Abs. Intensiteetti, % 13,0 14,6 10,1 13,5 20,9
saatiin käyttöön laaja energia-alue. Taulukossa 4.1 ovat käytetyt Europium-
Barium–kalibraation energiat, sekä vastaavien siirtymien absoluuttiset inten-
siteetit.
Kalibraatiossa ei käytetty alimpia 133
Ba:n 81,0 keV ja 152
Eu:n 121,8 keV
energioita [23], sillä TNT2:n energiakynnys oli ionisuihkulla tehdyissä mit-
tauksissa näiden energioiden yläpuolella. Mittausten alkupuolella TNT2:n
energiakynnys oli alle 17 keV. Signaalinkäsittelyn parametrejä optimoitaessa
korkeita laskentataajuuksia varten, myös TNT2:n energiakynnys oli muuttu-
nut. Energiakynnysten erot näkyvät suoraan TNT2:n ja TDR:n Europium-
Barium–energiaspektreissä kuvissa 4.2 ja 4.3. Analoginen järjestelmä puoles-
taan ei ole enää lineaarinen 81,0 keV:n ja 121,8 keV:n energioilla. Jokaiselle
neljästä Clover-ilmaisimen kiteen datasta tehtiin erillinen kalibraatio. Ener-
giakynnysten erojen vuoksi asetettiin ohjelmallinen 270 keV energian alara-
jan ehto kummallekin laitteistolle analysoivaan ohjelmaan. Näin varmistet-
tiin, että jatkossa tehtävässä vertailussa vertaillaan mahdollisimman samoja
tapahtumia. Energian ylärajan ehdoksi vertailevassa ohjelmassa asetettiin
1600 keV. Muutaman kiloelektronivoltin poikkeama analogisen ja digitaali-
sen laitteiston välillä ei katsottu tässä työssä olevan merkittävä. Siten esimer-
28

31. kiksi TNT2:n energiaspektriä ei kalibroitu suhteessa TDR:n energiaspektriin.
Kalibraatiota tehtäessä havaittiin TNT2-järjestelmän kanavan 2 olevan epä-
lineaarinen energialueella 1 MeV–1,4 MeV. Epälineaarisuus näkyy erittäin
selvästi kuvassa 4.4. Kuvassa TNT2:n kanavan 2 60
Co-energiaspektrin kaksi
gammapiikkiä ovat jakautuneet neljäksi piikiksi. Vastaavasti analogisen jär-
jestelmän 60
Co-energiaspektrissä nähdään vain kaksi gammapiikkiä energioi-
den 1173,2 keV ja 1332,5 keV kohdalla [23].
Kuva 4.2: TNT2:n 152
Eu-133
Ba-energiaspektri alueelta 0 keV–400 keV. Digitaalisen lait-
teiston energiakynnys oli mittauksissa korkealla, heikentäen jopa 244,7 keV gammapiikin
intensiteettiä spektrissä.
Kuva 4.3: TDR:n 152
Eu-133
Ba-energiaspektri alueelta 0 keV–400 keV. Analogisen järjes-
telmän energiakynnys mittauksissa oli noin 20 keV.
29

32. Kuva 4.4: Kanavan 2 häiriö TNT2-kortin 60
Co-energiaspektrissä. Spektrin 1173,2 keV
ja 1332,5 keV gammapiikit ovat jakautuneet selvästi kahtia. Vastaavaa häiriötä ei nähdä
analogisen järjestelmän kiteen 2 energispektrissä.
4.3 Synkronointipulssin puuttuminen
Mittausten dataa analysoitaessa, havaittiin yllättävä korreloitujen tapahtu-
mien loppuminen, tietyn ajan kuluttua mittauksen alkamisesta. Kuvassa 4.5a
on esitetty 1 kHz:n laskentataajuudella tehdyn 60
Co-mittauksen korreloidut
tapahtumat ilmaisimen kiteestä 1 ajan funktiona. Kuvassa 4.5b on vastaavas-
ti korreloimattomien tapahtumien määrä ajan funktiona. Korreloimattomien
tapahtumien määrän nähdään kasvavan selvästi samalla ajanhetkellä, kun
korreloitujen tapahtumien määrä menee lähes nollaan. Korreloitujen tapah-
tumien loppumisen havaittiin riippuvan mittauksesta käytetystä laskentataa-
juudesta: laitteistojen välinen tapahtumien korrelaatio loppui sitä aiemmin,
mitä korkeampi mittauksen Clover-ilmaisimen laskentataajuus oli. Tämä il-
miö havaittiin pidettäessä sekä TNT2-, että TDR-järjestelmää referenssinä.
Korrelaation loppumiselle löydettiin selitys tutkimalla TDR:n sekä TNT2:n
mittausdatan synkronointipulssien välistä aikaeroa. Siinä missä TDR:n synk-
ronointipulssien välinen aikaero oli aina tarkasti 655360 ns, TNT2:n synkro-
nointipulssien välisen aikaeron havaittiin olevan toisinaan 2x655360 ns. Tämä
tarkoittaa, että digitaalinen laitteisto ei ollut kirjannut kaikkia TDR:n kellon
lähettämiä synkronointipulsseja. Koska TNT2:n ajan muuttamiseen TDR:n
ajaksi käytetty ohjelma kirjoitti kahden peräkkäisen synkronointipulssin väli-
seksi aikaeroksi aina 655360 ns, syntyi muunnoksessa virhe synkronointipuls-
sin puuttuessa. Puuttuvien pulssien määrän havaittiin kasvavan laskentataa-
juuden kasvaessa. Aikavirhe voitiin havaita, pitämällä kirjaa TNT2:n synk-
ronointipulssien välisestä aikaerosta. Vertailu oli mahdollista, sillä TNT2:n
30

