IEKP-KA/2013-4 - Institut für Experimentelle Kernphysik - KIT

IEKP-KA/2013-4
Modellierung der Rekonstruktion
von Teilchendurchgängen im neuen
CMS-Spurdetektor am HL-LHC
Diplomarbeit
von Reinhard Randoll
An der Fakultät für Physik
Institut für Experimentelle Kernphysik (IEKP)
Karlsruher Institut für Technologie (KIT)
Erstgutachter:
Zweitgutachter:
Betreuender Mitarbeiter:
Prof. Dr. Thomas Müller
Prof. Dr. Wim de Boer
Dr. Alexander Dierlamm
Datum der Abgabe: 11. 04. 2013
KIT – Universität des Landes Baden-Württemberg und nationales Forschungszentrum der Helmholtz-Gesellschaft
www.kit.edu

Inhaltsverzeichnis
1. Einleitung 1
2. Der LHC und das CMS-Experiment 3
2.1. Der LHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3
2.1.1. Vorbeschleuniger . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3
2.1.2. Experimente am LHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4
2.2. Das CMS-Experiment . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
2.2.1. Der Spurdetektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
2.3. CMS Spurdetektor Upgrade . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
2.3.1. 2S Modul und der CBC-Chip . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
3. Grundlagen 11
3.1. Teilchendurchgang in Materie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
3.2. Halbleiter und Bändermodell . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
3.3. Dotierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
3.4. Direkter und indirekter Bandübergang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
3.5. Der pn-Übergang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
3.6. Silizium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
3.7. Streifensensoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
3.8. Kosmische Höhenstrahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
3.8.1. Zusammensetzung und Wechselwirkungen . . . . . . . . . . . . . 20
3.8.2. Einfallswinkel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
4. Testsensoren 23
4.1. Nomenklatur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
4.2. HPK-Kampagne . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
4.3. Mini-Sensoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
4.4. Multigeometriestreifensensoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
4.5. MSSD Modul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
4.5.1. Anforderungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
4.5.2. Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
5. Elektrische Charakterisierung 29
5.1. Probestation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
5.2. Wichtige Größen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
5.2.1. Verarmungsspannung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
5.2.2. Leckstrom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
5.2.3. Kapazitäten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
5.2.4. Widerstände . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
5.2.5. Pinhole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
i

ii
Inhaltsverzeichnis
6. Signalmessungen 33
6.1. Wichtige Bezeichnungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
6.1.1. Pedestal . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
6.1.2. Rauschen und Common Mode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
6.1.3. Signal und Cluster . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
6.1.4. Signal-zu-Rausch-Verhältnis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
6.1.5. Ursachen für Rauschen und das ENC-Konzept . . . . . . . . . . . . 34
6.1.5.1. Schrotrauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
6.1.5.2. Paralleles thermisches Rauschen . . . . . . . . . . . . . . . 35
6.1.5.3. Serielles thermisches Rauschen . . . . . . . . . . . . . . . 35
6.1.5.4. Elektronik-Rauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
6.2. ALiBaVa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
6.2.1. Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
6.2.2. Beetle Chip . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
6.3. Höhenstrahlungsteleskop . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
6.3.1. Aufbau und Funktion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
6.3.2. Datenauslesesystem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
6.3.3. APV-Chip . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
6.4. ARC-System . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
6.4.1. Aufbau und Funktion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
6.5. Datenanalyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
6.5.1. ROOT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
6.5.1.1. Script zur binären Interpretation . . . . . . . . . . . . . . . 40
6.5.2. EUTelescope Framework . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
6.5.2.1. Funktionsweise . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
6.5.2.2. Anpassungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
7. Auswertung 47
7.1. Vorqualifizierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
7.1.1. Verarmungsspannungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
7.1.2. Leckströme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
7.1.3. Kapazitäten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50
7.2. ARC-System . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53
7.3. ALiBaVa - Binäre Interpretation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
7.3.1. Unbestrahlte Sensoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
7.3.2. Hochbestrahlte Sensoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
7.3.3. Diskussion der Ergebnisse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
7.4. Höhenstrahlungsteleskop . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58
7.4.1. Ausleuchtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59
7.4.2. Winkelakzeptanz und Ausrichtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60
7.4.3. Winkelverteilung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
7.4.4. Clusterbreiten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
7.4.5. Cluster-Ladung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
7.4.6. Cluster-Hauptstreifen-Ladung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
8. Zusammenfassung und Ausblick 71
Literaturverzeichnis 73
Tabellenverzeichnis 77
Abbildungsverzeichnis 79
ii

Inhaltsverzeichnis
iii
Anhang 81
A. Näherungsgeraden der Clusterbreiten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82
B. Näherungsgeraden der Cluster-Ladungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83
C. Näherungsgeraden der Cluster-Hauptstreifenladungen . . . . . . . . . . . 84
D. Konstruktionspläne des MSSD-Moduls . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85
E. GEAR-Datei des Teleskops . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89
F. ROOT Script zur binären Interpretation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90
F.1. Algorithmus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90
F.2. Ausgabe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90
iii

1. Einleitung
Physik ist per Definition die Wissenschaft vom Wesen und den Prinzipien der Natur. Ein
Teilgebiet davon ist die Teilchenphysik, die sich mit den Grundbausteinen der Materie
sowie den fundamentalen Kräften der Natur beschäftigt. Das derzeit im wahrsten Sinne
des Wortes umfangreichste Projekt in diesem Bereich ist der Betrieb des großen Speicherrings
Large-Hadron-Collider (LHC 1 ) am Europäischen Kernforschungszentrum CERN 2 .
Das Jahr 2012 war ein herausragendes Jahr für die Teilchenphysik. Der LHC erzeugte
Proton-Proton-Kollisionen bei Schwerpunktenergien von bis zu √ s = 8 TeV und konnte
den beiden großen universellen Teilchendetektoren ATLAS und CMS mit einer integrierten
Luminosität von 23,3 fb −1 so viele hochenergetische Proton-Proton-Teilchenkollisionen
wie niemals zuvor bereitstellen. Am 4. Juli 2012 verkündeten die beiden Kollaborationen
von ATLAS und CMS die Entdeckung eines Teilchens, dessen Eigenschaften denen des
Standardmodell-Higgs-Bosons entsprechen.
Der Erfolg des LHC und seiner Experimente ist eine große Motivation für die Planungen
zum Ausbau des Speicherrings zum HL-LHC 3 . Ab dem Jahr 2020 soll damit die Luminosität
noch einmal um den Faktor 10 gesteigert werden. Dies ermöglicht neben der dadurch
erhöhten Nachweisgenauigkeit von seltenen Prozessen auch die Suche nach neuer
Physik.
Die zu erwartenden hohen Ereignisraten verbunden mit dem Umstand, dass der Spurdetektor
von CMS bis dahin das Ende seiner technischen Lebensdauer erreicht haben wird,
machen einen Austausch dieses Subdetektors für den HL-LHC notwendig.
Die Anforderungen an den neuen Spurdetektor beinhalten die Robustheit gegen die zu
erwartende Strahlenbelastung bei einer integrierten Gesamtluminosität von 3000 fb −1
über seiner Lebensdauer. Darüber hinaus sollen die verwendeten Siliziumsensoren deutlich
dünner als bisher werden, was die Verarmungsspannungen und Leckströme verringert
und gleichzeitig weniger Materialeinsatz erfordert. Außerdem soll der neue Spurdetektor
einen Beitrag zum Trigger leisten.
Daher führt die CMS-Spurdetektor-Kollaboration eine Forschungs- und Entwicklungskampagne
durch, um ein geeignetes Material und Layout für den zukünftigen Spurdetektor
zu finden. Die Datennahme soll in Zukunft binär erfolgen, um die erzeugte Da-
1 Large Hadron Collider (engl.): Großer Hadronen Speicherring
2 Conseil Européen pour la Recherche Nucléaire (franz.)
3 Abkürzung (engl.): High Luminosity Large Hadron Collider
1

2 1. Einleitung
tenmenge zu reduzieren. Der Einfluss der binären Datennahme auf die Auflösung und
Effizienz des Spurdetektors muss ebenfalls untersucht werden.
Diese Diplomarbeit wurde erstellt, um Modelle und Parametrisierungen für die Eigenschaften
von dünnen Siliziumstreifensensoren und von Teilchendurchgängen bei solchen
Sensoren zu finden. Multigeometriestreifensensoren sind Sensoren, auf denen Regionen
mit unterschiedlichen Streifenabständen und Implantatbreiten realisiert sind. Zur Untersuchung
des Einflusses der Sensorgeometrie auf seine elektrischen Eigenschaften und
auf die Signale und Clusterbreiten von Teilchendurchgängen sind sie damit besonders
geeignet. Sie wurden an einer Probestation elektrisch charakterisiert und es wurden Signalmessungen
mit einem Auslesesystem daran durchgeführt.
Für die Durchführung von Signalmessungen an Multigeometriestreifensensoren wurde
ein multifunktionales Modul entworfen. Über einen Zeitraum von neun Monaten wurden
Sensoren in einem Höhenstrahlungsteleskop betrieben. Besonders wurde dabei der
Einfluss des Einfallswinkels auf die Clusterbreiten und die Clustersignale und die Signale
der Hauptstreifen untersucht. Die Erkenntnisse können für die Konfiguration der
Transversalimpuls-Diskriminierung für den zukünftigen Beitrag des Spurdetektors zum
Trigger genutzt werden.
Darüber hinaus wurde untersucht, wie sich die Clusterbreiten und die Effizienz eines
binären Auslesesystems in Abhängigkeit des verwendeten Signalschwellwerts und der
Bestrahlung des Sensors verhalten. Dafür sind Daten, die mit analogen Auslesesystemen
gewonnen worden sind, binär interpretiert worden.
Kapitel 2 stellt den LHC und die daran durchgeführten Experimente mit besonderem
Augenmerk auf den CMS-Detektor vor. Der Spurdetektor von CMS und die Pläne für
dessen Erneuerung für HL-LHC werden ebenfalls beschrieben.
Die Grundlagen zum pn-Übergang und zum Verständnis des Aufbaus und der Funktion
von Siliziumstreifensensoren sowie zur kosmischen Höhenstrahlung werden in Kapitel 3
eingeführt.
Kapitel 4 stellt die verwendeten Testsensoren sowie ein im Rahmen dieser Diplomarbeit
konstruiertes multifunktionales Modul für Signalmessungen an Multigeometriestreifensensoren
vor.
In Kapitel 5 wird die verwendete Messstation für die elektrische Charakterisierung von
Sensoren vorgestellt. Außerdem werden die wichtigsten Messgrößen eingeführt.
Die verwendeten Experimente für Signalmessungen mit radioaktiven Quellen und der
kosmischen Höhenstrahlung werden im Kapitel 6 beschrieben. Außerdem werden Softwareumgebungen
zur Datenanalyse vorgestellt und die Änderungen und Erweiterungen,
die im Rahmen dieser Arbeit daran vorgenommen worden sind, beschrieben.
Die Auswertung der Messungen zur elektrischen Charakterisierung sowie der Signalmessungen
und der binären Interpretation der Daten ist in Kapitel 7 zu finden. Dort werden
auch die Messungen am Höhenstrahlungsteleskop ausgewertet.

2. Der LHC und das CMS-Experiment
Dieses Kapitel beschreibt den Large Hadron Collider (LHC) und die wichtigsten damit verbundenen
Experimente. Besonders das Experiment Compact Myon Solenoid (CMS) und
dessen Spurdetektor werden vorgestellt. Das Kapitel schließt mit einer Übersicht zu den
Ausbauplänen des Spurdetektors für die Hochluminositätsphase des LHC.
2.1. Der LHC
Der LHC ist ein Hadronen-Speicherring, der in einem Tunnel mit 26,7 km Umfang am
europäischen Kernforschungszentrum CERN errichtet worden ist. Der LHC wurde dafür
ausgelegt, Proton-Proton-Kollisionen mit einer Schwerpunktenergie von bis zu 14 TeV erzeugen
zu können. Dies wird erreicht, indem die Protonen in einer Beschleunigerkaskade
und zuletzt im großen Hadronen-Speicherring auf gegenläufigen Bahnen jeweils auf bis
zu 7 TeV beschleunigt werden, bevor sie in den Zentren der Experimente miteinander zur
Kollision gebracht werden [EB08].
Eine Übersicht über den Aufbau und die Anordnung der Experimente gibt Abbildung 2.1.
2.1.1. Vorbeschleuniger
Bevor Teilchen in den großen Speicherring des LHC gelangen, durchlaufen sie eine Kette
aus verschiedenen Vorbeschleunigern. Quelle, soweit nicht anders angegeben: [Sch99].
Am Anfang der Kette steht eine Gasflasche, aus welcher der Linearbeschleuniger Linac 2
mit Wasserstoff befüllt wird. Nachdem dort die Elektronen der Atome durch Ionisation
entfernt worden sind, werden die verbleibenden Protonen von einer Reihe hohlzylindrischer
Elektroden beschleunigt. An dieser Wideröe-Struktur liegt hochfrequente Wechselspannung
an, wodurch die Driftröhren elektrische Felder zur Beschleunigung der Protonen
erzeugen können. Linac 2 beschleunigt die Protonen auf eine Energie von 50 MeV.
Danach gelangen die Protonen in den Proton-Synchrotron-Booster. Die Protonen werden
darin auf vier ringförmige Beschleunigungsstrecken mit einem Durchmesser von
50 m aufgeteilt und von Hohlraumresonatoren auf eine Energie von 1,4 GeV beschleunigt.
Dipolmagnete halten die Teilchen auf einer Kreisbahn.
Die nächste Stufe in der Beschleunigerkette stellt das Proton-Synchrotron (PS) dar. Es
gruppiert die Protonen aus dem Booster zu 72 Paketen. Die Teilchen werden von Hohlraumresonatoren
auf 25 GeV (99,93 % der Lichtgeschwindigkeit) beschleunigt.
3

4 2. Der LHC und das CMS-Experiment
Abbildung 2.1.: Überblick über die verschiedenen Experimente am LHC. Im unteren
Bereich befinden sich die Vorbeschleuniger Linac 2 (Protonen), Linac 3
(Schwerionen), der Booster, das Proton-Synchrotron (PS), sowie das Super-
Proton-Synchroton (SPS). Im oberen Bildbereich befindet sich der große
Speicherring sowie, in Gelb markiert, die vier großen Experimente am
LHC [Lef08].
Nach der Injektion in das Super-Proton-Synchrotron (SPS) werden die Protonen auf
450 GeV beschleunigt. SPS verfügt dafür über Hohlraumresonatoren, Dipol- sowie Quadrupolmagnete.
Es werden 3 Füllungen des PS zu einer Füllung von insgesamt 216 Paketen
kombiniert.
Der letzte Schritt ist die gegenläufige Injektion der Protonenpakete in den LHC. Dabei
wird die Hälfte der Teilchen im Uhrzeigersinn, die andere Hälfte dazu gegenläufig in
den großen Speicherring eingefüllt. Im LHC werden die Teilchenpakete auf bis zu 7 TeV
beschleunigt und gespeichert, bevor sie in den Detektoren zur Kollision gebracht werden.
2.1.2. Experimente am LHC
Die Kollisionen finden in den vier großen Experimenten statt, die im Folgenden vorgestellt
werden:
ALICE (A Large Ion Collider Experiment) ist ein multifunktionaler Detektor, der speziell
für die Analyse von hochenergetischen Schwerionenkollisionen konstruiert wurde. Das
Experiment studiert die starke Wechselwirkung und das Quark-Gluon-Plasma, welches
bei extremen Energiedichten vorkommt. Um das zu erreichen, können mit dem LHC
auch Bleiionen zur Kollision gebracht werden [ALI93].
ATLAS (A Torodial LHC ApparatuS) ist ein universeller Teilchendetektor. Seine verschiedenen
Subsysteme decken den Raumwinkel vollständig ab und erlauben den Spurnachweis,
sowie Energie- und Impulsmessungen von verschiedensten Elementarteilchen.
Die Spuren geladener Teilchen werden von einem bis zu 2 T starken Magnetfeld beein-

2.1. Der LHC 5
Abbildung 2.2.: 3D-Explosionsdarstellung des CMS-Detektors. Der Detektor ist um den
Kollisionspunkt herum zylinderförmig aufgebaut: Der Spurdetektor
wird vom elektromagnetischen Kalorimeter umschlossen, das wiederum
vom hadronischen Kalorimeter umschlossen wird. Diese Komponenten
befinden sich innerhalb des supraleitenden Solenoids. Außerhalb davon
befinden sich zwischen den Elementen des Eisen-Rückführjochs die
Myonkammern. [BC11]
flusst, wodurch die Ladung bestimmt werden kann. ATLAS ist mit einem Durchmesser
von 22 m und einer Länge von 46 m derzeit der größte Teilchendetektor der Welt [ATL99].
CMS (Compact Myon Solenoid) ist ebenfalls ein universeller Teilchendetektor. Seinen
Namen erhält das Experiment von seiner kompakten Bauform und seinem starken Solenoiden,
der ein Magnetfeld von 3,8 T im Inneren des Detektors erzeugt, welches geladene
Teilchen auf eine S-förmige Bahn zwingt. Mit einem Durchmesser von 14,6 m und einer
Länge von 21,6 m ist CMS deutlich kleiner, aber mit einem Gewicht von 12 500 Tonnen
deutlich schwerer als ATLAS [CMS06]. In Abschnitt 2.2 wird das CMS-Experiment und
sein Spurdetektor vorgestellt, Abbildung 2.2 zeigt den Aufbau des Detektors.
LHCb (Large Hadron Collider beauty) ist ein Experiment zur präzisen Messung der CP-
Verletzung und von seltenen Zerfällen von Hadronen, die ein bottom-Quark enthalten.
Das Experiment ist als Vorwärtsspekrometer aufgebaut, um die bei b-Zerfällen häufig in
gleiche Richtungen fliegenden Teilchen optimal nachweisen zu können. [LHC98].
Neben den beschriebenen vier großen Experimenten werden am LHC noch eine Reihe
weiterer Experimente durchgeführt. Zu erwähnen ist das TOTEM-Experiment 1 , welches
Teilchen in Vorwärtsrichtung detektiert. Dabei untersucht TOTEM Streuexperimente an
Protonen und überwacht die Luminosität am LHC [TOT04].
Ein weiteres Experiment am LHC ist das LHCf-Experiment, welches Daten von Kollisionen
in Vorwärtsrichtung für die Kalibrierung anderer Detektoren sammelt [LHC05]. Das
1 TOTEM: Total elastic and diffractive cross-section measurement

6 2. Der LHC und das CMS-Experiment
MoEDAL-Experiment ist ein Detektor für Physik jenseits des Standardmodells und der
Suche nach magnetischen Monopolen [MoE10].
2.2. Das CMS-Experiment
Das CMS Experiment ist ein universeller Teilchendetektor. Durch den zylinderförmigen
Aufbau einzelner Subdetektoren nach dem Zwiebelschalenprinzip um den Kollisionspunkt
herum ist CMS in der Lage, unterschiedliche Teilchen nachzuweisen und deren
Energie, Impuls sowie Ladung präzise zu bestimmen.
Der Aufbau und die Funktion des Detektors (Abbildungen 2.2 und 2.3) werden im Folgenden
beschrieben (von innen nach außen):
Das räumliche wie auch funktionelle Kernelement des Systems ist der Spurdetektor, der
in Abschnitt 2.2.1 beschrieben wird. Im Elektromagnetischen Kalorimeter wird die Energie
von Elektronen, Positronen und Gammaquanten bestimmt. Das Hadronische Kalorimeter
bestimmt die Energie von Hadronen, wie zum Beispiel Protonen, Pionen und
Kaonen. Der Spurdetektor und die beiden Kalorimeter befinden sich innerhalb des supraleitenden
Solenoiden. Er erzeugt ein 3,8 T starkes Magnetfeld in seinem Inneren.
Außerhalb des Solenoiden befindet sich das Eisen-Rückführjoch, in dem das Magnetfeld
eine umgekehrte Polarität als im Inneren hat, wodurch Myonen auf eine S-förmige Bahn
gezwungen werden. In das Rückführjoch sind die Myonkammern eingebettet. Myonen
4T
2T
Silizium
Tracker
Elektromagnetisches
Kalorimeter
Hadron
Kalorimeter Supraleitender
Solenoid Eisen-Rückführjoch mit
Myon-Kammern
0 m 1 m 2 m 3 m 4 m 5 m 6 m 7 m
Kodierung:
Myon
Elektron
Neutrales Hadron (z.B. Neutron)
Geladenes Hadron (z.B. Pion)
Photon
Abbildung 2.3.: Querschnitt eines Segments des CMS-Detektors. Links im Bild befindet
sich der Wechselwirkungspunkt, nach rechts folgen die einzelnen Subdetektoren
hintereinander. Darüber hinaus sind Spuren verschiedener Teilchen
im CMS Detektor dargestellt.
Nach [Bar11], Beschriftung von [Fre12]

2.2. Das CMS-Experiment 7
und Neutrinos sind die einzigen Teilchen, die die verschiedenen Subdetektoren bis hier
hin alle durchdringen. Myonen können mit diesem Aufbau besonders gut nachgewiesen
werden. Ereignisse werden durch die Kombination der Daten der verschiedenen Subdetektoren
rekonstruiert (Abbildung 2.4).
2.2.1. Der Spurdetektor
Der Spurdetektor von CMS ist der größte vollständig auf Siliziumsensoren basierende
Detektor der Welt [Har07]. In seinem Inneren, sehr nah am Wechselwirkungspunkt befindet
sich der hochauflösende Siliziumpixeldetektor, der vom Siliziumstreifendetektor
umschlossen wird. Der Streifendetektor verfügt über eine aktive Sensorfläche von 206 m 2 ,
aufgebaut in mehreren Lagen parallel zum Teilchenstrahl im Speicherring und in Vorwärtsrichtung
senkrecht dazu. Dieser Aufbau stellt sicher, dass geladene Teilchen bei
der Propagation durch den Spurdetektor mehrfach in verschiedenen Lagen sowohl vom
Pixeldetektor als auch vom Streifendetektor nachgewiesen werden. Damit ist eine Spurrekonstruktion
möglich [CMS98].
Die präzise Spurrektonstruktion des Detektors ermöglicht die Berechnung der Teilchenspuren
zurück zum primären Wechselwirkungspunkt. Dadurch können mehrere Proton-
Proton-Kollisionen gleichzeitig stattfinden und sind dennoch anhand ihres Interaktionspunktes
unterscheidbar. Darüber hinaus können auch sekundäre Wechselwirkungspunkte
von kurzlebigen Teilchen, wie zum Beisepiel dem Higgs-Boson, identifiziert werden.
Abbildung 2.4 zeigt die Rekonstruktion eines Ereignisses aus dem Jahr 2012. Darauf sind
zwei Photonen dargestellt, die möglicherweise durch den Zerfall eines Higgs-Bosons entstanden
sind.
Abbildung 2.4.: Proton-Proton-Kollision bei 8 TeV: Rekonstruktion eines Ereignisses aus
dem Jahr 2012, welches zwei Photonen zeigt (nach oben und rechts unten),
die möglicherweise durch den Zerfall eines Higgs-Teilchens erzeugt
worden sind. [Tay12]

8 2. Der LHC und das CMS-Experiment
2.3. CMS Spurdetektor Upgrade
Die Luminosität eines Teilchenbeschleunigers charakterisiert den Zusammenhang zwischen
seiner Ereignisrate und dem Wirkungsquerschnitt der untersuchten Ereignisse. Für
Ringbeschleuniger ist sie definiert als
L = N B
N 1 N 2
A int
f [Hin08] (2.1)
Dabei ist N B die Zahl der umlaufenden Teilchenpakete, N 1 und N 2 sind die mittleren
Teilchenzahlen pro Paket in den beiden Richtungen, A int ist die effektive Wechselwirkungsfläche
und f ist die Umlauffrequenz des Beschleunigers. Mit der Luminosität kann
somit die Ereignisrate im Detektor abgeschätzt werden. Derzeit ist der LHC für eine Luminosität
von 1 × 10 34 cm −2 s −1 ausgelegt.
Die Steigerung der Präzision der Experimente und Suche nach neuer Physik motivieren
ein Upgrade des LHC zum HL-LHC. Danach soll die Luminosität des LHC um den Faktor
zehn erhöht werden. Um dies zu erreichen, müssen einige Vorbeschleuniger [Sha08]
und Detektorsysteme erneuert werden. Der Siliziumstreifen-Spurdetektor von CMS wird
nach den derzeitigen Plänen vollständig ersetzt.
Der zukünftige Spurdetektor muss eine präzise Spurrekonstruktion garantieren, da bis
zu 250 Kollisionsereignisse pro Paketdurchgang zu erwarten sind. Dazu soll die Auflösung
verbessert werden. Mit der Erhöhung der Kollisionsrate steigt auch die Strahlenbelastung
des Materials im Detektor. Alle Komponenten des zukünftigen Spurdetektors
müssen strahlungsfest sein, um der zu erwartenden Belastung bei der geplanten integrierten
Gesamtluminosität von 3000 fb −1 standhalten zu können. Die Materialmenge im
Detektor soll insgesamt reduziert werden, um die Leistung des Systems zu verbessern.
[Abb11]
Eine wichtige neue Aufgabe soll der Spurdetektor zusätzlich erfüllen: Er soll helfen, interessante
Ereignisse für die Datenauslese zu identifizieren (Level-1 Trigger). Für diesen
Zweck werden Sensormodule entwickelt, die auf Modulebene Spuren hochenergetischer
Teilchen erkennen und an den Gesamttrigger des Detektors melden können. Dies wird
durch eine Diskriminierung von Teilchen mit niedrigem Transversalimpuls erreicht (P T -
Diskriminierung, siehe Abbildung 2.5). Ein derzeit untersuchtes Konzept dafür ist das
2S-Modul, das im Abschnitt 2.3.1 vorgestellt wird.
Abbildung 2.5.: Funktionsprinzip einer P T -Diskriminierung: Nur Teilchen mit hohem
Transversalimpuls treffen zwei übereinander angeordnete Sensoren in
geringem Abstand zueinander und lösen dadurch den Trigger aus.
[Hal11]

2.3. CMS Spurdetektor Upgrade 9
Damit der zukünftige Spurdetektor diese Anforderungen erfüllen kann, werden derzeit
umfangreiche Forschungs- und Entwicklungsarbeiten durchgeführt. Neben der erwähnten
Modulentwicklung ist das Institut für Experimentelle Kernphysik (IEKP) am Karlsruher
Institut für Technologie (KIT) an Studien zur Suche nach strahlenharten Siliziumsensoren
für Pixel- und Streifendetektor und an der Datenanalyse sowie weiteren Projekten
im Zusammenhang mit dem Upgrade des Spurdetektors beteiligt.
2.3.1. 2S Modul und der CBC-Chip
Das 2S-Modul kombiniert zwei übereinander angeordnete Siliziumstreifensensoren mit
den dafür benötigten Auslesechips in einem Modul. Die Abmessungen der Siliziumstreifensensoren
sind jeweils 10 cm × 10 cm. Die Streifen der Sensoren sind jeweils 5 cm lang
und haben einen Streifenabstand von 90 µm zueinander. Je nach Position im Spurdetektor
kann der Abstand zwischen den beiden Sensoren zwischen 1 mm und 2 mm betragen.
Der Schwellwert der P T -Diskriminierung soll zwischen 1 GeV bis 2 GeV liegen [Abb11].
Abbildung 2.6 zeigt eine 3D-Darstellung des 2S-Moduls.
Abbildung 2.6.: Das 2S-Modul: in der Mitte befinden sich die beiden Siliziumsensoren
übereinander, auf beiden Seiten der Sensoren sind je 8 CBC-Chips angeordnet.
Eine Spannungsversorgung und ein gemeinsamer Glasfaseranschluss
finden ebenfalls Platz auf dem Modul. Grafik von D. Abbaneo.
Jeder Sensor verfügt über 2 × 1024 Kanäle, die zu beiden Seiten mit den Auslesechips
verbunden werden [Abb11]. Dafür werden neue Chips entwickelt, welche die Streifen
binär auslesen, um die Datenrate zu reduzieren. Der CMS Binary Chip (CBC) wird derzeit
auf seine Eignung dafür untersucht. [R + 12]
Ein wichtiges Kriterium bei der Entwicklung zukünftiger Sensormodule ist die Ortsauflösung.
Der wahrscheinlichste Durchgangspunkt eines Teilchens bei binärer Datennahme
ist die Mitte aller signalgebenden Streifen (Cluster, siehe Abschnitt 6.1.3). Das Residuum
kann als Abstand zwischen diesem Punkt und der rekonstruierten Teilchenspur
errechnet werden.

