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PROYECTO SEDA Página: 19/134

3. EL DETECTOR DE PARTÍCULAS MINI-SED

El mini-SeD (mini Secondary electron Detector) es un detector gaseoso a baja presión basado en la detección de electrones secundarios, que ha sido estudiado, desarrollado, construido y probado, como objetivo principal del trabajo de investigación de Tesis Doctoral “DESARROLLO DE UN SISTEMA DE TRAZADO DE PARTÍCULAS NUCLEARES PARA FUTUROS ACELERADORES” de Doña Begoña Fernández Martínez (CNA, Universidad de Sevilla) [3].

3.1. FUNCIONAMIENTO DEL DETECTOR

El mini-SeD [3] se ha construido con la finalidad de garantizar la detección de un haz de larga apertura angular y baja resolución en energía, permitiendo la reconstrucción de la trayectoria partícula a partícula, garantizando la detección completa de una elevada tasa de partículas por segundo (pps) del orden de 106. Esto implica una eficiencia máxima en términos de estadística de las medidas de reacciones nucleares de núcleos radiactivos, con una medida precisa de tiempo y posición de las partícula incidentes (trazado).

El detector mini-SeD [3] está constituido por dos cátodos, un ánodo, una ventana de entrada compuesta de mylar aluminizado (Tereftalato de polietileno aluminizado) y una hoja emisora del mismo material, siendo ésta la que es atravesada por el haz de modo que el detector se ubica siempre fuera de la trayectoria del mismo. El ánodo es un plano de hilos de tungsteno con deposición de oro, que se encuentra situado entre dos cátodos. Uno de los cátodos es un plano de hilos de tungsteno dorado y el otro es un plano de pistas de cobre (strips) sobre PCB. Los hilos del cátodo se colocan en dirección perpendicular a la dirección de los hilos del ánodo, y las strips de cátodo en la misma dirección que los hilos del ánodo. El primero da la medida de la posición Y, el segundo la posición X (véase la Fig. 3.3).

A continuación se detalla un poco más el principio de funcionamiento del Mini-SeD basándonos en la Fig. 3.1.

El haz de iones pesados incide sobre la hoja emisora de mylar aluminizado, con un ángulo de 45° [3], emitiendo ésta electrones secundarios como producto de las ionizaciones en la hoja. Estos electrones secundarios se mueven y se focalizan hacia la ventana del detector por dos campos longitudinales, uno eléctrico y otro magnético. El campo eléctrico se usa para acelerar los electrones secundarios, mientras que el campo magnético focaliza los electrones secundarios, mejorando así la resolución espacial.


Figura 3.1: Principio de funcionamiento de un detector de electrones secundarios [16].

Los electrones secundarios emitidos, tras pasar la ventana de mylar, pierden energía en el volumen del detector debido a la presencia de gas (isobutano), creando pares ión-electrón a lo largo de la zona activa que hay entre los dos cátodos. Los electrones creados en la zona activa se mueven hacia el plano del ánodo debido al campo eléctrico que se establece entre el plano de cátodo puesto a tierra y los hilos del ánodo, y se amplifican.

Los hilos del ánodo se conectan a un amplificador rápido que permite la recogida de la señal para la detección temporal, mientras que los dos planos de cátodos (tanto los hilos como las pistas del circuito impreso) se conectan al preamplificador objeto de este proyecto, dándonos así la señal de corriente para la detección espacial.


3.2. DATOS DE PARTIDA DEL DETECTOR MINI-SED

Como sabemos, el detector Mini-SeD genera una señal de corriente a la salida de cada una de sus 32 pistas o hilos de cátodo. Esta señal contiene cuatro parámetros fundamentales e indispensables para el modelado de comportamiento de la fuente. Así, estos parámetros caracterizan la fuente de corriente que emula al detector en las simulaciones de alto nivel que nos permiten realizar, de forma eficiente, el proceso de síntesis de la electrónica que conforma el preamplificador.

Dichos parámetros en el detector Mini-SeD, que definen la fuente de corriente de entrada que excita al preamplificador, son: corriente de pico, tiempo de subida, tiempo de bajada y tiempo medio de llegada de partículas (inversa del número medio de partículas por segundo, en nuestro caso 1μs corresponde con 106 pps). En realidad, de estos cuatro parámetros solo necesitamos obtener dos, la corriente de pico y el tiempo de subida. Esto se debe a que, como veremos, el tiempo de bajada coincide con el de subida y a que el tiempo medio de llegadas de partículas tendrá un valor de 1μs para los haces de mayor tasa de llegada a los que se va a enfrentar el detector.