33. Kuva 4.5: Kuvassa a on korreloitujen tapahtumien lukumäärä sekunnissa 1 kHz:n 60
Co-
mittauksessa ilmaisimen kiteestä 1. Kuvassa b on korreloimattomien tapahtumien luku-
määrä sekunnissa 1 kHz:n 60
Co-mittauksessa ilmaisimen kiteestä 1. Vertailevassa ohjel-
massa asetettu ohjelmallinen energiaehto oli 270 keV–1,6 MeV.
31

34. Kuva 4.6: Kuvissa ovat kuvia 4.5a ja 4.5b vastaavat spektrit, analysoivassa ohjelmassa
tehdyn aikakorjauksen jälkeen. Kuvassa a on korreloitujen tapahtumien lukumäärä sekun-
nissa 1 kHz:n 60
Co-mittauksessa ilmaisimen kiteestä 1. Kuvassa b on korreloimattomien
tapahtumien lukumäärä sekunnissa 1 kHz:n 60
Co-mittauksessa ilmaisimen kiteestä 1. Ver-
tailevassa ohjelmassa asetettu ohjelmallinen energiaehto oli 270 keV–1,6 MeV.
32

35. datassa tapahtumille oli mukana myös TNT2:n oman 100 MHz kellon aika-
merkki. Ongelma korjattiin lisäämällä virheen jälkeisten tapahtumien aikoi-
hin puuttuva aika. Korjauksen jälkeen korrelaation ei havaittu enää loppuvan
pitkilläkään analysointiajoilla. Kuvassa 4.6a on 1 kHz 60
Co-mittauksen kor-
reloitujen tapahtumien määrä ajan funktiona korjauksen jälkeen. Vastaavasti
kuvassa 4.6b on korreloimattomien tapahtumien määrä ajan funktiona. Kor-
reloitujen tapahtumien lukumäärä sekunnissa pysyy likimain vakiona, kuten
myös korreloimattomien tapahtumien lukumäärä. Tehty korjaus toimi myös
10 kHz–50 kHz laskentataajuuden mittauksissa. Havainnot ovat yhtenevät
kaikille ilmaisimen kiteille.
4.4 Aikakorrelaatio
Aikakorrelaatiota TNT2:n ja TDR:n tapahtumien välillä tutkittiin viidestä
eri laskentataajuudella suoritetusta mittauksesta. Analyysi suoritettiin sekä
pitäen TNT2:ta, että TDR:ää referenssinä. Aluksi aikakorrelaatiota tutkit-
tiin tilanteessa, missä TDR:n datasta ei ollut poistettu päällekkäin latou-
tuneita tapahtumia. Tällöin ajallisesti korreloimattomien tapahtumien Tek
suhde kaikkiin tapahtumiin Ttot nähden ilmaisimen kiteestä kolme näkyvät
kuvassa 4.7. Vertailevassa ohjelmassa asetettu ohjelmallinen energiaehto oli
270 keV–1,6 MeV. Tutkittujen tapahtumien kokonaismäärä Ttot oli 100 000.
Kun analogisen järjestelmän datasta poistettiin latoutuneiksi merkityt ta-
pahtumat, syntyi analogisen ja digitaalisen laitteiston välille selvä ero. Ku-
vasta 4.8 nähdään digitaalisen järjestelmän mittausdatasta löytyvän lasken-
tataajuuden kasvaessa selvästi enemmän ajallisesti korreloimattomia tapah-
tumia. Myöhempiä tutkimuksia varten päällekkäin latoutuneet tapahtumat
poistettiin TDR-järjestelmän mittausdatasta.
Taulukkoon 4.2 on koottu neljän kiteen tulokset, kun TDR:n latoutuneet ta-
pahtumat oli poistettu. Clover-ilmaisimen kiteen 2 tuloksien havaittiin poik-
keavan muiden kiteiden tuloksista. Syynä tähän on kanavan kaksi epäline-
aarisuus TNT2-laitteistossa 1 MeV–1,4 MeV:n alueella. Kaikilla laskentataa-
juuksilla, TDR datan ollessa vertailukohtana, ajallisesti korreloimattomien
tapahtumien määrä on merkittävästi suurempi kuin muilla kiteillä. Erityi-
sen suuri ero on matalilla 200 Hz:n ja 1 kHz:n laskentataajuuksilla. Kiteen
yksi tuloksissa erot, TNT2-datan ollessa vertailukohtana, ovat muiden kitei-
den tuloksia suuremmat korkeilla laskentataajuuksilla. Tämän aiheutti TDR-
laitteiston kanavan 1, liian alhaisesta energiakynnyksestä johtunut, kohina.
33

36. Kuva 4.7: Ajallisesti korreloimattomien tapahtumien suhde kaikkiin analysoituihin ta-
pahtumiin nähden sekä TNT-, että TDR-laitteiston ollessa referenssinä. Analogisen jär-
jestelmän datasta ei tässä tapauksessa ole poistettu päällekkäin latoutuneita tapahtumia.
Tulokset ovat ilmaisimen kiteestä 3. Vertailevassa ohjelmassa asetettu ohjelmallinen ener-
giaehto oli 270 keV–1,6 MeV.
Kuva 4.8: Ajallisesti korreloimattomien tapahtumien suhde kaikkiin analysoituihin ta-
pahtumiin nähden sekä TNT-, että TDR-laitteiston ollessa referenssinä. Analogisen jär-
jestelmän merkitsemät latoutuneet tapahtumat on tässä tapauksessa poistettu. Tulokset
ovat ilmaisimen kiteestä 3. Vertailevassa ohjelmassa asetettu ohjelmallinen energiaehto oli
270 keV–1,6 MeV.
34

