摘 要 ：利用17F 次级束轰击 (CH2)n 厚靶，通过17(2)
2013-05-12 02:16
导读：其中：d0 为靶中心到DSSSD 中心的距离:155.4 mm；x，y 是以DSSSD 的几何中心为坐标原点，各个方格单元所对应的坐标值；以靶到DSSSD 中心轴为界，靠近束流方向
其中：d0 为靶中心到DSSSD 中心的距离:155.4 mm；x，y 是以DSSSD 的几何中心为坐标原点，各个方格单元所对应的坐标值；以靶到DSSSD 中心轴为界，靠近束流方向取“+”，反之取“－”。利用(1)式计算得到探测器在实验室系覆盖的角度范围为5°~25°。对于1H(17F, p)17F 散射，对应的质心系角度θc.m.=180°－2θlab=130°~170°。在实验的前后，我们用两套α 标准源对 DSSSD 和MSQ 探测器分别做了刻度。这两套源及其能量分别为148Gd 单能源 (3.183 MeV)、239Pu-241Am 混合源(5.157 MeV, 5.486 MeV)，另外还用精密脉冲产生器校验了电子学的线性，同时交叉检验了刻度源的能量。
2.3 双面硅条探测器
双面硅条探测器一般由正反各若干的独立条构成，在空间结构上就形成众多个相对独立的单元。这样的布局使得探测器的颗粒度大幅度降低，有效地提高了空间分辨。因此特别适用于超重核鉴别，双质子发射等[15]。此外，因为成熟的半导体工艺，DSSSD 的厚度可以从几十微米到毫米不等。对于厚靶实验，需探测的质子能量一般从数百keV 到十几MeV，并需要精确的位置信息和粒子分辨能力，因此几十微米厚度的DSSSD 无疑是充作望远镜探测系统中ΔE 路的首选。
从 DSSSD 制作工艺来看[16]，其各条之间并不是“物理绝缘”。因此，当粒子入射到两条之间的分隔部分上时，相邻两条都将有感应脉冲输出，习惯上将这一现象称为“cross-talk”。例如用α源刻度DSSSD时。，“cross-talk”占两相邻条平均计数的1.5%左右，与分割部分和关联独立条的面积比(1.7%)基本一致。如果以条为单位对DSSSD 进行精确刻度，然后对各独立条求和。从中可以看到，采用幅度求和的办法，可以将“cross-talk”事件还原。需要留意的是，如某一条或几条噪声幅度较大，则噪声叠加到真实信号上会使谱形失真，如图中箭头所指的部分。此种情况下，也可以在舍弃“cross-talk”事件真实幅度的基础，始终挑选信号幅度最大的条输出作为DSSSD 的真实值，由于噪声幅度一般都远小于真实信号幅度，所以这样操作又可以一定程度上避免对噪声的叠加。
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3 数据处理 3.1 运动学重构
由于束流在厚靶中连续损失能量，任一出射角的粒子能谱都是连续分布的。同时由于探测器覆盖的角度范围较大，因此逐角度的运动学重构是数据分析的关键。在1H(17F, p)17F 反应点处，容易得到质子能量与质心系能量的关系满足其中，m1 和m17 分别代表质子和17F 的质量。这里Ep=ΔEp+Et，即实际探测到的质子能量Et 与质子在靶中的能量损失ΔEp 之和。
结合反应运动学和能量损失，并考虑17F 次级束的能量歧离(±1.5 MeV)、角度歧离(±°)，逐角度对厚靶的1H(17F, p)17F 运动学过程进行了Monte Carlo 模拟。作为一个例子，θlab=10.5°出射质子在靶中的能量损失ΔEp 和探测器实际探测的能量Et 的关系。可以看到二者的不确定性随质子能量减小而显著增大，因此很难找到能精确反映ΔEp 和的函数关系。图4 中的实线代表一个能大致反映整体趋势的拟合关系，但精确度只有0.83。
此外如果直接考虑Ec.m.对Et 的依赖关系，如图5 所示。可以看到在Ec.m. > 0.4 MeV 的情况下，和Ec.m. 基本呈线性关系，拟合的精确度可达0.99。
3.2 本底扣除
为了得到质子的净产额，需要扣除(CH2)n 靶中C 原子上所产生的本底事件。需要考虑两个因素：一是(CH2)n 与C 轮的 17F 粒子总数；其次是相同Ec.m.能量间隔内，(CH2)n 与C 靶中原子数目的比例关系。后者可通过计算17F 相同Ec.m.能量间隔内在二者中的射程差而得到的有效靶厚中得出[18]。此外对于(CH2)n 靶，通过M-C 模拟得到Ec.m.与反应靶厚的实际关系，利用拟合的办法得出它们之间的函数关系，据此计算出每个Ec.m.点的对应靶厚。
