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Cold target recoil ion momentum spectroscopy (COLTRIM) has been employed to image the momentum distributions of continuum electrons liberated in the impact of slow He2+ on He and H2. The distributions were measured for fully determined motion of the nuclei that is as a function of the impact parameter and in a well de ned scattering plane The single ionization (SI) of H2 leading to H2+ recoil ions in nondissociative states (He2+ + H+ -> He2+ + H+ + e-) and the transfer ionization (TI) of H2 leading to H2 dissociation into two free protons (He2+ H2 -> He+ + H+ + H+ + e-) were investigated. Similar measurements have been carried out for He target, the corresponding atomic two electron system, i.e. the single ionization (SI) (He2+ + He -> He+ + He2+ e- and the transfer ionization (TI) (He2+ + He -> He+ + He2+ + e-). These measurements have been exploited to understand the results obtained for H target. In comparing the continuum electron momentum distributions for H2 with that for He, a high degree of similarity is observed. In the case of transfer ionization of H2, the electron momentum distributions generated for parallel and perpendicular molecular orientations revealed no orientation dependence. The in scattering plane electron momentum distributions for the transfer ionization of H2 by He2+ and for the transfer ionization of He by He2e showed that the salient feature of these distributions for both collisions systems consists in the appearance of two groups of electrons with difeerent structures. In addition to the group of the saddle electrons forming two jets separated by a valley along the projectile axis we nd a new group of electrons moving with a velocity higher than the projectile velocity These new fast forward electrons result from a narrow range of impact parameters and appear as image saddle in the projectile frame. In contrast to the transfer ionization of He, the fast forward electrons group disappears in the in scattering plane electron momentum distribution generated for the single ionization of He. Instead of this group another new group of electrons appear These electrons exhibit an amount of backscattering These backward elec trons appear as image saddle in the target frame The structures that the saddle electrons show are owing to the quasi molecular nature of the collision process For the TI of H2, the TI of He and the SI of He, a pi-orbital shape of the electron momentum distribution is observed This indicates the importance of the rotational coupling 2-p-theta -> 2p-pi in the initial promotion of the ground state followed by further promotions to the continuum The backward electrons as well as the fast forward electrons are not discussed in the theoretical literature at all. However, a number of obvious indications of the existence of the backward and fast forward electrons could be seen in the experimental works of Abdallah et al. as well as in the theoretical calculations of Sidky et al One might speculate that electrons which are promoted on the saddle for some time during the collision could finally swing around the He+ ion in the way out of the collision, i.e. either around the projectile in the forward direction as in the TI case forming the fast forward electrons or around the recoil ion in the backward direction as in the SI case forming the backward electrons. This might be a result of the strong gradient, and hence the large acceleration of the screened He+ potential.
Diese Arbeit behandelt die Züchtung von La 1 x Sr x MnO 3 -Einkristallen. Auf- grund des hohen Schmelzpunktes und der Agressivität der Schmelze muss bei der Züchtung aus der Schmelze mit tiegelfreien Verfahren gearbeitet werden. Diese Bedingung wird von beiden in dieser Arbeit eingesetzten Züchtungsver- fahren erfüllt. Mit dem Skullverfahren, das Hochfrequenzheizung mit einem geschlossenen Eigentiegel aus dem zu schmelzenden Material kombiniert, werden mit einer Arbeitsfreuqenz von 100 kHz LaMnO 3 -Einkristalle mit einer Grösse von bis zu 5x5x5 mm 3 gezüchtet. Bei der Züchtung von La 1 x Sr x MnO 3 mit dem Skull- verfahren kommt es jedoch zu einem ungleichmässigen Einbau von Stronti- um. Dies ist auf einen Verteilungskoeffizienten von k eff < 1 für Strontium in La 1 x Sr x MnO 3 zurückzuführen. Für die Kristallzüchtung von La 1 x Sr x MnO 3 mit x > 0 wird ein lasergeheiztes tiegelfreies vertikales Zonenschmelzen eingesetzt. Dazu ist es nötig die Spiegel- optik einer für Materialien mit niedrigeren Schmelztemperaturen bereits ein- gesetzten Anlage für Materialien mit einem Schmelzpunkt von etwa 2200K zu optimieren. Dies wird durch eine Spiegelanordnung erreicht, die das Laserlicht senkrecht und homogen auf die Probe fokussiert. Der fokussierende Spiegel ist auswechselbar, so dass leicht Kristalle aus Materialien mit einem noch höheren Schmelzpunkt gezüchtet werden können. Dies macht die Anlage flexibel ein- setzbar. Mit einem Sinterverfahren gelingt es, die für das Laserzonenschmelzen benötigten geraden und homogenen keramischen Fütterstäbe herzustellen. Die aus diesen Stäben mit dem Laser gezüchteten La 1 x Sr x MnO 3 -Kristalle sind zy- linderförmig mit einem Durchmesser von etwa 2,5 mm und eine Länge von bis zu 35 mm und haben einen konstanten Strontiumgehalt. Mit dem Laserzonenschmelzen wird der Ein uss des Sauerstoffgehaltes der Züchtungsatmosphäre auf die Kristallzüchtung von LaMnO 3 untersucht. Es zeigt sich, dass Kristalle, die in Argonatmosphären mit einem Sauerstoffpar- tialdruck von 10 5 mbar und 10 2 mbar gezüchtet werden, Einschlüsse eines LaMnO 3 -MnO-Eutektikums enthalten. Solche Einschlüsse werden in Kristallen, die in Luft gezüchtet werden, nicht gefunden. Der für die Bestimmung des Mn 4 /Mn 3 -Verhältnisses wichtige Sauerstoffgehalt der Kristalle wird mittels Thermogravimetrie in einer reduzierenden Atmosphäre bestimmt. Der Sauer- stoffgehalt y der in Luft gezüchteten LaMnO y -Kristalle beträgt y=3,00 - 0,03. Die aus der Schmelze hergestellten Kristalle sind verzwillingt. Die einzelnen Domänen lassen sich mit Polarisations- und Ultraschallmikroskopie nachwei- sen. Zusammen mit Röntgendiffraktometrie und Laueverfahren wird die (112)- Ebene in orthorhombischen LaMnO 3 -Kristallen als Zwillingsebene identifiziert. In rhomboedrischen La 1 x Sr x MnO 3 -Kristallen findet man mit den gleichen Verfahren, dass die Zwillingsebenen parallel zu den pseudokubischen (100)- Ebenen liegen. Die für die Entstehung der Zwillinge verantwortlichen Phasenübergänge wer- den mit Röntgendiffraktometrie und Polarisationsmikroskopie bei hohen Tem- peraturen untersucht. Der strukturelle Übergang von orthorhombisch nach rhomboedrisch lässt sich mit Röntgendiffraktometrie nachweisen. Der Über- gang zu einer kubischen Phase in LaMnO 3 wird bis zu einer Temperatur von 1520 o C nicht gefunden.