37. Taulukko 4.2: Ajallisesti korreloimattomien tapahtumien Tek suhde kaikkiin analysoitui-
hin tapahtumiin Ttot nähden viidestä eri laskentataajuudella suoritetusta mittauksesta.
Vertailevassa ohjelmassa asetettu ohjelmallinen energiaehto oli 270 keV–1,6 MeV. Analy-
soitujen tapahtumien määrä Ttot = 100000.
TNT K1 TDR K1 TNT K2 TDR K2 TNT K3 TDR K3 TNT K4 TDR K4
200 Hz 0,019 0,028 0,014 0,061 0,011 0,013 0,012 0,019
1 kHz 0,039 0,037 0,032 0,176 0,031 0,032 0,031 0,036
10 kHz 0,243 0,110 0,161 0,152 0,149 0,095 0,152 0,101
30 kHz 0,598 0,230 0,383 0,282 0,362 0,230 0,347 0,239
50 kHz 0,853 0,303 0,578 0,364 0,556 0,312 0,543 0,323
4.5 Korreloitujen tapahtuminen aikaero
Tutkittaessa mittausten korreloitujen tapahtumien välistä aikaeroa, havait-
tiin ettei aikaeron spektri ole enää kuvan 4.1a kaltainen ideaalinen piikki.
Aikaerospektri mittausten korreloiduista tapahtumista on kuvan 4.9 mukai-
nen. Kuvan 4.9 spektri on 133
Ba- ja 152
Eu-lähteillä tehdystä mittauksesta
ilmaisimen kiteestä 1. Mittauksen laskentataajuus oli 200Hz. Koska aikae-
ro ∆t = tTNT2 - tTDR ≈ 130 ns, kirjautuu TDR:ssa tapahtuma lähes aina
ennen TNT2:ta. Syynä tähän viiveeseen ovat mitä todennäköisimmin olleet
pidemmät signaalikaapelit Clover-ilmaisimelta digitaalilaitteistolle. Vertaile-
vassa ohjelmassa asetettu ohjelmallinen energiaehto oli 40 keV–1,6 MeV. Oh-
jelmallinen energiakynnys oli tässä vertailussa alhainen, sillä vertailussa ol-
tiin kiinnostuneita vain tapahtumien aikaerosta.
Kuvassa 4.9 nähtävän aikaeron piikin oikeanpuoleisen hännän oletettiin ole-
van riippuvainen korreloidun tapahtuman energiasta. Kun korreloiduista ta-
pahtumista tehtiin aikaero-energia–spektri, saatiin tehdylle oletukselle var-
mistus. Kuvan 4.10 aikaero-energia–spektristä nähdään aikaeron vaihtelevan
enemmän matalilla energioilla. Myös korkeammilla laskentataajuuksilla suo-
ritetuissa mittauksissa korreloitujen tapahtumien spektrit olivat vastaavat.
TDR-datan valinta, TNT2-datan sijaan, referenssiksi analysoivassa ohjelmas-
sa, ei tuottanut muutoksia näihin havaintoihin.
Tulokset kiteen 2 tapahtumien aikaeron osalta eroavat muiden kiteiden tu-
loksista kaikilla laskentataajuuksilla. Tähän on syynä TNT2-laitteiston kana-
vassa 2 havaittu epälineaarisuus. Kiteen 2 aikaeron spektrissä nähdään kuvan
4.11 mukainen pienempi huippu 400 ns:n tuntumassa. Kun kiteen 2 aikaeroa
tutkitaan TNT2:n määrittämän energian funktiona, nähdään energia-alueella
1 MeV–1,4 MeV aikaeron spektrin jakautuneen kahtia. Kuvan 4.12 spektris-
35

38. tä nähdään 400 ns:n kohdalla olevien Europium-Barium–spektrin gamma-
piikkien muodostavan selkeästi laskevan suoran. Energiaspektri saadaan pro-
jektiona energia-akselille, joten alueella 1 MeV–1,4 MeV gammapiikit ovat
jakautuneet kahtia.
Kuva 4.9: Aikaerospektri ilmaisimen kiteestä 1 152
Eu- ja 133
Ba-lähteillä suoritetusta
mittauksesta. Aikaero ∆t = tTNT2 - tTDR. Vertailevassa ohjelmassa asetettu ohjelmallinen
energiaehto oli 40 keV–1,6 MeV.
Kuva 4.10: Aikaero-energia–spektri ilmaisimen kiteestä 1 152
Eu- ja 133
Ba-lähteillä suo-
ritetusta mittauksesta. Aikaero ∆t = tTNT2 - tTDR vaihtelee matalilla energioilla selvästi
korkeita energioita enemmän.
36

