Wyniki 1-5 spośród 5 dla zapytania: authorDesc:"Andrzej Rychter"

Badanie fotopowielaczy w warunkach ziemskiego pola magnetycznego DOI:


  Fotopowielacze w eksperymentach fizyki wysokich energii Jako czułe, niskoszumne i szybkie detektory światła, fotopowielacze zdobyły ogromną popularność w scyntylacyjnych detektorach promieniowania jonizującego. Od lat wykorzystywane są w eksperymentach fizyki wysokich energii, gdzie stanowią element detektorów mierzących zarówno energię cząstek (kalorymetrów), jak też ich pozycję, dodatkowo w obu przypadkach zapewniając precyzyjną informację dotyczącą czasu rejestracji cząstki. W zależności od konkretnego zastosowania i konstrukcji detektora, stosuje się fotopowielacze o rozmiarach katody od pojedynczych milimetrów kwadratowych (detektory ze światłowodami scyntylującymi [1]) do około 0,2 m2 (detektory promieniowania Czerenkowa [2]). Poniżej przedstawione jest porównanie dwóch fotopowielaczy wykorzystywanych w eksperymencie Compass w CERN.Wpływ pola magnetycznego na działanie fotopowielaczy Podstawowym mechanizmem oddziaływania pola magnetycznego na fotopowielacze jest zakrzywianie torów elektronów w ich strukturze. Zasadniczo tory te kształtowane są wyłącznie przez pole elektryczne między poszczególnymi elektrodami. Wymagany rozkład pola, umożliwiający oddziaływanie wiązki elektronów z kolejnymi dynodami, zapewniony jest przez odpowiedni kształt i położenie elektrod oraz, w pewnych granicach, dobór napięć zasilających. W tym układzie elektrony powinny poruszać się w przybliżeniu wzdłuż linii pola elektrycznego. Obecność pola magnetycznego powoduje zaburzenie tej geometrii. W zależności od natężenia i kierunku wektora pola względem toru ruchu, elektrony poruszać się będą po torze spiralnym o różnym promieniu, co może być powodem tracenia elektronów, tj. kierowania ich poza obszar docelowej elektrody. Dotyczy to przede wszystkim odcinka między fotokatodą a pierwszą dynodą w dużych fotopowielaczach - jest on na tyle długi, że pola o indukcji kilku czy kilkudziesięciu μT będą już miały znaczący wpływ na działanie urządz[...]

Analiza układu integratora kluczowanego z nieidealnym kluczem


  Jednym z powszechnie stosowanych układów odbioru sygnału z fotodiod w systemach dyfuzyjnej tomografii optycznej [1] jest układ integratora kluczowanego [2]. Szum w takim układzie ma kilka przyczyn, a jedną z nich jest nieidealny charakter klucza. Rzeczywisty, nieidealny klucz, wstrzykuje ładunek podczas swojego przełączania oraz wykazuje skończoną rezystancję w stanie otwarcia. Ten drugi czynnik, czyli rezystancja klucza, może mieć znaczenie wszędzie tam, gdzie ze względu na niski poziom sygnału, stosowane są długie czasy integracji prądu z fotodiody, a więc na przykład w systemach tomografii optycznej. Analiza szumowa integratora kluczowanego sprzężonego z fotodiodą Ogólny schemat układu fotodiody dołączonej do integratora kluczowanego przedstawiono na rys. 1.Zawiera on fotodiodę podłączoną do wejścia odwracającego wzmacniacza operacyjnego. W pętli sprzężenia zwrotnego umieszczony jest klucz K o rezystancji Rf w stanie rozwarcia oraz dołączona równolegle pojemność Cf . Załóżmy, że na fotodiodę padają w losowych chwilach fotony, które generują impulsy prądowe ze średnią częstością re. Zgodnie z pierwszym twierdzeniem Campbella [4] średnia wartość sygnału wyjściowego uwy jest równa (1) gdzie he(t) - odpowiedź układu na pobudzenie jednoelektronowe. Wariancja sygnału wyjściowego σ 2uwy jest, zgodnie z drugim twierdzeniem Campbella [4], równa: (2) Analiza odpowiedzi układu w dziedzinie częstotliwości i czasu Dla dowolnej częstotliwości, przy pominięciu wpływu charakterystyki częstotliwościowej[...]

Analiza wpływu parametrów wzmacniacza operacyjnego na pracę integratora kluczowanego DOI:10.15199/13.2015.7.3