Por lo tanto, con el fin de conocer la corriente de pico y el tiempo de subida que caracterizan al detector Mini-SeD como fuente de corriente, se han realizado cálculos teóricos (punto 3.3), simulaciones físicas con la herramienta de diseño asistido por ordenador Geant4 [6] (punto 3.4) y cálculos experimentales e ingeniería inversa (punto 3.5).

A modo de resumen de los puntos 3.3, 3.4 y 3.5, que a continuación se desarrollan, se ha realizado la Tabla 3.2 con los valores obtenidos para los parámetros de corriente en el cátodo, que nos servirán de datos de partida para las simulaciones electrónicas de alto nivel.

Tras analizar los resultados obtenidos en la Tabla 3.2, se ha optado por caracterizar a la fuente de entrada que excita al preamplificador como una señal de corriente tipo diente de sierra de frecuencia 1MHz (inversa del tiempo medio de llegadas de partículas: 1μs), tiempo de subida de 10ns, tiempo de bajada de 10ns y valor de pico de corriente igual a 23μA. Es decir, se consideran como válidos los valores obtenidos en el punto 3.5, aunque no se desestiman el resto de valores obtenidos ya que son cálculos obtenidos para la totalidad de las 32 pistas/hilos de cátodo y no para una única pista o hilo.

Tabla 3.2: Resumen de los parámetros del detector Mini-SeD.

PARÁMETRO / CÁLCULO

CORRIENTE DE PICO (uA)

TIEMPO DE SUBIDA (ns)

TIEMPO DE BAJADA (ns)

TEÓRICO 52.5 (32 pistas/hilos) 16 16 SIMULACIÓN 63.9 (32 pistas/hilos) 0.3 0.4

EXPERIMENTAL 75 (32 pistas/hilos) 10 10 EXP - ING. INVERSA 23 (1 pista/hilo) 10 10


3.3. CALCULOS TEÓRICOS DE CORRIENTE Y TIEMPO DE SUBIDA

Este estudio teórico parte de una fuente de californio (252Cf) emitiendo partículas α y fragmentos de fisión con una energía de aproximadamente 1.55MeV/u que inciden sobre la hoja emisora formando un ángulo de 45º, como puede apreciarse en la Fig. 3.3.

Dicha hoja emisora está polarizada a -10kV [3]. Al incidir el haz sobre ella con la energía indicada se emiten aproximadamente 200 electrones secundarios [7] que son acelerados por el campo eléctrico de -10kV hacia la ventana de mylar conectada a 0V, de modo que los electrones secundarios entran en el detector con una energía de 10keV. Los electrones secundarios pierden en el mylar en torno a 2.7keV, por lo tanto solo tendrán 7.3keV cuando entren en el detector a través del mylar. Dichos electrones secundarios atravesarán el volumen del detector, compuesto de isobutano (C4H10), perdiendo una energía de aproximadamente 136.19eV en el gas [3].

Figura 3.3: Generación de corriente en el cátodo del detector Mini-SeD [3].


La energía de ionización del isobutano es de 23eV [5], en consecuencia cada electrón secundario creará en torno a 5 pares ión-electrón a su paso por el detector. Al entrar alrededor de 200 electrones secundarios por la ventana de mylar tendremos aproximadamente 1000 electrones por evento debidos a la ionización del isobutano. Estos electrones se multiplicarán por efecto avalancha dentro del detector con un factor de ganancia de aproximadamente valor 21 (véanse las demostraciones), por lo que habrá 21000 electrones induciendo corriente sobre el ánodo de salida del detector.

Según el Teorema de Shockley-Ramo [8], el cuál relaciona la corriente que se induce en los electrodos de nuestro detector en función de la velocidad de las partículas (electrones secundarios) y el campo eléctrico, se puede obtener la carga que se induce en el ánodo del detector Mini-SeD. Para ello se ha de considerar que, de manera aproximada, el campo eléctrico entre ánodo y cátodo es constante, ya que se encuentran polarizados a 500V y 0V, respectivamente, y que el movimiento de los electrones tiene la misma dirección que el del campo eléctrico. Con estos datos, los 21000 electrones secundarios inducirán una carga en torno a 1.68pC o, lo que es lo mismo, aproximadamente 10.500.000 electrones serán inducidos en el ánodo (véanse las demostraciones).