39. Kuva 4.11: Aikaerospektri ilmaisimen kiteestä 2 152
Eu- ja 133
Ba-lähteillä suoritetusta
mittauksesta. Huomattavaa kuvassa on 400 ns:n kohdalla näkyvä toinen huippu, jota kiteen
1 aikaeron spektrissä kuvassa 4.9 ei ole näkyvissä. Aikaero ∆t = tTNT2 - tTDR.
Kuva 4.12: Aikaero-energia–spektri ilmaisimen kiteestä 2 152
Eu- ja 133
Ba-lähteillä suo-
ritetusta mittauksesta. Kuvan 4.11 aikaspektrin 400 ns:n kohdalla oleva kumpu syn-
tyy energia-alueen 1 MeV–1,4 MeV tapahtumien aikaerosta. Ajan viivästyminen johtuu
TNT2:n kanavassa kaksi havaitusta epälineaarisuudesta 1 MeV–1,4 MeV:n alueella. Aikae-
ro ∆t = tTNT2 - tTDR.
37

40. Kuva 4.13: Ilmaisimen kiteestä 1 ajallisesti korreloitujen tapahtumien 2D-energiaspektri
50 kHz:n laskentataajuudella tehdystä 36
Ar7+
+Ag mittauksesta.
4.6 Energiakorrelaatio
Vertailtaessa eri laskentataajuuksilla tehtyjen mittausten ajallisesti korreloi-
tujen tapahtumien energioita, havaittiin joukossa olevan tapahtumia, joissa
ETDR > ETNT2. Analyysin aluksi pidettiin TNT2-dataa referenssinä, johon
TDR-dataa verrattiin. Energiaero ajallisesti korreloituneiden tapahtumien
välillä on pahimmillaan jopa 1 MeV kuvan 4.13 mukaisesti. Näiden, ajallises-
ti hyvin korreloitujen, tapahtumien määrä kasvaa laskentataajuuden kasvaes-
sa, kuten kuvien 4.14–4.17 energiaeron ∆E = ETNT2 - ETDR spektreistä näh-
dään. Erityisesti huomattavaa on, ettei tapauksia, joissa ETNT2 > ETDR, ole
käytännössä lainkaan. Lisäksi 50 kHz:n laskentataajuudella voidaan havaita
energiaeron spektrin piikittyvän noin 8 keV:n kohdalle, kun matalammilla
laskentataajuuksilla spektrin huippu on noin 3 keV:n kohdalla. Analogisen
järjestelmän vaihtaminen referenssiksi analysoivassa ohjelmassa tuottaa vas-
taavat tulokset.
Ajallisesti korreloitujen, mutta energialtaan toisistaan selvästi poikkeavien,
tapahtumien syyn selvittämiseksi sovitettiin kuvien 4.14–4.17 spektreihin
gaussinen funktio. Sovituksesta saadun keskihajonnan σ avulla voitiin analy-
soivaan ohjelmaan asettaa ajallisesti korreloiduille tapahtumille 3σ-levyinen
38

41. energiaehto. Näin voitiin muodostaa energiaspektrit tapahtumista, jotka ovat
leveyden 3σ sisällä, ja tapahtumista, jotka ovat 3σ:n ulkopuolella. Tällöin saa-
tiin kuvien 4.18-4.21 mukaiset energiaspektrit 50 kHz:n laskentataajuudella
tehdystä 36
Ar7+
+Ag mittauksesta. Tulokset ovat Clover-ilmaisimen kiteestä
1, mutta muiden kanavien tulokset ovat vastaavat.
Asetetun energiaehdon ulkopuolisten tapahtumien spektreissä 4.20 ja 4.21
nähdään edelleen 107
Ag ja 109
Ag:n Coulombin virityksen gammakvanttien
piikit. Energiaresoluutio on kuitenkin selvästi heikompi, kuin energiaehdon
sisään jääneiden tapahtumien spektreissä kuvissa 4.18 ja 4.19. Hopean gam-
mapiikkien yläpuolella spektreissä 4.18 ja 4.19 näkyvä 511 keV:n annihilaa-
tiopiikki ei näy enää 3σ-energiaehdon ulkopuolisten tapahtumien spektreis-
sä. Syynä annihilaation gammapiikin näkymättömyyteen on melko varmas-
ti kuitenkin spektrien tapahtumien vähyys. Vertailevassa ohjelmassa asetet-
tu ohjelmallinen energiaehto oli energiakorrelaatiota tutkittaessa 270 keV–
1,6 MeV. Eri laskentataajuuksilla tulokset ovat kuvia 4.18-4.21 vastaavat.
39

42. Kuva 4.14: Ilmaisimen kiteestä 1 1 kHz:n laskentataajuudella suoritetun 60
Co-mittauksen
aikakorreloitujen tapahtumien energiaeron ∆E = ETNT2 - ETDR spektri.
Kuva 4.15: Ilmaisimen kiteestä 1 10 kHz:n laskentataajuudella suoritetun 36
Ar7+
+Ag
-mittauksen aikakorreloitujen tapahtumien energiaeron ∆E = ETNT2 - ETDR spektri.
40

43. Kuva 4.16: Ilmaisimen kiteestä 1 30 kHz:n laskentataajuudella suoritetun 36
Ar7+
+Ag
-mittauksen aikakorreloitujen tapahtumien energiaeron ∆E = ETNT2 - ETDR spektri.
Kuva 4.17: Ilmaisimen kiteestä 1 50 kHz:n laskentataajuudella suoritetun 36
Ar7+
+Ag
-mittauksen aikakorreloitujen tapahtumien energiaeron ∆E = ETNT2 - ETDR spektri.
41