10 2. Der LHC und das CMS-Experiment
Die Durchgangspunkte der Teilchenspuren sind bei binär aufgenommenen Clustern um
den Mittelpunkt des Clusters herum verteilt [Har08]:
< x 2 >= 1 p
∫ p/2
−p/2
x 2 dx = p2
12
(2.2)
Mit der Streifenbreite p 1 und dem Durchgangsort 2 x.
Damit ergibt sich für solche Cluster eine Ortsauflösung von [Har08]:
σ x ≈
p √
12
(2.3)
Abbildung 2.7 zeigt im Diagramm links die Verteilung des Residuums für ein- und zwei-
Streifen-Cluster, sowie im Diagramm rechts den relativen Anteil von ein- und zwei-
Streifen-Clustern über der Zwischenstreifenposition. Zwei-Streifen-Cluster kommen bei
Teilchendurchgängen in einem schmalen Bereich zwischen den beiden Streifen vor [F + 12].
Für solche Durchgangspositionen ist die Auflösung des CBC-Chips somit besser als für
Positionen im Bereich der Mitte eines Streifens.
Daher kann bei einem binären System zur Datennahme die Clusterbreite zusätzlich zur
mittleren Position der Cluster als Information für die Ortsauflösung genutzt werden
[F + 12].
Abbildung 2.7.: Das linke Diagramm zeigt die Verteilung des Residuums für ein- und
zwei-Streifen-Cluster. Das Residuum ist für zwei-Streifen-Cluster stets
kleiner als für ein-Streifen-Cluster. Der Grund ist, dass zwei-Streifen-
Cluster hauptsächlich beim Teilchendurchgang in einem schmalen Bereich
zwischen den beiden getroffenen Streifen vorkommen. Das Diagramm
rechts zeigt den relativen Anteil von ein- und zwei-Streifen-
Clustern über der Zwischenstreifenposition. [F + 12]
1 engl. pitch, daher wird p als Variablenbezeichnung verwendet.
2 Die Koordinate entlang des Streifens wird hier nicht berücksichtigt

3. Grundlagen
In diesem Kapitel werden die Grundlagen, die zum Verständnis dieser Diplomarbeit benötigt
werden, vermittelt. Das Kapitel beginnt mit Abschnitten über Die Wechselwirkung
geladener Teilchen mit Materie, über Halbleiter und den pn-Übergang. Es folgen Abschnitte
über Aufbau und Funktion eines Siliziumstreifensensors. Das Kapitel schließt
mit einem Abschnitt über die kosmische Höhenstrahlung.
3.1. Teilchendurchgang in Materie 1
Beim Durchqueren von Materie geben geladene Teilchen Energie ab. Dies ist meist auf
Wechselwirkungen mit den Hüllenelektronen der Materie wie zum Beispiel Ionisationen
und Stoßprozesse zurückzuführen. Den Energieverlust eines geladenen Teilchens in Materie
beschreibt die Bethe-Bloch-Formel [Bet30] [Blo33]:
− dE
dx =
4π nz 2 ( ) e
2 2 [
m e c 2 β 2 ln 2m ec 2 β 2 ]
4πɛ 0 I · (1 − β 2 ) − β2
mitβ = v c
(3.1)
Dabei ist m e die Masse des Elektrons, c die Lichtgeschwindigkeit, der Ladung des Elektrons
ze und der Geschwindigkeit des Teilchens v. I ist das mittlere Anregungspotential
der Atome.
Damit hängt die deponierte Energie in der Materie von der Geschwindigkeit und der
Ladung eines Teilchens ab, nicht aber von seiner Masse. Bei kleinen Teilchengeschwindigkeiten
fällt die deponierte Energie mit 1/v 2 ab, bis sie bei p/m 0 c ≈ 4 ein Minimum erreicht.
Anschließend steigt die deponierte Energie logarithmisch an. Somit existiert für jedes
Material eine Teilchengeschwindigkeit, bei der die deponierte Energie minimal wird.
Ein solches Teilchen wird Minimal-Ionisierendes-Teilchen (MIP 2 ) genannt.
Elektronen und Positronen unterliegen zusätzlich dem Effekt der Bremsstrahlung: Im
Feld eines Kerns werden Elektronen gebremst und strahlen dabei Photonen ab. Der Effekt
ist material- und energieabhängig und kommt hauptsächlich bei hochenergetischen
Teilchen zum tragen.
1 Quelle: [PRSZ09]
2 Minimum Ionizing Particle
11

12 3. Grundlagen
Photonen unterliegen den Wechselwirkungen Photoeffekt, Compton-Effekt und Paarbildung.
Sie werden lokal absorbiert, deshalb nimmt die Intensität eines Photonenstrahls in Materie
expotentiell ab:
I = I 0 · e −µl (3.2)
mit dem Absorbtionskoeffizient µ und der Dicke l des Mediums. Der Absorbtionskoeffizient
ist abhängig von der Photonenenergie und der Art des Mediums.
Die Wechselwirkungen beim Durchgang durch Materie stellen die Grundlage für den
Bau von Siliziumstreifensensoren dar. Sie müssen so optimiert werden, dass auch MIP-
Teilchen detektiert werden können.
3.2. Halbleiter und Bändermodell 1
Die elektrische Leitfähigkeit von Festkörpern hängt von der Mobilität ihrer Elektronen
ab. Sie können an einen Atomkern gebunden sein, wie es bei freien Atomen der Fall ist,
oder sich delokalisiert im Festkörper bewegen. Mit dem Bändermodell kann die Ursache
dafür und die Auswirkung auf die elektrische Leitfähigkeit erklärt werden.
Das Potential eines Atomkerns lässt für die Elektronen seiner Hülle diskrete Energiezustände
zu. Eine geeignete Näherung für das Kernpotential ist ein eindimensionaler
Kasten, der mit der Schrödingergleichung beschrieben werden kann:
− ¯h2 d 2 ψ
2m dx 2 + E pot(x) · ψ = Eψ (3.3)
Mit E pot = 0 innerhalb der Kastenlänge L, E pot = ∞ außerhalb. Die Gleichung wird durch
Eigenfunktionen gelöst:
Dies führt zu Einergieeigenwerten:
ψ n = A n sin k n x;
k n = n · π
L
(3.4)
E n = h2 ( n
) 2
2m · ; n = 1, 2, 3, ... (3.5)
2L
Nach dem Pauli-Prinzip kann jeder Energiezustand von maximal zwei Elektronen (mit
antiparallelem Spin) besetzt werden. Im Zustand minimaler Gesamtenergie werden jeweils
die niedrigsten, freien Energiezustände von den Elektronen besetzt. Der höchste,
dabei noch besetzte Energiezustand definiert die Fermi-Energie:
( )
E F = h2 N 2
(3.6)
2m 4L
Die Coulombpotentiale der Atomkerne und Elektronen in der dreidimensionalen Kernstruktur
eines Festkörpers überlagern sich gegenseitig. Dies führt bei höheren Energiezuständen
zur Ausweitung der diskreten Energiezustände zu erlaubten Bereichen, den
Bändern. Zwischen den Bändern können sich verbotene Bereiche befinden, die einzelnen
1 Quelle, soweit nicht anders angegeben: [Dem05].

Energie
3.2. Halbleiter und Bändermodell 13
freie Zustände
Leitungsband
E5
Valenzband
E4
E3
E2
gebundene
Zustände
E1
Atomabstand
Ort im Kristall
Abbildung 3.1.: Bändermodell: Die Wechselwirkungen der Atomkerne führen zu einer
Ausweitung der erlaubten Zustände zu Bändern. Die Valenzelektronen
sind nur schwach an den Atomkern gebunden. Bei einer großen Anzahl
an Valenzelektronen können diese nicht mehr einem einzelnen Atom zugeordnet
werden. Grafik nach [Lau13]
Bänder können sich jedoch auch überlagern. Das oberste Energieband, welches im Zustand
niedrigster Gesamtenergie noch vollständig mit Elektronen gefüllt ist, wird Valenzband
genannt. Das nächsthöhere Energieband ist das Leitungsband, der Energieabstand
dazwischen stellt die Bandlücke dar. Abbildung 3.1 zeigt schematisch die Coulombpotentiale
der Atomkerne in einem Siliziumkristall, die Energiezustände werden zu Bändern
erweitert. Die Anordnung der Energiebänder hängt von der Zusammensetzung und inneren
Struktur des Materials ab.
Materialien lassen sich damit in drei unterschiedliche Kategorien einordnen:
1. Nichtleiter: Der Abstand von Valenzband und Leitungsband ist so groß, dass die
typische Anregung von Elektronen (zum Beispiel thermisch) nicht für eine Überwindung
der Bandlücke zwischen den Bändern ausreicht. Im vollen Valenzband
ist keine Elektronenbewegung möglich. Materialien mit Bandlücken ab etwa 3 eV
werden als Nichtleiter bezeichnet.
2. Halbleiter: Es existiert eine Bandlücke, die von angeregten Elektronen überwunden
werden kann. Dabei verteilen sich die Ladungsträger auf Valenz- und Leitungsband.
Unbesetzte Energiezustände in beiden Bändern ermöglichen dann die Bewegung
von Ladungsträgern. Die Leitfähigkeit eines Halbleiters hängt somit von der
Anregung seiner Elektronen ab. Der klassische Fall ist die thermische Anregung:
Bei T = 0K ist keine Leitfähigkeit vorhanden, sie steigt mit der Temperatur an.
Typischerweise sind die Bandlücken von Halbleitern kleiner als 3 eV.
3. Leiter: Es existiert ein Energieband über dem Valenzband, dass bei minimaler Gesamtenergie
nicht vollständig gefüllt ist. Die Ladungsträger können sich innerhalb
dieses Energiebandes bewegen.
Abbildung 3.2 zeigt das Bändermodell von Leitungs- und Valenzband für Nichtleiter,
Halbleiter und Leiter.

Energie
Energie
Energie
14 3. Grundlagen
Leitungsband
Bandlücke
Leitungsband
Bandlücke
Leitungsband
Valenzband
Nichtleiter
Valenzband
Halbleiter
Valenzband
Leiter
Abbildung 3.2.: Bändermodell: Leitungs- und Valenzband bei Nichtleitern, Halbleitern
und Leitern. Bei Halbleitern können Elektronen durch Anregung die
Bandlücke überspringen und so das Material leitfähig machen. Grafik
nach [Lau13]
Typische Halbleitermaterialien sind die Elemente der vierten Hauptgruppe des Periodensystems
der Elemente. Diese Stoffe bilden Kristalle mit kovalenten Bindungen, wodurch
Elektronen mit relativ geringem Energieaufwand ins Leitungsband angeregt werden können.
Typische Vertreter dieser Stoffe sind Silizium, Germanium und Diamant (Kohlenstoff).
Es gibt jedoch auch weitere Halbleitermaterialien, teilweise bestehen sie auch mehreren
Stoffen der dritten und fünften Hauptgruppe (Verbindungshalbleiter) [Thu05].
Fremdatome in Halbleitermaterialien können durch Störstellen in der Bandstruktur erheblich
zur Konzentration der Ladungsträger beitragen [AM07]:
Intrinsiche Halbleiter sind Materialien, deren Kristallstruktur so rein ist, dass Störstellen
in vernachlässigbarem Maße zur Leitfähigkeit beitragen. Die Leitfähigkeit kommt dabei
durch Elektronen zustande, die in das Leitungsband angeregt werden. Sie hinterlassen
eine freie Position im Valenzband (Loch), wodurch die Ladungsträger im Valenzband
ebenfalls die Möglichkeit zur Bewegung erhalten. Die Zahl der Löcher ist gleich der Anzahl
Elektronen im Leitungsband.
Extrinsische Halbleiter verfügen über Fremdatome (Störstellen) im Kristall, die durch
zusätzliche Ladungsträger (Elektronen oder Löcher) die Leitfähigkeit des Halbleiters maßgeblich
hervorrufen. Erzeugen die zusätzlichen Elektronen der Störstellen die Leitfähigkeit,
so werden die Fremdatome Donatoren genannt und der Halbleiter als n-leitend bezeichnet.
Wird die Leitfähigkeit von Löchern der Fremdatome hervorgerufen, so nennt
man die Störstellenatome Akzeptoren und der Typ des Halbleiters ist p-leitend.
3.3. Dotierung
Extrinsische Halbleiter lassen sich herstellen, indem gezielt Fremdatome in vergleichsweise
geringen Konzentrationen in die Kristallstruktur eines Stoffes eingebracht werden.
Dieser Vorgang wird Dotierung genannt. Dabei werden die globalen, besonders die chemischen
und kristallographischen Eingenschaften eines Materials nicht wesentlich beeinflusst
[Thu05].
Das Einbringen von Fremdatomen in einen reinen Halbleiter kann technisch realisiert
werden, indem man die Fremdatome bei hohen Temperaturen in den Kristall eindampft.
Eine weitere Möglichkeit ist die Ionen-Implantation. Dabei werden ionisierte Fremdatome
mit Energien zwischen 100 eV und 1 keV in den Kristall eingeschossen [Dem05].
Die Fremdatome können Gitteratome ersetzen, oder zusätzlich zwischen Gitteratomen

Energie
Energie
3.3. Dotierung 15
Platz finden. Die Konzentrationen von durch Dotierung eingebrachten Fremdatomen
sind 10 −8 bis 10 −4 mal kleiner als die Konzentration der Atome des Grundmaterials
[Dem05]. Trotzdem beeinflussen sie die elektrischen Eigenschaften des Halbleiters stark.
Man unterscheidet die Art der Dotierung, indem man betrachtet, ob die Fremdatome
entweder mehr oder weniger Valenzelektronen als das Grundmaterial haben:
Donatoren sind Stoffe, die mehr Valenzelektronen besitzen als das Grundmaterial des
Halbleiters. Die Bindungsenergie zusätzlicher Elektronen ist im Kristallgitter sehr klein.
Somit stehen sie als Ladungsträger für den Stromfluss zur Verfügung. Die Energiezustände
des Donators liegen in der Bandlücke knapp unterhalb des Leitungsbandes.
Akzeptoren haben weniger Valenzelektronen als das Grundmaterial. In einem Kristall,
der aus Atomen mit kovalenten Bindungen aufgebaut ist, fehlt dem Akzeptor ein Elektron
für die Bindung mit einem Nachbaratom. Dadurch entsteht ein Loch, dass den Fluss
von Ladungsträgern im Valenzband ermöglicht. Die Bindungsenergie des Valenzelektrons
am Akzeptor ist geringer als an den Atomen des Grundmaterials, daher liegen die
Energiezustände des Akzeptors in der Bandlücke oberhalb des Valenzbandes.
Leitungsband
Leitungsband
Donatorzustände
Valenzband
Donatorniveaus
E F
Akzeptorzustände
Valenzband
Akzeptorniveaus
E F
Abbildung 3.3.: Bandschema eines Halbleiters bei Dotierung mit Donatoren (links) und
Akzeptoren (rechts). Die Fermi-Energie E F liegt bei n-Halbleitern (für
T = 0 K) zwischen der Oberkante des Valenzbandes und den Akzeptorniveaus.
Bei p-Halbleitern liegt E F zwischen den Donatorzuständen
und der Unterkante des Leitungsbandes. Grafik nach [Dem05]
Abbildung 3.3 zeigt das Bandschema und die Lage der Fermi-Energie (für T = 0 K) im
Halbleiter bei Donatoren und Akzeptoren.
Halbleitermaterialien lassen sich nur mit endlicher Reinheit herstellen. Daher existieren
in jedem Halbleitermaterial auch nach Dotierung mit nur einer Sorte von Fremdatomen
verschiedenartige Störstellen, die für zusätzliche Elektronen oder Löcher sorgen. Ob ein
Material n-leitend oder p-leitend ist, gibt daher an, welche Ladungsträger für die elektrische
Leitfähigkeit maßgeblich sind.
Die Ladungsträger (Elektronen oder Löcher), die hauptsächlich für die Leitfähigkeit des
Halbleiters verantwortlich sind, werden Majoritätsträger genannt. Die jeweils anderen Ladungsträger
tragen nur geringfügig zur Leitfähigkeit bei, sie werden als Minoritätsträger
bezeichnet.
Nicht mit dotierten Halbleitern zu verwechseln sind Mischkristalle. Sie werden aus drei
oder mehr Stoffen mit hohen Konzentrationen hergestellt. Dabei werden Elemente von
Verbindungshalbleitern teilweise durch Stoffe derselben Hauptgruppe ersetzt. Die Eigenschaften
dieser Materialien liegen zwischen denen der Ausgangsmaterialien [Thu05].

Energie
Valenzband Leitungsband
Energie
16 3. Grundlagen
3.4. Direkter und indirekter Bandübergang 1
Die Ladungsträger der Halbleiter sind Elektronen. Betrachtet man sie als Teilchen unter
dem Einfluss der Umgebung auf Parameter wie ihre Masse, so ist es zweckmäßig, das
Elektron als Quasiteilchen zu betrachten. Die kinetische Energie von Quasielektronen in
Halbleitern ist:
ε e =
p2
= ¯h2 k 2
(3.7)
2m e 2m e
Mit der effektiven Masse m e des Elektrons im Kristall, und dem Wellenvektor k. Damit
erfüllt p nicht die für einen Impuls notwendige Translationsinvarianz, es handelt sich
somit um einen Quasiimpuls.
Auch die bereits erwähnten freien Zustände im Valenzband (Löcher 2 ) lassen sich als Quasiteilchen
interpretieren. Dies ist zweckmäßig, da die Betrachtung der hohen Zahl an
Elektronen im Valenzband deutlich aufwändiger ist, als die Untersuchung des Verhaltens
von Löchern. Analog zum Vorgehen bei Quasielektronen kann den Löchern eine
materialabhängige effektive Masse m h zugeordnet werden und damit ein Zusammenhang
zwischen der kinetischen Energie und dem Quasiimpuls von Löchern hergestellt
werden:
ε e =
p2
= ¯h2 k 2
(3.8)
2m h 2m h
ћk
ћk
Direkter Halbleiter
Indirekter Halbleiter
Abbildung 3.4.: Übergang zwischen Valenz- und Leitungsband im Impulsraum: Dargestellt
wird der direkte Banübergang (links) und der indirekte Bandübergang
(rechts). Grafik nach [Thu05]
Abbildung 3.4 zeigt den Übergang zwischen Valenz- und Leitungsband im Impulsraum.
Wenn die Quasiteilchen ohne Änderung des Wellenvektors k zwischen den Bändern
wechseln, liegt ein direkter Bandübergang vor. Liegt dagegen das Maximum des Valenzbandes
im Impulsraum nicht direkt unter dem Minimum des Leitungsbandes, so finden
meist indirekte Bandübergänge statt. Der zusätzliche Impulsanteil wird durch Gitterschwingungen
im Kristall (Phononen) ausgeglichen. Bei solchen Materialien sind direkte
Übergänge jedoch bei höheren energetischen Anregungen möglich.
1 Quelle: [Thu05]
2 engl. hole, daher Index h

3.5. Der pn-Übergang 17
3.5. Der pn-Übergang
Durch Zusammenbringen von p- und n-dotierten Halbleitermaterialen kann ein pn-Übergang
hergestellt werden. An der Grenzschicht zwischen beiden Dotierungsarten bildet sich ein
starker Gradient der Konzentrationen der Ladungsträger. Die Folge davon ist eine Rekombination
der Elektronen des n-Bereichs mit den Löchern des p-Bereichs durch Diffusion.
Als Folge bildet sich im Grenzbereich eine Verarmungszone aus, in der keine freien
Ladungsträger vorhanden sind. Durch den Abfluss von Elektronen aus dem n-dotierten
Material bildet sich eine positive Raumladung aus, da insgesamt mehr Protonen als Elektronen
im Kristall vorhanden sind. Im p-dotierten Material ergibt sich dagegen ein Überschuss
an Elektronen. Dadurch bildet sich ein Potential zwischen p- und n-Bereich aus,
welches der weiteren Rekombination von Ladungsträgern entgegensteht. Abbildung 3.5
zeigt das Bandschema eines pn-Übergangs im so erreichten Gleichgewichtsfall.
E L
E
E F
p-Teil
n-Teil
E V
Abbildung 3.5.: Bandschema des pn-Übergangs. Zwischen dem p-Teil und dem n-Teil
des Übergangs rekombinieren Ladungsträger, wodurch sich eine Verarmungszone
bildet. Grafik nach [Dem05]
Der pn-Übergang wirkt elektrisch wie eine Diode. Die Leitfähigkeit und die Verarmungszone
werden von der äußeren Spannung beeinflusst:
Beim Betrieb des pn-Übergangs in Durchlassrichtung werden zusätzliche Löcher in den
p-Bereich und zusätzliche Elektronen in den n-Bereich getrieben. die Verarmungszone
wird dadurch kleiner. Wird die Spannung weiter über die Schleusenspannung erhöht, so
verschwindet die Verarmungszone und der Stromfluss kann mit der Spannung deutlich
zunehmen.
Legt man an die Spannung in Sperrichtung an den pn-Übergang an, werden die Elektronen
im n-Teil und die Löcher im p-Teil abgesaugt. Dadurch vergrößert sich die Verarmungszone,
das System wirkt wie ein Isolator auf den Stromfluss. Bei großen Spannungen
in Sperrichtung kann das elektrische Feld im pn-Übergang zu einem plötzlichen,
starken Anstieg des Stomflusses führen. Ein solcher Durchbruch ist unerwünscht und
kann das System durch die große Verlustleistung im Silizium thermisch zerstören.
3.6. Silizium
Silizium ist ein Element der vierten Hauptgruppe im Periodensystem der Elemente. Es
verfügt über vier Valenzelektronen, die mit den Nachbaratomen kovalente Bindungen
eingehen. Daher bildet reines Silizium eine Kristallstruktur und ist ein elementares Halbleitermaterial.
Sein weltweites Vorkommen und seine hohe Verfügbarkeit machen Silizium
zum meistverwendeten Halbleitermaterial.