In dieser Arbeit wurde ein relativistisches Punktkopplungsmodell und seine Anwendbarkeit auf Probleme in der Kernstrukturphysik untersucht. Der Ansatz ist in der Kernstrukturphysik recht neu. Aus diesem Grund war es ein wichtiges Ziel festzustellen, wie gut sich das Modell zur Beschreibung von Grundzuständen von Kernen eignet. Während sich Modelle wie das Relativistic-Mean-Field-Modell mit Mesonenaustausch und Hartree-Fock-Rechnungen mit Skyrme-Kräften in vielen detaillierten Untersuchungen bewährt haben, musste dies für das relativistische Punktkopplungsmodell erst gezeigt werden. Als erster Schritt war eine sorgfältige Anpassung der Kopplungskonstanten des Modells erforderlich. Um möglichst einen optimalen Satz an Parametern zu erhalten, wurden verschiedene Optimierungsverfahren getestet und angewandt. Die Parameter der effektiven Mean-Field-Modelle sind untereinander stark korreliert. Zusammen mit der Nichtlinearität der Modelle führt diese Tatsache auf die Existenz vieler lokaler Minima der zu minimierenden x2-Funktion, was eine flexible Anpassungsmethode erfordert. Als besonders fruchtbar erwies sich eine Kombination aus der Methode Bevington-Curved-Step mit dem Monte-Carlo-Algorithmus simulated annea/ing. Durch die Anpassung der Kraft PC-F1 an experimentelle Daten in einem x2-Fit ist es gelungen, mit dem Punktkopplungsmodell eine Vorhersagekraft zu erreichen, die der etablierter RMF-FR- und SHF-Modelle gleicht. Dies ist nicht selbstverständlich, da die Modelle eine deutlich unterschiedliche Dichteabhängigkeit der Potenziale besitzen. Weiterhin haben wir gesehen, dass die Anpassungsprozedur der Parameter eine komplizierte Aufgabe darstellt und noch in mancher Hinsicht ausgearbeitet und verbessert werden kann. Das Punktkopplungsmodell mit der Kraft PC-F1 verhält sich für viele Observablen sehr ähnlich wie das RMF-FR-Modell. Dies betrifft die Beschreibung der bulk properties von symmetrischer Kernmaterie, Neutronenmaterie, Bindungsenergien, Spin-Bahn-Aufspaltungen, Observablen des nuklearen Formfaktors, Deformationseigenschaften von Magnesium-Isotopen, die Spaltbarriere von 240Pu sowie die Vorhersage der Schalenstruktur von überschweren Elementen. Dabei werden aber insbesondere Radien besser beschrieben als mit den RMF-FR-Kräften. Oberflächendicken werden, im Einklang mit dem RMF-FR-Modell, als zu klein vorhergesagt. Deutliche Unterschiede treten bei Deformationsenergien einiger Kerne auf (sie sind größer als beim RMF-FR-Modell und oft kleiner als die von dem SHF-Modell vorhergesagten) sowie bei Dichtefluktuationen in Kernen. Die vektoriellen Dichten der Nukleonen oszillieren nicht so stark wie die des RMF-Modells mit Mesonenaustausch, was auf die fehlende Faltung der nukleonischen Dichten zurückgeführt werden kann. Im Vergleich zum Skyrme-Hartree-Fock-Modell ergeben sich deutliche Unterschiede in der Beschreibung von symmetrischer Kernmaterie und Neutronenmaterie. Relativistische Modelle sagen eine höhere Sättigungsdichte und Bindungsenergie vorher. Die vorhergesagte Asymmetrieenergie ist deutlich größer als die Werte des SHF- bzw. Liquid-Drop-Modells. Die Beschreibung von Neutronenmaterie weicht stark von modernen Rechnungen [Fri8 1] und den Vorhersagen von Hartree-Fock-Rechnungen mit der Skyrme-Kraft SLy6 ab. Die Vorhersagen zu überschweren Kernen stimmen in Bezug auf magische Zahlen mit anderen relativistischen Modellen überein: Der doppelt-magische, überschwere Kern besitzt Z = 120 Protonen und N = 172 Neutronen. Im Einklang mit anderen selbstkonsistenten Vorhersagen zeigt seine Baryonendichte eine Semi-Blasenstruktur. Die Spaltbarrieren der Kerne 292 120 und 298 114 sind von ähnlicher Größenordnung wie die von anderen untersuchten RMF-Kräften. Die Lage des isomeren Zustandes im symmetrischen Spaltpfad liegt beim RMF-PC-Modell sehr tief, was auf eine geringe Oberflächenenergie schließen lässt. Die deutlichen Unterschiede zu den Vorhersagen von Hartree-Fock-Rechnungen mit Skyrme-Kräften zeigen, dass sich gewisse Eigenschaften der Modelle besonders stark bei überschweren Elementen auswirken. Überschwere Elemente sind ein sensitives Testfeld für die Modelle. Hier bedarf es dringender Untersuchungen, um längerfristig zuverlässige Vorhersagen machen zu können. Besonders in den Rechnungen von Bindungsenergien in Isotopen- und Isotonenketten sowie für Neutronenmaterie zeigt das Punktkopplungsmodell Schwächen im isovektoriellen Kanal der effektiven Wechselwirkung, die denen des RMF-FR-Modells ähneln. Dies bestätigt den Verdacht, dass dieser Kanal modifiziert werden muss. Deshalb wurden mehrere Varianten des RMF-PC-Modells mit Erweiterungen im isovektoriellen Kanal getestet. Ein interessantes Ergebnis der Untersuchungen zu den erweiterten Parametersätzen des Punktkopplungsmodells ist, dass sich eine Anpassung zusätzlicher Terme im isovektoriellen Kanal der Wechselwirkung mit den in dieser Arbeit verwendeten Fitstrategien nicht bewerkstelligen lässt. Andererseits zeigen die Modelle gerade in dieser Hinsicht noch unverstandene Schwächen. Dies zeigt, dass in der Zukunft eine Erweiterung der Fitstrategie wichtig wird. Kerne mit großem Isospin und z.B. Neutronenmaterie könnten hier Verwendung finden. Neue experimentelle Daten zu exotischen Kernen werden hierbei von großem Nutzen sein. Untersuchungen zur Natürlichkeit der angepassten Kopplungskonstanten mit Hilfe der naiven dimensionalen Analyse haben gezeigt, dass die Kraft PC-F1 dieses Kriterium erfüllt. Dies ist besonders interessant, da bei dieser Kraft alle Kopplungskonstanten frei im Fit variierbar waren. Die Kopplungskonstanten des Modells bzw. die korrespondierenden Terme absorbieren auch Vielkörpereffekte, weshalb es interessant ist, dass dieses Kriterium anwendbar ist. Parametersätze für erweiterte Punktkopplungsmodelle erfüllen bisher nicht das Kriterium der Natürlichkeit, was noch einmal ihre ungenügende Fixierungsmöglichkeit in den verwendeten Fitstrategien unterstreicht. Die Struktur des relativistischen Punktkopplungsmodells ermöglicht es, die Austauschterme der 4-, 6- und 8-Fermionen-Terme als direkte Terme umzuschreiben. Diese Möglichkeit ebnet den Weg für relativistische Hartree-Fock-Rechnungen für endliche Kerne, die numerisch kaum aufwendiger sind als die Rechnungen mit der Hartree-Version des Modells. Dabei bedürfen die Ableitungsterme gesonderter Behandlung. Allerdings muss dazu auch der Modellansatz erneut überdacht werden: das Pion bzw. die dazu korrespondierenden Terme sollten Bestandteil dieser Formulierung sein und durch die Austauschterme Beiträge zu den mittleren Potenzialen liefern. Relativistische Hartree-Fock-Rechnungen mit dem Punktkopplungsmodell werden es ermöglichen, den Zusammenhang zwischen relativistischen und nichtrelativistischen Hartree-Fock-Modellen systematisch und im Detail zu studieren. Längerfristig können diese Studien zu einer quantitativen Verbesserung der Modelle und damit einhergehend zu ihrem klaren Verständnis führen. Die mikroskopische und selbstkonsistente Beschreibung von Atomkernen ist eine faszinierende und spannende Herausforderung, sie anzunehmen war Ziel und Aufgabe dieser Arbeit.