44. Kuva 4.18: TNT2 järjestelmän energiaspektri aikakorreloiduista tapahtumista ilmaisimen
kiteestä 1, jotka ovat asetetun 3σ energiaehdon sisäpuolella 50 kHz laskentataajuuden
mittauksessa.
Kuva 4.19: TDR järjestelmän energiaspektri aikakorreloiduista tapahtumista ilmaisimen
kiteestä 1, jotka ovat asetetun 3σ energiaehdon sisäpuolella 50 kHz laskentataajuuden
mittauksessa.
42

45. Kuva 4.20: TNT2 järjestelmän energiaspektri aikakorreloiduista tapahtumista ilmaisimen
kiteestä 1, jotka ovat asetetun 3σ energiaehdon ulkopuolella 50 kHz laskentataajuuden
mittauksessa.
Kuva 4.21: TDR järjestelmän energiaspektri aikakorreloiduista tapahtumista ilmaisimen
kiteestä 1, jotka ovat asetetun 3σ energiaehdon ulkopuolella 50 kHz laskentataajuuden
mittauksessa.
43

46. Luku 5
Päätelmät
Tässä työssä verrattiin digitaalista signaalinkäsittelylaitteistoa jo pitkään
käytössä olleeseen analogiseen laitteistoon useilla eri laskentataajuuksilla.
Tarkoituksena oli testata TNT2-järjestelmän toiminta todellisessa mittauk-
sessa. Halutun laskentataajuuden savuttamiseen käytettiin hyvin tunnettua
reaktiota, jossa 36
Ar7+
ionisuihku törmäytettiin luonnollisesta hopeasta teh-
tyyn kohtioon. Suihkun intensiteetin muuttaminen halutun laskentataajuu-
den luomiseksi oli käytännöllistä, koska uusi laskentataajuus saavutettiin ai-
na täsmälleen samalla mittausgeometrialla. Samalla vältyttiin myös korkea-
aktiivisten säteilylähteiden käsittelyn tarpeelta. Mahdollisuus asentaa mit-
tauksissa käytetyt säteilylähteet kohtiokammion keskelle, mahdollistaa myös
lähteillä tehtyjen mittausten käytön analyysissä.
Analogisen ja digitaalisen järjestelmän energiakalibraatiota tehtäessä havait-
tiin järjestelmien energiakynnyksissä selvä ero. Tämä nähdään kuvasta 4.2.
Koska mittausten alussa TNT2:n energiakynnys oli alle 17 keV, on TNT2-
järjestelmän parametrien optimointi korkeita laskentataajuuksia varten ai-
heuttanut huomattavan muutoksen myös TNT2:n energiakynnykseen. Analo-
gisen ja digitaalisen laitteiston aikakorreloitujen tapahtumien vertailun kan-
nalta on erittäin tärkeää, ettei ohjelmallista vertailua tehdä energia-alueella,
josta toinen laitteisto ei alun perinkään ole tallentanut yhtään tapahtumaa.
Koska TDR:n metronomin lähettämät synkronointipulssit ovat tärkeitä il-
maisinjärjestelmän yhtäaikaisen toiminnan varmistamiseksi, ei havaittu synk-
ronointipulssien hukkaaminen ole toivottavaa. Syytä TNT2:n synkronointi-
pulssien kadottamiseen ei pystytty lopullisesti ratkaisemaan. Kun laskenta-
taajuus kasvaa, kasvaa myös puuttuvien synkronointipulssien määrä. TNT2-
laitteistossa synkronointipulssit otetaan vastaan rinnan varsinaisten ilmaisi-
men tapahtumien kanssa. Sekä synkronointipulssit, että signaalit ilmaisimelta
44

47. sijoitetaan TNT2:ssa samaan puskurimuistiin, signaaleille asetetun prioritee-
tin perusteella. Korkeamman prioriteetin signaalit luetaan aina ensin pusku-
riin, jolloin puskurin täyttyessä alhaisemman prioriteetin signaalit menete-
tään. Mittauksissa ilmaisimen signaalien prioriteetti oli korkeampi kuin synk-
ronointipulssien prioriteetti. Onkin todennäköistä, että mittauksissa TNT2:n
puskurimuisti täyttyi toisinaan usean gammahajoamisen tapahtuessa ajalli-
sesti lähellä toisiaan. Mittauksen laskentataajuuden kasvaessa, lähekkäisiä
tapahtumia oli enemmän, jolloin myös puskurimuistin tila loppui useammin.
Varsinaisten tapahtumien puuttumista puskurin täyttymisen vuoksi on käy-
tännössä mahdoton selvittää, sillä gammasäteet eivät seuraa toisiaan tasaisin
aikavälein. Synkronointipulssien aikaeron ohjelmallinen tarkkailu on tilapäi-
nen ratkaisu synkronointipulssien menettämiseen, mutta ongelman todellinen
ratkaisu vaatii jatkotutkimuksia.
Korreloitujen tapahtumien aikaeron spektrin muoto on vakioviiveliipaisuun
perustuville järjestelmille tyypillinen [19]. Kuvissa 4.9 ja 4.11 nähtävä muoto
on tässä tapauksessa seurausta kahden eri laitteiston parametrien ja toimin-
nan eroista, sillä kyseessä on kahden järjestelmän välinen aikaero. Analyysin
perusteella ei tosin voida sanoa, kumpi järjestelmistä toimii hitaammin toi-
seen nähden. Kummankin laitteiston aikaresoluutio voidaan kuitenkin mää-
rittää helposti erikseen, käyttäen mittauksessa esimerkiksi nopeaa BaF2 ma-
teriaalista [27] valmistettua tuikeilmaisinta.
Digitaalisen järjestelmän, energia-alueella 1 MeV–1,4 MeV, kanavassa 2 ha-
vaittu ongelma johtuu melko varmasti kanavan 2 flash AD -muuntimen toi-
minnasta. Koska TDR-järjestelmässä ei kiteen 2 spektrissä näy kuvan 4.4
mukaista 60
Co:n spektrin gammapiikkien kahtiajakautumista, ei ongelma ole
ilmaisimessa. Kun lisäksi tiedetään kiteiden 1, 3 ja 4 spektrien olevan häiriöt-
tömiä digitaalisellakin puolella, ja että TNT2:ssa signaalinkäsittelyn kaikilta
neljältä kanavalta suorittaa yksi ja sama Virtex II prosessori, jää jäljelle vain
kanavan kaksi flash AD -muunnin. Digitaalisessa järjestelmässä käytetyn AD-
muuntimen 14 bitin tarkkuuden saavuttamiseksi tarvitaan 16384 vastusta ja
16383 komparaattoria, jolloin pienen pintaliitoskomponentin lämmöntuotto
on jo melkoinen. Koska vastuksen resistanssi on lämpötilariippuvainen, voi
flash AD -piirin lämpeneminen tuotta ongelmia.
Ajallisesti korreloitujen tapahtumien energiakorrelaation tutkiminen tuotti
yllättävän tuloksen toisistaan energiaeroltaan selvästi poikkeavien tapahtu-
mien muodossa. Energiaeron ∆E spektreistä kuvissa 4.14–4.17 nähdään ener-
gioiltaan eroavien tapahtumien määrän lisääntyvän laskentataajuuden kas-
vaessa. Korkeimmilla 30 kHz:n ja 50 kHz:n laskentataajuuksilla negatiivisen
45