18 3. Grundlagen
Die Konzentration der Atome im Siliziumkristall beträgt 5 × 10 22 cm −3 , die Gitterkonstante
ist ungefähr 5 × 10 −10 m [Thu05]. Der Kristall hat Diamantstruktur, seine erste
Brillouin-Zone ist ein stumpfes Oktaeder, entsprechend einem kubisch-flächenzentrierten
Bravaisgitter [AM07]. Tabelle 3.1 gibt weitere wichtige Eigenschaften von Silizium wieder.
Ordnungszahl 14 [Thu05]
Dichte 2330 kg m −3 [Win12]
Atommasse 28,085 u [WC10]
Massenanteil an der Erdhülle 25,7 % [Win12]
Bandlücke (bei 300 K) 1,12 eV [PR02]
Art der Bandlücke indirekt [Thu05]
Relative Dielektrizitätskonstante ε 11,4 [Thu05]
Effektive Masse der Elektronen m e /m 0 0,32 [Thu05]
Effektive Masse der Löcher m h /m 0 0,57 [Thu05]
Tabelle 3.1.: Wichtige Eingenschaften von Silizium
Halbleiterdetektoren werden meist aus Siliziumkristallen hergestellt. Als Donatoren werden
Phosphor oder Antimon eingesetzt, für Akzeptoren werden Bor oder Aluminium
verwendet [Dem04].
3.7. Streifensensoren
Streifensensoren werden im CMS-Experiment aufgrund ihrer guten Ortsauflösung zur
Spurrekonstruktion von geladenen Teilchen im Detektor eingesetzt.
Jeder Streifen eines Sensors funktioniert wie ein pn-Übergang, der mit Hilfe einer äußeren
Sperrspannung vollständig von freien Ladungsträgern verarmt wird. Beim Durchgang
von geladenen Teilchen werden Ladungsträger entlang der Trajektorie des Teilchens erzeugt.
Die Ladungsträger werden vom elektrischen Feld der äußeren Spannung zum Sensorrand
hin abgesaugt. Das entstandene Signal wird kapazitiv von der Ausleseelektronik
erfasst. Abbildung 3.6 zeigt das Funktionsprinzip des Streifensensors.
-
Ionisierendes
Teilchen
SiO 2 Schicht
V FD
+
E-Feld
p+ p+ p+ p+ p+ p+
n-Bulk
n++
Aluminium-Rückseite
e - h +
Abbildung 3.6.: Funktionsprinzip eines Streifensensors. Der Sensor wird mittels einer äußeren
Spannung vollständig von freien Ladungsträgern verarmt. Beim
Durchgang geladener Teilchen wird nach der Bethe-Bloch-Formel Energie
im Material deponiert. Dadurch werden in der Verarmungszone Ladungsträgerpaare
gebildet. Die Ladungsträger werden von dem elektrischen
Feld im Sensor abgesaugt. Dabei entsteht ein Signal, welches kapazitiv
ausgelesen wird. Nach [Har08], Layout von [Fre12]

3.7. Streifensensoren 19
Siliziumstreifensensoren werden realisiert, indem in ein dotiertes Grundmaterial (p- oder
n-Typ) auf einem Wafer dotierte Streifen des jeweils anderen Typs implantiert werden.
Jeder Streifen funktioniert somit wie eine Halbleiterdiode. Eine äußere Spannung wird
über die kontaktierbare Rückseite des Sensors und über einen Bias-Ring auf seiner Vorderseite
angelegt. Eine Isolationsschicht trennt das Silizium von den Aluminiumstreifen
für das kapazitive Auslesen (an den AC-Pads) der Signale auf ihrer Oberseite. Der Streifen
kann im Labor zusätzlich direkt über die DC-Pads kontaktiert werden. Abbildung 3.7
zeigt den Aufbau eines Streifensensors anhand einer schematischen 3D-Grafik.
Guardring
SiO 2 Passivierungsschicht
Biaswiderstand
SiO 2 für kapazitive Kopplung
Biasring
n-Bulk
n++ Schicht
AC-Pad
Aluminiumstreifen
Aluminium-Rückseite
p+ Implantat
DC-Pad
Abbildung 3.7.: Schematische 3D-Darstellung des Aufbaus eines Streifensensors. Grafik
von Tobias Barvich, IEKP, KIT
Quelle: [Har08]

20 3. Grundlagen
3.8. Kosmische Höhenstrahlung 1
Die kosmische Höhenstrahlung wurde erstmals vor über hundert Jahren von Victor Hess
bei Messungen der ionisierenden Strahlung von Ballonen aus entdeckt. Hess stellte fest,
dass es einen Anteil der natürlichen Strahlung gibt, die mit der Höhe des Ballons zunimmt.
Was wir auf der Erde nachweisen können ist das Produkt einer langen Kette
von teilchenphysikalischen Wechselwirkungen. An deren Anfang stehen kosmische Beschleunigungsmechanismen,
wie zum Beispiel Supernova-Explosionen, Pulsare und die
Zentren aktiver Galaxien.
Gewöhnliche Sterne können Teilchen bis in den GeV-Bereich beschleunigen. Auf der
Oberfläche der Sonne entstehen zum Beispiel zeitweise ausgedehnte, zeitveränderliche
Magnetfelder, in denen Teilchen beschleunigt werden können. Optisch sind solche Phänomene
als Sonnenflecken beobachtbar. Von der Sonne können einzelne Teilchen mit
Energien von bis zu 100 GeV nachgewiesen werden. Teilchen aus extrasolaren und extragalaktischen
Quellen wurden mit Energien bis in den Bereich von einigen hundert
EeV nachgewiesen [GST13]. Abbildung 3.8 zeigt das Energiespektrum der primären kosmischen
Strahlung, gemessen von verschiedenen Experimenten.
Abbildung 3.8.: Messungen des Energispektrums der Teilchen der primären kosmischen
Höhenstrahlung von verschiedenen Experimenten [GST13]. Das Energiespektrum
deckt einen Energiebereich von wenigen GeV bis zu einigen
hundert EeV ab.
3.8.1. Zusammensetzung und Wechselwirkungen
Die primäre kosmische Strahlung besteht zu etwa 85 % aus Protonen, gefolgt von etwa
12 % α-Teilchen. Elektronen und Teilchen mit Kernladungszahlen von Z = 3 oder mehr
machen lediglich 3 % der primären kosmischen Strahlung aus. Die Teilchen treffen mit
einer Rate von etwa 1000 Ereignissen cm −2 s −1 auf die Erdatmosphäre [KKZ97].
Bei der Propagation der Teilchen durch die Atmosphäre verändert sich die Zusammensetzung
der Höhenstrahlung. Die primären Teilchen treffen in der gegenüber dem Weltraum
vergleichsweise dichten Atmosphäre auf andere Teilchen und lösen Wechselwirkungen
mit ihnen aus. Dabei entstehen Sekundärteilchen. Den größten Anteil davon stellen
Pionen dar, die Erzeugung von Kaonen ist etwa zehn mal weniger wahrscheinlich.
1 Quelle, soweit nicht anders angegeben: [Gru01]

3.8. Kosmische Höhenstrahlung 21
Die geladenen Pionen (Lebensdauer 26 ns) und Kaonen (Lebensdauer 12,4 ns) zerfallen
leptonisch:
π + → µ + + ν µ (3.9)
π − → µ − + ¯ν µ (3.10)
K + → µ + + ν µ (3.11)
K − → µ − + ¯ν µ (3.12)
Die relativistische Zeitdilatation ermöglicht es hochenergetischen Myonen, trotz ihrer
kurzen mittleren Lebensdauer von 2,2 µs, die Erdoberfläche zu erreichen. Unterhalb von
10 GeV spielt der Myonenzerfall eine Rolle [KKZ97]:
µ − → e − ¯ν e ν µ (3.13)
µ + → e + ν e ¯ν µ (3.14)
Auf Meereshöhe stellen die verbliebenen Myonen mit einem Anteil von 80 % den größten
Anteil an Teilchen der sekundären kosmischen Höhenstrahlung dar. Pro Minute wird
auf Meereshöhe jeder Quadratzentimeter der Erdoberfläche durchschnittlich von einem
Myon pro Minute getroffen. Ihr Impulsspektrum beginnt bei weniger als 1 GeV/c, durchschnittlich
haben die Teilchen einen Impuls von 4 GeV/c [Blo07]. Es kommen zwar auch
Teilchen mit sehr viel größeren Impulsen vor, die Rate nimmt jedoch mit der Teilchenenergie
stark ab. Abbildung 3.9 zeigt den Fluss kosmischer Myonen auf Meereshöhe.
1 8
1 6
µ +
µ -
s -1 s r -1 G e V -1 )
-2
d Φ/d p (m
1 4
1 2
1 0
8
6
4
2
0
1 1 0
Im p u ls (G e V /c )
Abbildung 3.9.: Differentieller Fluss kosmischer Myonen auf Meereshöhe. Das Spektrum
beginnt bei weniger als 1 GeV/c und fällt zu hohen Energien stark ab.
Negativ geladene Myonen können von Atomen in der Atmosphäre eingefangen
werden, daher ist ihre Rate geringer als die der positiv geladenen
Myonen. Daten des Caprice94-Experiments [K + 99].

22 3. Grundlagen
3.8.2. Einfallswinkel
Die Teilchen der Höhenstrahlung treffen aus unterschiedlichen Einfallswinkeln auf die
Erdoberfläche. Der Grund dafür ist, dass die primäre kosmische Strahlung aus beliebigen
Richtungen auf die Atmosphäre trifft. Darüber hinaus führen Streuprozesse in der Wechselwirkungskette
zu Richtungsänderungen. Teilchen auf geneigten Bahnen unterliegen
aufgrund der größeren Wegstrecke bis zur Erdoberfläche einer erhöhten Zerfallswahrscheinlichkeit
und einer größeren Absorbtionswahrscheinlichkeit. Für nicht zu große Zenitwinkel
Θ kann die Myonenintensität mit
angegeben werden. [Gru01]
I µ (Θ) = I µ (Θ = 0) · cos 2 Θ (3.15)

4. Testsensoren
Dieses Kapitel stellt die in dieser Arbeit untersuchten Testsensoren vor. Dabei werden die
gängigen Bezeichnungen erläutert und die Geometrie der Sensoren vorgestellt. Zusätzlich
wird das im Rahmen dieser Diplomarbeit entstandene Modul für Signalmessungen
an Multigeometriestreifensensoren vorgestellt.
4.1. Nomenklatur
Für die Bezeichnung von Testsensoren werden typischerweise Geometrie- und Materialeigenschaften
zusammengefasst. Die Sensorbezeichnung beginnt mit einer Buchstabenkombination,
die das verwendete Herstellungsverfahren des Siliziums beschreiben. Es
folgt die Angabe der aktiven Sensordicke in Mikrometern. Ein weiterer Buchstabe gibt
Auskunft über die Art der Dotierung sowie gegebenenfalls über die verwendete Isolationstechnik.
Zusätzlich können Informationen über die Wafernummer bei der Produktion,
des Sensortyps und eine Identifikationsziffer des Sensors auf dem Wafer angegeben
werden.
Das Vorgehen wird anhand eines für diese Arbeit verwendeten Sensors beschrieben:
FTH200P_05_MSSD_1
Die ersten drei Buchstaben stehen für das Floatzone-Herstellungsverfahren, wobei der
Sensor nachträglich gedünnt (engl. thinned) wurde. Die Zahl 200 steht für die aktive Dicke
des Sensors (200 µm). Der folgende Buchstabe P sagt aus, dass dies ein p-Typ-Sensor
ist, dessen Streifenisolierung als p-stop realisiert ist. Die Zahl 05 ist die Nummer des
Wafers, auf dem der Sensor hergestellt wurde. Der Sensortyp ist ein Multigeometriestreifensensor,
kurz MSSD (Details dazu in Abschnitt 4.4). Da auf dem Wafer bei der Herstellung
insgesamt zwei Sensoren vom gleichen Typ untergebracht worden sind, werden die
beiden durch eine zusätzliche Ziffer am Ende der Sensorbezeichnung unterschieden.
4.2. HPK-Kampagne
Quelle, soweit nicht anders angegeben: [Die12]
Für die Erforschung und Entwicklung von strahlenharten Siliziumsensoren wird innerhalb
der CMS-Collaboration eine Forschungskampagne durchgeführt. Dafür wurden verschiedene
Testsensoren bei dem Hersteller Hamamatsu Photoniks K.K. produziert. Drei
23

24 4. Testsensoren
Arten solcher Sensoren sind im Rahmen dieser Diplomarbeit verwendet worden und
werden im Folgenden vorgestellt: Baby-Standard-, Baby-Additional- und Multigeometriestreifensensoren.
Beim verwendeten Material beschränkt sich diese Diplomarbeit auf Silizium aus dem
Floatzone-Verfahren. Dieses Material kommt gegenwärtig im CMS-Spurdetektor zum
Einsatz und gilt als aussichtsreicher Kandidat für den neuen Spurdetektor des CMS-
Experiments bei HL-LHC.
Die Dotierungsarten n-Typ und p-Typ werden untersucht, wobei die bei p-Typ-Sensoren
notwendige Streifenisolation auf zwei verschiedene Arten realisiert ist:
Die Technik, Sensoren gleichmäßig mit einer p-Isolationsschicht zu überziehen, wird p-
spray genannt.
Wird zwischen den Streifen ein begrenzter Bereich zusätzlich p-dotiert, so nennt man
diese Isolationstechnik p-stop.
4.3. Mini-Sensoren
Baby-Standard-Sensoren (Bstd) sind Testsensoren mit einer Abmessung von 35,12 mm ×
22,62 mm. Sie verfügen über 256 Streifen mit einem Streifanabstand (pitch) von 80 µm. Die
Breite des Implantats (width) beträgt 18 µm. Daraus ergibt sich ein width-to-pitch-Verhältnis
von 0,225 [Fre12].
Baby-Additional-Sensoren (Badd) sind deutlich kleinere Sensoren: Ihre Abmessungen
betragen 7,10 mm × 27,96 mm. Darauf wurden 64 Streifen mit einem Abstand von ebenfalls
80 µm untergebracht. Das Implantat ist wiederum 18 µm breit, das width-to-pitch-
Verhältnis von 0,225 ändert sich nicht.
Abbildung 4.1 zeigt eine Fotografie der beiden vorgestellten Sensoren im Größenvergleich
zu einer 1-Cent Münze.
Abbildung 4.1.: Foto eines Baby-Additional-Sensors (klein) und eines Baby-Standard-
Sensors (groß) im Größenvergleich zu einer 1-Cent Münze.
4.4. Multigeometriestreifensensoren
Zur Untersuchung des Einflusses der Geometrie auf die verschiedenen Eigenschaften
eines Streifensensors wurden Multigeometriestreifensensoren (MSSD 1 ) verwendet. Ein
MSSD ist dabei ein aus 12 Regionen mit unterschiedlicher Geometrie aufgebauter Sensor.
1 Multi-geometry Silicon Strip Detector

4.5. MSSD Modul 25
Es werden der Streifenabstand und die Breite des Implantats variiert. Tabelle 4.1 fasst die
Regionen und ihre Geometrie zusammen. Die Streifenlänge des Sensors beträgt jeweils
3 cm.
Abbildung 4.2 zeigt eine Fotografie eines für diese Arbeit verwendeten MSSD. Dieser
Aufbau ist vorteilhaft, da durch die Anordnung der verschiedenen Geometrien auf einem
Sensor sichergestellt ist, dass diverse Herstellungsparameter wie zum Beispiel die Materialzusammensetzung
zwischen den einzelnen Regionen unverändert sind. Darüber hinaus
ist die Handhabung eines großen Sensors weniger aufwändig als die Handhabung
von zwölf kleinen Sensoren.
Abbildung 4.2.: Foto eines Multigeometriestreifensensors gebondet auf einen Pitchadapter.
Die abgebildete Platine wurde im Rahmen dieser Arbeit entworfen.
Tabelle 4.1.: Geometrie des MSSD
Region Streifenabstand (µm) Breite des Implantats
(µm)
Breite des Aluminiumstreifens
(µm)
w/p
1 120 17 24 0,14
2 240 35 42 0,15
3 80 11 18 0,14
4 70 9,5 16,5 0,14
5 120 29 36 0,24
6 240 59 66 0,25
7 80 19 26 0,24
8 70 16,5 23,5 0,24
9 120 41 47 0,34
10 240 83 90 0,35
11 80 27 34 0,34
12 70 23,5 30,5 0,34
4.5. MSSD Modul
Um die in dieser Arbeit verwendeten MSSD für Signalmessungen im Höhenstrahlungsteleskop
(Abschnitt 6.3) und am ARC-System (Abschnitt 7.2) betreiben zu können, wurde
ein Modul entworfen. Das Modul dient der mechanischen Fixierung des Sensors und des

26 4. Testsensoren
Auslesechips auf der Kühlplatte des Teleskops. Insgesamt wurden zwei Module hergestellt.
4.5.1. Anforderungen
Folgende Anforderungen wurden bei der Konstruktion an das Modul gestellt:
• Aufnahme von MSSD, Pitchadapter, APV-Hybrid;
• Fixierung durch Verschraubung an der Kühlplatte in vorhandenen Gewinden;
• Wärmeleitende Bodenfläche für optimale Kühlung bestrahlter Sensoren;
• Reduzierung der Masse im Bereich der Teilchenspuren auf ein Minimum zur Vermeidung
von Streuung;
• Kompakte Bauform für den flexiblen Einbau in verschiedene Experimente und die
Möglichkeit, das Kühlsystem und den Trigger der ALiBaVa Stationen zu nutzen;
• Flexible Positionierung auf der Kühlbrücke der ALiBaVa Station je nach untersuchter
Region
4.5.2. Aufbau
Kernelement des Moduls ist eine 3 mm dicke Kupferplatte, auf der eine Platine zur Aufnahme
von MSSD, Pitchadapter und Temperatursensor sowie einer Platine für den APV-
Hybriden und seinem Pitchadapter angebracht wurde. Zusätzlich enthält die Kupferplatte
eine Fuge, die die flexible Montage des Moduls mithilfe von zwei M3 Schrauben auf
der Kühlbrücke der ALiBaVa-Station ermöglicht. Die Aufteilung der Bauteile auf zwei
Platinen ermöglicht es, die Platinen unabhängig voneinander auszuwechseln. Kupfer
wurde wegen seiner hohen Wärmeleitfähigkeit von 420 Wm −1 K −1 (bei 50 ◦ C) [GM03] als
Trägermaterial gewählt.
Die Kupferplatte wird von einem Rahmen aus glasfaserverstärktem Kunststoff (GFK)
eingefasst. GFK wurde gewählt, da es einen niedrigen Wärmeleitkoeffizient besitzt und
vergleichsweise einfach zu verarbeiten ist. Dieser Rahmen ermöglicht durch angebrachte
Bohrungen die Fixierung auf der Kühlplatte des Teleskops. Ein geringer Überstand der
Kupferplatte nach unten garantiert ihren Kontakt mit der Kühlplatte. Für den Betrieb mit
einer radioaktiven Quelle in der Umhausung der ALiBaVa-Station kann eine Quellenbrücke
auf den Rahmen aufgeschraubt werden (Siehe Bild 6.1 auf Seite 36). Die Quellenbrücke
ermöglicht die Positionierung einer radioaktiven Quelle mit einem Kollimator
direkt über der zu untersuchenden Region des MSSD.
An der Unterseite des Moduls kann ein Element aus GFK angebracht werden, um beim
Betrieb des Moduls auf der Kühlbrücke der ALiBaVa-Station den nicht aufliegenden Teil
der Kupferplatte gegen die deutlich wärmere Trockenluft in der Umgebung zu isolieren.
Die Abbildung 4.3 zeigt ein MSSD-Modul, die Abbildung 4.4 zeigt eine schematische
Darstellung der Einzelteile eines Moduls. Im Anhang finden sich auf den Seiten 85 bis 88
die Konstruktionspläne für das Modul sowie der Schaltplan und das Platinenlayout für
die MSSD-Platine.

4.5. MSSD Modul 27
Abbildung 4.3.: MSSD Modul in Originalgröße: Im oberen Bereich befindet sich der APV-
Hybrid, im unteren Bereich befindet sich die Platine mit dem MSSD. Auf
der rechten Seite sind die Anschlüsse für die Spannungsversorgung und
den Temperatursensor zu erkennen.

28 4. Testsensoren
MSSD-Platine
APV-Hybrid
GFK-Rahmen
Kupferplatte
Kühlplatte des Teleskops
Abbildung 4.4.: Schematische Darstellung eines MSSD-Moduls über der Kühlplatte des
Teleskops. Oben befinden sich die Platinen für APV-Hybrid und MSSD,
die auf die Kupferplatte aufgeschraubt werden. Die Kupferplatte ist in
den Rahmen aus GFK eingelassen und mit ihm verschraubt. Der Rahmen
kann auf der Kühlplatte des Teleskops mit vier Schrauben fixiert werden.

5. Elektrische Charakterisierung
Die Kenntnis der elektrischen Eigenschaften eines Siliziumstreifensensors ist Vorraussetzung
für die Durchführung von Signalmessungen. Daher werden zur Vorbereitung
solcher Messungen Siliziumsensoren vorab elektrisch qualifiziert. Die dazu verwendete
Messstation Probestation wird in diesem Kapitel vorgestellt. Darüber hinaus werden die
untersuchten Größen zur elektrischen Qualifizierung eines Siliziumstreifensensors eingeführt.
5.1. Probestation
Am Institut für Experimentelle Kernphysik werden zwei Probestations betrieben. Dabei
handelt es sich um Messstationen für Siliziumsensoren. Die Stationen ermöglichen
es, Sensoreigenschaften wie zum Beispiel Gesamtkapazitäten, Streifenwiderstände und
-leckstöme sowie weitere Parameter automatisiert bei verschiedenen Spannungen und
Temperaturen zu bestimmen.
Dazu verfügen die Stationen über ein regelbares Temperatursystem, welches neben Peltierementen
unter einem Vakuumtisch und einer Flüssigkeitsvorkühlung für die Peltierelemente
auch Temperatur- und Feuchtigkeitssensoren umfasst.
Die zu untersuchenden Siliziumsensoren werden zur Messung auf einem Vakuumtisch
fixiert und auf ihrer Oberseite mit Experimentiernadeln elektrisch kontaktiert. Der Vakuumtisch
ist elektrisch leitfähig und mit der Hochspannungsversorgung verbunden. Dadurch
werden die Sensoren auf ihrer Unterseite ebenfalls kontaktiert. Der Vakuumtisch
ist mit feinmechanischen Motoren versehen und kann automatisiert verschiedene Positionen
anfahren. Somit können bei einem Sensor Messungen an verschiedenen Streifen
erfolgen, wobei die Messnadeln nur einmal positioniert werden müssen.
Zur präzisen Positionierung der Nadeln kann der Sensor durch ein Mikroskop betrachtet
werden. Der beschriebene Aufbau wird von einer lichtdichten Umhausung eingefasst.
Die fortlaufend zugeführte Trockenluft sorgt für einen geringfügigen Überdruck innerhalb
der Umhausung, was Kondensation verhindert und zusätzlich dem Schutz vor unerwünschtem
Staub dient.
Die Abbildung 5.1 zeigt eine Fotografie einer Probestation. Rechts daneben zeigt Abbildung
5.2 einen MSSD, der in der Probestation im Bereich der Region 5 von Experimentiernadeln
kontaktiert wird.
29

30 5. Elektrische Charakterisierung
Abbildung 5.1.: Die Probestation: links befindet
sich die Messelektronik, in der Mitte
die Umhausung mit dem Vakuumtisch
und den Experimentiernadeln, rechts befindet
sich der Computer für die Datennahme.
Zur Messung wird die vordere Tür
der Station geschlossen.
Abbildung 5.2.: Ein Multigeometrie-
Streifensensor wird auf dem Vakuumtisch
der Probestation von Experimentiernadeln
kontaktiert. Peltierelemente und
Temperatursensoren sind im Vakuumtisch
integriert. Oben rechts befindet sich das
Objektiv des Mikroskops.
5.2. Wichtige Größen
5.2.1. Verarmungsspannung
Die Verarmungsspannung bezeichnet die Höhe der Betriebsspannung des Sensors, bei
der seine aktive Zone ihre maximale Ausdehnung erreicht. Der Sensor ist dann vollständig
von Ladungsträgern verarmt. Erhöht man die Betriebsspannung des Sensors darüber
hinaus, so führt dies nicht zu einer weiteren Verstärkung des typischen Signals. Üblicherweise
werden Siliziumsensoren daher knapp oberhalb ihrer Verarmungsspannung
betrieben. Typischerweise liegt die Verarmungsspannung im Bereich von wenigen Hundert
Volt. Sie wird indirekt über die Kapazitäts-Spannungs-Kurve bestimmt. Das Verfahren
wird in Abschnitt 7.1.1 vorgestellt. Mit der Belastung durch Strahlung steigt die
Verarmungsspannung.
5.2.2. Leckstrom
Wie bei jedem pn-Übergang, diffundieren und rekombinieren auch im Sensor einige Ladungsträger
im Halbleiter, obwohl die Spannung in Sperrichtung angelegt wird. Dies
führt zu einem Leckstrom. Der Leckstrom liegt bei unbestrahlten Sensoren typischerweise
im Bereich von einigen nA und erhöht sich nach Bestrahlung je nach Fluenz um
mehrere Größenordnungen. Ein Diagramm dazu befindet sich in Abschnitt 7.1.2. Zur
Bestimmung des Leckstroms wird der Strom gemessen, der bei angelegter Versorgungsspannung
über den Bias-Ring abfließt. Der Leckstrom ist darüber hinaus temperaturabhängig,
weshalb bestrahlte Sensoren bei Temperaturen um −20 ◦ C betrieben werden.
5.2.3. Kapazitäten 1
Einem Siliziumstreifensensor lassen sich verschiedene Kapazitäten zuordnen. Eine Übersicht
der direkt zu bestimmenden Kapazitäten gibt Abbildung 5.3 wieder.
Zwischen dem Implantat und der Rückseite baut sich über dem pn-Übergang des Streifens
die Rückseitenkapazität (C bck ) auf. Sie kann an verschiedenen Positionen gegen die
Sensorrückseite gemessen werden, was in Abschnitt 7.1.3 untersucht wird.
1 Quellen, soweit nicht anders angegeben: [Cat10] und [B + 94].