Das hemmende Umfeld von Ganglienzellen in der Netzhaut des Auges Der Bereich auf der Netzhaut, aus dem Ganglienzellen Lichtsignale erhalten, wird rezeptives Feld genannt. Er umfaßt einen erregenden, zentralen Teil, das rezeptive Feldzentrum, und einen hemmenden, peripheren Teil, das Umfeld. Die antagonistische Organisation (erregendes Zentrum/hemmendes Umfeld) des rezeptiven Feldes verbessert die Signalverarbeitung, indem Kontraste verstärkt werden. Ziel der vorliegenden Arbeit war es, die Mechanismen der Umfeldhemmung an der isolierten, intakten Kaninchennetzhaut zu untersuchen. Das rezeptive Feldzentrum wird durch den erregenden Kontakt zwischen Photorezeptor Þ Bipolarzelle Þ Ganglienzelle erzeugt. Visuelle Stimulation des rezeptiven Feldzentrums erhöht die Entladungsrate (Anzahl der Aktionspotentiale pro Zeiteinheit) der Ganglienzelle. Die Erhöhung der Entladungsrate wird durch die Freisetzung des erregenden Transmitters Glutamat aus präsynaptischen Bipolarzellen bewirkt. Eine Belichtung des Umfeldes hat den entgegengesetzten Effekt: die Entladungsrate der Ganglienzelle wird verringert. Die Umfeldantwort der Ganglienzelle wird durch die laterale Hemmung in der OPL (äußere Synpsenschicht) und der IPL (innere Synapsenschicht) erzeugt. In der OPL wird die Signalübertragung von GABAergen Horizontalzellen moduliert, indem sie Photorezeptoren und/oder Bipolarzellen hemmen. In der IPL modulieren Amakrinzellen, die entweder GABAerg oder glyzinerg sein können, die Signalübertragung, indem sie Bipolarzellen und/oder Ganglienzellen hemmen. Die Entladungsrate von retinalen Ganglienzellen wird bei Belichtung des Umfeldes somit auf zwei Arten verringert: entweder werden präsynaptische Zellen (Photorezeptoren, Bipolarzellen) gehemmt oder die Ganglienzelle wird direkt durch Amakrinzellen gehemmt. Im ersten Fall schütten Bipolarzellen weniger Glutamat aus (indirekte laterale Hemmung), im zweiten Fall wird durch hemmende Neurotransmitter (GABA oder Glyzin) ein Einstrom von Chloridionen in die Dendriten der Ganglienzellen hervorgerufen (direkte laterale Hemmung). Es ist bisher noch unklar, zu welchem Anteil direkte und indirekte laterale Hemmung an der Umfeldantwort beteiligt sind. Weiterhin ist nicht bekannt, welche Neurotransmitterrezeptoren bei der Erzeugung des hemmenden Umfeldes eine Rolle spielen. Um dies zu untersuchen, wurden in der vorliegenden Arbeit lichtinduzierte, synaptische Ströme von retinalen Ganglienzellen an der isolierten, intakten Kaninchenetzhaut gemessen. Dabei wurde die Netzhaut von vorher eingeschläferten Kaninchen freipräpariert und anschließend in einer mit Sauerstoff angereicherten Extrazellulärlösung aufbewahrt. An diesem isolierten, intakten NetzhautPräparat (in vitro Retina) konnten bis zu acht Stunden Lichtantworten gemessen werden. Die lichtinduzierten Ströme wurden in der Ganzzellkonfiguration der PatchClampTechnik in der Spannungsklemme gemessen. Die Meßkammer mit der flach ausgebreiteten Netzhaut befand sich auf einem Mikroskoptisch. Das Mikroskop war mit einer InfrarotDifferentialinterferenzOptik (NomarskiOptik) ausgestattet und die Mikroelektroden konnten unter Sichtkontrolle mit Hilfe eines Mikromanipulators an die Zellkörper herangefahren werden. Kreisförmige und ringförmige Lichtmuster mit verschiedenen Durchmessern, wurden auf einem Computerbildschirm erzeugt und durch den Mikrsokopkondenser auf den Boden der Meßkammer projiziert. Erregende Ströme retinaler Ganglienzellen konnten isoliert werden, indem das Membranpotential der Zelle auf das Umkehrpotential für Chloridionen eingestellt wurde. Die erregenden Ströme wurden durch Belichtung des Umfeldes stark verringert. Dies wird durch die verminderte Freisetzung von Glutamat durch Bipolarzellen verursacht und ist ein Hinweise auf eine indirekte, laterale Hemmung der Ganglienzelle. Durch die Zugabe des GABARezeptorblockers Picrotoxinin in die Nährlösung (Badapplikation) konnte die Umfeldhemmung der meisten Ganglienzellen nahezu vollständig aufgehoben werden. Dieses Ergebnis zeigt, daß präsynaptische GABA A und GABA C Rezeptoren eine wichtige Rolle bei der Umfeldhemmung spielen. Direkte hemmende Chloridionenströme konnten isoliert werden, indem das Membranpotential der Zelle auf das Umkehrpotential für erregende Ströme eingestellt wurde. Durch Beleuchtung des Umfeldes wurden Chloridionenströme in Ganglienzellen ausgelöst. Dies ist ein Hinweis auf eine direkte, laterale Hemmung der Ganglienzelle durch Amakrinzellen, die zusätzlich zur indirekten Hemmung erfolgt. Bei Anwendung der Stromklemme der PatchClampTechnik konnte nachgewiesen werden, daß Chloridionenströme die Entladungsrate der Zelle beeinflussen. Durch die Badapplikation von Picrotoxinin und durch die Überströmung mit dem GABA A Rezeptorhemmer Bicucullin wurden die Chloridionenströme deutlich verringert. Durch den Glyzinrezeptorblocker Strychnin konnten die hemmenden Ströme nur bei wenigen Zellen verringert werden. Dies ist ein Hinweis auf eine direkte Hemmung der Ganglienzelle über GABA A Rezeptoren. In den meisten Ganglienzellen konnten direkte und indirekte Hemmung durch die Badapplikation von Tetrodotoxin verringert werden. Tetrodotoxin hemmt das Entstehen von Aktionspotentialen und das Ergebnis zeigt, daß 'widefield