48. energiaeron puolella olevien tapahtumien määrä on jo huomattava osa kai-
kista spektrin tapahtumista. Kuten aikaeron ∆t tapauksessa, ei nytkään pys-
tytä sanomaan kumpi järjestelmä on havaitun ilmiön aiheuttaja. Yllättävää
on sekin, että 3σ-energiaehdon ulkopuolisten tapahtumien spektrit TNT2-
ja TDR-järjestelmistä ovat selvästi toistensa kaltaiset. Kuvista 4.20 ja 4.21
voikin todeta, ettei energiaero ole suuruudeltaan vakio. Jos TNT2:n määrit-
tämä energia olisi aina 100 keV:a pienempi kuin TDR:n, pitäisi tämän näkyä
spektreissä. Energiaspektreissä kuvissa 4.20 ja 4.21 ei myöskään näy merkkejä
latoutumisilmiöstä, sillä spektreissä ei näy korkeilla energioilla ylimääräisiä
piikkejä tai kumpuja. Kun 3σ-energiaehdon sisäänkään jäävissä spektreissä
ei näy mitään epäilyttävää, on ongelman ratkaisemiseksi tehtävä lisää tutki-
muksia.
Mahdollinen seuraava testi kannattaisi toteuttaa käyttäen kerrallaan vain
toisen laitteiston vakioviiveliipaisua. Ensin voidaan suorittaa mittaus käyt-
täen TDR-järjestelmän vakioviiveliipaisua kummallekin järjestelmälle. Tä-
män jälkeen sama mittaus voidaan toistaa, käyttäen TNT2-järjestelmän va-
kioviiveliipaisua. Koska TDR-järjestelmän voitiin osoittaa pystyvän aikamer-
kitsemään yhtä paljon tapahtumia kuin TNT2:n, ei TNT2-järjestelmä olisi
rajoitettu TDR:n liipaisun vuoksi. Näin kuitenkin varmistetaan, että kumpi-
kin järjestelmä vastaanottaa ilmaisimelta lähtökohtaisesti identtiset tapah-
tumat. Tällä tavalla saataisiin lisää tietoa signaalinkäsittelyjärjestelmien toi-
minnan eroista.
Havaituista ja osin ratkaisemattomistakin ongelmista huolimatta, osoitus di-
gitaalisen TNT2-signaalinkäsittelyjärjestelmän kyvystä käsitellä analogista
TDR-järjestelmää enemmän tapahtumia korkeilla laskentataajuuksilla on lu-
pauksia herättävä. Analysoitujen tapahtumien aikakorrelaation tutkiminen
osoittaa, että digitaalinen TNT2-järjestelmä todella pystyy käsittelemään
analogista järjestelmää enemmän tapahtumia. Tämä on odotettu tulos, sillä
TNT2:n kuollut aika mittauksissa oli maksimissaan τTNT2 = 3,8 µs. Analo-
gisen järjestelmän τTDR = 12 µs on siihen verrattuna yli kolminkertainen.
Alle 10 kHz:n laskentataajuuksilla kummankaan järjestelmän kuollut aika ei
muodostu rajoittavaksi tekijäksi, mutta 10 kHz–50 kHz:n laskentataajuuksil-
la ero on selvä. Tämä näkyy hyvin kuvassa 4.8. Kuvasta 4.7 voidaan nähdä
TDR-järjestelmän vakioviiveliipaisun suorittavan osan pystyvän toimimaan
käytännössä yhtä nopeasti digitaalisen järjestelmän kanssa korkeillakin las-
kentataajuuksilla. Tosiasia kuitenkin on, että korkeilla laskentataajuuksilla
TDR-järjestelmän ongelmaksi säteilyn energiaa määritettäessä koituu latou-
tumisilmiö. Trapetsoidia signaalin muotoa digitaalisessa signaalinkäsittelys-
sä käyttäen, voidaan järjestelmän kuollut aika lyhentää 3–5-osaan. Samalla
46