5.2. Wichtige Größen 31
Abbildung 5.3.: Kapazitäten eines Siliziumstreifensensors. Die Koppelkapazität eines
Streifens ist C C , C back bezeichnet die Rückseitenkapazität, C int die Zwischenstreifenkapazität
zum direkten Nachbarstreifen, C 2 die Zwischenstreifenkapazität
zum übernächsten Nachbarstreifen. Nach [Cat10]
Zwischen den AC-Pads von benachbarten Streifen kann eine Zwischenstreifenkapazität
(C int ) gemessen werden. Mit der Ausnahme von Randstreifen hat jeder Streifen zwei direkte
Nachbarn. Darüber hinaus tragen weiter entfernte Streifen mit deutlich kleineren
Kapazitäten (C 2 , C 3 usw.) zur gesamten Zwischenstreifenkapazität (C int,tot ) bei. Wird die
Zwischenstreifenkapazität nur zwischen den AC-Pads von zwei Streifen gemessen, so
fließen bereits Effekte anderer Streifen in das Messergebnis ein. Vergleichsmessungen haben
ergeben, dass man die Zwischenstreifenkapazität zu beiden Nachbarstreifen erhält,
wenn man C int zu einem Nachbarstreifen bestimmt und mit dem Faktor 1,85 multipliziert.
Die Kapazität eines Siliziumstreifens ergibt sich damit zu:
C strip = C back + 1, 85 ∗ C int (5.1)
Da die Streifen kapazitiv ausgelesen werden, existiert per Konstruktion noch eine Koppelkapazität
(C C ) zwischen dem AC-Pad und dem Streifen. Sie kann zwischen dem AC-
Pad und dem DC-Pad gemessen werden.
Daher muss die Gesamtkapazität (C tot ) eines Siliziumstreifens aus Sicht der Ausleseelektronik
noch um die Koppelkapazität korrigiert werden:
5.2.4. Widerstände
C tot = C strip · C c
C strip + C c
(5.2)
Der Zwischenstreifenwiderstand sorgt dafür, dass das Signal eines Streifens nicht auf
seinen Nachbarstreifen überspringen kann. Er liegt typischerweise im Bereich von mehreren
GΩ und kann durch Strahenschädigung sinken. Gemessen wird der Zwischenstreifenwiderstand
zwischen den DC-Pads benachbarter Streifen.

32 5. Elektrische Charakterisierung
Der Bias-Widerstand ist eine eigens auf dem Sensor angelegte Struktur, die den Streifen
mit dem Bias-Ring verbindet. Daher wird er zwischen dem Biasring und dem DC-Pad
eines Streifens gemessen. Seine Größe kann beim Design des Sensors eingestellt werden,
üblich sind Widerstände im Bereich von wenigen MΩ. Die Biaswiderstände an allen
Streifen eines Sensors sorgen für ein einheitliches Potential über dem Sensor. Sie tragen
zum thermischen Signalrauschen bei (siehe Abschnitt 6.1.5.2).
5.2.5. Pinhole
Pinhole bezeichnet einen unerwünschten elektrischen Kontakt zwischen DC-Pad und
AC-Pad eines Streifens, daher wird an diesen beiden Stellen eines Streifens gemessen.
Er kann entstehen, wenn eine Experimentiernadel das AC-Pad durchstößt.

6. Signalmessungen
Im Rahmen dieser Diplomarbeit sind Signalmessungen an verschiedenen Messstationen
durchgeführt worden. Nach der Einführung wichtiger Begriffe wird deren Funktionsweise
und Aufbau im folgenden Kapitel beschrieben. Daten aus der ALiBaVa-Station wurden
im Hinblick auf ein zukünftiges Auslesesystem binär interpretiert. Das Höhenstrahlenteleskop
liefert Signale und Rekonstruktionen der Teilchenspur von kosmischen Myonen.
Das ARC-System wurde verwendet, um Quellenmessungen an den MSSD durchzuführen.
Ebenfalls in diesem Kapitel werden die verwendeten Softwareumgebungen zur Datenanalyse,
das Programm ROOT und das EUTelescope-Framework vorgestellt.
6.1. Wichtige Bezeichnungen
6.1.1. Pedestal
Pedestal bezeichnet einen Sockelsignalwert, der unabhängig von Teilchendurchgängen
an jedem Kanal anliegt. Er wird ermittelt, indem mehrfach Daten vom Auslesechip genommen
werden, ohne das dabei ein Teilchendurchgang stattfindet. Die so erhaltenen
Signalwerte werden für jeden Kanal gemittelt und bestimmen so den Pedestalwert P s :
P s = 1 N
N
∑ ADC s,i (6.1)
i=1
Mit der Anzahl der genommenen Datensätze N, sowie dem jeweiligen Signalwert des
Kanals ADC s,i 1 . Bei der Analyse von Daten aus Signalmessungen wird der Pedestalwert
vorab von jedem Kanal subtrahiert.
6.1.2. Rauschen und Common Mode
Als Rauschen N s wird die mittlere Schwankung des Signalwerts eines Kanals ADC s,i über
dem Pedestal definiert:
1 Abkürzung für (engl.) Analog Digital Converter
N s = √ 1 N
N
∑ (ADC s,i − P s ) 2 (6.2)
i=1
33

34 6. Signalmessungen
Äußere Einflüsse rufen auch ein gemeinsames Springen der Signalwerte aller Streifen (s)
in einem Ereignis (i) hervor:
CM i = 1 N
N
∑ (ADC s,i − P s ) (6.3)
s=1
Dieser Effekt wird Common-Mode (CM i ) genannt und muss ebenfalls herausgerechnet
werden, um das Common-Mode korrigierte Rauschen zu erhalten:
N s = √ 1 N
N
∑ (ADC s,i − P s − CM i ) 2 (6.4)
i=1
6.1.3. Signal und Cluster
Die nach Abzug von Pedestal und Common Mode verbleibende ADC-Werte werden als
Signale von Teilchendurchgängen interpretiert, wenn sie deutlich größer als der mittlere
Rauschwert sind. Als Schwellwert wird üblicherweise ein Signal, welches fünfmal größer
als der Rauschwert ist, für den Streifen mit dem größten Signal festgelegt. Benachbarte
Steifen, deren Signal mindestens zweimal größer als das Rauschen ist, werden dem Teilchendurchgang
ebenfalls zugeordnet. Bei einem Teilchendurchgang können somit ein
einzelner Streifen oder mehrere nebeneinander liegende Streifen ein Signal auffangen.
Zusammen genommen stellen die getroffenen Streifen den Cluster dar. Das summierte
Signal aller Streifen eines Clusters wird mit ADC cl bezeichnet.
6.1.4. Signal-zu-Rausch-Verhältnis
Neben der Auflösung ist die Effizienz eines Spurdetektors eines seiner wichtigsten Eigenschaften.
Für einen zuverlässigen Nachweis von durchgegangenen Teilchen ist daher ein
möglichst hohes Signal verbunden mit einem möglichst niedrigen Rauschen notwendig.
Ein Maß für die Nachweisfähigkeit ist demnach das Signal-zu-Rausch-Verhältnis.
Das Signal-zu-Rausch-Verhältnis für jedes Ereignis (SNR i ) kann berechnet werden, indem
das Signal aller dem Cluster zugeordneter Streifen summiert wird, und durch das
summierte Rauschen dieser Streifen dividiert wird:
SNR i = ADC cl
N cl
(6.5)
6.1.5. Ursachen für Rauschen und das ENC-Konzept
Quelle, soweit nicht anders angegeben: [Har08].
Verschiedene Faktoren nehmen Einfluss auf das Signalrauschen. Zur Beschreibung dieser
Effekte existiert das ENC 1 -Konzept. Zum Vergleich des Rauschens mit dem Signal,
welches durch Teilchendurchgänge erzeugt wird, ist der Wert des ENC in Elektronen
angeben. Der ENC ist als Quadratsumme definiert:
√
ENC = ENCC 2 + ENC2 I L
+ ENCR 2 P
+ ENCR 2 S
(6.6)
Die vier einzelnen Faktoren werden im Folgenden eingeführt.
1 Abkürzung (engl.): Equivalent Noise Charge

6.1. Wichtige Bezeichnungen 35
6.1.5.1. Schrotrauschen
Das Schrotrauschen wird vom Leckstrom hervorgerufen. Dessen Ladungsträger müssen
im Sensormaterial Potentialbarrieren überwinden, was ein stochastischer Prozess ist und
damit ungleichmäßig verläuft [Sch18]. Das Schrotrauschen spielt eine umso größere Rolle,
je größer der Leckstrom eines Sensors ist. Dies kommt insbesondere bei bestrahlten
Sensoren zum Tragen. Das Schrotrauschen berechnet sich nach:
ENC IL = e 2 ·
√
I L · t p
q e
(6.7)
Mit der Eulerschen Zahl e, der Peaking-Zeit t p und der Elementarladung q e .
6.1.5.2. Paralleles thermisches Rauschen
Das Wärmerauschen wird durch die thermische Bewegung des Kristallgitters und der
Leitungselektronen erzeugt. [Joh28] und [Nyq28] An den Bias-Widerständen entsteht so
der parallele Anteil des Wärmerauschens, er errechnet sich nach:
ENC RP = e q e
·
√
k B T · t p
2 · R Bias
(6.8)
Mit der Boltzmannkonstanten k B , der Temperatur T und dem Bias-Widerstand R Bias .
6.1.5.3. Serielles thermisches Rauschen
Der serielle Anteil des thermischen Rauschens wird durch den Widerstand des Siliziumstreifens
hervorgerufen. Außerdem kommt die Gesamtkapazität des Streifens nach
Gleichung 5.2 zum Tragen:
Dabei ist R S der Widerstand des Siliziumstreifens.
√
ENC RS = C tot · e k
· B T · R S
(6.9)
q e 6 · t p
6.1.5.4. Elektronik-Rauschen
Den größten Beitrag zum Rauschen leistet das Signalrauschen des Vorverstärkers in der
Ausleseelektronik:
ENC C = a + b · C tot (6.10)
Die Parameter a und b sind abhängig vom Vorverstärker des Auslesechips und dessen
Betriebstemperatur.
Beispiel: Beim APV25-Chip (Siehe Abschnitt 6.3.3 auf Seite 38) zeigen Simulationen, dass
der Vorverstärker ein Rauschen von 246 Elektronen zuzüglich 36 Elektronen pro Picofarrad
des Sensors erzeugt. Ist am Chip ein Sensor mit einer Kapazität von 18 pF pro
Streifen angebunden, so trägt das Elektronik-Rauschen mit knapp 900 Elektronen zum
Gesamtrauschen bei. [J + 99]

36 6. Signalmessungen
6.2. ALiBaVa
Zur Durchführung von Signalmessungen an Streifensensoren kann die ALiBaVa Station
verwendet werden.
Die Abkürzung ALiBaVa steht für „A Liverpool Barcelona Valencia Readout System 1 “.
Dieses System wurde maßgeblich von den Hochschulen der namensgebenden Städte
entwickelt. Zur Erzeugung von Signalen wird eine radioaktive Quelle oder ein Laser verwendet.
Für die Datennahme wird ein Beetle-Chip verwendet [MH10].
6.2.1. Aufbau
Die Station befindet sich in einer lichtdichten Umhausung aus Aluminium. Die Umhausung
schirmt das Experiment von Licht und Konvektion sowie elektromagnetischen Wellen
ab. Diese Umhausung kann mit Trockenluft gespült werden, um den Drucktaupunkt
unter der jeweiligen Betriebstemperatur zu halten. Innerhalb der Umhausung befindet
sich eine Kühlbrücke, auf der das Sensormodul fixiert wird. Darunter befindet sich ein
Szintillator, der die Funktion eines externen Triggers 2 übernimmt. Die radioaktive Quelle
oder der Laser werden auf einem Präzisions-Verfahrtisch angebracht, wodurch das
Ausleuchten der Siliziumstreifen an verschiedenen Positionen ohne manuelles Einwirken
ermöglicht wird.
Die Abbildung 6.1 zeigt ein Foto der Umhausung. Zusätzlich zeigt es einen Teil des in
Abschnitt 7.2 vorgestellten ARC-Systems.
Abbildung 6.1.: Das MSSD Modul in der Umhausung der ALiBaVa Station. Links im Bild
befindet sich die Elektronik des ARC-Systems für das Auslesen der APV-
Chips.
6.2.2. Beetle Chip 3
Der Beetle ist ein Chip zum Auslesen von Siliziumstreifensensoren. Er verfügt über 128
Kanäle zum Auslesen einzelner Streifen und integriert die notwendigen Vorverstärker
1 Readout System (engl.): Auslesesystem
2 Trigger (engl.): Auslöseimpulsgeber
3 Quelle, soweit nicht anders angegeben: [LS06]

6.3. Höhenstrahlungsteleskop 37
und Impulsformer. Die primäre Aufgabe der Impulsformer ist die Verbesserung des Signalzu-Rausch-Verhältnisses
[Spi05]. Der Chip ist ursprünglich für den Vertex Detektor des
LHCb-Experiments entwickelt worden.
Der Chip ermöglicht das Auslesen der Sensorsignale sowohl in einem analogen als auch
in einem binären Modus. Bei der Aufnahme der für diese Arbeit verwendeten Daten
wurde der Chip ausschließlich im analogen Modus betrieben. Die Daten wurden bei einer
Frequenz von 40 MHz abgetastet.
Zusätzlich verfügt der Beetle über ein Slow Control Interface. Dabei handelt es sich um
eine I 2 C Schnittstelle 1 zur Konfiguration des Chips.
6.3. Höhenstrahlungsteleskop 2
Das Teleskop ermöglicht es, Teilchen der Höhenstrahlung nachzuweisen und ihre Spur
zu rekonstruieren. Die Funktion und die wichtigsten Bestandteile des Teleskops werden
im Folgenden vorgestellt.
6.3.1. Aufbau und Funktion
Kernelement des Teleskops sind die sechs übereinander angeordneten Referenzebenen.
Sie bestehen aus n-Typ-Streifensensoren, wie sie auch im CMS-Spurdetektor verbaut sind.
Ihr Streifenabstand beträgt 122 µm, ihre Dicke 500 µm. Zwei der Referenzebenen sind orthogonal
zu den anderen ausgerichtet. In der Mitte zwischen den Referenzebenen befindet
sich eine Kühlvorrichtung, auf der ein zu untersuchendes Modul (DUT 3 ) aufgeschraubt
werden kann. Die Signale werden auf allen Modulen von je einem APV-Hybrid
(Siehe Abschnitt 6.3.3) aufgenommen.
Die kosmischen Teilchen werden von zwei Szintillatoren, die mit einer Koinzidenzeinheit
verbunden sind, detektiert. Je ein Szintillator befindet sich oberhalb und unterhalb der
Referenzmodule. Die Koinzidenzeinheit löst die Datennahme des Auslesesystems aus.
Eine Kühlplatte mit Peltierelementen ermöglicht die Temperaturregelung des untersuchten
Sensors. Das gesamte System wurde zusätzlich in einem Kühlschrank aufgebaut. Zur
Verringerung des Drucktaupunktes kann dem System Trockenluft zugeführt werden.
Die Abbildung 6.2 zeigt eine CAD 4 -Zeichnung des Teleskops. Das Foto auf Abbildung
6.3 zeigt das Teleskop innerhalb des Kühlschranks. Eine schematische Darstellung eines
Teilchendurchgangs durch die Module zeigt Abbildung 6.6.
6.3.2. Datenauslesesystem
Das Auslesen der Signale auf den Streifen des MSSD übernimmt im Myonen-Teleskop
ein APV-Hybrid. Ein APV-Hybrid besteht aus 4 oder 6 APV25 5 Chips (Siehe Abschnitt
6.3.3) sowie drei weitere Chips für die Steuerung der Module. Dies sind zum einen ein
Multiplexer (APVMUX), ein PLL-Chip 6 für die Synchronisation des Datenstroms zum
Taktsignal sowie die „Detector Control Unit“ (DCU). Über deren acht analoge Eingangskanäle
erfasst die DCU Daten der Temperatursensoren, des Sensorleckstroms und der
Versorgungsspannung.
Jeder APV-Hybrid ist an einen Analog-Opto-Hybrid angeschlossen, der die Daten über
Glasfasern aus dem Kühlschrank herausführt. Von einem weiteren Wandler werden die
1 I 2 C ist die Abkürzung für Inter-Integrated Circuit (engl.): Ein serieller Datenbus
2 Quelle: [Nür09]
3 Abkürzung für (engl.) Device Under Test
4 Abkürzung für (engl.) Computer Aided Design: Rechnergestützte Konstruktion
5 Abkürzung für (engl.) Analog Pipeline Voltage, realisiert in 0,25 µm Bauweise
6 Abkürzung für (engl.) Phase-Looked Loop: Phasenregelschleife

38 6. Signalmessungen
Abbildung 6.2.: CAD-Zeichnung des Teleskops
[Nür09]. Gut zu erkennen sind die
sechs Referenzmodule, von denen zwei orthogonal
zu den Übrigen montiert sind.
Ein APV-Hybrid ist in orange hervorgehoben.
Abbildung 6.3.: Fotografie des Teleskops.
Oben sieht man einen der beiden Szintillatoren.
Die Kühlplatte mit dem MSSD-
Modul befindet sich in der Mitte zwischen
den Referenzmodulen. Rechts im Bild ist
ein Teil der Ausleseelektronik zu sehen.
Daten zurück in elektrische Signale umgewandelt und an die „Front-End-Driver“ (FED)
weiterleitet. Das Teleskop verfügt über drei FEDs, die als PCI-Steckkarten in einem PC für
die Datennahme verbaut sind. Die Speicherung der Daten erfolgt lokal auf der Festplatte
des PCs.
6.3.3. APV-Chip
Beim APV handelt es sich um einen Auslesechip in 0,25 µm CMOS 1 Bauweise für Experimente
der Hochenergiephysik. Dieser Chip wird derzeit auch im CMS-Spurdetektor für
das Auslesen der Streifensensoren verwendet. [R + 00]
Der APV verfügt über 128 Kanäle zum Auslesen von Siliziumstreifen. Jeder Kanal wird
über einen sogenannten Wire-Bond mit dem sogenannten Pitchadapter verbunden. Der
Pitchadapter ist erforderlich, da der Kontaktabstand zwischen den Kanälen geringer ist
als der typische Abstand der Siliziumstreifen auf dem Sensor. Wird ein MSSD mit dem
APV verbunden, ist ein spezieller Pitchadapter erforderlich, der die besondere Geometrie
des MSSD mit dem APV verbindet.
Der APV liest die Signale des Sensors mit einer Taktrate von 40 MHz aus (alle 25 ns).
Diese Datenpakete können dann vom zentralen System für die Datennahme (DAQ 2 ) angefordert
werden. Bei jedem Auslesevorgang wird vom Chip ein Datenpaket abgerufen,
welches 12 Bits 3 Kopfdaten und analoge Signalwerte der 128 Eingangskanäle enthält.
Der APV deckt dabei einen dynamischen Wertebereich von etwa 8 MIP 4 ab. Die Signalhöhe
eines MIP entspricht 24 000 e− im pn-Übergang eines 300 µm dicken Sensors. Damit
deckt der APV Signale bis zu 192 000 Elektronen ab.
1 Abkürzung für (engl.) Complementary Metal Oxide Semiconductor: Komplementärer Metall-Oxid-
Halbleiter
2 Abkürzung für (engl.) Data Acquisition
3 Bit (engl.): Binärzeichen
4 Abkürzung für (engl.) Minimum Iinozing Particle: Minimal ionisierendes Teilchen

6.4. ARC-System 39
2 5 0
K o p fd a te n m it W e rt 1
2 0 0
S y n c h ro n is a tio n s p u ls
A D C
1 5 0
1 0 0
S ig n a l e in e s T e ilc h e n s
5 0
0
K o p fd a te n m it W e rt 0
P e d e s ta l u n d R a u s c h e n
0 2 0 4 0 6 0 8 0 1 0 0 1 2 0 1 4 0
K o p fd a te n u n d E in g a n g s k a n ä le
Abbildung 6.4.: Datenpaket eines APV: Am Anfang des Signals sind deutlich die binären
Kopfdaten zu erkennen, gefolgt von den analogen Signalwerten
der Auslesekanäle. Einer der Kanäle liefert ein Signal von etwa 32 ADC
/ 27 000 e−. Das Datenpaket wird von einem Synchronisationspuls abgeschlossen.
Aufgenommen mit dem ARC-System an einem MSSD.
Die Kopfdaten von jedem Datenpaket liegen in binärer Form vor, werden aber zusammen
mit den Hauptdaten als analoges Signal übertragen. Dieser Umstand macht eine
Kalibrierung auf den Verstärkungsfaktor des Auslesesystems möglich:
Die Analysesoftware identifiziert in den Kopfdaten die analogen Signalwerte, die den binären
Werten 0 und 1 entsprechen. Die Differenz zwischen den Signalwerten entspricht
dann den oben erwähnten 192 000 Elektronen. Somit kann jedem Signalwert (ADC) ein
entsprechender Wert in Elektronen zugeordnet werden.
Quellen soweit nicht anders angegeben: [J + 99], [R + 00] und [F + 01]
Beispiel: Abbildung 6.4 zeigt ein Datenpaket eines APV aufgenommen mit dem ARC-
System (Siehe Abschnitt 7.2). Der Datensatz enthält ein Signal von 32 ADC, der Verstärkungsfaktor
beträgt 861 e − /ADC, womit das Signal zu etwa 27 000 Elektronen errechnet
werden kann.
6.4. ARC-System
Für das Auslesen von Modulen mit APV-Hybriden steht der „APV-Readout-Controller“
(ARC) zur Verfügung. Er ist entwickelt worden, um während der Fertigung von Modulen
für den CMS-Spurdetektor eine Qualitätskontrolle zu ermöglichen [Axe03]. Das
ARC-System besteht aus einer Ausleseelektronik und einer dafür entwickelten Analysesoftware
(ARCS).
Das ARC-System wurde im Rahmen dieser Diplomarbeit eingesetzt, um Quellenmessungen
an MSSD innerhalb der Umhausung einer ALiBaVa-Station durchzuführen. Eine
Fotografie dieses Experiments zeigt Abbildung 6.1 auf Seite 36.