Amakrinzellen, die über Aktionspotentiale kommunizieren zur Umfeldhemmung beitragen. Bisherige Modelle gingen davon aus, daß Interaktionen zwischen Horizontalzellen, Photorezeptoren und Bipolarzellen in der OPL die Hauptursache für die Umfeldhemmung sind. Die vorliegende Arbeit hat gezeigt, daß Interaktionen zwischen Amakrinzellen, Bipolarzellen und Ganglienzellen wesentlich zur Umfeldhemmung beitragen. In der Netzhaut gibt es zwischen 12 und 15 Ganglienzelltypen, die auf unterschiedliche Mustermerkmale wie z. B. Farbe, Kontrast oder Bewegung reagieren. Alle bisher untersuchten Ganglienzelltypen verringern bei einer Reizung des Umfeldes ihre Entladungsrate. Ist bei allen Ganglienzelltypen der Beitrag von Horizontal und Amakrinzellen zur Umfeldhemmung sowie der Anteil von direkter und indirekter lateralen Hemmung gleich? Oder gibt es für jeden Ganglienzelltyp aufgrund seiner physiologischen und morphologischen Ausprägung verschiedene Mechanismen der lateralen Hemmung? Diese Fragen könnten durch die Entwicklung von Pharmaka, welche selektiv Horizontalzellen bzw. Amakrinzellen hemmen, untersucht werden. Die Anwendung dieser Substanzen könnte den Beitrag dieser Zellen zur Umfeldhemmung eines bestimmten Ganglienzelltyps nachweisen. Gleichzeitig könnte die indirekte Hemmung von retinalen Ganglienzellen durch intrazelluläre Applikation von Chloridionenkanalblockern viel genauer als bisher gemessen werden, da auf diese Weise erregende synaptische Ströme besser isoliert werden können. Durch die Kombination dieser beiden Methoden könnte für jeden Ganglienzelltyp der Netzhaut die zellulären und synaptischen Mechanismen der Umfeldhemmung detailliert beschrieben werden.
Nachdem 1953 von Bates und Griffing [BAT53] der Beitrag der Elektron-Elektron Wechselwirkung neben der Kern-Elektron Wechselwirkung bei der Projektilionisation im Ion-Atom Stoß postuliert und im Rahmen einer 1. Bornschen Näherung beschrieben wurde, gelang in dieser Arbeit zum ersten Mal die ereignisweise Trennung beider Beiträge im Stoß von 3.6 MeV/u C 2 mit Helium durch ein kinematisch vollständiges Experiment, indem die Impulsvektoren des Projektilelektrons ~ p epro , des Targetelektrons ~p etar sowie des ionisierten Targets ~ p R koinzident zum ionisierten Projektil vermessen wurden. Wie sich überraschenderweise herausstellte kann einfach durch Vergleich der Absolutbeträge der Impulsvektoren des Targetelektrons und des Targetkerns für jeden einzelnen Stoß bestimmt werden, ob das Targetelektron "passiv" war und nur das Potenzial des Targetkerns abschirmte ((n-e) Wechselwirkung) oder ob das Targetelektron "aktiv" war und das Projektilelektron in einem Elektron-Elektron Stoß ionisierte ((e-e) Wechselwirkung). Im zweiten Fall bleibt der Targetkern passiv, kompensiert aber ebenfalls ereignisweise das Comptonprofil des ionisierenden Targetelektrons. Der Summenvektor ~q = ~p R ~p etar repräsentiert daher bei der (e-e) Wechselwirkung den korrekten Impuls übertrag des quasifreien Elektron. Die kinematisch vollständige Information über alle beteiligten Stoffteilchen erlaubt es, neben einem detaillierten Einblick in die korrelierte Vier-Teilchendynamik, den gesamten Datensatz nach (n-e) bzw. (e-e) Ereignissen zu sortieren. Die (e-e) Ergebnisse können des weiteren in das Projektilsystem transformiert und dort im Sinne einer Elektronenstoß-Ionisation durch das quasifreie Targetelektron, welches nun Projektil ist, interpretiert werden. Wegen des großen Raumwinkels von Omega = 2pi bis 4 pi für alle Reaktionsfragmente wird im Gegensatz zu klassischen (e,2e) Experimenten weder der Impulsübertrag q noch die Energie Eb des ionisierten Elektrons während der Messung festgehalten. D.h. die Ergebnisse sind im Rahmen der jeweiligen Akzeptanz über alle Impulsüberträge sowie über alle möglichen Energien und Emissionswinkel des ionisierten Elektrons integriert. Prinzipiell können jedoch Impulsübertrag, sowie Elektronenenergie beliebig vorgewählt werden, indem bei der Analyse der Daten entsprechende Fenster gesetzt werden. Die im experimentellen Datensatz enthaltene, vollständige Information erlaubt die Projektion in jeden beliebigen Unterraum. Bei hinreichender Statistik könnten sowohl der dreifach-, als auch jegliche nieder-differentielle Wirkungsquerschnitte aus dem Datensatz extrahiert werden. Aufgrund mangelnder Statistik in dieser ersten Messung stehen jedoch bei zu engen Projektionsfenstern zu wenige Ereignisse zur Verfügung, um signifikante Aussagen treffen zu können. Innerhalb von 12 Stunden effektiver Messzeit konnten 20.000 (e- e) Ereignisse detektiert werden. Realistische Prognosen unterstützen die Annahme, dass während einer weiteren Strahlzeit innerhalb einer Woche 250.000 Ereignisse gemessen werden könnten. Dadurch würde die Einteilung der Daten in kleine Untermengen des Impulsübertrages, vom optischen Limit bis hin zu extrem binären Stößen, bei Elektronenenergien des ionisierten Elektrons von einigen meV an der Kontinuumsschwelle bis hin zu 100 eV Kontinuumsenergie sowohl in koplanarer als auch nicht-koplanarer Geometrie ermöglicht. Ein weitaus asymmetrischeres Stoßsystem ist jedoch für zukünftige Experimente wünschenswert und geplant. Dies bedeutet entweder ein leichteres Target, oder ein schwereres Projektil. Auch