49. energiaresoluutio heikkenee vain alle 10 % [14], trapetsoidin signaalin muo-
don ansiosta.
Nykyiset suuret projektit, kuten 4π Ge-ilmaisinjärjestelmä AGATA [28], ovat
alusta alkaen suunniteltu käyttämään digitaalielektroniikkaa signaalikäsitte-
lyssä. Myös JYFL:n Gamma-tutkimusryhmän JUROGAM-spektrometri tul-
laan päivittämään sekä ilmaisinten, että signaalinkäsittelylaitteiston osalta.
Nykyiset 43 EUROBALL [29] tyypin Ge-ilmaisinta tullaan osittain korvaa-
maan Clover Ge-imaisimin. Näin JUROGAM-spektrometrin tehokkuus saa-
daan nostettua nykyisestä 4,2 %:sta 6 %:iin 1,3 MeV:n gammasäteillä. Clover-
ilmaisimet tullaan asentamaan 90 ◦
kulmaan suihkulinjaan nähden, normaa-
lia ilmaisinta vähäisemmän Dopplerin levenemän vaikutuksen vuoksi. Myös
pitkien yhtäaikaisten gammasarjojen havaitsemisen todennäköisyys kasvaa,
erillisten kiteiden määrän kasvaessa.
Yhdessä digitaalielektroniikan kanssa uudet ilmaisimet muodostavat JURO-
GAM II -spektrometrin, jonka toiminta alkaa vuoden 2008 aikana. Nelikana-
vaiset TNT2-kortit vievät huomattavasti vähemmän fyysistä tilaa kuin analo-
giset kortit, sillä AD-muunnoksesta signaalin muokkaukseen kaikki tapahtuu
yhdellä kortilla. Vaikka neljän yhdellä kortilla olevan kanavan myötä saa-
vutetaankin tilansäästöä, tulee aina yhden Clover-ilmaisimen mukana nel-
jä kanavaa analysoitavaksi. Ennen toimintansa aloittamista JUROGAM II
tarvitsee paljon testausta, ennen kaikkea signaalinkäsittelylaitteiston osalta.
Tässä työssä käytettiin vain yhtä TNT2 NIM-korttia, kun todellisuudessa
kortteja on käytössä kymmeniä. Digitaalinen signaalinkäsittely olisi hyödyk-
si myös muualla kuin gammaspektroskopiassa. Esimerkiksi JYFL:n RITU-
tutkimusryhmän GREAT-spektrometri [30] RITU-separaattorin [31] fokaali-
tasolla hyötyisi korkeampien laskentataajuuksien käytön mahdollisuudesta.
Digitaalisten järjestelmien ohjelmoitavuus helpottaa mittauskohtaisten ase-
tusten tekemistä. Tehdyn mittauksen asetukset voidaan tallentaa tiedostok-
si, josta asetukset on tarvittaessa helppo ottaa uudestaan käyttöön. Unohtaa
ei pidä myöskään, että entistä korkeammat laskentataajuudet mittauksissa
vaativat paljon myös mittausdatan tallentavilta järjestelmiltä. Kokeellisen
ydinrakenteen tutkimuksen siirtyessä yhä vaikeammin tutkittaviin ytimiin,
on alhaisten reaktioiden vaikutusalojen vuoksi välttämätöntä siirtyä käyt-
tämään tehokkaampia ilmaisinjärjestelmiä ja intensiivisempiä ionisuihkuja.
Ilman signaalinkäsittelylaitteistojen kehitystä ei uusista intensiivisemmistä
ionisuihkuista olisi hyötyä, sillä jo nykyiset signaalinkäsittelylaitteistot ovat
selkeä pullonkaula mittauksissa.
47

50. Kirjallisuutta
[1] R. Julin. Gamma-ray and conversion-electron spectroscopy of exotic
heavy nuclei. Lect. Notes Physics, 651:263–294, 2004.
[2] C.W. Beausang and J. Simpson. Large arrays of escape suppressed
spectrometers for nuclear structure experiments. J. Phys. G: Nucl. Part.
Phys., 22:527–558, 1996.
[3] V.T. Jordanov and G.F. Knoll. Digital synthesis of pulse shapes in real
time for high resolution radiation spectroscopy. Nucl. Instr. and Meth.
A, 345:337–345, 1994.
[4] K.S. Krane. Introductory Nuclear Physics. John Wiley & Sons, Inc., 1st
edition, 1987.
[5] W.R. Leo. Techniques for Nuclear and Particle Physics Experiments.
Springer-Verlag, 2nd edition, 1994.
[6] G.F. Knoll. Radiation Detection and Measurement. John Wiley & Sons,
Inc., 2nd edition, 1989.
[7] B.H. Bransden and C.J. Joachain. Quantum Mechanics. Pearson Educa-
tion Limited, 2nd edition, 2000.
[8] F.S. Goulding. Semiconductor detectors for nuclear spectrometry, I.
Nucl. Instr. and Meth., 43(1):1–54, 1966.
[9] R.N. Hall and T.J. Soltys. High purity Germanium for detector fabrica-
tion. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-18(1):160–165, 1971.
[10] F.S. Goulding and D.A. Landis. Signal processing for semiconductor
detectors. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-29(3):1125–1141, 1982.
[11] H.W. Kraner. Radiation damage in semiconductor detectors. IEEE
Trans. Nucl. Sci., NS-29(3):1088–1100, 1982.
48