40 6. Signalmessungen
6.4.1. Aufbau und Funktion 1
Kernelement des Systems ist das „ARC Board“. Die Platine in Doppel-Europakartengröße
(160 mm × 233 mm) enthält den zentralen ARC-Controller zur Steuerung der APV-
Chips. Darüber hinaus sind auf der Platine mehrere Analog-Digital-Umsetzer (ADCs),
die Modulsteuerung „Slow Control“, die Niederspannungsregelung und Spannungsversorgung
sowie die Anschlüsse für die PC-Adapterkarte und den „ARC Front End Adapter“
zu finden.
Der „ARC Front End Adapter“ verbindet das ARC-Board mit dem APV-Hybriden. Er
enthält auf einer Platine die Signalverstärker, Leitungstreiber und einen Pegelregler für
den I 2 C-Bus. Auf der zweiten Platine befindet sich die Spannungsregelung für den APV-
Hybriden.
Eine Adapterkarte im ISA 2 -Format ermöglicht die Datennahme an einem Computer.
Dort können die aufgenommenen Daten mit der Analysesoftware (ARCS) ausgewertet
werden.
6.5. Datenanalyse
Zur Analyse der mit den verschiedenen Experimenten gewonnenen Rohdaten im Hinblick
auf die Beurteilung der zu untersuchenden Sensoren ist eine umfangreiche Auswertung
notwendig. Aufgrund der Datenmenge und Komplexität der Fragestellungen
ist dies nur mit automatisierten Analysesystemen möglich. Die für diese Arbeit verwendeten
Softwareumgebungen werden im Folgenden vorgestellt. Ferner werden die notwendig
gewordenen Anpassungen an der Software beschrieben.
6.5.1. ROOT
ROOT ist eine Softwareumgebung zur Datenanalyse. Das in der Programmiersprache
C++ geschriebene Programm verfügt über eine hierarchische, objektorientierte Datenbank,
einen C++ Interpreter und Werkzeuge für die Datenanalyse und deren Visualisierung.
Es kann über eine grafische Benutzeroberfläche, aber auch über die Eingabekonsole
oder von anderen Programmen aus aufgerufen und genutzt werden. ROOT wurde speziell
für die Analyse von großen Datenmengen, wie sie bei modernen Experimenten der
Teilchenphysik entstehen, entwickelt. [BR97]
6.5.1.1. Script zur binären Interpretation
Im Rahmen dieser Arbeit wurde ein Root-Script erstellt, welches eine Analyse der an
der ALiBaVa-Station aufgenommenen Daten im Hinblick auf eine mögliche zukünftige
binäre Erfassung der Daten ermöglicht.
Bei einem solchen System liefert der Auslesechip keine analogen Signalwerte sondern
nur die Werte 0 oder 1, wobei letzterer einem detektierten Teilchen entspricht. Damit
ergibt sich eine Reduzierung der Datenrate von derzeit 9 Bit pro Kanal und Ereignis auf
1 Bit pro Kanal und Ereignis.
Das Script wird mit dem Befehl „ThresholdScan(Run-Nummer)“ innerhalb von ROOT
aufgerufen. Der einzige Parameter gibt die eindeutige Nummer des zu analysierenden
Runs in der Datenbank des Instituts an.
Jedes Ereignis wird nun wie folgt analysiert: Für jeden Signalschwellwert von 0 ADC
bis 200 ADC wird überprüft, ob das Signal eines jeden Streifens über oder unter dem
Schwellwert liegt. Die obere Grenze von 200 ADC wurde gewählt, da die wenigsten Teilchendurchgänge
ein so hohes Signal induzieren. Es ergeben sich folgende Fälle:
1 Quelle: [Axe03]
2 Abkürzung für (engl.) Industry Standard Arcitecture: Ein Bus-Standard für PCs

6.5. Datenanalyse 41
1. Das Signal des Streifens ist kleiner als der Schwellwert. Dies entspricht dem Signal
0 bei einer binären Datenerfassung.
2. Das Signal ist höher oder gleich dem Schwellwert. Dies entspricht dem Signal 1.
Hier werden zwei Fälle unterschieden, je nachdem ob das Signal beim vorherigen
Streifen:
• unter dem Schwellwert lag: Der aktuelle Streifen stellt den Beginn eines Clusters
dar.
• über dem Schwellwert lag: Der aktuelle Streifen gehört zu einem Mehrstreifencluster
und vergrößert diesen um einen Streifen.
Damit die gewonnenen Daten vergleichbar mit anderen Messungen werden, kalibriert
das Script die Schwellwerte von ADC zu Elektronen.
Die Ausgabe des Scripts gibt für jeden Schwellwert in ADC und Elektronen die Anzahl
an gefundenen Clustern, die mittlere Größe der Cluster sowie die Anzahl der Cluster in
jeder Größenklasse von 1 bis 10 Streifen an.
Darüber hinaus enthält die Ausgabe eine Zeile mit Kopfdaten wie zum Beispiel die Run-
Nummer, die Nummer des zugehörigen Pedestal-Runs, die Art der Dotierung des Sensors,
den Kalibrierungsfaktor Elektronen pro ADC und weitere Daten.
Der verwendete Algorithmus zur Clusteridentifikation als wichtigster Teil des beschriebenen
Scripts sowie ein Auszug aus dessen Ausgabe ist im Anhang auf Seite 90 wiedergegeben.
6.5.2. EUTelescope Framework
Zur Analyse der Messungen am Teleskop wurde die Softwareumgebung „EUTelescope
Framework“ verwendet. Diese umfangreiche Analysesoftware stammt aus dem von der
Europäischen Union geförderten Projekt EUDET. Das Ziel von EUDET war es, Infrastrukturen
zur Forschnungs- und Entwicklungsarbeit an Detektoren für den Internationalen
Linearbeschleuniger ILC 1 bereit zu stellen. [MW07]
Für die Entwicklung dieser Software waren die folgenden drei Vorgaben maßgeblich
[BKRZ07]:
1. Reduzierung der Datenmenge, die vom Auslesesystem bereit gestellt wird auf hochgradig
aggregierte Datenobjekte, zum Beispiel Teilchenspuren oder Raumkoordinaten
von Teilchendurchgängen.
2. Beschreibung der Eigenschaften des Teleskops auf Sensorebene (Signal-zu-Rausch-
Verhältnis, Pedestal, Rauschen etc.) und auf Systemebene (Auflösung, Effizienz etc.).
3. Zusammenarbeit bei der Entwicklung einer Softwareumgebung für den ILC.
Aufgrund des letztgenannten Punktes wurde EUTelescope als Modul für MARLIN entwickelt
[BKRZ07]. MARLIN ist Teil der Softwareumgebung ILCSoft [BG07]. Es ist modular
in benutzerbasierten Software-Prozessoren aufgebaut und steuert die einzelnen Prozessoren
und die Datenübertragung dazwischen. Das verwendete Datenformat ist LCIO 2 .
1 Abkürzung (engl.) für International Linear Collider
2 Details zur Softwareumgebung sind unter http://ilcsoft.desy.de/portal abrufbar

42 6. Signalmessungen
6.5.2.1. Funktionsweise 1
Um hoch aggregierte Daten wie zum Beispiel Teilchenspuren aus den Rohdaten des Auslesesystems
zu generieren, sind eine Vielzahl von Analyseschritten notwendig. Die Strategie
der EUTelescope Software ist es, diese Schritte jeweils in einem eigenen Prozess
abzubilden. Diese Prozesse werden nacheinander in einer Analysekette durchlaufen. Die
wichtigsten Prozesse werden hier kurz beschrieben. Ein Ablaufdiagramm der Analysekette
ist auf Seite 43 zu finden.
Zunächst werden die Rohdaten der Auslese-Elektronik in das LCIO-Datenformat gebracht.
Dabei werden die Signalwerte von ADC mit ihrem jeweiligen Verstärkungsfaktor
wie in Abschnitt 6.3.3 beschrieben in Elektronen umgerechnet. Der dazu gehörige Prozessor
wird als „CMSStripConversion“ bezeichnet. Dieser Prozessor beachtet auch die
Polarität des Sensors und invertiert die Signale von p-Typ-Sensoren. Er ist nicht Teil der
Software sondern wurde lokal entwickelt. Da die Datenanalyse jedoch damit beginnt,
wird er hier dennoch aufgeführt.
Im nächsten Schritt werden die Cluster vom Prozessor „ClusteringProcessor“ gesucht.
Signale, die mindestens fünf mal höhere Werte als das Rauschen zeigen, werden als Cluster
identifiziert. Die Nachbarstreifen werden zu einem solchen Cluster hinzu gerechnet,
sofern sie mindestens zwei mal höhere Werte als das Rauschen zeigen. Vorab wird das
Pedestal von den Signal- und Rauschwerten abgezogen.
In einem Zwischenschritt werden nun solche Cluster entfernt, die nicht innerhalb eines
bestimmten Bereichs an Streifennummern liegen. Dies ist notwendig, da zum Beispiel
nicht verbundene Kanäle am APV undefinierte und damit schwankende Signale liefern,
die als Cluster fehlinterpretiert werden könnten. Dazu wird, bevor der Prozessor „Filtering“
aufgerufen wird, im Vorfeld eine Filtermaske definiert.
Der Prozessor „HitMaker“ ordnet jedem Cluster zwei Raumkoordinaten zu. Dies ist
möglich, da er über eine GEAR 2 -Datei die Geometrie der Sensoranordnung einliest. Die
zuletzt verwendete GEAR-Datei ist im Anhang auf Seite 89 wiedergegeben. Diese Datei
kann die besondere Geometrie der hier verwendeten MSSD nicht vollständig beschreiben,
daher wurden, wie in Abschnitt 6.5.2.2 beschrieben, einige Anpassungen direkt im
Quellcode vorgenommen.
Da das Teleskop mit Streifensensoren als Referenzebenen und DUT arbeitet, EUTelescope
aber für Pixel-Sensoren optimiert ist, muss die Treffer-Position entlang eines Streifens
anderweitig bestimmt werden. Da im Teleskop Module in zwei verschiedenen Ausrichtungen
verbaut sind, kann der Prozessor „CosmicHitFaker“ die dritte Koordinate durch
Interpolation bestimmen.
Der „Alignment“-Prozessor korrigiert anhand der Anordnung der Signale im Teleskop
kleine Fehler in der Geometriebeschreibung. Da die Software ursprünglich nicht für die
Analyse von Daten aus Streifensensoren entwickelt wurde, sind die Möglichkeiten dieses
Prozessors eingeschränkt. Für diese Arbeit wurden daher zusätzlich manuell mehrere
Schritte zur Optimierung der Geometriebeschreibung in der GEAR-Datei vorgenommen.
Der letzte Analyseschritt ist das Rekonstruieren von Teilchenspuren. Der Prozessor „EU-
TelTestFitter“ analysiert dazu jedes Ereignis und kann Teilchenspuren rekonstruieren,
wenn sich in mindestens vier Ebenen Cluster finden lassen, die es ermöglichen eine Gerade
durch die Clusterpositionen zu interpolieren.
1 Quelle: [BKRZ07]
2 Abkürzung für (engl.) GEometry Api for Reconstruction

6.5. Datenanalyse 43
Abbildung 6.5.: Grafische Darstellung der Analysekette des EUTelescope-Frameworks.
Die Schritte mit gestrichelten Rahmen sind nicht Teil der EUTelescope-
Software. Grafik nach [BKRZ07], Layoutvorlage von [Spa12].

44 6. Signalmessungen
Für jedes Ereignis liegen nach dieser Analysekette umfangreiche Daten vor. So lassen sich
Signalwerte, Clustergrößen und viele weitere Eigenschaften in Abhängigkeit von anderen
Eigenschaften wie zum Beispiel der Position oder des Einfallswinkels ermitteln. Die
Ergebnisse werden in umfangreichen Histogrammen für jede Ebene des Teleskops sowie
für jede Region des MSSD ausgegeben. Eine rekonstruierte Teilchenspur ist in Abbildung
6.6 wiedergegeben.
Abbildung 6.6.: Teleskop: Schematische 3-D Darstellung eines Teilchendurchgangs
(grün) durch die Module (rot)
(Nach einer Grafik von Andreas Nürnberg)
6.5.2.2. Anpassungen
Für die Analyse von Daten, die mit einem MSSD aufgenommen wurden, sind Änderungen
und Erweiterungen an der Softwareumgebung notwendig geworden. Die wichtigsten
Anpassungen, die im Rahmen dieser Arbeit vorgenommen worden sind, werden im
Folgenden kurz beschrieben.
Die Commonmode-Korrektur kann nicht mehr über dem gesamten Sensor ausgeführt
werden, sondern muss individuell pro Region durchgeführt werden. Dabei muss das Signal
des durchgegangenen Teilchens berücksichtigt, und bei der Commonmode-Trennung
explizit herausgerechnet werden, da die Korrektur über nur 32 Streifen hinweg erfolgt.
Die bisherige Analyse bezieht das Signal in die Korrektur mit ein, was bei typischen Sensoren
mit 512 Streifen einen vernachlässigbaren Fehler hervorruft, der bei nur 32 Streifen
nicht außer Acht gelassen werden darf.
Eine weitere Erweiterung wurde beim sogenannten Hitmaker vorgenommen: Die Aufgabe
des Hitmakers ist es, Koordinaten der Signale von den Streifennummern auf die
Geometrie des Sensors und damit auf Raumkoordinaten umzurechnen. Dabei wird in
der Regel die Geometriebeschreibung aus der GEAR-Datei verwendet. In dieser Datei
lässt sich die spezielle Geometrie des MSSD jedoch nur schwer abbilden. Daher wurde
ein alternativer Hitmaker ausschließlich für MSSD erstellt, bei dem die spezielle Sensorgeometrie
fest im Quellcode hinterlegt ist.
Die Winkelberechnung bei Teilchendurchgängen erfolgt bisher mithilfe der Entwicklung
der Taylorreihe des Arcustangens auf dem Quotienten von Position auf der betrachteten
Modulebene und der Position auf der darüber liegenden Modulebene. Dabei wird bisher

6.5. Datenanalyse 45
nur das erste Reihenelement berechnet. Für den ursprünglichen Einsatzzweck, der Analyse
von meist senkrechten Teststrahlen, ist diese Näherung sinnvoll. Für Winkel, wie sie
typischerweise im Teleskop beim Einfall kosmischer Teilchen auftreten, ergeben sich dadurch
Fehler, die nicht mehr vernachlässigt werden können:
Beispiel: Ein Teilchen mit einem Einfallswinkel von 0,64 rad (30 ◦ ) wird bei dem bisher
verwendeten Algorithmus mit 0,75 rad berechnet, was einem Fehler von 17 % entspricht.
Nach Erweiterung der Taylorreihenentwicklung auf drei Elemente ergibt sich ein Winkel
von 0,66 rad was einem Fehler von 2 % entspricht.
Zur Analyse der gewonnenen Daten werden von der Softwareumgebung automatisch
vordefinierte Diagramme erzeugt. Für diese Arbeit wurde die Software um zusätzliche
Diagramme erweitert. Insbesondere wurden Analysen von Signalhöhen und Clusterbreiten
in Abhängigkeit des Einfallswinkels des Teilchens hinzugefügt.
Darüber hinaus wurde ein zusätzlicher Prozessor in die Softwareumgebung eingebaut,
der die bereits definierten Diagramme individuell pro Region des MSSD erzeugt. Dies
macht es möglich, den Einfluss der verschiedenen Geometrien auf einem MSSD zu analysieren.

7. Auswertung
Im nachfolgenden Kapitel werden die Ergebnisse der für diese Arbeit durchgeführten
Messungen und Experimente vorgestellt. Zunächst wird ein Überblick über die elektrische
Qualifizierung der Sensoren mit Hilfe der Probestation gegeben. Danach werden
die Ergebnisse vorgestellt, die an den Messstationen ALiBaVa, Höhenstrahlungsteleskop
und ARC-System generiert wurden. Ein besonderes Augenmerk liegt auf den jeweils
gemessenen Signalhöhen und deren Entsprechung in generierten Elektronen im Sensor,
wodurch Aussagen zu einem möglichen Einsatz eines binären Auslesesystems und dem
dabei anzulegenden Signalschwellwert im zukünftigen Spurdetektor möglich sind.
7.1. Vorqualifizierung
Die verwendeten Sensoren sind vor der elektrischen Verbindung mit einer Ausleseelektronik
in der Probestation vorqualifiziert worden. Dadurch lassen sich die grundlegenden
elektrischen Eigenschaften der Sensoren bestimmen, was wichtig für das Verständnis der
Charakteristik der Sensoren und für die Vergleichbarkeit der Ergebnisse ist. Nachfolgend
wird ein Überblick über die durchgeführten Messungen gegeben und die wichtigsten
Ergebnisse werden vorgestellt.
7.1.1. Verarmungsspannungen
Die Verarmungsspannungen der verschiedenen Regionen der untersuchten MSSD wurden
gemessen, damit bei nachfolgenden Experimenten wie zum Beispiel beim Betrieb im
Teleskop oder bei Messungen mit radioaktiven Quellen am ARC-System sichergestellt
werden konnte, dass der jeweilige Sensor bei einer Spannung betrieben wurde, bei der er
vollständig verarmt ist.
Die Verarmungsspannungen sind bestimmt worden, in dem zunächst die Rückseitenkapazität
bei Spannungen von 0 V bis 700 V (bis 1 kV bei hochbestrahlten MSSD) jeder Region
gemessen wurde. Das Auftragen der inversen quadratischen Rückseitenkapazität
1/C 2 gegen die angelegte Spannung liefert einen Verlauf, der für eine Region bespielhaft
in Abbildung 7.1 dargestellt ist.
Der Verlauf zeigt für Spannungen von mehr als 135 V (Betrag) eine konstante Rückseitenkapazität.
Bei diesen Spannungen ist der Sensor vollständig verarmt. Damit kann die
Verarmungsspannung bestimmt werden, indem man im Bereich des linearen Anstiegs
bei kleinen Spannungen und im Bereich des konstanten Plateaus jeweils eine Gerade
47

48 7. Auswertung
5 x 1 0 2 0
4 x 1 0 2 0
1 /C ² (F -2 )
3 x 1 0 2 0
2 x 1 0 2 0
1 x 1 0 2 0
0
0 -1 0 0 -2 0 0 -3 0 0 -4 0 0 -5 0 0 -6 0 0 -7 0 0
S p a n n u n g (V )
Abbildung 7.1.: Inverse quadratische Rückseitenkapazität der Region 7 eines FTH200P
MSSD über der angelegten Spannung. Zu erkennen ist, dass die Region
bei Spannungen von mehr als 135 V (Betrag) vollständig verarmt ist.
approximiert. Die Spannung, bei der sich beide Geraden schneiden, ist die Verarmungsspannung.
Die gemessenen Verarmungsspannungen für alle Regionen für die Sensoren FTH200P,
FTH200N und FTH200Y sind in Tabelle 7.1 wiedergegeben. Beim Sensor FTH200Y konnte
für Regionen mit einem Streifenabstand von 240 µm keine vollständige Verarmung
festgestellt werden.
Tabelle 7.1.: Verarmungsspannungen der MSSD-Sensoren.
Verarmungsspannung (V)
Region pitch (µm) w/p FTH200P FTH200N FTH200Y
1 120 0,14 163 156 215
2 240 0,15 190 255 -
3 80 0,14 149 134 163
4 70 0,14 145 127 157
5 120 0,24 155 141 177
6 240 0,25 189 220 -
7 80 0,25 135 122 150
8 70 0,25 136 117 139
9 120 0,34 140 128 157
10 240 0,35 185 160 -
11 80 0,34 130 111 140
12 70 0,34 128 111 135

7.1. Vorqualifizierung 49
5 x 1 0 2 0
4 x 1 0 2 0
F T H 2 0 0 P M S S D
2
F = 1 e 1 5 n e q
/c m
p = 1 2 0 µ m , w /p ~ 0 ,2 4
p = 8 0 µ m , w /p ~ 0 ,2 4
1 /C ² (F -2 )
3 x 1 0 2 0
2 x 1 0 2 0
1 x 1 0 2 0
0
0 -1 0 0 -2 0 0 -3 0 0 -4 0 0 -5 0 0 -6 0 0 -7 0 0 -8 0 0 -9 0 0 -1 0 0 0
S p a n n u n g (V )
Abbildung 7.2.: Inverse quadratische Rückseitenkapazität der Region 5 und 7 eines hochbestrahlten
FTH200P MSSD über der angelegten Spannung.
Abbildung 7.2 zeigt exemplarisch den Verlauf der inversen quadratischen Rückseitenkapazität
der Regionen 5 und 7 eines FTH200P-MSSD, der zuvor mit einer Fluenz von
1 × 10 15 n eq /cm 2 bestrahlt worden ist. Zu erkennen ist, dass der Anstieg der inversen
quadratischen Rückseitenkapazität nicht mehr linear verläuft. Auch bei sehr großen (negativen)
Spannungen steigt sie in geringem Maße, wenn man den Betrag der Spannung
erhöht. Somit kann keine vollständige Verarmung festgestellt werden, die Verarmungsspannung
steigt nach Bestrahlung an.
7.1.2. Leckströme
Für jeden Sensor und jede Region wurde der Leckstrom gemessen. Die Messungen wurden
in der Datenbank des Instituts hinterlegt. Zu erwarten ist, dass der Leckstrom mit
dem Streifenabstand steigt, da der Sensor ein größeres Volumen besitzt. Werden die Sensoren
bestrahlt so können durch dabei auftretende Strahlenschäden zusätzliche Energieniveaus
in der Bandlücke die Rekombination von Ladungsträgern vereinfachen. Daher
wird ein Anstieg des Leckstroms nach Bestrahlung erwartet.
Abbildung 7.3 zeigt exemplarisch für einen unbestrahlten sowie für einen hochbestrahlten
FTH200P-MSSD die Leckströme der Regionen 5 und 7. Die Leckströme der hochbestrahlten
MSSD liegen um drei Größenordnungen über denen der unbestrahlten MSSD.
Der Anstieg des Leckstroms ist ein unerwünschter Effekt, da mit der Leistungsaufnahme
des Detektors auch die Anforderungen an das Kühlsystem steigen. Darüber hinaus
sorgt ein höherer Leckstrom für ein stärkeres Signalrauschen. Verantwortlich dafür ist
das Schrotrauschen, was im Abschnitt 6.1.5.1 auf Seite 35 beschrieben wird.

50 7. Auswertung
1 0 -5
L e c k s tro m (A )
1 0 -6
1 0 -7
F T H 2 0 0 P M S S D
w /p ~ 0 ,2 4
p = 1 2 0 µ m , F = 1 e 1 5
p = 8 0 µ m , F = 1 e 1 5
p = 1 2 0 µ m , F = 0
p = 8 0 µ m , F = 0
1 0 -8
1 0 -9
0 -1 0 0 -2 0 0 -3 0 0 -4 0 0 -5 0 0 -6 0 0 -7 0 0
S p a n n u n g (V )
Abbildung 7.3.: Leckströme der Regionen 5 und 7 eines unbestrahlten und eines hochbestrahlten
FTH200P-MSSD.
7.1.3. Kapazitäten
Für jede Region auf den Sensoren FTH200Y, FTH200N und FTH200P ist die Rückseitenkapazität,
die Zwischenstreifenkapazität und die Koppelkapazität mit der Probestation
bestimmt worden. Die Gesamtkapazität ist jeweils nach Gleichung 5.2 errechnet worden.
Erwartet wird, dass die Kapazitäten über der Segmentierung des Sensors skalieren. Daher
sind die Kapazitäten in den Abbildungen 7.4 bis 7.6 über einer numerisch approximierten
Skalierungsfunktion aufgetragen worden [B + 00]:
Skalierungsfaktor =
p
d + p · f ( w p ) (7.1)
Mit dem Streifenabstand p, der Implantationsbreite w und der Sensordicke d sowie einer
numerischen Skalierungsfunktion [B + 00]:
f (x) = −0, 00111x −2 + 0, 0586x −1 + 0, 240 − 0, 651x + 0, 355x 2 (7.2)
Die Abbildungen zeigen, dass die Kapazitäten von der Geometrie des Sensors abhängen.
Kapazitäten sind auch primär geometrische Größen. Eine Materialabhängigkeit kann entstehen,
wenn die untersuchten Materialien verschiedene Dielektrizitätskonstanten ɛ r haben.
Die untersuchten Sensoren sind jedoch aus dem gleichen Grundmaterial aufgebaut,
der Einfluss der Dotierung auf die Dielektrizitätskonstante ist demgegenüber vernachlässigbar.
Zusätzlich wurde der Einfluss der Auslesefrequenz des LCR-Meters und die Position der
Messnadel der Probestation auf die gemessene Rückseitenkapazität untersucht. Abbildung
7.7 zeigt die gemessenen Rückseitenkapazitäten der Region 5 des FTH200P-MSSD
für die Auslesefrequenzen 1 kHz, 10 kHz, 100 kHz und 1 MHz und für die verschiedenen
möglichen Positionen der Messnadel: Auf dem AC-Kontakt, auf dem DC-Kontakt und
auf dem Bias-Ring (hierbei wird die gesamte Rückseitenkapazität des Sensors gemessen,
daher wird der Messwert durch die Streifenanzahl geteilt).

7.1. Vorqualifizierung 51
2 ,0
1 ,5
M S S D , w /p ~ 0 ,1 4
f C b c k
= 1 k H z , f C in t
= 1 M H z
p = 7 0 µ m
p = 1 2 0 µ m
p = 2 4 0 µ m
F T H 2 0 0 N C to t
F T H 2 0 0 N C b c k
F T H 2 0 0 N C in t
F T H 2 0 0 Y C to t
F T H 2 0 0 Y C b c k
F T H 2 0 0 Y C in t
F T H 2 0 0 P C to t
F T H 2 0 0 P C b c k
F T H 2 0 0 P C in t
p F /c m
1 ,0
p = 8 0 µ m
0 ,5
0 ,0
0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5 0 ,6 0 ,7 0 ,8 0 ,9 1 ,0
p /(d + p * f(w /p ))
Abbildung 7.4.: Kapazitäten der Regionen mit w/p ≈ 0, 14 der MSSD-Sensoren von Typ
FTH200P, FTH200Y und FTH200N. Dargestellt werden die Rückseitenkapazität,
die Zwischenstreifenkapazität und die Gesamtkapazität. Die
Verbindungslinien zwischen den Punkten dienen der Orientierung.
2 ,0
M S S D , w /p ~ 0 ,2 4
f C b c k
= 1 k H z , f C in t
= 1 M H z
p = 2 4 0 µ m
1 ,5
p = 7 0 µ m
p = 1 2 0 µ m
p = 8 0 µ m
p F /c m
1 ,0
0 ,5
F T H 2 0 0 N C to t
F T H 2 0 0 N C b c k
F T H 2 0 0 N C in t
F T H 2 0 0 Y C to t
F T H 2 0 0 Y C b c k
F T H 2 0 0 Y C in t
F T H 2 0 0 P C to t
F T H 2 0 0 P C b c k
F T H 2 0 0 P C in t
0 ,0
0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5 0 ,6 0 ,7 0 ,8 0 ,9 1 ,0
p /(d + p * f(w /p ))
Abbildung 7.5.: Kapazitäten der Regionen mit w/p ≈ 0, 24 der MSSD-Sensoren von Typ
FTH200P, FTH200Y und FTH200N.
2 ,0
M S S D , w /p ~ 0 ,3 4
f C b c k
= 1 k H z , f C in t
= 1 M H z
1 ,5
p = 7 0 µ m
p = 1 2 0 µ m
p = 2 4 0 µ m
p F /c m
1 ,0
0 ,5
F T H 2 0 0 N C to t
F T H 2 0 0 N C b c k
F T H 2 0 0 N C in t
F T H 2 0 0 Y C to t
F T H 2 0 0 Y C b c k
F T H 2 0 0 Y C in t
F T H 2 0 0 P C to t
F T H 2 0 0 P C b c k
F T H 2 0 0 P C in t
p = 8 0 µ m
0 ,0
0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5 0 ,6 0 ,7 0 ,8 0 ,9 1 ,0
p /(d + p * f(w /p ))
Abbildung 7.6.: Kapazitäten der Regionen mit w/p ≈ 0, 34 der MSSD-Sensoren von Typ
FTH200P, FTH200Y und FTH200N.

