Eine Suche nach Doppelbeta-Zerfaellen von Cadmium-, Zink- und ...

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2. Koinzidenzanalyse der Doppelbeta-Zerfälle in drei Kristallen ist für sämtliche Zerfälle N3 Det/Nges < 1 %. Deshalb wurde die Koinzidenzanalyse für Ereignisse mit zwei Energiedepositionen (N2 Det/Nges ≈ O(8) %), wie in Abschnitt 2.1.1 beschrieben, durchgeführt. Die daraus resultierenden Signaturen sind in Tabelle 2.7 zusammengefasst. Daraus wurde die Nachweiseffizienz ɛ, sowie die Zählraten Z sim Unt exp und ZUnt , die in Tab. 2.14 zusammengestellt sind, bestimmt. Letztendlich werden nur Energieeinträge aus Kernzerfällen verwendet, bei denen die Elektronen- und Gamma-Teilchenenergie jeweils vollständig in einem einzelnen Kristall deponiert wurden. Photonen geben ihre Energie nur durch den Photoeffekt in einer einzelnen Wechselwirkung vollständig ab. Der Photoabsorptionskoeffizient ist umgekehrt proportional zur Energie der Gammas, so dass die Nachweiseffizienz für die Tellur-Übergänge, an denen verhältnismäßig niederenergetische Gammas beteiligt sind, höher ist. Die Gesamtenergie E1 + E2 beim 128 Te-Zerfall ist wesentlich kleiner als bei den anderen beiden Übergängen. Am Verlauf des Summenspektrums in Abbildung 1.4 kann abgelesen werden, dass in diesem Fall ver- gleichsweise viele Untergrundereignisse innerhalb der Signatur liegen können, wodurch sich Z sim Unt erhöht. 2.2.2. 116 Cd-Zerfälle in Anregungsniveaus der Parität 0 + Nach den Auswahlregeln für Multipolstrahlung ist die direkte Kernabregung 0 + → 0 + in den Grundzustand verboten, weshalb die an dieser Stelle untersuchten Kernzerfälle über ein Zwischenniveau, das erste angeregte Niveau, in den Grundzustand übergehen. In Tabelle 2.4 sind die Energien der bei den Doppelbeta-Zerfällen beteiligten Teilchen aufgelistet, wobei die Gamma-Quanten aus der Kernabregung bei Zerfällen ins erste angeregte Niveau mit γ1 und die der Übergänge daraus in den Grundzustand mit γ2 bezeichnet sind. Die Zerfallsenergie der betrachteten Übergänge verteilt sich durch die Kernabregung über Zwischenniveaus auf die Elektronen und zwei Gamma-Quanten und damit stärker zu jeweils kleinen Teilchenenergien, so dass im Falle von Ereignissen in drei Detektoren ein Großteil der Energiedepositionen unterhalb der Detektionsschwelle liegt. Deshalb werden diese Ereignisse verworfen und Energiedepositionen in zwei Detektoren betrachtet. In der Abbildung 2.8 ist die Impulshöhenverteilung der einzelnen Energiedepositionen in einem Ereignis für den Übergang in das 116 Sn-Anregungsniveau E ∗ = 1757 keV dargestellt. Darin sind die Peaks aus den vollständigen Energiedepositionen der einzelnen, im Kernzerfall und der Relaxation des Tochternuklids emittierten Teilchen markiert und daneben verschiedene Einträge mit der Gesamtenergie der Teilchen gekennzeichnet. Bei diesen Einträgen wird stets auch die Gesamtenergie der Elektronen deponiert. In Abbildung 2.9 ist das Impulshöhenverteilung aus der Summe der Energiedepositionen in einem simulierten Übergang dargestellt. Durch die markierten Bereiche II-IV der Gesamtenergie werden Ereignisse mit Energieeinträgen, die der Wechselwirkung der Elektronen und der verschiedenen Gamma-Quanten mit den Kristallen zugeordnet wer- 30
2. Koinzidenzanalyse der Doppelbeta-Zerfälle Abbildung 2.8.: Einzelenergie-Impulshöhenverteilung der 116 Cd-Zerfalls in das 116 Sn- Anregungsniveau E ∗ = 1757 keV. Es sind die vollständigen Energiedepositionen der Teilchen aus dem Doppelbeta-Zerfall und der Kernabregung markiert. Zerfall Ee − (keV) Eγ (keV) 116 Cd, E ∗ = 1757 keV 1048 463 1294 116 Cd, E ∗ = 2027 keV 778 733 1294 Tabelle 2.4.: Energien der bei den Kernzerfällen beteiligten Teilchen in den simulierten Ereignissen. Für die Anregungsenergie gilt E ∗ = Eγ1 + Eγ2. 31 γ1 γ2
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Literaturverzeichnis [15] A. Alessa
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Literaturverzeichnis [49] NIST. Pho
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