Se puede estimar que aproximadamente la mitad de los electrones inducidos en el ánodo, 5.250.00 electrones, inducirán corriente en los 32 cátodos de hilos y otros tantos en los 32 cátodos de pistas. De aquí, aplicando otra de las ecuaciones del Teorema de Shockley-Ramo [8], resulta que la corriente máxima de salida de cada cátodo Ic (pistas o hilos) cuando se detecta una partícula es 52.5μA, aproximadamente.

Por último, queda calcular el tiempo de subida Ts y tiempo de bajada Tb de la señal de corriente en el cátodo. Para realizar este cálculo se estima que la señal de corriente en función del tiempo a la salida del cátodo coincide con una recta que parte del origen y alcanza el valor máximo de corriente Ic (de valor 52.5μA) cuando el tiempo es igual al tiempo de subida. Del mismo modo, otra recta igual pero con pendiente contraria describirá el descenso del valor de corriente desde que el tiempo es igual al tiempo de subida hasta que la corriente es igual a 0A cuando el tiempo es igual al tiempo de subida más el de bajada (véase la Fig. 3.4).

Como acabamos de exponer, aproximando la señal de corriente a la salida del cátodo con dos rectas que describen un diente de sierra entre las coordenadas (0, 0), (Ts, Ic), (Ts+Tb, 0) como puede apreciarse en la Fig. 3.4, y suponiendo que el tiempo de subida es igual al tiempo de bajada, se puede calcular la carga en el cátodo Qc de dicha señal de corriente i(t) realizando la integral de un triángulo isósceles simétrico en el eje temporal (abscisas).

0 0

= ( ) = 2 t dt = Ic Ts Ts Tb Ts Ic QcQc i t dt Ts

Ts Ic

+

⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⎯⎯→ =∫ ∫ (3.1)


Figura 3.4: Aproximación de la señal de corriente en el cátodo del detector Mini-SeD.

Por lo tanto, a partir de (3.1) y conocida la carga en el cátodo Qc (5.250.000 electrones o 0.84pC) y el pico de corriente en el cátodo Ic (52.5μA) obtenemos un valor aproximado del tiempo de subida y bajada:

0.84pCTs = Tb = = 16ns52.5 A

QcIc μ

= ≡ 1.68pCTs = Tb = = 16ns105 A

QaIa μ

= (3.2)

Para terminar cabe resaltar de la ec. (3.2) que el tiempo de subida o bajada serán aproximadamente iguales en el ánodo y en el cátodo partiendo de la premisa de que la carga que se induce en el ánodo Qa se divide por igual entre los dos cátodos que existen en el detector Mini-SeD.

DEMOSTRACIONES:

Como se ha mencionado anteriormente, la energía para crear un par ion-electrón en el isobutano es aproximadamente 23eV [5]. Como cada electrón pierde 136.19eV [3] en el isobutano, se crearán 5 pares ión-electrón por cada electrón que entre en el detector. Si entran al detector 200 electrones secundarios provenientes de la hoja emisora tendremos 1000 electrones induciendo corriente sobre el ánodo del detector.


Nuestro detector funciona a baja presión, esto quiere decir que la multiplicación, o amplificación, se da en cualquier punto y no solo en torno a los hilos del ánodo. La ganancia del detector G depende del coeficiente de Townsend α [8] y a su vez éste es una función que depende del campo eléctrico y de la presión del gas.

drG e

α ⋅∫= (3.3)

En nuestro caso el campo eléctrico no es constante, por lo tanto no es trivial resolver la ec. (3.3). No obstante, de una manera aproximada supondremos que lo es y de que se trata de una avalancha tipo Townsend entre electrodos separados por un aislante (véase la Fig. 3.5), donde el número final de electrones N atiende a la siguiente fórmula:

dN No eα⋅= ⋅ (3.4)

Siendo la ganancia de avalancha G = N / No, d la distancia entre el ánodo y el cátodo (1.6mm), No el número de electrones que inician la avalancha y α el primer coeficiente de Townsend que se define como el número de colisiones ionizantes por unidad de longitud según una ley empírica [9].

Figura 3.5: Ilustración conceptual de la multiplicación de electrones dentro de la avalancha de electrones [11].