52 7. Auswertung
1 ,0
F T H 2 0 0 P M S S D , R e g io n 5
R ü c k s e ite n k a p a z itä t (p F /c m )
0 ,8
0 ,6
0 ,4
0 ,2
B ia s rin g
D C -P a d
A C -P a d
0 ,0
1 0 3 1 0 4 1 0 5 1 0 6
F re q u e n z (H z )
Abbildung 7.7.: Rückseitenkapazität der Region 5 des FTH200P-MSSD gemessen bei verschiedenen
Frequenzen und an verschiedenen Positionen. Frequenz und
Messposition beeinflussen das Ergebnis stark.
Es kann festgestellt werden, dass die Frequenz und die Position, an der die Rückseitenkapazität
gemessen wird, einen erheblichen Einfluss auf das Messergebnis hat. Da
die Sensoren im Spurdetektor mit einer Frequenz von 40 MHz ausgelesen werden, sind
die Rückseitenkapazitäten erneut gemessen worden. Dabei wurde die im vorhandenen
Messaufbau maximale Frequenz von 1 MHz verwendet.
2 ,0
p = 7 0 µ m
p = 8 0 µ m
p = 1 2 0 µ m
p = 2 4 0 µ m
1 ,5
p F /c m
1 ,0
0 ,5
F T H 2 0 0 P M S S D
f C b c k
= 1 M H z , f C in t
= 1 M H z
C o t, w /p = 0 ,1 4
C b c k , w /p = 0 ,1 4
C in t, w /p = 0 ,1 4
C o t, w /p = 0 ,2 4
C b c k , w /p = 0 ,2 4
C in t, w /p = 0 ,2 4
C o t, w /p = 0 ,3 4
C b c k , w /p = 0 ,3 4
C in t, w /p = 0 ,3 4
0 ,0
0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5 0 ,6 0 ,7 0 ,8 0 ,9 1 ,0
p /(d + p * f(w /p ))
Abbildung 7.8.: Kapazitäten des FTH200P-MSSD. Die Rückseitenkapazität wurde bei einer
Frequenz von 1 MHz gemessen. Bei dieser Frequenz sind die Messwerte
der Rückseitenkapazität etwa doppelt so groß wie bei 1 kHz. Dadurch
erhöht sich auch die berechnete Gesamtkapazität.
Abbildung 7.8 zeigt die Zwischenstreifen-, Rückseiten- und Gesamtkapazität des FTH200P-
MSSD für alle Regionen. Die Rückseitenkapazität ist bei einer Frequenz von 1 MHz gemessen
worden.
Die gewonnenen Daten ermöglichen eine numerische Näherung für die Gesamtkapazität

7.2. ARC-System 53
von Streifensensoren mit einer Dicke von 200 µm:
7.2. ARC-System
C tot = 1, 16 + 2, 35 · w (pF/cm) (7.3)
p
Zur Untersuchung, welchen Einfluss die Biasspannung auf die gesammelte Ladung hat,
sind Messungen am ARC-System durchgeführt worden. Signale wurden durch eine radioaktive
Sr 90 -Quelle erzeugt. Das MSSD-Modul wurde, wie im Abschnitt 6.4.1 beschrieben,
in der Umhausung der ALiBaVa Station betrieben. Die Signalwerte wurden, wie in
Abschnitt 6.3.3 beschrieben, in Elektronen umgerechnet.
MPV des Clustersignals (e-)
16000
14000
12000
10000
8000
2
20 °C | 0 n /cm
eq
FTH200N_07_MSSD_1_R05 | 120 µm
6000
FTH200N_07_MSSD_1_R07 | 80 µm
50 100 150 200 250 300 350 400
Biasspannung (V)
Abbildung 7.9.: MPV der Clusterladung über der Biasspannung der Regionen 5 und 7
eines unbestrahlten FTH200N-MSSD. Zu erkennen ist, dass das Signal
bis etwa 120 V mit steigender Spannung zunimmt, und danach konstant
bleibt.
Abbildung 7.9 zeigt den wahrscheinlichsten Wert (MPV 1 ) des Clustersignals über der angelegten
Biasspannung bei einem unbestrahlten FTH200N-MSSD. Bei jedem Spannungswert
ist über die Signale von jeweils 5000 Ereignissen gemittelt worden. Die Verarmungsspannung
der Region 5 beträgt 141 V, bei Region 7 beträgt die Verarmungsspannung
122 V. Es lässt sich feststellen, dass für Spannungen oberhalb der Verarmungsspannung
das gesammelte Signal konstant ist. Bei kleineren Biasspannungen ist der Sensor nicht
vollständig verarmt, wodurch das aktive Volumen des Sensors kleiner ist, was zu entsprechend
geringeren Signalhöhen führt.
Abbildung 7.10 zeigt den MPV des Clustersignals über der Biasspannung bei einem
FTH200P-MSSD, der mit einer Fluenz von 1 × 10 15 n eq /cm 2 mit Protonen bestrahlt worden
ist. Das Signal steigt kontinuierlich an, wenn der Betrag der Biasspannung erhöht
wird. Dieses Ergebnis ist konsistent mit dem in Abschnitt 7.1.1 festgestellten Verlauf der
inversen quadratischen Rückseitenkapazität. Dort konnte bei Spannungen bis 1 kV keine
vollständige Verarmung mehr erreicht werden.
1 Abkürzung (engl.): Most Probable Value

54 7. Auswertung
MPV des Clustersignals (e-)
14000
13000
12000
11000
10000
2
-20 °C | 1e+15 n /cm
eq
9000
FTH200P_06_MSSD_1_R05 | 120 µm
FTH200P_06_MSSD_1_R07 | 80 µm
300 400 500 600 700 800 900 1000
Biasspannung (V)
Abbildung 7.10.: MPV der Clusterladung über der Biasspannung der Regionen 5 und 7
eines hochbestrahlten FTH200P-MSSD. Die Clusterladung nimmt mit
steigender Spannung zu, erreicht aber keinen konstanten Wert.

7.3. ALiBaVa - Binäre Interpretation 55
7.3. ALiBaVa - Binäre Interpretation
Im Rahmen dieser Diplomarbeit sind vorhandene Daten, die mit dem ALiBaVa Auslesesystem
aufgenommen worden sind, binär interpretiert worden. Es ist ein ROOT-Script
verwendet worden, das im Abschnitt 6.5.1.1 beschrieben ist. Untersucht wurden Sensoren
vom Typ Baby-Standard sowie Baby-Additional. Dabei sind verschiedene Dotierungsarten,
Isolationstechniken, Spannungen und Bestrahlungsfluenzen betrachtet worden.
Das Ziel dieser Untersuchung ist es, herauszufinden ob die Siliziumstreifensensoren des
Spurdetektors während der Hochluminositätsphase des LHC binär ausgelesen werden
können, ohne dass die Effizienz und die Auflösung des Detektors signifikant sinkt. Ein
solches Vorgehen kann die erzeugte Datenmenge von derzeit 9 Bit auf 1 Bit pro Kanal und
Ereignis verringern.
Die gewonnenen Erkenntnisse sind qualitativ für alle untersuchten Sensoren gleich und
werden im Folgenden exemplarisch an Sensoren vom Typ FTH200P-Baby-Additional
vorgestellt.
7.3.1. Unbestrahlte Sensoren
Abbildung 7.11 zeigt den Verlauf der Effizienz, mit der vom binären Verfahren Cluster
identifiziert werden, verglichen mit der analogen Clusteranalyse. Darüber hinaus zeigt
die Abbildung die mittlere Clusterbreite über Signal-Schwellwerten von 0 Elektronen bis
10 000 Elektronen. Das Schaubild lässt sich in drei Bereiche einteilen:
1. Bei Schwellwerten von 0 e − bis etwa 4000 e − werden deutlich mehr Cluster identifiziert,
als durch Teilchendurchgänge zu erwarten sind. Der Großteil der gefundenen
Cluster ist auf Signalrauschen zurückzuführen.
2. Zwischen 4000 e − und 8000 e − ist die Effizienz nahezu konstant bei 1. Das bedeutet,
dass die gleiche Anzahl an Clustern identifiziert wird wie mit dem bisher verwendeten
analogen Verfahren. Je höher der Schwellwert ist, desto weniger Nachbarstreifen
liefern noch ausreichend hohes Signal, um zum Cluster gehören zu können.
Daher sinkt die mittlere Clusterbreite mit der Erhöhung des Schwellwerts kontinuierlich.
1 ,8
1 ,6
F T H 2 0 0 P u n b e s tra h lt
1 ,4
1 ,2
1 ,0
0 ,8
0 ,6
3 0 0 V , m ittle re C lu s te rb re ite (S tre ife n )
3 0 0 V , E ffiz ie n z
0 ,4
0 2 0 0 0 4 0 0 0 6 0 0 0 8 0 0 0 1 0 0 0 0
S c h w e llw e rt (e -)
Abbildung 7.11.: Binäre Interpretation: Mittlere Clusterbreiten und Effizienz über binärem
Schwellwert für einen FTH200P Sensor, der bei einer Biasspannung
von 300 V betrieben worden ist.

56 7. Auswertung
3. Ab etwa 8000 e − sinkt die Zahl der gefundenen Cluster deutlich, da die Singnale
von Teilchendurchgängen zum Teil kleiner als dieser Schwellwert sind. Die mittlere
Clusterbreite nähert sich dem Wert 1 an.
Ein möglicher Chip für den zukünftigen Spurdetektor ist der CBC 1 . Er operiert mit einem
Schwellwert von etwa 1 fC [R + 12] (entspricht 6250 e − ) in einem Bereich, bei dem die
Anzahl der gefundenen Cluster gleich hoch ist, wie beim bisher angewendeten analogen
Verfahren.
7.3.2. Hochbestrahlte Sensoren
Siliziumsensoren, deren Kristallstruktur Schädigungen durch nicht ionisierende Wechselwirkungen
erhalten haben, zeigen unter anderem eine veränderte Signal- und Rauschcharakteristik
[Mol99]. Für die Untersuchung, welchen Einfluss solche Schäden auf eine
mögliche binäre Datennahme haben, sind Daten verwendet worden, die mit hochbestrahlten
Sensoren aufgenommen worden sind.
Die in den Abbildungen 7.12 und 7.13 gezeigten Effizienzen und Clusterbreiten entsprechen
Bestrahlungsfluenzen von 8 × 10 14 n eq /cm 2 und 1 × 10 15 n eq /cm 2 , wie sie für das
Ende der Betriebsdauer des neuen Spurdetektors bei Abständen von 40 cm und 20 cm
vom Wechselwirkungspunkt erwartet werden [Mül11].
1 ,8
1 ,6
F T H 2 0 0 P , F = 8 x 1 0 1 4 n e q
/c m ²
1 ,4
1 ,2
1 ,0
0 ,8
0 ,6
6 0 0 V , m ittle re C lu s te rb re ite (S tre ife n )
6 0 0 V , E ffiz ie n z
9 0 0 V , m ittle re C lu s te rb re ite (S tre ife n )
9 0 0 V , E ffiz ie n z
0 ,4
0 2 0 0 0 4 0 0 0 6 0 0 0 8 0 0 0 1 0 0 0 0
S c h w e llw e rt (e -)
Abbildung 7.12.: Binäre Interpretation: Mittlere Clusterbreiten und Effizienz über binärem
Schwellwert für einen mit F = 8 × 10 14 n eq /cm 2 bestrahlten
FTH200P Sensor
Die Diagramme zeigen, dass es bei hochbestrahlten Sensoren einen Schwellwertbereich
gibt, in dem die Effizienz, Cluster zu identifizieren, konstant ist. Dieser Bereich reicht
nun jedoch nur noch bis etwa 6000 Elektronen. Die Cluster sind gegenüber dem unbestrahlten
Sensor etwas breiter. Die Abbildungen zeigen außerdem, dass die angelegte
Biasspannung ein wichtiger Faktor ist. Liegt sie unterhalb der Verarmungsspannung, so
sinken die Signalhöhen bei Teilchendurchgängen, wodurch beim gleichen Schwellwert
im Mittel weniger Cluster gefunden werden.
1 CMS Binary Chip

7.3. ALiBaVa - Binäre Interpretation 57
1 ,8
1 ,6
F T H 2 0 0 P , F = 1 x 1 0 1 5 n e q
/c m ²
1 ,4
1 ,2
1 ,0
0 ,8
0 ,6
6 0 0 V , m ittle re C lu s te rb re ite (S tre ife n )
6 0 0 V , E ffiz ie n z
9 0 0 V , m ittle re C lu s te rb re ite (S tre ife n )
9 0 0 V , E ffiz ie n z
0 ,4
0 2 0 0 0 4 0 0 0 6 0 0 0 8 0 0 0 1 0 0 0 0
S c h w e llw e rt (e -)
Abbildung 7.13.: Binäre Interpretation: Mittlere Clusterbreiten und Effizienz über binärem
Schwellwert für einen mit F = 1 × 10 15 n eq /cm 2 bestrahlten
FTH200P Sensor
7.3.3. Diskussion der Ergebnisse
Die vorgestellten Ergebnisse zeigen, dass für unbestrahlte Sensoren das Auslesen der Siliziumstreifen
binär erfolgen kann, ohne dass dabei die Anzahl der gefundenen Cluster
gegenüber dem bisherigen analogen Verfahren sinkt. Der Auslesechip muss dazu einen
Schwellwert für die Signalhöhe verwenden, der zwischen 4000 und 8000 Elektronen liegt.
Dies gilt bei einer Sensordicke von 200 µm und bei senkrechtem Teilcheneinfall. Innerhalb
dieses Bereichs verringert sich die mittlere Clusterbreite linear mit der Erhöhung
des Schwellwerts, was zur Verbesserung der Auflösung genutzt werden kann. Aufgrund
des Einflusses des Magnetfeldes bewegen sich geladene Teilchen im Spurdetektor auf
gekrümmten Bahnen und treffen daher selten senkrecht auf den Sensor. Der Einfluss des
Einfallswinkels auf die Signale wird daher in Abschitt 7.4 näher untersucht.
Der qualitative Verlauf der Effizienz des binären Verfahrens bei unbestrahlten Sensoren
und Verwendung von Schwellwerten, die im angegebenen Bereich liegen, lässt darauf
schließen, dass die gefundenen Cluster durch Teilchendurchgänge induziert wurden und
damit auf gewünschten Signalen basieren. Der deutlichste Effekt nach der Bestrahlung
der Sensoren ist die Verkleinerung des Bereichs, in dem die Effizienz gegenüber dem
bisherigen analogen Verfahren gleich groß ist. Im Bereich von 4000 bis 6000 Elektronen
kann der Schwellwert so eingestellt werden, dass die gewünschte mittlere Clusterbreite
gemessen wird ohne dass eine signifikante Zahl von Clustern dadurch gewonnen wird
oder verloren geht. Für die Konfiguration der Schwellwertoptimierung (engl. trimming)
des CBC-Chips erscheint ein Schwellwert von 4000 e − bis 4500 e − sinnvoll. Hierbei werden
für alle Bestrahlungsstufen wenige rauschinduzierte Cluster bei gleichzeitig relativ
großen mittleren Clusterbreiten erfasst.
In jedem Fall ist zu beachten, dass die Signale und das Rauschen neben der Sensorgeometrie
signifikant von dem verwendeten Auslesechip abhängig sind. Daher sind mögliche
Kandidaten solcher Chips umfangreich im Hinblick auf ihre Rauschcharakteristik,
ihr Signalansprechverhalten und ihre Effizienz zu untersuchen. Es ist ferner zu beachten,
dass für die hier verwendete binäre Interpretation Daten verwendet wurden, die mit
analogem Verfahren gewonnen wurden, bei denen die Pedestal- und Common-Mode-
Werte vorab herausgerechnet worden sind. Ein zukünftig verwendeter binärer Auslesechip
muss auch diese Aufgaben selbst übernehmen, soweit sie hierbei relevant sind.

58 7. Auswertung
7.4. Höhenstrahlungsteleskop
Im Rahmen dieser Diplomarbeit sind über einen Zeitraum von neun Monaten hinweg
verschiedene Sensoren im Höhenstrahlungsteleskop untersucht worden. Insbesondere
der Einfluss des Einfallswinkels auf Signale und Clusterbreiten lassen sich damit untersuchen,
da die Teilchen der kosmischen Höhenstrahlung aus unterschiedlichen Richtungen
einfallen und mit den Daten der Referenzebenen des Teleskops eine Spurrekonstruktion
möglich ist. Einen Überblick über die durchgeführten Messungen gibt Tabelle 7.2 wieder.
Tabelle 7.2.: Durchgeführte Messungen
Beginn Ende Sensor Fluenz
(N eq /cm 2 )
Ereignisse Szintillatoren
versetzt
23.07.2012 31.07.2012 FTH200Y 0 343 k nein 17
31.07.2012 07.08.2012 Infineon 0 290 k nein 17
22.08.2012 07.09.2012 FTH200N 0 648 k nein 17
07.09.2012 24.09.2012 FTH200Y 0 726 k nein 17
24.09.2012 20.10.2012 FTH200Y 0 807 k ja 17
25.10.2012 31.10.2012 Infineon 0 278 k nein 17
31.10.2012 27.11.2012 FTH200N 0 754 k ja 17
27.11.2012 07.12.2012 Infineon 0 309 k ja 17
07.12.2012 12.12.2012 CMS TOB 0 230 k nein 17
12.12.2012 07.01.2013 FTH200Y 0 1,1 M nein 0
09.01.2013 18.01.2013 Infineon 0 423 k nein 17
18.01.2013 04.02.2013 FTH200P 0 785 k nein 17
04.01.2013 26.02.2013 FTH200P 0 746 k ja 17
28.02.2013 20.03.2013 FTH200P 1 × 10 15 679 k nein -20
20.03.2013 02.04.2013 FTH200P 1 × 10 15 332 k ja -20
Temperatur
( ◦ C)
Insgesamt umfassen die über den gesamten Messzeitraum gewonnenen Daten 8,5 Millionen
Ereignisse. Der zu untersuchende Sensor liegt im Teleskop jedoch nur bei einem
Bruchteil von Ereignissen innerhalb der Spur des Teilchens. Für die MSSD ist dies bei 4 %
der Ereignisse der Fall. Der Grund dafür liegt in der Geometrie des Teleskops. So decken
die eingesetzten Szintillatoren eine Fläche von jeweils 225 cm 2 ab [Nür09], während die
aktive Fläche eines MSSD nur 14,7 cm 2 umfasst. Eine Übersicht über die aktive Fläche der
einzelnen Regionen eines MSSD ist im Anhang auf Seite 81 zu finden.
Zur Optimierung der Kühlleistung befinden sich unter den Regionen mit einem Streifenabstand
von 240 µm Stege aus Kupfer. Diese Kupfermasse löst Streuungen bei Teilchen
der kosmischen Höhenstrahlung aus, was eine präzise Spurrekonstruktion verhindert.
Daher wurden diese Regionen bei einigen Messungen nicht mit dem APV-Hybriden verbunden.
Dieser Streifenabstand kommt wegen des damit einhergehenden Verlustes an
Granularität und seiner Durchbruchscharakteristik aller Voraussicht nach im zukünftigen
CMS-Spurdetektor nicht zum Einsatz, weswegen auf Messungen an diesen Regionen
im Teleskop weitgehend verzichtet wurde. Zur Kontrolle sind die Stege jedoch bei einem
Modul entfernt worden und eine Messung ist an einem FTH200Y-MSSD-Sensor mit 1,1
Millionen Ereignissen durchgeführt worden.
Aufgrund der großen Zahl von Daten, die mit den verschiedenen Messungen generiert
worden sind, werden im Folgenden die Ergebnisse von zwei Regionen (5 und 7) des
MSSD wiedergegeben, soweit Daten von einzelnen Regionen isoliert dargestellt werden.
Gleichwohl liegen die Diagramme für alle verwendeten Regionen und Sensoren vor.

7.4. Höhenstrahlungsteleskop 59
7.4.1. Ausleuchtung
Die Sensoren im MSSD-Modul sind im Teleskop vollständig und in erster Näherung homogen
ausgeleuchtet worden. Hier zeigt sich ein Vorteil, der sich durch die Verwendung
von Teilchen der kosmischen Höhenstrahlung gegenüber Teststrahlenuntersuchungen an
Teilchenbeschleunigern oder der Untersuchung mit radioaktiven Quellen ergibt.
Abbildung 7.14 zeigt die Positionen des Teilchendurchgangs aus der rekonstruierten Teilchenspur,
für solche Teilchenspuren, zu denen auch ein Cluster auf dem MSSD zugeordnet
werden konnte. Regionen mit großem Streifenabstand sind entsprechend ihrer größeren
Fläche häufiger getroffen worden. Am Rand des Sensors konnten aufgrund der
Teleskopgeometrie weniger Teilchenspuren rekonstruiert werden. Die Rate am Rand ist
daher gegenüber der Rate in der Sensormitte reduziert. Tabelle 7.3 zeigt die Anzahl der
Teilchenspuren, die pro Region rekonstruiert worden sind. Die rekonstruierten Teilchenspuren
stellen die Datenbasis für weitere Analysen dar.
Y-Koordinate (mm)
30
20
measuredXY_3
Entries 114953
10
8
10
6
0
4
-10
2
-20
-40 -30 -20 -10 0 10 20 30 40
X-Koordinate (mm)
0
Abbildung 7.14.: Histogramm der Positionen der rekonstruierten Teilchendurchgänge
durch einen FTH200P-MSSD. Deutlich zu erkennen sind die einzelnen
Regionen. Oberhalb und unterhalb der Regionen finden sich noch
vereinzelt Treffer, die auf Streuungen nach dem Durchgang durch den
MSSD zurückzuführen sind. Die Regionen 1 bis 12 sind von rechts nach
links angeordnet. Bei Region 12 sind einige Streifenverbindungen beschädigt,
daher zeigt sich dort eine Lücke.
Tabelle 7.3.: Anzahl der rekonstruierten Teilchenspuren mit zugeordneten Clustern auf
dem MSSD. Regionen mit einem Streifanabstand von 240 µm wurden nur
bei dem Sensor FTH200P ausgelesen.
Region 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12
FTH200Y 2258 - 4386 4287 6981 - 6332 5668 8745 - 5215 4523
FTH200N 2137 - 3808 3872 6716 - 5996 5549 8494 - 5973 5261
FTH200P 5130 12537 5829 5674 10914 21956 7769 6642 11159 18544 5775 3024
FTH200P
F=1e15
3339 - 3705 3731 6544 - 5044 4546 7146 - 4297 3428

60 7. Auswertung
7.4.2. Winkelakzeptanz und Ausrichtung
Für die Spurrekonstruktion im Zuge der Datenanalyse ist es wichtig, dass die Software
für jede Ebene den Ort des Teilchendurchgangs so genau wie möglich feststellen kann.
Die Geometrie der Sensoren, aber auch deren Anordnung im Teleskop muss daher bekannt
sein. Diese Informationen werden in einer GEAR-Datei (siehe Abschnitt 6.5.2.1)
gespeichert.
Die Teilchenspur wird von der Analysesoftware als Gerade durch die Punkte der Teilchendurchgänge
angenähert. Daher liegt nicht jeder Durchgangspunkt zwangsläufig auf
der gefundenen Teilchenspur. Der Abstand zwischen dem Durchgangspunkt und der
Spurgeraden wird als Residuum bezeichnet. Der Mittelwert der Residuen ist somit ein
gutes Maß für die Qualität der Spurrekonstruktion und sollte möglichst klein sein.
Die Ausrichtung der Module in z-Richtung ist manuell vorgenommen worden. Die GEAR-
Datei ist mehrmals so verändert worden, dass jeweils das Residuum jeder Ebene iterativ
verkleinert werden konnte. Einer solchen manuellen Vorgehensweise sind jedoch Grenzen
gesetzt. Eine Betrachtung der Residuen jeder Region des MSSD ergab zudem, dass
das Residuum je nach Ort auf der Modulebene einen unterschiedlichen Verlauf gegen
den Einfallswinkel zeigt. Vermutet wird, dass die Ebene leicht gegen die anderen Ebenen
verkippt ist. Trotz mehrerer Versuche, diese Verkippung in der GEAR-Datei anzugeben
konnte keine weitere Verbesserung erreicht werden.
Da für die weiteren Analysen die Regionen 5 und 7 jeweils von besonderem Interesse
sind, ist die GEAR-Datei so optimiert worden, dass für diese Regionen Teilchenspuren
über einem großen Einfallswinkelbereich rekonstruiert werden konnten. Abbildung 7.15
zeigt exemplarisch das Residuum gegen den Einfallswinkel für das Referenzmodul 4.
Residuum (mm)
0.2
0.15
0.1
meanResidualXAngle_4
Entries 46537
0.05
0
-0.05
-0.1
-0.15
-0.2
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
Abbildung 7.15.: Mittleres Residuum gegen Einfallswinkel des Moduls 4 nach Optimierung
der Ausrichtung des Teleskops in z-Richtung. Das mittlere Residuum
liegt über nahezu den gesamten Winkelbereich nahe bei null.