  Jednym z powszechnie stosowanych układów odbioru sygnału z fotodiod w systemach dyfuzyjnej tomografii optycznej [1] jest układ integratora kluczowanego, realizowany bądź jako układ scalony, bądź też jako układ ze wzmacniaczem operacyjnym [2]. Parametry integratora zależą od wielu czynników, a jednym z nich jest nieidealny wzmacniacz o skończonym paśmie przenoszenia sygnału, pojemności i rezystancji wejściowej. Analiza pracy integratora kluczowanego sprzężonego z fotodiodą Ogólny schemat układu fotodiody dołączonej do integratora kluczowanego, zrealizowanego z wykorzystaniem wzmacniacza operacyjnego, przedstawiono na rys.1. Zawiera on fotodiodę podłączoną do wejścia odwracającego wzmacniacza o transmitancji A(s). W pętli sprzężenia zwrotnego umieszczony jest nieidealny klucz K o rezystancji R w stanie rozwarcia oraz dołączona równolegle pojemność Cf . Na powierzchnię fotodiody padają w losowych chwilach fotony, które generują impulsy prądowe ze średnią częstością re. Zgodnie z pierwszym twierdzeniem Campbella [4] średnia wartość sygnału wyjściowego uwy jest równa: , (1) gdzie he(t) - odpowiedź układu na pobudzenie jednoelektronowe. Wariancja sygnału ( ) wy 2 u wyjściowego jest, zgodnie z drugim twierdzeniem Campbella [4], równa . (2) Schemat zastępczy układu dla otwartego klucza pokazano na rys. 2. Pojemność Ci jest sumą pojemności fotodiody Cd i pojemności wejściowej Ca wzmacniacza operacyjnego. Re-zystancja Ri jest równa rezystancji równoległego połączenia rezystancji wewnętrznej fotodiody Rd i rezystancji wejściowej Ra wzmacniacza operacyjnego. Transformata Laplace’a napięcia wyjściowego uwy(s) jest dana wzorem: , (3) gdzie A(s) - transmitancja wzmacniacza operacyjnego. Dla wzmacniacza o transmitancji z jednym biegunem może być ona zapisana w postaci: , (4) gdzie: A0 - wzmocnienie wzmacniacza w otwartej pętli, [...]

Analiza optymalnego czasu zerowania pojemności w integratorze kluczowanym DOI:10.15199/13.2017.2.2


  W artykule przedstawiono analizę optymalnego czasu zerowania pojemności w układzie integratora kluczowanego. Wyznaczono stosunek sygnału do szumu na wyjściu układu. Wnioski z analizy mogą służyć do optymalizacji układów detekcji światła z integratorami kluczowanymi. Słowa kluczowe: tomografia optyczna, analiza szumowa, integrator kluczowany.W systemach dyfuzyjnej tomografii optycznej [1] do współpracy z detektorami światła jest wykorzystywany układ integratora kluczowanego [2, 3]. Jednym z istotnych problemów w sterowaniu pracą integratora jest dobór czasu zerowania pojemności w sprzężeniu zwrotnym. Zbyt krótki czas zerowania wprowadza błąd związany z pamiętaniem przez układ ułamka wartości sygnału poprzednio zmierzonego, który dodaje się do wartości aktualnie mierzonej. Z kolei zbyt długi czas zerowania powoduje, przy założeniu stałej sumy czasu zerowania i integracji, skrócenie czasu integracji, co zmniejsza wartość sygnału użytecznego. Analiza pracy integratora kluczowanego z uwzględnieniem czasu zerowania pojemności w sprzężeniu zwrotnym Schemat układu integratora kluczowanego z uwzględnieniem różnych rezystancji klucza w stanie otwartym i zamkniętym w pętli sprzężenia zwrotnego, pokazano na rys. 1. W typowym zastosowaniu w tomografii optycznej do wejścia odwracającego wzmacniacza o wzmocnieniu w otwartej pętli A0 dołączona jest fotodioda, przez którą płynie prąd ip. W pętli sprzężenia zwrotnego umieszczona jest pojemność Cf . Równolegle do niej umieszczony jest nieidealny klucz K o rezystancji Rf 1 w stanie rozwarcia i rezystancji (1) w stanie zwarcia. Sygnałem wejściowym integratora są impulsy prądowe, wytwarzane przez padające na powierzchnię fotodiody fotony w losowych chwilach fotony, ze średnią częstością re. Zakładamy, że w chwili początkowej t = 0 napięcie na pojemności wynosi (2) Cykl pracy integratora z uwzględnieniem czasu zerowania pojemności Cf jest następujący: w przedziale czasu (0, tR) klucz K jest [...]

Comparison of purely scattering finite difference method for the two-dimensional TM wave with the analytical solution DOI:10.15199/13.2018.12.18


  In many technical issues there is a need to determine the scattering of electromagnetic waves on objects with dimensions comparable to the wavelength of the incident. For scattering objects with complex shapes, there are no analytical methods for calculating the scattered wave. The only possibility to obtain information about the scattered wave is a numerical simulation [1-3]. There are many numerical techniques to solve Maxwell’s equations: finite element method [1,2,4,5], the method of transmission lines [1,3,6,7], time-domain electric field integral equation method [8], asymptotic and hybrid methods [9]. One method of numerical calculation of electromagnetic field is the method of the finite-difference time-domain (FDTD) [1,10,11]. The system of partial differential equations of Maxwell is converted into a system of differential equations which is solved by carrying out calculations in the time domain taking into account the initial and boundary conditions. One of the problems in the calculation of scattering of electromagnetic waves is a need to reduce the volume, in which a simulation is conducted. Information about the angular distribution of scattered wave in the far field is obtained by a suitable transformation of calculated near fields to the far field. One of the significant factors is the total scattering cross section. This paper proposes a method for determining the total cross-section of active scatter without transformation from the near field to the far field, by using a purely scattering method of finite difference time domain. Purely scattering finite difference in time domain method for the case of two-dimensional TM wave Maxwell’s equations for the case of two-dimensional and wave TM take the form [2] y = E t  Hx z     - , (1) x = E t H  y z     , (2) y H x H = t  Ez y x   -     , (3) where Hx, Hy - components of the magnetic field, Ez - the o[...]

 Strona 1