51. [12] S.L. Shepherd, P.J. Nolan, D.M. Cullen, D.E. Appelbe, J. Simpson,
J. Gerl, M. Kaspar, A. Kleinboehl, I. Peter, M. Rejmund, H. Schaffner,
C. Schlegel, and G. de France. Measurements on a prototype segmented
Clover detector. Nucl. Instr. and Meth. A, 434:373–386, 1999.
[13] G. Duchêne, F.A. Beck, P.J. Twin, G. de France, D. Curien, L. Han,
C.W. Beausang, M.A. Bentley, P.J. Nolan, and J. Simpson. The Clover:
a new generation of composite Ge detectors. Nucl. Instr. and Meth. A,
432:90–110, 1999.
[14] P.J. Nolan, F.A. Beck, and D.B. Fossan. Large arrays of escape-
suppressed gamma-ray detectors. Ann. Rev. Nucl. Part. Sci., 45:561–
607, 1994.
[15] T. Lindblad. Design and performance of a Ge(Li)-NaI(Tl) comton-
suppression spectrometer system for in-beam experiments. Nucl. Instr.
and Meth., 154:53–60, 1978.
[16] D.A. Landis, F.S. Goulding, R.H. Pehl, and J.T. Walton. Pulsed feed-
back techniques for semiconductor detector radiation spectrometers.
IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-18(1):115–124, 1971.
[17] V. Radeka. Trapezoidal filtering of signals from large Germanium de-
tectors at high rates. IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-19(1):412–428, 1972.
[18] D.A. Gedcke and W.J. McDonald. Design of the constant fraction of
pulse height trigger for optimum time resolution. Nucl. Instr. and Meth.,
58:253–260, 1968.
[19] R.L. Chase. Pulse timing system for use with gamma rays on Ge(Li)
detectors. Rev. Sci. Instr., 39(9):1318–1326, 1968.
[20] A. Georgiev and W. Gast. Digital pulse processing in high resolu-
tion, high throughput gamma-ray spectroscopy. IEEE Trans. Nucl. Sci.,
40(4):770–779, 1993.
[21] F.S. Goulding. Pulse-shaping in low-noise nuclear amplifiers: A physical
approach to noise analysis. Nucl. Instr. and Meth., 100:493–504, 1972.
[22] V. Radeka. Optimum signal-processing for pulse-amplitude spectromet-
ry in the presence of high-rate effects and noise. IEEE Trans. Nucl. Sci.,
NS-15(3):455–470, 1968.
[23] R.B. Firestone. Table of Isotopes, CD-ROM Edition. John Wiley &
Sons, 8. edition, 1996.

52. [24] I.H. Lazarus, D.E. Appelbe, P.A. Butler, P.J. Coleman-Smith, J.R.
Cresswell, S.J. Freeman, R.D. Herzberg, I. Hibbert, D.T. Joss, S.C.
Letts, R.D. Page, V.F.E. Pucknell, P.H. Regan, J. Sampson, J. Simp-
son, J. Thornhill, and R. Wadsworth. The GREAT triggerless total data
readout method. IEEE Trans. Nucl. Sci., 48(3):567–569, 2001.
[25] L. Arnold, R. Baumann, E. Chambit, M. Filliger, C. Fuchs, C. Kieber,
D. Klein, P. Medina, C. Parisel, M. Richer, C. Santos, and C. Weber.
TNT digital pulse processor. IEEE Trans. Nucl. Sci., 53(3):723–728,
2006.
[26] R. Brun and F. Rademakers. ROOT - an object oriented data analysis
framework. Nucl. Inst. and Meth. A, 389:81–86, 1997.
[27] M. Laval, M. Moszyński, R. Allemand, E. Cormoreche, P. Guinet,
R. Odru, and J. Vacher. Barium Fluoride - inorganic scintillator for
subnanosecond timing. Nucl. Instr. and Meth., 206:169–176, 1983.
[28] J. Simpson. The AGATA spectrometer. Act. Phys. Pol. B, 36(4):1383–
1393, 2005.
[29] C.W. Beausang, S.A. Forbes, P. Fallon, P.J. Nolan, P.J. Twin, J.N. Mo,
J.C. Lisle, M.A. Bentley, J. Simpson, F.A. Beck, D. Curien, G. de France,
and G. Duchêne. Measurements on prototype Ge and BGO detectors
for the Eurogam array. Nucl. Instr. and Meth. A, 313:37–49, 1992.
[30] R.D. Page, A.N. Andreyev, D.E. Appelbe, P.A. Butler, S.J. Freeman,
P.T. Greenlees, R.-D. Herzberg, D.G. Jenkins, G.D. Jones, P. Jones,
D.T. Joss, R. Julin, H.Kettunen, M. Leino, P. Rahkila, P.H. Regan,
J. Simpson, J. Uusitalo, S.M. Vincent, and R. Wadsworth. The GREAT
spectrometer. Nucl. Instr. and Meth. B, 204:634–637, 2003.
[31] M. Leino, J. Äystö, T. Enqvist, P. Heikkinen, A. Jokinen, M. Nurmia,
A. Ostrowski, W. H. Trzaska, J. Uusitalo, K. Eskola, P. Armbruster,
and V. Ninov. Gas-filled recoil separator for studies of heavy elements.
Nucl. Instr. and Meth. B, 99:653–656, 1995.