7.4. Höhenstrahlungsteleskop 61
7.4.3. Winkelverteilung
Bei der Analyse von Messungen mit dem Teleskop werden typischerweise Teilchenspuren
mit vergleichsweise großem Einfallswinkel gegen die Sensoroberfläche nachgewiesen.
Von besonderem Interesse ist für diese Arbeit der Teil des Einfallswinkels, der orthogonal
zum Siliziumstreifen steht. Erwartet wird eine Erhöhung der Anzahl getroffener
Streifen mit steigendem Einfallswinkel.
Bei den Messungen sind die Szintillatoren des Teleskops in zwei verschiedenen Konfigurationen
betrieben worden:
1. In der Standardkonfiguration werden die Szintillatoren genau in Flucht zueinander
positioniert. Diese Konfiguration detektiert Teilchen mit einem Einfallswinkel von
etwa −0,45 rad bis 0,45 rad.
2. Zusätzlich können Messungen bei zueinander verschobenen Szintillatoren durchgeführt
werden. Damit werden Teilchen mit einem Einfallswinkel von etwa 0,2 rad
bis 0,7 rad erfasst.
Somit konnte der analysierte Einfallswinkelbereich durch Kombination von Daten aus
beiden Konfigurationen auf etwa −0,45 rad bis 0,7 rad ausgedehnt werden. Beim Betrieb
in Konfiguration 1 sind durchschnittlich 44 000 Ereignisse pro Tag erfasst worden. Beim
Betrieb in Konfiguration 2 konnten 26 000 Ereignisse täglich erfasst werden. Abbildung
7.16 zeigt die typische Winkelverteilung, die sich bei Kombination von Daten aus beiden
Konfigurationen ergibt. Für nachfolgende Studien, bei denen Winkelabhängigkeiten
untersucht worden sind, wurde der Bereich von 0 rad bis 0,6 rad verwendet. In einigen
Regionen ist der maximal erreichte Einfallswinkel aufgrund der Geometrie des Teleskops
kleiner.
Rekonstruierte Teilchenspuren (Anzahl)
1400
1200
1000
800
600
400
incangleX_3
Entries 48395
200
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
Abbildung 7.16.: Die Winkelverteilung der nachgewiesenen Teilchenspuren im Teleskop.
Dargestellt sind die kombinierten Daten aus Messungen mit übereinander
liegenden Szintillatoren und versetzt angeordneten Szintillatoren.
Es konnten 48 395 Teilchenspuren rekonstruiert werden, die auch ein
Signal auf dem MSSD erzeugt haben. Deutlich erkennbar ist, dass das
Maximum zu Einfallswinkeln um 0,2 rad hin verschoben ist. Für dieses
Schaubild wurden kombinierte Daten aus den verschiedenen Messungen
an FTH200Y-MSSD verwendet.

62 7. Auswertung
Rekonstruierte Teilchenspuren (Anzahl)
250
200
150
100
incangleX_5
Entries 6981
Rekonstruierte Teilchenspuren (Anzahl)
250
200
150
100
incangleX_7
Entries 6332
50
50
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
Abbildung 7.17.: Winkelverteilung der Region
5 des FTH200Y MSSD
Abbildung 7.18.: Winkelverteilung der Region
7 des FTH200Y MSSD
Rekonstruierte Teilchenspuren (Anzahl)
250
200
150
100
incangleX_5
Entries 6716
Rekonstruierte Teilchenspuren (Anzahl)
250
200
150
100
incangleX_7
Entries 5996
50
50
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
Abbildung 7.19.: Winkelverteilung der Region
5 des FTH200N MSSD
Abbildung 7.20.: Winkelverteilung der Region
7 des FTH200N MSSD
Rekonstruierte Teilchenspuren (Anzhal)
350
300
250
200
150
100
incangleX_5
Entries 10914
Rekonstruierte Teilchenspuren (Anzahl)
350
300
250
200
150
100
incangleX_7
Entries 7769
50
50
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
Abbildung 7.21.: Winkelverteilung der Region
5 des FTH200P MSSD
Abbildung 7.22.: Winkelverteilung der Region
7 des FTH200P MSSD

7.4. Höhenstrahlungsteleskop 63
Die Abbildungen 7.17 bis 7.22 zeigen die Winkelverteilungen in den Regionen 5 und
7 bei den untersuchten MSSD vom Typ FTH200Y, FTH200N und FTH200P. Sie zeigen,
dass die minimalen und maximalen Winkel je nach Region variieren. Für die weitere Datenanalyse
ergibt sich damit die Notwendigkeit, den betrachteten Winkelbereich je nach
Region individuell festzulegen. Als Untergrenze werden im Folgenden mindestens 50 rekonstruierte
Teilchenspuren festgelegt. Das führt zum Beispiel bei Region 5 des FTH200P
(Abbildung 7.21) zu einem Bereich von −0,3 rad bis 0,55 rad, in dem ausreichend viele
Teilchenspuren für eine Analyse vorhanden sind.
7.4.4. Clusterbreiten
Mit dem Teleskop wurden die mittleren Clusterbreiten über dem Einfallswinkel bestimmt.
Zu erwarten ist ein Minimum der mittleren Clusterbreite bei senkrechtem Einfall. Außerdem
verteilt sich das Signal bei schrägem Einfall auf mehr Streifen, wodurch die Cluster
im Mittel breiter werden.
Abbildung 7.23 zeigt exemplarisch für Region 7 eines FTH200P-MSSD, wie sich die Clusterbreite
mit dem Einfallswinkel vergrößert. Für diesen Verlauf konnte die mittlere Clusterbreite
durch eine Geradengleichung der Form F = a + bx approximiert werden.
Clusterbreite (Streifen)
2
1.8
1.6
1.4
1.2
clusterSizeXAngle_7
Entries 7769
Mean 0.2234
Mean y 1.507
RMS 0.1373
RMS y 0.5451
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5
Inklination (rad)
Abbildung 7.23.: Die mittlere Clusterbreite über dem Einfallswinkel bei der Region 7 des
FTH200P MSSD. Der Verlauf wird näherungsweise von einer Geraden
(rot) beschrieben.
Mit der beschriebenen Vorgehensweise konnte für jede untersuchte Region der verschiedenen
Sensoren eine Gerade an den Verlauf der mittleren Clusterbreite angenähert werden.
Die gefundenen Näherungen sind in den Abbildungen 7.24 bis 7.26 für die drei
Sensoren FTH200Y, FTH200N und FTH200P dargestellt. Abbildung 7.27 zeigt die gefundenen
Näherungen für den mit der Fluenz F = 1 × 10 15 n eq /cm 2 bestrahlten MSSD. Die
zugrunde liegenden Werte werden im Anhang auf Seite 82 inklusive der statistischen
Fehler angegeben.
Im Rahmen der Messunsicherheit können die gefundenen Näherungen für die Regionen
mit jeweils identischem Streifenabstand als gleich bezeichnet werden. Maßgeblich
für die Clusterbreite ist damit der Streifenabstand, nicht aber die Breite oder die Art der
Implantation. Es wird deutlich, dass bei Regionen mit kleinem Streifenabstand bei steigendem
Einfallswinkel schneller mehr Streifen getroffen werden, als bei Regionen mit

64 7. Auswertung
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
2 ,2 R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
2 ,0
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 1 (1 2 0 µ m )
1 ,8
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
1 ,6
1 ,4
1 ,2
1 ,0
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
Abbildung 7.24.: Mittlere Clusterbreiten in Abhängigkeit des Einfallswinkels bei einem
FTH200Y MSSD. Aus Gründen der Übersichtlichkeit wurden die statistischen
Fehler der Näherung nur für zwei Regionen eingezeichnet
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
2 ,2 R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
2 ,0
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 1 (1 2 0 µ m )
1 ,8
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
1 ,6
1 ,4
1 ,2
1 ,0
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
Abbildung 7.25.: Mittlere Clusterbreiten in Abhängigkeit des Einfallswinkels bei einem
FTH200N MSSD.
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
2 ,2 R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
2 ,0
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 1 (1 2 0 µ m )
1 ,8
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
R e g io n 2 (2 4 0 µ m )
R e g io n 6 (2 4 0 µ m )
1 ,6
R e g io n 1 0 (2 4 0 µ m )
1 ,4
1 ,2
1 ,0
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
Abbildung 7.26.: Mittlere Clusterbreiten in Abhängigkeit des Einfallswinkels bei einem
FTH200P MSSD. Bei diesem Sensor wurden zusätzlich die Regionen mit
einem Streifenabstand von 240 µm ausgelesen.

7.4. Höhenstrahlungsteleskop 65
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
2 ,6 R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
2 ,4
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
2 ,2
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
2 ,0
1 ,8
1 ,6
1 ,4
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
Abbildung 7.27.: Mittlere Clusterbreiten in Abhängigkeit des Einfallswinkels bei einem
hochbestrahlten FTH200P MSSD. Die Cluster sind insgesamt deutlich
breiter als im unbestrahlten Fall, die Steigung über dem Einfallswinkel
ist etwas kleiner. Die Regionen mit Streifenabstand 240 µm sind nicht
ausgelesen worden, für Region 1 liegen zu wenige Teilchenspuren für
eine Näherung vor.
großem Streifenabstand. Dies gilt auch im hochbestrahlten Fall, wobei hier die Clusterbreiten
insgesamt größer sind.
Die Abbildungen 7.28 bis 7.33 zeigen die relative Häufigkeit der Clusterbreiten für die
Winkelbereiche −0,05 rad bis 0,05 rad und 0,15 rad bis 0,25 rad sowie 0,35 rad bis 0,45 rad.
Auch hier zeigt sich der geringe Einfluss der Art der Implatation auf die Clusterbreite.
Lediglich der n-Typ-Sensor zeigt eine Tendenz zu etwas breiteren Clustern, was an der
nicht vorhandenen zusätzlichen Isolationsschicht liegen könnte.
Für kleine Einfallswinkel dominieren bei Sensoren mit einer aktiven Materialstärke von
200 µm 1-Streifen-Cluster. Erst bei Winkeln ab 0,35 rad kommen 2-Streifen-Cluster häufiger
vor. Clusterbreiten von 3 Streifen oder mehr spielen nur eine untergeordnete Rolle.
Die Abblidungen 7.34 und 7.34 zeigen die relativen Häufigkeiten der Clusterbreiten des
hochbestrahlten FTH200P-MSSD. Die Cluster sind im hochbestrahlten Fall im Durchnitt
breiter als im unbestrahlten Fall, dennoch machen 1-Streifen-Cluster und 2-Streifen-
Cluster für alle Winkelbreiche über 80 % der relativen Häufigkeit aus.

66 7. Auswertung
1 ,0
1 ,0
R e la tiv e H ä u fig k e it
0 ,8
0 ,6
0 ,4
F T H 2 0 0 Y
p = 1 2 0 µ m , w /p ~ 0 ,2 4
In k lin a tio n (ra d ):
-0 ,0 5 b is 0 ,0 5
0 ,1 5 b is 0 ,2 5
0 ,3 5 b is 0 ,4 5
R e la tiv e H ä u fig k e it
0 ,8
0 ,6
0 ,4
F T H 2 0 0 Y
p = 8 0 µ m , w /p ~ 0 ,2 4
In k lin a tio n (ra d ):
-0 ,0 5 b is 0 ,0 5
0 ,1 5 b is 0 ,2 5
0 ,3 5 b is 0 ,4 5
0 ,2
0 ,2
0 ,0
1 2 3 4 5
0 ,0
1 2 3 4 5
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
Abbildung 7.28.: Clusterbreiten der Region
5 des FTH200Y MSSD
Abbildung 7.29.: Clusterbreiten der Region
7 des FTH200Y MSSD
1 ,0
1 ,0
R e la tiv e H ä u fig k e it
0 ,8
0 ,6
0 ,4
F T H 2 0 0 N
p = 1 2 0 µ m , w /p ~ 0 ,2 4
In k lin a tio n (ra d ):
-0 ,0 5 b is 0 ,0 5
0 ,1 5 b is 0 ,2 5
0 ,3 5 b is 0 ,4 5
R e la tiv e H ä u fig k e it
0 ,8
0 ,6
0 ,4
F T H 2 0 0 N
p = 8 0 µ m , w /p ~ 0 ,2 4
In k lin a tio n (ra d ):
-0 ,0 5 b is 0 ,0 5
0 ,1 5 b is 0 ,2 5
0 ,3 5 b is 0 ,4 5
0 ,2
0 ,2
0 ,0
1 2 3 4 5
0 ,0
1 2 3 4 5
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
Abbildung 7.30.: Clusterbreiten der Region
5 des FTH200N MSSD
Abbildung 7.31.: Clusterbreiten der Region
7 des FTH200N MSSD
1 ,0
1 ,0
R e la tiv e H ä u fig k e it
0 ,8
0 ,6
0 ,4
F T H 2 0 0 P
p = 1 2 0 µ m , w /p ~ 0 ,2 4
In k lin a tio n (ra d ):
-0 ,0 5 b is 0 ,0 5
0 ,1 5 b is 0 ,2 5
0 ,3 5 b is 0 ,4 5
R e la tiv e H ä u fig k e it
0 ,8
0 ,6
0 ,4
F T H 2 0 0 P
p = 8 0 µ m , w /p ~ 0 ,2 4
In k lin a tio n (ra d ):
-0 ,0 5 b is 0 ,0 5
0 ,1 5 b is 0 ,2 5
0 ,3 5 b is 0 ,4 5
0 ,2
0 ,2
0 ,0
1 2 3 4 5
0 ,0
1 2 3 4 5
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
Abbildung 7.32.: Clusterbreiten der Region
5 des FTH200P MSSD
Abbildung 7.33.: Clusterbreiten der Region
7 des FTH200P MSSD
1 ,0
1 ,0
R e la tiv e H ä u fig k e it
0 ,8
0 ,6
0 ,4
F T H 2 0 0 P
F = 1 x 1 0 1 5 n e q
/c m ²
p = 1 2 0 µ m , w /p ~ 0 ,2 4
In k lin a tio n (ra d ):
-0 ,0 5 b is 0 ,0 5
0 ,1 5 b is 0 ,2 5
0 ,3 5 b is 0 ,4 5
R e la tiv e H ä u fig k e it
0 ,8
0 ,6
0 ,4
F T H 2 0 0 P
F = 1 x 1 0 1 5 n e q
/c m ²
p = 8 0 µ m , w /p ~ 0 ,2 4
In k lin a tio n (ra d ):
-0 ,0 5 b is 0 ,0 5
0 ,1 5 b is 0 ,2 5
0 ,3 5 b is 0 ,4 5
0 ,2
0 ,2
0 ,0
1 2 3 4 5
0 ,0
1 2 3 4 5
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
C lu s te rb re ite (S tre ife n )
Abbildung 7.34.: Clusterbreiten der Region
5 des hochbestrahlten FTH200P
MSSD
Abbildung 7.35.: Clusterbreiten der Region
7 des hochbestrahlten FTH200P
MSSD

7.4. Höhenstrahlungsteleskop 67
7.4.5. Cluster-Ladung
Die Ladungsträgerpaare, die beim Teilchendurchgang erzeugt werden, können als Signale
von der Ausleseelektronik erfasst werden. Erwartet wird ein Anstieg des Signals pro
Cluster mit wachsendem Einfallswinkel, da sich die Weglänge des Teilchens verlängert
und somit wie in Abschnitt 3.1 beschrieben auch mehr Ladungsträgerpaare erzeugt werden.
Wie im Abschnitt 6.3.3 beschrieben wurden die ADC-Signale der Ausleseelektronik auf
ein Maximum von 192 000 Elektronen kalibriert.
Analog zu Abschnitt 7.4.4 werden die mittleren Ladungen der Cluster über dem Einfallswinkel
als Geraden approximiert, um eine Modellierung zu ermöglichen. Die Abbildungen
7.36 bis 7.39 geben die gefundenen Näherungen wieder.
M ittle re L a d u n g p ro C lu s te r (e -)
1 9 0 0 0
1 8 0 0 0
1 7 0 0 0
1 6 0 0 0
1 5 0 0 0
1 4 0 0 0
1 3 0 0 0
F T H 2 0 0 Y
R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 1 (1 2 0 µ m )
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
M ittle re L a d u n g p ro C lu s te r (e -)
2 1 0 0 0
2 0 0 0 0
1 9 0 0 0
1 8 0 0 0
1 7 0 0 0
1 6 0 0 0
F T H 2 0 0 N
R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 1 (1 2 0 µ m )
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
1 2 0 0 0
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
1 5 0 0 0
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
Abbildung 7.36.: Mittlere Cluster-Ladung
des FTH200Y MSSD über dem Einfallswinkel
Abbildung 7.37.: Mittlere Cluster-Ladung
des FTH200N MSSD über dem Einfallswinkel
M ittle re L a d u n g p ro C lu s te r (e -)
1 7 0 0 0
1 6 0 0 0
1 5 0 0 0
1 4 0 0 0
F T H 2 0 0 P
R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 1 (1 2 0 µ m )
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
R e g io n 2 (2 4 0 µ m )
R e g io n 6 (2 4 0 µ m )
R e g io n 1 0 (2 4 0 µ m )
M ittle re L a d u n g p ro C lu s te r (e -)
1 7 0 0 0 F T H 2 0 0 P
F = 1 x 1 0 n /c m ²
R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
1 6 0 0 0
R e g io n 3 (8 0 µ m )
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
1 5 0 0 0
1 4 0 0 0
1 3 0 0 0
1 3 0 0 0
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
Abbildung 7.38.: Mittlere Cluster-Ladung
des unbestrahlten FTH200P MSSD über
dem Einfallswinkel
Abbildung 7.39.: Mittlere Cluster-Ladung
des bestrahlten FTH200P MSSD über dem
Einfallswinkel
Die statistischen Fehler wurden wieder für die Regionen 5 und 7 eingezeichnet. Alle zugrunde
liegenden Werte der Näherungen sind im Anhang auf Seite 83 wiedergegeben.
Alle Region zeigen einen Anstieg der mittleren Ladung pro Cluster über dem Einfallswinkel.
Darüber hinaus sind keine geometrieabhängigen Gesetzmäßigkeiten erkennbar.
Das Clustersignal beim bestrahlten FTH200P-MSSD ist etwa 1000 Elektronen kleiner als
beim unbestrahlten MSSD. Anzumerken ist, dass die geringe Datenbasis zu großen Unsicherheiten
führt.
Darüber hinaus zeigt der Sensor vom Typ FTH200N ein signifikant höheres Signal als die
Sensoren FTH200Y und FTH200P.

68 7. Auswertung
7.4.6. Cluster-Hauptstreifen-Ladung
Die Betrachtung der Hauptstreifenladung ist von besonderem Interesse, da bei einer
möglichen zukünftigen binären Ausleseelektronik und bei entsprechend dünnen Sensoren
die 1-Streifen-Cluster den Hauptteil der Cluster ausmachen werden. Untersucht wird
die Höhe des Signals auf dem Hauptstreifen, damit abgeschätzt werden kann, wie hoch
ein Schwellwert bei der binären Datenerfassung gesetzt werden kann. Zu erwarten ist,
dass das mittlere Signal des Hauptstreifens mit steigendem Einfallswinkel abnimmt, da
sich das Signal auf mehr Streifen verteilt. Dieser Effekt sollte besonders bei Regionen mit
geringem Streifenabstand auftreten.
Die Abbildungen 7.40 bis 7.42 zeigen die gefundenen Näherungen. Im Anhang auf Seite
84 sind die zugrunde liegenden Werte aufgeführt.
1 6 0 0 0
1 7 0 0 0
M ittle re H a u p ts tre ife n la d u n g (e -)
1 5 0 0 0
1 4 0 0 0
1 3 0 0 0
1 2 0 0 0
1 1 0 0 0
F T H 2 0 0 Y
R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 1 (1 2 0 µ m )
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
M ittle re H a u p ts tre ife n la d u n g (e -)
1 6 0 0 0
1 5 0 0 0
1 4 0 0 0
1 3 0 0 0
1 2 0 0 0
F T H 2 0 0 N
R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 1 (1 2 0 µ m )
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
1 0 0 0 0
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
1 1 0 0 0
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
Abbildung 7.40.: Mittlere Cluster-
Hauptstreifenladung des FTH200Y MSSD
über dem Einfallswinkel
1 7 0 0 0
Abbildung 7.41.: Mittlere Cluster-
Hauptstreifenladung des FTH200N
MSSD über dem Einfallswinkel
1 3 0 0 0
M ittle re H a u p ts tre ife n la d u n g (e -)
1 6 0 0 0
1 5 0 0 0
1 4 0 0 0
1 3 0 0 0
1 2 0 0 0
1 1 0 0 0
F T H 2 0 0 P
R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 1 (1 2 0 µ m )
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
R e g io n 2 (2 4 0 µ m )
R e g io n 6 (2 4 0 µ m )
R e g io n 1 0 (2 4 0 µ m )
M ittle re H a u p ts tre ife n la d u n g (e -)
1 2 0 0 0
1 1 0 0 0
1 0 0 0 0
9 0 0 0
8 0 0 0
F T H 2 0 0 P
F = 1 x 1 0 1 5 n e q /c m ²
R e g io n 4 (7 0 µ m )
R e g io n 8 (7 0 µ m )
R e g io n 1 2 (7 0 µ m )
R e g io n 3 (8 0 µ m )
R e g io n 7 (8 0 µ m )
R e g io n 1 1 (8 0 µ m )
R e g io n 1 (1 2 0 µ m )
R e g io n 5 (1 2 0 µ m )
R e g io n 9 (1 2 0 µ m )
1 0 0 0 0
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5
In k lin a tio n (ra d )
Abbildung 7.42.: Mittlere Cluster-
Hauptstreifenladung des FTH200P MSSD
über dem Einfallswinkel
Abbildung 7.43.: Mittlere Cluster-Ladung
des bestrahlten FTH200P MSSD über dem
Einfallswinkel
Bei allen Sensoren ist deutlich zu erkennen, dass das Signal des Hauptstreifens bei Regionen
mit kleinem Streifanabstand über dem Einfallswinkel abfällt. Dieser Effekt verringert
sich mit dem Streifenabstand. Beim Sensor FTH200P, bei dem auch die Regionen mit einem
Streifanabstand von 240 µm ausgelesen worden sind, zeigt sich ein konstantes Signal
des Hauptstreifens bei sehr großen Streifenabständen über dem Einfallswinkel.
Der Sensor vom Typ FTH200N liefert ein Hauptstreifensignal, welches etwa 1000 Elektronen
über dem Signal der P-Typ Sensoren liegt.
Das mittlere Signal der Hauptstreifen ist zur Beurteilung einer möglichen binären Auslesung
der Daten nicht ausreichend. Insbesondere Signale, die deutlich unterhalb dieses
Mittelwerts liegen, müssen separat betrachtet werden. Dazu werden die Signale in 2D-
Histogrammen aufgetragen. Exemplarisch stellen Abbildung 7.44 bis 7.47 die Histogram-

clusterSeedSignalXAngle2D_5
clusterSeedSignalXAngle2D_7
7.4. Höhenstrahlungsteleskop 69
me der Regionen 5 und 7 des FTH200P Sensors im unbestrahlten und hochbestrahlten
Fall dar.
Hauptstreifenladung (e-)
60000
50000
40000
30000
Entries 10914
45
40
35
30
25
20
Hauptstreifenladung (e-)
60000
50000
40000
30000
clusterSeedSignalXAngle2D_5
Entries 6544
22
20
18
16
14
12
10
20000
15
20000
8
10000
10
5
10000
6
4
2
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
0
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
0
Abbildung 7.44.: 2D-Histogramm der
Cluster-Hauptstreifenladung der Region
5 des unbestrahlten FTH200P MSSD über
dem Einfallswinkel
Abbildung 7.45.: 2D-Histogramm der
Cluster-Hauptstreifenladung der Region 5
des hochbestrahlten FTH200P MSSD über
dem Einfallswinkel
Hauptstreifenladung (e-)
60000
50000
40000
Entries 7769
30
25
20
Hauptstreifenladung (e-)
60000
50000
40000
clusterSeedSignalXAngle2D_7
Entries 5044
20
18
16
14
12
30000
15
30000
10
20000
10
20000
8
6
10000
5
10000
4
2
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
0
0
-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8
Inklination (rad)
0
Abbildung 7.46.: 2D-Histogramm der
Cluster-Hauptstreifenladung der Region
7 des unbestrahlten FTH200P MSSD über
dem Einfallswinkel
Abbildung 7.47.: 2D-Histogramm der
Cluster-Hauptstreifenladung der Region 7
des hochbestrahlten FTH200P MSSD über
dem Einfallswinkel
Im unbestrahlten Fall ist deutlich erkennbar, dass das Maximum der Signalverteilung
bei steigendem Einfallswinkel leicht abfällt. Der gleiche Effekt tritt beim hochbestrahlten
MSSD weniger deutlich auf. Die Verteilung der Hauptstreifenladung beginnt beim
hochbestrahlten MSSD direkt an der Kante des Rausch-Schwellwerts. Somit muss davon
ausgegangen werden, dass schwache Signale nicht mehr deutlich genug über dem Rauschen
hervortreten und dadurch verloren gehen.