Dicho coeficiente Townsend depende mayormente del segundo coeficiente de ionización de Townsend γ, definido como el número de electrones secundarios producidos por cada colisión ionizante anterior [9]. Utilizando este coeficiente se puede reducir la fórmula que describe la ganancia por avalancha en el detector a:

1 dNG e

Noαγ

γ⋅+

= = = (3.5)

LLewellyn Jones y Davies [10] han estudiado la influencia de la superficie del cátodo sobre las características del aire y los correspondientes valores de γ, los cuales se presentan en la siguiente tabla junto con los valores obtenidos de Hilgarth [11] para algunas combinaciones metal-gas, véase la Tabla 3.6.

Tabla 3.6: Valores del segundo coeficiente de Townsend para diferentes combinaciones metal-gas [11].


De la tabla 3.6, suponiendo que el gas isobutano que existe en el interior del detector Mini-SeD puede aproximarse a un gas únicamente compuesto por hidrógeno, se obtiene un valor de γ igual a 0.050. Esto se traduce en una ganancia por avalancha aproximadamente igual a 21 unidades naturales aplicando (3.5).

Por lo tanto, los 1000 electrones que se producían por la ionización del isobutano antes de la avalancha se multiplicarán por una ganancia de 21, por lo que el número de electrones que inducirán corriente sobre el ánodo q serán aproximadamente 21.000.

Faltaría demostrar, basándonos en el Teorema de Shockley-Ramo [8], cómo estos electrones inducen carga, y por tanto corriente en los electrodos del detector. Según dicho teorema, la carga Q y corriente I que se induce en el ánodo del Mini-SeD debido al movimiento de las cargas en el isobutano (q = 21.000 electrones secundarios tras la avalancha) se pueden obtener a partir de (3.6) y (3.7), respectivamente.

( )Q q Vo r= − ⋅ (3.6)

( ) ( )dQ d rI q Vo r q v Eo rdt dt

= = − ⋅ ⋅∇ = ⋅ ⋅ (3.7)

Las líneas de campo eléctrico Eo entre ánodo y cátodo son constantes en la mayor parte del volumen de detección, solo dejan de serlo en las proximidades de los electrodos. Si suponemos que las líneas de campo son rectas en una única dimensión y que por lo tanto el campo es constante (los electrodos se encuentran polarizados a tensión Va = 500V, en el ánodo, y Vc = 0V, en el cátodo) y sabiendo que el vector de velocidad de los electrones v tiene la misma dirección que las líneas del campo eléctrico, los 21000 electrones inducirán una carga Q en el ánodo según (3.6):

( ) 21000 (500 0 ) 10.500.000 1.68pCQ q Va Vc V V e−= − ⋅ − = − ⋅ − = ≡ (3.8)

Partiendo de las mismas condiciones anteriores, y conocida la velocidad de los electrones en el isobutano (100mm/μs) podemos obtener, a partir de la segunda ecuación del teorema (3.7), el valor de corriente máxima en el ánodo Ia:

9 mm (500V 0V)21000 1.6 10 C 100 105μAμs 1.6mm

Va VcIa q v Eo q vd

−− −= ⋅ ⋅ = ⋅ ⋅ = ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ = (3.9)

52.5μA2IaIc = = (3.10)


De acuerdo al análisis anterior, se puede estimar que aproximadamente la mitad de los electrones inducidos en el ánodo (5.250.000 electrones) inducirán corriente en los 32 cátodos de hilos y otros tantos en los 32 cátodos de pistas. De aquí, suponiendo que la corriente en cada cátodo Ic será la mitad de la corriente en el ánodo Ia, resulta que la corriente máxima de salida de cada cátodo cuando se detecta una partícula es 52.5μA, aproximadamente.

3.4. SIMULACIONES DE CORRIENTE Y TIEMPO DE SUBIDA

Se han realizado distintas simulaciones por parte del departamento de Física Atómica Molecular y Nuclear (FAMN) de la Universidad de Sevilla (USE) con la aplicación “Geant4” (for GEometry ANd Tracking) [6]. Ésta es una herramienta de diseño asistido por ordenador (CAD de “Computer Aided Design”) para la simulación de detectores e interacciones de las partículas elementales con la materia y representa una exitosa experiencia de aplicación de técnicas de ingeniería del software en el campo de la Física de Altas Energías, así como del desarrollo del software distribuido.