angeregte Targetatomen mit Elektronen in hohen (Rydberg-) Zuständen wären denkbar. Die Näherung des Targetelektrons als quasi-freies Elektron wird besser, je kleiner seine Bindungsenergie gegenüber der Bindungsenergie des zu ionisierenden Elektrons ist: Zwar kann das Comptonprofil des quasifreien Elektrons ereignisweise korrigiert werden, es muss aber immer auch ein minimaler Impulsübertrag zur Ionisation des Targets aufgebracht werden. Dieser Unterschied zum (e,2e) mit einem freien Elektron wird jedoch erst vernachlässigbar, wenn die Bindungsenergie des Targetelektrons sehr klein ist gegenüber der des Projektilelektrons, d.h., wenn der Anteil der Targetionisation am Impulsübertrag vernachlässigbar klein ist. (Im hier vorliegenden Fall war das Kohlenstoffelektron jedoch nur ca. doppelt so fest gebunden wie das Heliumelektron.) Weiterhin ist anzunehmen, dass mit kleinerem Z eff des Targets und mit größerem mittleren Radius des Targetelektrons die (n-e) Wechselwirkung an Bedeutung verliert, da die (e-e) Wechselwirkung bei vergleichsweise größeren Stoßparametern stattfindet und der Wirkungsquerschnitt für (n-e) Prozesse mit Z eff skaliert. Diese Überlegungen werden durch Ctmc-Ergebnisse von Olson et al. unterstützt. In Abb. 7.1 werden daher Rechnungen für das Stoßsystem 3.6 MeV/u C 2 auf angeregtes Wasserstoff mit einem Elektron in der n=2 Schale abgebildet. Der Anteil der (n-e) Wechselwirkung ist so klein, dass eine Sortierung der Daten nicht mehr nötig ist: Die Projektilionisation wird nun von der (e-e) Wechselwirkung beherrscht. Im Besonderen sind die im vorangegangenen Kapitel diskutierten Einflüsse der Drei- bzw. Vier-Teilchendynamik offensichtlich bei diesem Stoßsystem gänzlich vernachlässigbar. Die Reduzierung des H-Kerns als "Zuschauer" und somit auch die Reduzierung des Stoßes auf eine (in 1. Ordnung) 2-Teilchen Wechselwirkung zwischen Targetelektron und Projektil scheint nahezu uneingeschränkt gerechtfertigt. In Zukunft werden am Esr der Gsi (weitaus) asymmetrischere Stoßsysteme, wie wasserstoffähnliches Uran auf Helium, zugänglich. Im Esr können derzeit ca. 5 mal 10 hoch 8 Projektile gespeichert, gleichmäßig im Ring verteilt (Gleichstrom-Modus) oder in 1 - 2 "Pakete" von ca. 2 ns Zeitlänge gepackt werden. Die Umlauffrequenz für ein Ionen-Paket oder für ein einzelnes Ion beträgt ca. 2 MHz. Im Gegensatz zu einem Experiment am Strahlrohrende des Unilac passiert ein Projektil, das nicht ionisiert wurde, nach 500ns erneut die Reaktionszone (das Target). Die dadurch erzielte Luminosität erlaubt die Messung von Reaktionen mit vergleichsweise kleinen Wirkungsquerschnitten, welche am Strahlrohrende nicht zugänglich sind. Durch eine elektrische Pulsung des Rückstoßionendetektors in Koinzidenz zur Projektilumladung sowie zum Projektil- und Targetelektron wird man sich in Zukunft von unerwünschten Rückstoßionen aus der reinen Targetionisation befreien können, sodass auch Stoßsysteme, bei denen Targetionisation mehrere Größenordnung wahrscheinlicher ist als die simultane Ionisation von Projektil und Target, zugänglich werden. Die Detektion des hochenergetischen Projektilelektrons wird am Esr jedoch nicht mehr - wie in dieser Arbeit beschrieben - auf dem gleichen Detektor wie das niederenergetische Targetelektron erfolgen können, da diese Geometrie nur eine Akzeptanz für das Projektilelektron bis v p ungefähr gleich 15 a.u. hat und die Impulsauflösung prinzipiell (systematisch) beschränkt ist. In Abhängigkeit vom Stoßsystem kann das Projektilelektron (mit Projektilgeschwindigkeit) am Esr Energien von einigen 100 keV haben. Daher wird in Zukunft die Detektion des Projektilelektrons durch ein 0 0 -Magnetspektrometer in Strahlrichtung hinter dem Reaktions-Mikroskop erfolgen. Da die beiden getrennten Nachweissysteme (Reaktions-Mikroskop, 0 0 -Spektrometer) dann auf die zu detektierende Elektronenenergie optimiert werden können, wird die Impulsauflösung beider Elektronen erheblich verbessert werden. Ein neues Reaktions-Mikroskop, welchen im Rahmen dieser Arbeit geplant und konstruiert wurde, sowie das 0 0 -Magnetspektrometer sind im Aufbau befindlich, und Teile sind bereits im Esr implementiert. Abb. 7.2 zeigt eine technische Zeichnung des Aufbaus. Zu erkennen ist das interne Gasjet-Target des Esr. Der Ionenstrahl durchkreuzt die Kammer von rechts nach links. Das benötigte homogene Magnetfeld zur Führung der Targetelektronen wird durch ein 2m Helmholtz-Spulenpaar realisiert. Die Projektilelektronen, welche in einem kleinen kinematischen Kegel um 0 0 mit Projektilgeschwindigkeit emittiert werden, werden nach dem Durchgang durch das Reaktions-Mikroskop im 0 0 -Spektrometer energie- und winkeldispersiv detektiert. Die Inbetriebnahme erfolgt voraussichtlich in 2002. Bis dahin sind weitere Messungen am Unilac der Gsi für dasselbe Stoßsystem, aber auch mit anderen Projektilen (unterschiedlichen Störungen) geplant. Auch Theoretiker wurden auf die Fragestellungen dieser Arbeit aufmerksam und es sind bereits verschiedene quantenmechanische Rechnungen in Vorbereitung, sodass hoffentlich in naher Zukunft mehrfach-differentielle Wirkungsquerschnitte zur Elektronenstoß-Ionisation von Ionen mit quantenmechanischen Rechnungen höherer Ordnungen quantitativ verglichen werden können.