8. Zusammenfassung und Ausblick
Für den neuen CMS-Spurdetektor für die Hochluminositätsphase des LHC werden gegenwärtig
neue Siliziumstreifensensoren erforscht. Diese neuen Sensoren müssen der zu
erwartenden höheren Strahlenbelastung standhalten. Außerdem sollen die Sensoren in
Zukunft dünner als bisher sein, was zu geringeren Leckströmen sowie kleineren Verarmungsspannungen
führt und zusätzlich weniger Material erfordert. Damit die bei der
Steigerung der Luminosität generierte Datenmenge reduziert werden kann, werden die
Daten zukünftig binär ausgelesen. Darüber hinaus soll der neue Spurdetektor einen Beitrag
zum Trigger leisten.
Zur Untersuchung des Einflusses der Sensorgeometrie auf wesentliche Sensorparameter
wie Verarmungsspannungen, Leckströme und Kapazitäten und zur Parametrisierung
von Signal- und Clustereigenschaften von dünnen Sensoren wurden für diese Arbeit
Multigeometriestreifensensoren (MSSD) untersucht. Bevor mit Signalmessungen begonnen
werden konnte, wurden die verwendeten Sensoren elektrisch vorqualifiziert. Damit konnte
eine Parametrisierung der Gesamtkapazität über der Sensorgeometrie gefunden werden,
was zur Vorhersage des Signalrauschens verwendet werden kann. Zusätzlich wurde
der Einfluss der Messposition und -frequenz auf die gemessene Rückseitenkapazität untersucht.
Beide Faktoren haben einen erheblichen Einfluss auf das Messergebnis.
Für die Durchführung von Signalmessungen an MSSD wurde im Rahmen dieser Diplomarbeit
ein multifunktionales Modul entworfen, welches den Sensor und den Auslesechip
aufnimmt. Das Modul wurde so konstruiert, dass es an verschiedenen Messstationen
zum Einsatz kommen kann. Damit auch hochbestrahlte Sensoren untersucht werden
können, wurde besonderen Wert bei der Konstruktion darauf gelegt, dass der Sensor an
verschiedenen Messstationen immer sehr gut gekühlt werden kann. Es sind insgesamt
zwei Module produziert worden, die sich seit Fertigstellung dauerhaft im Einsatz befinden.
Es zeigte sich, dass die Module den Anforderungen und Erwartungen voll gerecht
werden.
Mit Hilfe eines für diese Diplomarbeit geschriebenen Scripts für die Analyseumgebung
ROOT konnten Daten von Ministreifen-Sensoren analysiert werden. Die mit analogem
Ausleseverfahren aufgenommenen Daten sind im Hinblick auf ein mögliches zukünftiges
Ausleseverfahren binär interpretiert worden. Die Entwicklung des dazu verwendeten
Algorithmus und seine Implementierung in die bestehende Analysesoftware waren
genauso Gegenstand dieser Arbeit, wie die folgende Auswertung verschiedener Messungen
mit dem neuen Script.
71

72 8. Zusammenfassung und Ausblick
Nach Auswertung einer Vielzahl von Messungen kann festgestellt werden, dass eine binäre
Datenerfassung ohne signifikanten Verlust an Effizienz möglich erscheint. Zu beachten
ist, dass die Anzahl gefundener Cluster wesentlich vom gewählten Signalschwellwert
abhängt. Liegt dieser zu niedrig, so werden falsche Cluster durch Signalrauschen identifiziert.
Liegt er zu hoch, so reicht das Signal von Teilchendurchgängen nicht immer, um
ein binäres Signal am Chip zu erzeugen. Dazwischen liegt ein Bereich, in dem die Anzahl
der gefundenen Cluster gleich hoch ist, wie mit dem bisherigen analogen Verfahren. Bei
unbestrahlten Sensoren ist dieser Bereich so groß, dass der Schwellwert zusätzlich dazu
benutzt werden kann, die mittlere Clusterbreite zu optimieren. Bei bestrahlten Sensoren
verkleinert sich dieser Bereich in Abhängigkeit der Bestrahlungsfluenz.
Aus geometrischen Betrachtungen ergibt sich eine Ortsauflösung bei binärer Datennahme
von Strei f enabstand/ √ 12. Sie kann verbessert werden, indem die Clusterbreite als
zusätzliche Information in die Berechnung einbezogen wird. Zwei-Streifen-Cluster erreichen
eine besonders gute Ortsauflösung, da sie vorwiegend bei Teilchendurchgängen in
einem schmalen Bereich zwischen den Streifen auftreten. Der Signalschwellwert sollte
daher bei ungefähr 4000 e − eingestellt werden, da der relative Anteil von zwei-Streifen-
Clustern bei diesem Schwellwert besonders groß, gleichzeitig die Zahl rauschinduzierter
Cluster sehr gering ist. Zusätzlich muss bei hochbestrahlten Sensoren beachtet werden,
dass die Versorgungsspannung möglichst hoch gewählt wird, um die Zahl von zwei-
Streifen-Clustern zu vergrößern.
Im Höhenstrahlungsteleskop wurden über einen Zeitraum von neun Monaten bei verschiedenen
Messungen insgesamt über 8 Millionen Ereignisse erfasst und ausgewertet. Dazu
wurden umfangreiche Anpassungen an der Analysesoftware EUTelescope vorgenommen,
damit Daten von MSSD-Sensoren verarbeitet werden können. Besonderen Wert wurde
bei der Analyse auf den Einfluss des Einfallswinkels auf die Clusterbreite, das Clustersignal
sowie das Hauptstreifensignal gelegt.
Es konnte gezeigt werden, in welchem Maß sich die Cluster im Mittel je nach Streifenabstand
über dem Einfallswinkel verbreitern. Für dünne Sensoren mit Materialstärke
200 µm dominieren für die zu erwartenden Einfallswinkel 1-Streifen-Cluster. Im Bezug
auf die Frage, wie sich ein binäres Auslesesystem auswirkt, wurde die Hauptstreifenladung
untersucht. Dabei wurde festgestellt, dass die Hauptstreifenladung mit zunehmendem
Einfallswinkel sinkt, da sich das Signal auf mehr Streifen verteilt. Eine Steigerung
des Signals aufgrund der verlängerten Wegstrecke kann für die gesamte Clusterladung
festgestellt werden, spielt bei der Hauptstreifenladung jedoch nur eine untergeordnete
Rolle.
Über die Messergebnisse an MSSD hinaus kann festgestellt werden, dass das Höhenstrahlungsteleskop
aufgrund seiner homogenen Sensorausleuchtung und seines großen
Einfallswinkelbreichs eine Ergänzung zu Teststrahlmessungen darstellt. Die geringere
Ereignisrate muss durch einen langfristigen Betrieb des Systems ausgeglichen werden,
wobei gezeigt werden konnte, dass das vorhandene System für den Dauerbetrieb geeignet
ist. Damit sind auch Langzeittests an Sensormodulen möglich. Es erscheint daher
sinnvoll, zukünftige Sensor- und Modulkonzepte im Teleskop zu untersuchen.

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Tabellenverzeichnis
3.1. Wichtige Eingenschaften von Silizium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
4.1. Geometrie des MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
7.1. Verarmungsspannungen des FTH200N MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . 48
7.2. Durchgeführte Messungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58
7.3. Anzahl der rekonstruierten Teilchenspuren auf den MSSD . . . . . . . . . 59
8.1. Aktive Fläche der Streifen und Regionen eines MSSD . . . . . . . . . . . . 81
8.2. Clusterbreiten FTH200Y MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82
8.3. Clusterbreiten FTH200N MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82
8.4. Clusterbreiten FTH200P MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82
8.5. Clusterbreiten FTH200P hochbestrahlter MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . 82
8.6. Cluster-Ladung FTH200Y MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83
8.7. Cluster-Ladung FTH200N MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83
8.8. Cluster-Ladung FTH200P MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83
8.9. Cluster-Ladung FTH200P F=1e15 MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83
8.10. Cluster-Hauptstreifenladung FTH200Y MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . 84
8.11. Cluster-Hauptstreifenladung FTH200N MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . 84
8.12. Cluster-Hauptstreifenladung FTH200P MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . 84
8.13. Cluster-Hauptstreifenladung FTH200P F=1e15 MSSD . . . . . . . . . . . . 84
8.14. Beispiel der Ausgabe des Scripts „ThresholdScan“ (Ausschnitt) . . . . . . 90
77

Abbildungsverzeichnis
2.1. Überblick LHC und seine Experimente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4
2.2. 3D Ansicht des CMS Detektors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
2.3. CMS Segment . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
2.4. Gamma Gamma Ereignis im CMS Detektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
2.5. PT-Diskriminierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
2.6. 2S-Modul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
2.7. Ortsauflösung des CBC-Chips . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
3.1. Bändermodell im Kristall . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
3.2. Bändermodell: Die Bandlücke . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
3.3. Donator- und Akzeptorniveaus im Halbleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
3.4. Direkter und indirekter Bandübergang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
3.5. Bandschema des pn-Übergangs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
3.6. Funktionsprinzip Streifensensor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
3.7. Streifensensor 3D-Dartsellung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
3.8. Energiespektrum der primären Höhenstrahlung . . . . . . . . . . . . . . . 20
3.9. Differentieller Fluss kosmischer Myonen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
4.1. Foto von Bstd und Badd Sensoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
4.2. Multigeometriestreifensensor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
4.3. MSSD Modul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
4.4. Schematische Darstellung MSSD-Modul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
5.1. Foto der Probestation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
5.2. MSSD in der Probestation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
5.3. Kapazitäten eines Siliziumstreifensensors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
6.1. MSSD Modul in ALiBaVa-Box . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
6.2. CAD-Zeichnung des Teleskops . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
6.3. Fotografie des Teleskops . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
6.4. Verstärkungsfaktor: Signal eines APV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
6.5. Analysekette EUTelescope . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
6.6. Teilchendurchgang im Teleskop . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
7.1. Beispiel zur Bestimmung der Verarmungsspannung . . . . . . . . . . . . . 48
7.2. Verarmungsspannung bei hochbestrahltem FTH200P-MSSD . . . . . . . . 49
7.3. FTH200P Leckströme Regionen 5 7 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50
7.4. Kapazitäten w/p 0,14 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51
7.5. Kapazitäten w/p 0,14 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51
7.6. Kapazitäten w/p 0,14 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51
7.7. Rückseitenkapazitäten bei versch. Frequenzen . . . . . . . . . . . . . . . . 52
7.8. Kapazitäten des FTH200P-MSSD bei 1MHz . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52
79

80 Abbildungsverzeichnis
7.9. FTH200N Ladung über Spannung Regionen 5 7 . . . . . . . . . . . . . . . 53
7.10. Bestrahlter FTH200P Ladung über Spannung Regionen 5 7 . . . . . . . . . 54
7.11. Binäre Interpretation: FTH200P unbestrahlt . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
7.12. Binäre Interpretation: FTH200P F=8e14 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
7.13. Binäre Interpretation: FTH200P F=1e15 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
7.14. Ausleuchtung des MSSD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59
7.15. Residuum gegen Einfallswinkel des Referenzmodul 4 . . . . . . . . . . . . 60
7.16. Winkelverteilung des Teleskops . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
7.17. Winkelverteilung FTH200Y Region 5 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
7.18. Winkelverteilung FTH200Y Region 7 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
7.19. Winkelverteilung FTH200N Region 5 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
7.20. Winkelverteilung FTH200N Region 7 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
7.21. Winkelverteilung FTH200P Region 5 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
7.22. Winkelverteilung FTH200P Region 7 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
7.23. Clusterbreite FTH200P Region 7 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
7.24. Clusterbreiten FTH200Y . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64
7.25. Clusterbreiten FTH200N . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64
7.26. Clusterbreiten FTH200P . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64
7.27. Clusterbreiten FTH200P hochbestrahlt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65
7.28. Clusterbreiten FTH200Y Region 5 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
7.29. Clusterbreiten FTH200Y Region 7 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
7.30. Clusterbreiten FTH200N Region 5 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
7.31. Clusterbreiten FTH200N Region 7 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
7.32. Clusterbreiten FTH200P Region 5 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
7.33. Clusterbreiten FTH200P Region 7 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
7.34. Clusterbreiten FTH200P F=1e15 Region 5 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
7.35. Clusterbreiten FTH200P F=1e15 Region 7 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
7.36. Cluster-Ladung FTH200Y . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
7.37. Cluster-Ladung FTH200N . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
7.38. Cluster-Ladung FTH200P . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
7.39. Cluster-Ladung FTH200P . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
7.40. Cluster-Hauptstreifenladung FTH200Y . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
7.41. Cluster-Hauptstreifenladung FTH200N . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
7.42. Cluster-Hauptstreifenladung FTH200P . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
7.43. Cluster-Hauptstreifenladung FTH200P . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
7.44. 2D-Histogramm Cluster-Hauptstreifenladung FTH200P Region 5 . . . . . 69
7.45. 2D-Histogramm Cluster-Hauptstreifenladung FTH200P F=1e15 Region 5 . 69
7.46. 2D-Histogramm Cluster-Hauptstreifenladung FTH200P Region 7 . . . . . 69
7.47. 2D-Histogramm Cluster-Hauptstreifenladung FTH200P F=1e15 Region 7 . 69
8.1. Übersicht MSSD-Modul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85
8.2. MSSD-Modul: Die Kupferplatte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85
8.3. MSSD-Modul: Der Rahmen 1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
8.4. MSSD-Modul: Der Rahmen 2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
8.5. MSSD-Modul: Die Abdeckung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87
8.6. MSSD-Modul: Die Quellenbrücke . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87
8.7. Platine für MSSD: Layout . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
8.8. Platine für MSSD: Schaltplan . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88

Anhang
Tabelle 8.1.: Aktive Fläche der Streifen und Regionen eines MSSD.
Die Streifenlänge beträgt 3 cm, jede Region besteht aus 32 Streifen.
Region Streifenabstand (µm) Aktive Fläche
eines Streifens
(cm 2 )
1 120 0,036 1,152
2 240 0,072 2,304
3 80 0,024 0,768
4 70 0,021 0,672
5 120 0,036 1,152
6 240 0,072 2,304
7 80 0,024 0,768
8 70 0,021 0,672
9 120 0,036 1,152
10 240 0,072 2,304
11 80 0,024 0,768
12 70 0,021 0,672
Aktive Fläche der
Region (cm 2 )
14,688 (Summe)
81

82 Abbildungsverzeichnis
A. Näherungsgeraden der Clusterbreiten
Die Werte beziehen sich auf den jeweiligen Streifenabstand.
Tabelle 8.2.: Clusterbreiten
MSSD
Region a ∆a b ∆b
1 1,12 0,020 1,18 0,138
2 nicht untersucht
3 1,12 0,186 1,69 0,073
4 1,12 0,019 2,05 0,064
5 1,11 0,011 1,04 0,041
6 nicht untersucht
7 1,17 0,012 1,70 0,039
8 1,20 0,015 1,91 0,045
9 1,09 0,009 1,16 0,303
10 nicht untersucht
11 1,15 0,012 1,74 0,041
12 1,16 0,016 1,83 0,052
FTH200Y
Tabelle 8.3.: Clusterbreiten
MSSD
Region a ∆a b ∆b
1 1,04 0,015 1,06 0,013
2 nicht untersucht
3 1,12 0,023 1,71 0,078
4 1,13 0,022 2,04 0,069
5 1,08 0,014 1,15 0,045
6 nicht untersucht
7 1,16 0,017 1,76 0,045
8 1,15 0,015 2,11 0,043
9 1,07 0,009 1,28 0,026
10 nicht untersucht
11 1,13 0,012 1,80 0,038
12 1,18 0,014 1,91 0,046
FTH200N
Tabelle 8.4.: Clusterbreiten
MSSD
Region a ∆a b ∆b
1 1,07 0,013 1,20 0,107
2 1,05 0,006 0,49 0,036
3 1,12 0,013 1,68 0,059
4 1,15 0,014 1,91 0,054
5 1,09 0,009 1,17 0,037
6 1,05 0,005 0,53 0,021
7 1,12 0,012 1,69 0,044
8 1,12 0,014 1,98 0,052
9 1,11 0,010 1,11 0,045
10 1,05 0,005 0,55 0,023
11 1,11 0,014 1,82 0,047
12 1,15 0,022 1,69 0,080
FTH200P
Tabelle 8.5.: Clusterbreiten des hochbestrahlten
FTH200P MSSD
Region a ∆a b ∆b
1 nicht genug Daten
2 nicht untersucht
3 1,59 0,029 1,15 0,120
4 1,65 0,030 1,27 0,114
5 1,53 0,019 0,45 0,070
6 nicht untersucht
7 1,56 0,025 1,16 0,092
8 1,57 0,029 1,54 0,110
9 1,46 0,020 0,61 0,093
10 nicht untersucht
11 1,49 0,027 1,21 0,110
12 1,52 0,322 1,37 0,152

B. Näherungsgeraden der Cluster-Ladungen 83
B. Näherungsgeraden der Cluster-Ladungen
Alle Werte sind in Elektronen angegeben. Die Steigung (b) ist in Abhängigkeit des Einfallswinkels
angegeben, der im Bogenmaß angegeben wird.
Tabelle 8.6.: Cluster-Ladung (e-) FTH200Y
MSSD
Region a ∆a b ∆b
1 12484 349 879 2214
2 nicht untersucht
3 15003 288 905 1069
4 16987 363 4398 1268
5 13593 195 3550 660
6 nicht untersucht
7 14063 189 2840 684
8 14003 211 2477 823
9 13171 171 2594 725
10 nicht untersucht
11 13902 182 1668 667
12 Fit nicht möglich
Tabelle 8.7.: Cluster-Ladung (e-) FTH200N
MSSD
Region a ∆a b ∆b
1 15340 431 6229 3235
2 nicht untersucht
3 17480 357 4112 1215
4 16987 363 4398 1268
5 16950 260 2508 766
6 nicht untersucht
7 18817 326 2814 1016
8 18385 317 3334 1093
9 18122 272 2285 1065
10 nicht untersucht
11 18540 232 2136 812
12 17875 235 1798 821
Tabelle 8.8.: Cluster-Ladung (e-) FTH200P
MSSD
Region a ∆a b ∆b
1 13713 226 1859 1564
2 13409 132 2664 726
3 15008 232 2949 1091
4 15118 195 1186 732
5 15051 152 2883 566
6 14769 120 2664 398
7 14620 191 884 637
8 13858 189 1687 692
9 14151 150 1740 627
10 13535 105 2508 391
11 13853 292 2554 1924
12 16044 557 1753 4461
Tabelle 8.9.: Cluster-Ladung (e-) FTH200P
MSSD, F = 1e15
Region a ∆a b ∆b
1 Fit nicht möglich
2 nicht untersucht
3 12875 252 2882 1112
4 12753 227 879 907
5 13077 185 1342 638
6 nicht untersucht
7 13826 243 2311 970
8 13903 298 2911 1194
9 14087 240 1915 1103
10 nicht untersucht
11 Fit nicht möglich
12 13265 418 7486 3558

84 Abbildungsverzeichnis
C. Näherungsgeraden der Cluster-Hauptstreifenladungen
Alle Werte sind in Elektronen angegeben. Die Steigung (b) ist in Abhängigkeit des Einfallswinkels
angegeben, der im Bogenmaß angegeben wird.
Tabelle 8.10.: Cluster-Hauptstreifenladung
FTH200Y MSSD
Region a ∆a b ∆b
1 13015 293 -3283 1851
2 nicht untersucht
3 15276 220 -5990 849
4 15293 202 -9733 661
5 14741 160 -3600 551
6 nicht untersucht
7 14290 146 -5649 503
8 14161 162 -7093 620
9 13704 139 -2825 607
10 nicht untersucht
11 13759 150 -5708 516
12 13030 126 -5170 530
Tabelle 8.11.: Cluster-Hauptstreifenladung
FTH200N MSSD
Region a ∆a b ∆b
1 15312 373 -762 2773
2 nicht untersucht
3 15549 260 -4313 957
4 15362 248 -6999 863
5 15784 205 -2815 613
6 nicht untersucht
7 16037 196 -5297 637
8 16010 227 -6797 774
9 16364 206 -2577 837
10 nicht untersucht
11 16573 173 -7060 590
12 15986 186 -9015 607
Tabelle 8.12.: Cluster-Hauptstreifenladung
FTH200P MSSD
Region a ∆a b ∆b
1 14832 189 -2733 1336
2 14940 112 274 625
3 15930 169 -6784 746
4 15865 162 -8690 616
5 15996 129 -3299 485
6 16048 97 -210 328
7 15350 149 -7993 483
8 14706 153 -8047 556
9 14908 127 -3545 532
10 14839 87 22 330
11 14221 153 -7455 488
12 15069 191 -8909 385
Tabelle 8.13.: Cluster-Hauptstreifenladung
FTH200P MSSD, F = 1e15
Region a ∆a b ∆b
1 10548 287 -1514 2353
2 nicht untersucht
3 10359 202 -1057 872
4 10431 175 -4816 675
5 10823 154 -988 531
6 nicht untersucht
7 11314 182 -2585 691
8 11669 222 -4052 810
9 11873 192 -785 840
10 nicht untersucht
11 12743 375 -5852 2924
12 11636 240 -3142 1240

D. Konstruktionspläne des MSSD-Moduls 85
D. Konstruktionspläne des MSSD-Moduls
Dieses Kapitel gibt die im Rahmen dieser Diplomarbeit erstellten Konstruktionspläne für
das MSSD-Modul wieder.
Abbildung 8.1.: Übersicht der konstruierten Teile für das MSSD-Modul
Abbildung 8.2.: Die Kupferplatte des MSSD-Moduls

86 Abbildungsverzeichnis
Abbildung 8.3.: Der Rahmen des MSSD-Moduls
Abbildung 8.4.: Der Rahmen des MSSD-Moduls (weitere Maßangaben)

D. Konstruktionspläne des MSSD-Moduls 87
Abbildung 8.5.: Die Vorderseite des Rahmens des MSSD-Moduls
Abbildung 8.6.: Die Quellenbrücke des MSSD-Moduls

88 Abbildungsverzeichnis
Abbildung 8.7.: Layout der Platine für die MSSD-Sensoren
Abbildung 8.8.: Schaltplan der Platine für die MSSD-Sensoren

E. GEAR-Datei des Teleskops 89
E. GEAR-Datei des Teleskops
Im Folgenden wird die zuletzt verwendete GEAR-Datei zur Beschreibung der geometrischen
Anordnung der Referenzmodule sowie des DUT (Layer 3) wiedergegeben.
-
-
-
-
-
-
-
-
-
-
-

90 Abbildungsverzeichnis
F. ROOT Script zur binären Interpretation
F.1. Algorithmus
Dargestellt wird ein Auszug aus dem erstellten ROOT-Script zur binären Interpretation.
Der Auszug gibt den verwendeten Algorithmus zur Clusteridentifikation wieder.
int t = 0;
int str_begin = 0;
int str_end = 0;
int str_clusterbegin = 0;
int str_clusterend = 0;
if (chipnumber % 2 == 0){ // gerade Chipnummer -> linke Streifen
str_begin = 4; // erster betrachteter Streifen
str_end = 124; // letzter betrachteter Streifen
} else { // ungerade Chipnummer -> rechte Streifen
str_begin = 133; // erster betrachteter Streifen
str_end = 252; // letzter betrachteter Streifen
}
int str = 0;
if (A->time() > timecut_begin && A->time() < timecut_end) // Plumper Timecut
for (t=1; t t && (pol*A->signal(str - 1) signal(str) signal(str - 1) > t){ // unter threshold, kein Cluster mehr
str_clusterend = str;
thresh[t][str_clusterend-str_clusterbegin]++;
} else if (str == str_end && pol*A->signal(str) > t ) {
if (pol*A->signal(str-1) > t) // Clusterende
thresh[t][(str_end-str_clusterbegin)+1]++;
else if (pol*A->signal(str-1)

Prüfungserklärung
Hiermit versichere ich, dass ich die vorliegende Arbeit selbständig verfasst, noch nicht
anderweitig für Prüfungszwecke vorgelegt, keine anderen als die angegebenen Quellen
oder erlaubten Hilfsmittel benutzt, sowie wörtliche oder sinngemäße Zitate als solche
gekennzeichnet habe.
Karlsruhe, 10. April 2013
Reinhard Randoll
91

Danksagung
Ich danke herzlich allen, die zum Gelingen dieser Diplomarbeit beigetragen haben.
Herrn Professor Dr. Thomas Müller danke ich für die Möglichkeit, meine Dplomarbeit
am IEKP anzufertigen. Herrn Professor Dr. Wim de Boer danke ich für die Übernahme
des Koreferats.
Für die Betreuung der Arbeit, seine Anregungen und Hilfestellungen danke ich Herrn
Dr. Alexander Dierlamm.
Für seine große Unterstützung beim Betrieb von Experimenten und bei der Verwendung
von Analysesoftware sowie der Korrektur dieser Arbeit danke ich Herrn Andreas Nürnberg.
Ein Dank geht an die Doktoranden Robert Eber, Karl-Heinz Hoffmann und Martin Printz
für die gute Büroatmosphäre und die inhaltliche und sprachliche Korrektur dieser Arbeit.
Ebenso bedanke ich mich bei den Diplomanden Sabine Frech und Lokman Altan, für viele
Anregungen bei der Anfertigung dieser Arbeit und die gute Büroatmosphäre.
Ich danke Frau Pia Streck und Herrn Tobias Barvich für die Hilfe bei der Fertigung
der MSSD-Moduls. Bei Herrn Felix Bögelspacher bedanke ich mich für die kurzfristige
Durchführung der Bestrahlung von zwei MSSD.
Ich danke Frau Ewa Holt für ihre Messungen an der Probestation an MSSD.
Ich danke den Mitarbeitern der Auf nach Mallorca GmbH, die meine Arbeitskraft ein
Jahr lang mit dem Institut teilen mussten, für ihr Verständnis.
Besonders danke ich meinen Eltern, Andrea und Dr. Helmut Randoll sowie meiner Freundin
Elena Löhr für ihre große Unterstützung.
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