Una de las simulaciones realizadas consiste en obtener el comportamiento del detector de partículas Mini-SeD para el trazado de un haz de 1MeV/u con un millón de partículas por segundo (tiempo medio de llegada de partículas de 1µs). De esta simulación con un haz de energía equiparable a la energía de las partículas α y de los fragmentos de fisión de una fuente de Californio (252Cf), se han obtenido los siguientes resultados de interés para la posterior etapa de preamplificación, como puede apreciarse en la Fig. 3.7:

- Tiempo de subida: 300ps

- Tiempo de bajada: 400ps

- Pico de corriente: 399.2 electrones/ps ≡ 63.9μA

Estos datos de tiempo de subida, bajada y corriente máxima nos sirven como estimación de la señal de intensidad variante en el tiempo que se obtendrá a la salida de los cátodos que queremos amplificar.

Las simulaciones que se realizan con Geant4 tienen la limitación de no tener en cuenta los efectos de inducción, las impedancias y las capacidades parásitas de los cátodos (en nuestro caso). Debido a esto no se puede determinar, con seguridad, cual va a ser el tiempo de subida y de bajada a la salida de los cátodos para introducir esos datos en la fuente de excitación que emula al detector en las simulaciones electrónicas del preamplificador a desarrollar. Sin embargo, el resultado de corriente máxima obtenido de las simulaciones de valor 63.9μA es muy próximo al de la corriente teórica en el cátodo deducida teóricamente en el apartado 3.3 con valor 52.5μA.


Figura 3.7: Simulación con Geant4 de la señal de corriente a la salida del cátodo 1 (pistas) y del cátodo 2 (hilos) del detector Mini-SeD.

Para validar las simulaciones electrónicas basadas en las simulaciones con Geant4 es necesario desarrollar dicha plataforma hacia cálculos de inducción de corriente considerando parámetros que todavía no han sido implementados en la llamada “Lista Física” disponible en Geant4, por lo que los valores temporales obtenidos no se tendrán en cuenta en el resto de simulaciones a la hora de parametrizar la fuente de excitación que emule al detector.


3.5. VALORES EXPERIMENTALES DE CORRIENTE Y TIEMPO DE SUBIDA

La Fig. 3.8 presenta las señales medidas con un osciloscopio a la salida del detector Mini-SeD para un experimento realizado en CEA-Saclay con una fuente de partículas α y fragmentos de fisión de Californio (252Cf). La energía de los fragmentos de fisión de dicha fuente simulan un haz de partículas de aproximadamente 1.55MeV/u y genera una medida experimental a la salida del detector que permite aproximaciones en cuanto a la corriente de pico y al tiempo de subida y bajada de la señal que se obtiene en el cátodo.

El canal 4 del osciloscopio de la Fig. 3.8 muestra la señal del ánodo del detector tras ser amplificada por un amplificador rápido desarrollado por los ingenieros de CEA-Saclay y conocido como “AR8”, del cuál no disponemos más información que su valor de ganancia, 200 unidades naturales. Aunque esta salida no es la que utilizaremos para la detección espacial sino para la detección temporal (temática fuera de este proyecto), nos sirve como referencia para estimar el tiempo de subida y bajada que obtendremos a la salida del cátodo (como hemos deducido en los cálculos teóricos del punto anterior, estos tiempos deben ser aproximadamente iguales en ánodo y cátodos).

Figura 3.8: Señales a la salida del detector Mini-SeD. (Canal 4, señal de ánodo. Canal 2, señal de cátodo) [3].


Teniendo en cuenta que en el canal 4 del osciloscopio se representa la señal con 0.1μs por división, la Fig. 3.8 muestra que el tiempo de subida y el de bajada son aproximadamente 10ns.

Para calcular la corriente de pico a la salida del ánodo partimos de la señal a la salida del ánodo del detector tras ser amplificada por “AR8”, la cuál se muestra en el canal 4 de la Fig. 3.8. En este canal del osciloscopio se obtiene una señal de 300mV de pico a la salida que, dividiéndola por la ganancia de amplificador “AR8”, resulta una señal a la salida del ánodo de 1.5mV de pico de tensión (véase la Fig. 3.9).