Alignment, characterization and application of polyfluorene in polarized light-emitting devices
(2001)
Ziel im Rahmen der vorliegenden Dissertation war die Realisierung der polarisierten Elektrolumineszenz blau emittierender flüssigkristalliner Polyfluorene. Polymere Leuchtdioden, die aufgrund hoher Orientierung der Moleküle in der aktiven Schicht polarisiert emittieren, sind für eine Anwendung beispielsweise als Hintergrundbeleuchtung in Flüssigkristallanzeigen (LCDs) von Interesse. Es wurde gezeigt, dass sich mit der Ausrichtung von Polyfluoren auf Ori entierungsschichten auf der Basis von geriebenem Polyimid hohe Ordnungsgrade erzielen lassen. Die Dotierung mit lochleitenden Materialien erlaubte erstmals den Einbau solcher Orientierungsschichten in Leuchtdioden und ermöglichte die Realisierung polarisierter Elektrolumineszenz. Die Morphologie und Struktur sowohl der hoch orientierten Polyfluoren filme als auch lochleitender Orientierungsschichten wurden eingehend untersucht. Die ElektrolumineszenzEigenschaften von isotropen sowie polarisierten Leuchtdioden wurden ausführlich analysiert und anschließend durch chemische Modifizierung des Polyfluorens entscheidend verbessert. Zusätzlich wurde Polyfluoren mit fluoreszierenden Farbstoffen dotiert, um ausgehend von blauem Licht grüne und rote Emission zu erhalten. Hierbei wurde unter sucht, in welchem Maß FörsterEnergietransfer sowie Ladungsträgereinfang für die Emission der eingemischten Farbstoffe verantwortlich sind. Eine Einführung in die Grundlagen der Elektrolumineszenz konjugierter Polymere findet sich in Kapitel 2 dieser Arbeit. Da polarisierte Elektrolumineszenz ein hohes Maß an Anistotropie der emittierenden Schicht erfordert, werden anschließend verschiedene Methoden zur Ausrichtung von Polymeren besprochen, wobei besondere Betonung auf der Orientierung flüssigkristalliner Polymere liegt. Kapitel 3 behandelt die signifikanten Eigenschaften der Polymere sowie die experimentel len Methoden, die im Rahmen dieser Arbeit verwendet wurden. Neben Polyfluoren wird ein weiteres blau emittierendes Polymer, Polyphenylenethynylen (PPE), eingeführt. Bei der Cha rakterisierung der Polyfluorene wird im Anschluss an die Beschreibung der reinen Polymere insbesondere der positive Einfluss des Anbringens von lochleitende Endgruppen an die Hauptkettenenden auf wesentliche Eigenschaften bezüglich der Elektrolumineszenz aufgezeigt. Außerdem werden die wesentlichen Merkmale von Polyimid, welches die Matrix der Orientierungsschicht bildet, sowie von verschiedenen Polymeren, die der Lochleitung und der Lochinjektion dienen, besprochen. Die Beschreibung der Methoden zur Präparation isotroper und polarisierter Leuchtdioden sowie zur Untersuchung der optischen, elektrischen und mor phologischen Eigenschaften der Polymerfilme bilden den Abschluss dieses Abschnitts. Im vierten Kapitel dieser Arbeit werden unterschiedliche Verfahren zur Ausrichtung der Polymermoleküle auf Polyfluoren sowie auf PPE angewandt und hinsichtlich der erreichbaren Ordnungsgrade verglichen und beurteilt. Im Falle von Polyfluoren wurde gezeigt, dass eine Orientierung im flüssigkristallinen Zustand mit Hilfe zusätzlicher Orientierungsschichten, welche auf geriebenem Polyimid basieren, die einzige geeignete Methode zur Orientierung dieses Po lymers ist. Durch den Zusatz von niedrigmolekularen lochleitenden Materialien in geeigneter Konzentration in die PolyimidMatrix konnte das nichtleitende Polyimid so modifiziert wer den, dass es sich in Leuchtdioden einbinden ließ, ohne dass die Orientierungseigenschaften der Schichten verloren gingen. Vergleiche unterschiedlicher Polyfluorene ergaben, dass die Länge und Struktur der AlkylSeitenketten das Orientierungsverhalten entscheiden beeinflussen. Hierbei wurde gezeigt, dass sich für verzweigte Seitenketten deutlich höhere Orientierungsgrade erreichen lassen als für solche mit linearen Seitenketten. Dies wurde mit dem vergrößerten Verhältnis aus Persistenzlänge und Polymerdurchmesser erklärt, was gemäß der Theorie der flüssigkristallinen Polymere zu einer Zunahme des erreichbaren Ordnungsparameter führt. Außerdem wiesen die Absorptionsspektren der Polyfluorene mit langen Seitenketten auf eine planare Konformation der Polymerrückgrate hin, welche aufgrund der starken Wechselwirkung zwischen den einzelnen Ketten eine Orientierung im flüssigkristallinen Zustand verhindert. Von allen untersuchten Polyfluorenen ließ sich Poly(diethylhexylfluoren) (PF2/6) am besten orientieren. Im Gegensatz zu Polyfluoren scheiterte der Versuch, PPE im flüssigkristallinen Zustand auf Orientierungsschichten auszurichten. Kalorimetrische DSCUntersuchungen machten deutlich, dass sich die Struktur von PPE in flüssigkristalliner und kristalliner Phase nur unwesentlich voneinander unterscheiden. In beiden Phasen deuteten Absorptionsuntersuchungen auf eine planare Konformation der PPERückgrate. Die Viskosität des als sehr steif bekannten Polymers PPE ist daher auch in flüssigkristallinem Zustand zu hoch, um eine Umordnung der Moleküle zu verursachen, welche allein durch Wechselwirkung mit einer Orientierungsschicht hervorgerufen wird. PPE konnte jedoch im kristallinen Zustand orientiert werden, indem anstatt einer zusätzlichen Orientierungsschicht der Polymerfilm selbst gerieben wurde. Die hohe Steifigkeit von PPE erlaubte die Übertragung der Kräfte, die durch das Reiben verursacht werden, auf das starre Polymerrückgrat und ermöglichte eine homogene Ausrichtung der Moleküle. Mit Hilfe dieser Methode konnten Leuchtdioden mit PPE in der aktiven Schicht verwirklicht werden, die polarisiert emittierten. Die bestmöglichen Methoden zur Ausrichtung der Moleküle unterschie den sich demnach für die beiden flüssigkristallinen Polymere Polyfluoren und PPE, und für beide Polymere wurden Verfahren gefunden, die die Herstellung von polarisierten Leuchtdioden ermöglichten. In Kapitel 5 dieser Arbeit werden die Morphologie, die Struktur sowie weitere wesentliche Eigenschaften sowohl orientierter Polyfluorenfilme als auch der zur Ausrichtung benötigten lochleitenden Orientierungsschichten aus dotiertem Polyimid besprochen. Hierfür wurden die Filme mit Hilfe von Licht und Elektronenmikroskopie sowie von Elektronen und Röntgen beugungsexperimenten untersucht. Im ersten Teil wird die beobachtete Abnahme der Orien tierbarkeit von Polyfluoren mit zunehmendem Molekulargewicht durch Elektronenbeugungs untersuchungen näher beschrieben. Ergebnisse aus TransmissionsElektronenmikroskopie Untersuchungen zeigten, dass sich die Morphologie orientierter PF2/6Filme durch hochgeordnete Lamellen auszeichnet, welche in regelmäßigen Abständen von ungeordneten Regionen unterbrochen werden. Innerhalb der orientierten Lamellen sortieren sich die Moleküle nach ähnlicher Kettenlänge, wohingegen in den ungeordneten Gebieten vornehmlich die Endgruppen der Ketten vorzufinden sind. Strukturuntersuchungen ergaben, dass die einzelnen Polymerketten von PF2/6 zylindrisch sind und eine hexagonale Packung aufweisen, wobei die Polymerrück grate eine 5/2Helixstruktur bilden. Das wurmähnliche Rückgrat ist dabei zylinderförmig von einer Hülle aus ungeordneten Seitenketten umgeben, die ähnlich wie ein Lösungsmittel zwi schen den einzelnen Ketten wirken. Die hieraus folgende geringe Viskosität des Polymers dient als Erklärung für die beobachtete bessere Orientierbarkeit von PF2/6 im Vergleich zu Polyfluoren mit linearen