Considerando la capacidad de 1nF del filtro RC (ver Fig. 3.10) que convierte la corriente de salida del ánodo a tensión de entrada en el amplificador rápido, y asumiendo que el tiempo de subida o bajada es de 10ns en una señal diente de sierra como la de la Fig. 3.4, la corriente de pico a la salida del ánodo, según (3.11) será de aproximadamente 150μA:

1.5mV1nF 150μA10ns

dV Vpi C I Cdt Ts

= ⋅ ⎯⎯→ = ⋅ = ⋅ = (3.11)

Figura 3.9: Sistema de amplificación de la señal de salida del ánodo del detector Mini-SeD [3].

Figura 3.10: Sistema de filtrado de entrada para la alimentación y filtrado de salida en el ánodo.


Como hemos mencionado en los cálculos teóricos, podemos estimar la corriente de cada cátodo como la mitad de la corriente en el ánodo. Por lo tanto, el pico de corriente que se obtendrá en cada cátodo (pistas o hilos) cuando se produzca un evento será de aproximadamente 75 μA.

Con la propuesta de realizar una comparación, en el canal 2 de la Fig. 3.8 se ha podido medir la señal del cátodo tras pasar por el amplificador de carga “CPLEAR” más un bloque receptor del que solo se conoce su valor de ganancia diferencial (6 unidades naturales), ambos desarrollados por los ingenieros de CEA-Saclay. El esquemático de este sistema de amplificación que existe a la salida del cátodo se puede apreciar en la Fig. 3.11.

Como se adelantó en el punto 2, “CPLEAR” se basa en una tecnología antigua, aunque presenta un correcto funcionamiento. El hecho de que “CPLEAR” no sea capaz de preamplificar elevadas tasas de corriente (partículas por segundo) que puedan venir de detectores de trazado de haces de los aceleradores de nueva generación, ha manifestado la necesidad inminente de desarrollar un nuevo preamplificador como SEDA.

De las pruebas realizadas en el laboratorio sobre la PCB de “CPLEAR”, así como de las simulaciones que se han realizado sobre su esquemático (Fig. 3.11), sabemos que este amplificador introduce un conformado de señal de aproximadamente 100ns que moldea el tiempo de subida y bajada a la salida del cátodo, por lo que no se pueden obtener estos dos parámetros directamente con solo observar la señal del canal 2 de la Fig. 3.8. Sin embargo, gracias a la señal experimental del cátodo a la salida del sistema de amplificación desarrollado en CEA-Saclay (canal 2), y a la propia simulación del sistema (“CPLEAR” y receptor de ganancia 6 unidades naturales) con distintas fuentes de corriente a la entrada de este bloque, podemos hacer ingeniería inversa para conocer cuál es el tiempo de subida-bajada y el pico de corriente en el cátodo.

En el canal 2 de la Fig. 3.8 se ha obtenido una tensión de pico de aproximadamente 800mV (véase que para dicho canal tenemos 200mV por división), un tiempo de bajada de en torno a 20ns y un tiempo de subida aproximadamente igual a 80ns. Tras realizar simulaciones del bloque completo (detector, cable, “CPLEAR”, receptor de ganancia 6u.n. y osciloscopio, como puede apreciarse en la Fig. 3.11) es conocido que esto solo es posible si la señal que entra en el sistema procedente del cátodo tiene una corriente de pico del orden de pocas decenas de μA y un tiempo de subida o bajada de entre 10ns y 15ns, dependiendo de la capacidad parásita del cable que se utilice para conectar el sistema de amplificación al detector.

Al no ser conocido este dato, se supone una capacidad parásita a la entrada del preamplificador “CPLEAR” de 30pF, que comprende 16pF debido a 20cm de cable de 80pF/m de capacidad, una capacidad de 6pF debido a tres etapas de conectores (detector-brida-preamplificador) y un margen de error alto (35%) para ponernos en el peor caso. Con este dato en la simulación es necesario que el detector genere una corriente de pico de 23μA con un tiempo de subida o bajada de 10ns a la entrada del sistema para que a la salida haya 800mV de tensión de pico con 20ns de tiempo de subida y 100ns de tiempo total de conformado de señal, como puede apreciarse en la Fig. 3.12.


Figura 3.11: Sistema de preamplificación (CPLEAR) y amplificación (RECEPTOR) de la señal de cátodo.

Figura 3.12: Simulación transitoria de un evento en la señal de cátodo tras pasar por el sistema amplificador de la Fig. 3.11.


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