OktylSeitenketten oder zu PPE. Im zweiten Teil des fünften Kapitels werden Ergebnisse von Untersuchungen der lochlei tenden Orientierungsschichten vorgestellt. Der Einfluss der Zugabe von lochleitenden Materialien zu Polyimid auf mechanische sowie auf elektrische Eigenschaften wurde untersucht. Bei moderater LochleiterKonzentration war die mechanische Stabilität der Filme ausreichend, um nach dem Reiben keine merklichen Unterschiede zu undotierten geriebene Filmen aufzuweisen. Vergleiche entsprechender Filme hinsichtlich Ladungsinjektion und transport zeigten, dass erst durch die Dotierung eine Verwendung von PolyimidOrientierungsschichten in Leuchtdioden ermöglicht wird. Sowohl polymere als auch niedrigmolekulare lochleitende Materialien wur den hinsichtlich der erreichbaren Orientierungsgrade sowie der resultierenden ElektrolumineszenzEigenschaften verglichen, wobei nur letztere in beiden Belangen zugleich zu vorteilhaften Ergebnissen führten. Es wurde gezeigt, dass sich die besten Resultate mit polarisierten Leuchtdioden erzielen ließen, bei denen die emittierende Schicht auf eine DoppelschichtStruktur aufgebracht war, die der Lochinjektion und der Orientierung dienten. Hierbei befand sich oberhalb einer LochinjektionsSchicht aus reinem Lochleitermaterial eine weitere lochleitende Orientie rungsSchicht aus dotiertem Polyimid. Variation der Lochleiterkonzentrationen in Polyimid er gaben, dass die Helligkeit mit zunehmender Konzentration zunahm, wohingegen die erreichten Polarisationsverhältnisse gleichzeitig abnahmen. SEM und AFMUntersuchungen über den Einfluss der Lochleiterkonzentration auf die Schichtmorphologie ergaben, dass diese Beobachtungen durch Phasenseparation und mechanische Beschädigung der Filme zu erklären ist, welche bei Konzentrationen oberhalb 20 Gewichtsprozent eintreten. Im Kapitel 6 wird schließlich die Elektrolumineszenz von Leuchtdioden mit Polyfluoren als emittierende Schicht diskutiert. Zuerst wurde in isotropen Leuchtdioden die günstigste Diodenarchitektur ermittelt sowie die Optimierung der verwendeten Schichten vorgenommen. Die Ergebnisse wurden mit den Kenntnissen kombiniert, die im Rahmen der oben beschriebenen Untersuchungen erworben wurden, um die Herstellung von Leuchtdioden mit hochpolarisierter Emission zu verwirklichen. Blaue Elektrolumineszenz mit einem Emissionsmaximum von 450 nm und einem Polarisationsverhältnis von 21 wurden erzielt, wobei die Leuchtdichte bei einer angelegten Spannung von 18 V etwa 100 cd/m 2 betrug, was der typischen Helligkeit eines Computermonitors entspricht. Alle ElektrolumineszenzEigenschaften ließen sich durch End funktionalisierung des Polyfluorens weiter deutlich verbessern, indem lochleitende TriarylaminDerivate an die Enden der Hauptketten angebracht wurden ('Endcapping'). Der unerwünschte Beitrag zur Emission bei höheren Wellenlängen, welcher im Falle des reinen Polyfluoren beo bachtet wurde und gemeinhin aggregierten Polymermolekülen zugeschrieben wird, wurde durch das Konzept der Endfunktionalisierung wirksam unterdrückt. Außerdem war die Farbstabilität wesentlich verbessert und die Effizienz der Leuchtdioden um mehr als eine Größenordnung höher als bei der Verwendung des reinen Polyfluorens. Diese Beobachtungen wurden mit den elektrochemischen Eigenschaften der Endgruppen erklärt. Letztere wirken als anziehende Fallen für Ladungsträger, was dazu führt, dass die Erzeugung von Exzitonen und die anschließende Rekombination vorwiegend in der Nähe der Kettenenden stattfindet, anstatt wie im Falle des reinen Polyfluorens an weniger effizienten Aggregaten oder Exzimererzeugenden Stellen. Es wurde gezeigt, dass die Endfunktionalisierung weder das Verhalten des Polymers im flüssig-kristallinen Zustand, noch dessen Orientierbarkeit beeinträchtigte. Die Verwendung des modifizierten Polyfluorens erlaubte die Herstellung von polarisierten Leuchtdioden mit einem Polarisationsverhältnis von 22 und einer Leuchtdichte von 200 cd/m 2 bei 19 V, wobei die Schwellspannung auf 7,5 V gesenkt wurde. Dioden mit einem Anisotropiefaktor von 15 er reichten Leuchtdichten von bis zu 800 cd/m 2 . Die Effizienz dieser Leuchtdioden war mit 0,25 cd/A bei ähnlichem Polarisationsverhältnis und Leuchtdichte um mehr als doppelt so hoch wie die bisher berichteten Werte. Die Veränderung der eigentlich blauen Emissionsfarbe durch die Zugabe von Materialien mit niedrigerer Bandlücke in eine Polyfluorenmatrix wird im Kapitel 7 beschrieben. Es wurde gezeigt, dass der Zusatz bereits geringer Konzentrationen eines grün emittierenden Thiophen Farbstoffes das Emissionsspektrum des Polyfluorens entscheidend veränderte und die Realisierung grüner Emission ermöglichte. Genau wie im Falle der nichtemittierenden Lochleiter, die für die Endfunktionalisierung des Polyfluoren verwendet wurden, wirken auch die ThiophenFarbstoffe als effektive Ladungsträgerfallen, was neben der Farbveränderung eine drastische Verbesserung der Leuchtdiodeneffizienzen zur Folge hatte. Darüber hinaus konnte mit Hilfe des dotierten Polyfluorens polarisierte grüne Elektrolumineszenz verwirklicht werden, wobei die Polarisationsverhältnisse Werte von bis zu 30 erreichten, bei einer Leuchtdichte von 600 cd/m 2 und einer Effizienz von 0,3 cd/A. Im Hinblick auf rote Elektrolumineszenz wurden Leuchtdioden mit dendronisierten Pery lenfarbstoffen in der emittierenden Schicht untersucht, zum einen in reiner Form und zum an deren in Mischungen mit Polyfluoren. Hierfür wurden zwei Generationen von Dendrimeren, bestehend aus zentralem PerylendiimidChromophor und PolyphenylenGerüst, mit einer nichtdendronisierten Modellverbindung verglichen. Leuchtdioden mit reinen Filmen der ersten und zweiten Dendrimergeneration emittierten rotes Licht mit CIEKoordinaten (0,627/0,372) und einer Leuchtdichte von bis zu 120 cd/m 2 bei 11 V, wobei die Effizienz allerdings nur 0,03 cd/A betrug. Um die unterschiedlichen Mechanismen zu klären, die zur Emission der Farbstoffmoleküle führen, wurden die Farbstoffe in Polyfluoren beigemischt, und der Einfluss der Dendronisierung auf die Emissionsfarbe und die Intensität der Elektrolumineszenz wurde untersucht. In Photolumineszenz wurde mit zunehmender Dendronisierung eine Abnahme des Förster Energieübertrags vom PolyfluorenWirt zu dem PerylenfarbstoffGast verzeichnet, was zu einen höheren blauen Anteil im Emissionsspektrum führte. Hingegen wurde gezeigt, dass in Elektrolumineszenz die Farbstoffe als Elektronenfallen wirken und die Rekombination der Ladungsträger zu Exzitonen somit vorwiegend auf den Farbstoff anstatt auf den Polyfluorenmolekülen statt findet. Aus diesem Grund war die Betonung der roten Emission in Elektrolumineszenz ungleich stärker als in Photolumineszenz, bei der die rote Emission ausschließlich durch Energieübertrag via Förstertransfer zu Stande kommt. Die Verstärkung einer Farbverschiebung von rot nach blau, die mit zunehmender Dendronisierung und ansteigender Betriebsspannung beo bachtet wurde, konnte qualitativ mit der kinetischen Beeinträchtigung des Elektronenübertrags vom PolyfluorenWirt auf den PerylendiimidChromophor erklärt werden. Der bestmögliche Kompromiss aus roter Farbtiefe und Helligkeit wurde für die Mischung aus Polyfluoren und dem Farbstoff der ersten Dendrimergeneration erzielt. Bei angelegter Spannung von 6,5 V lag die Leuchtdichte bei 100 cd/m 2 und bei 11 V bei 700 cd/m 2 , wobei das Emission bei 600 nm ihr Maximum hatte.
Für Elektronenstrahlionenquellen sind die Stromdichte und die Energie die ausschlag gebenden Größen zum Erreichen hoher Ladungszustände. Herkömmliche EBIS/T verwenden ein externes magnetisches Feld zur Kompression des Elektronenstrahls. Im Rahmen dieser Dissertation wurde eine ''magnetfeldfreie" EBIS/T realisiert, mit der die Selbstkompression eines teilrelativistischen Elektronenstrahls nachgewiesen werden konnte, womit ein vielversprechender Meilenstein auf dem Weg zu einer SuperEBIS/T mit Energien im Bereich von 300 - 500 keV erreicht wurde. Es wurde eine Apparatur aufgebaut, die es ermöglichte, einen Elektronenstrahl unter verschiedenen Winkeln in die Ionenfalle einzuschießen. Durch numerische Simulationen wurde die Elektronenkanone mit dem Ziel einer möglichst kleinen rückwärtig projizierten Kathode optimiert, um die fokussierbare Stromdichte zu erhöhen. Um sphärische Aberrationen des abbildenden Linsensystems zu korrigieren, wurde die Driftstrecke zwischen Elektronenkanone und Ionenfalle mit ''clearing" Elektroden versehen, die es ermöglichten, einen definierten Kompensationsgrad im Elektronenstrahl einzustellen. Im Anschluß an den Kollektor wurden die Ionen mit einem Sektormagneten analysiert. Zunächst wurde experimentell bestätigt, daß sich sphärische Aberrationen korrigieren lassen, wenn der Elektronenstrahl im Bereich des Linsensystems gezielt partiell kompensiert wird. Mit dem nichtlinearen Kompensationsgrad konnte die defokussierende Kraft der Raumladung gerade so angepaßt werden, daß sie die radial zunehmende Fokussierung der Linse (sphärische Aberration) korrigiert. ''clearing" Elektroden sorgten dafür, daß im Außenbereich des Elektronenstrahls gebildete Ionen den Strahl verließen. Nur der innere Bereich konnte nach Maßgabe der Potentialdifferenz kompensieren. Messungen der Verlustströme an den Elektroden der Ionenfalle zeigten, daß nur mit dieser Kompensation der Elektronenstrahl bei hohen Strahlströmen durch die Ionenfalle transportiert werden konnte. Bei kontinuierlicher Ionenextraktion konnte bei Erhöhung des Gasdrucks in der Ionenquelle ein überproportionales Ansteigen des Ionenstroms gemessen werden. Mit der Annahme konstanter Stromdichte sollte der Ionenstrom lediglich linear steigen. Zusammen mit der gleichzeitigen Reduktion der Verlustströme auf die Fallenelektroden war dies ein erster Hinweis für die Erhöhung der Stromdichte durch zunehmende Kompensation der elektronischen Raumladung im Fallenbereich. Eine genaueres Bild über die Entwicklung der Stromdichte wurde aus Spektren abgeleitet, die bei gepulster Extraktion aufgenommen wurden. In einer Elektronenstrahlionenquelle werden Ionen durch sukzessive Ionisation gebildet. Die Ladungszustandsverteilung der gebildeten Ionen ist proportional zur Dichte der ionisierenden Elektronen und zur Einschlußzeit, der die Ionen dem Elektronenbeschuß ausgesetzt sind. Bei konstanter Stromdichte erreichen aufeinanderfolgende Ladungszustände maximale relative Häufigkeit ungefähr bei einer Verdopplung der Einschlußzeit. Die aufgenommenen Spektren wichen deutlich von diesem Schema ab. Anstelle einer regulären Ladungszustandsentwicklung wiesen die Spektren nach 20ms Einschlußzeit zwei Verteilungen auf. Die erste Verteilung hatte ein Maximum bei Ar 2 , während die zweite ihr Maximum bei Ar 8 hatte. Die höher geladene Verteilung war mit dem Auftreten hoher Ladungszustände bis Ar 12 verbunden. Bei einer weiteren Erhöhung der Einschlußzeit ging die niedrig geladene Verteilung in die hoch geladene über, bis bei 160ms nur noch ein hoch geladenes Spektrum vorhanden war. Ein Vergleich mit Modellrechnungen ergab für niedrig geladene Ionen (3Acm 2 für Ar 2 bei 20ms Einschluß) eine geringe Stromdichte und einen kontinuierlichen Übergang zu hohen Stromdichten (300Acm 2 für Ar 12 bei 20ms Einschluß) bei hoch geladenen Ionen. Aufgrund des ''evaporative cooling" sammeln sich hoch geladene Ionen in der Mitte des Elektronenstrahls. Da der Elektronenstrahl von innen nach außen kompensiert, setzt die Selbstkompression innen ein und führt dort zu hohen Stromdichten. Man erhält eine während der Einschlußzeit variierende Stromdichteverteilung im Elektronenstrahl. Eine Aussage über die Häufigkeitsverteilung der Stromdichtewerte gelang über die Wichtung der berechneten Stromdichte mit der Menge an ionischer Ladung, die in den Ladungszuständen vorhanden war. Mit diesen Werten konnten mittlere Stromdichtewerte für den Elektronenstrahl berechnet werden. Es wurde die mittlere Stromdichte für den gesamten Elektronenstrahl und für die beiden Ladungszustandsverteilungen berechnet. Dabei begann die mittlere Stromdichte des Elektronenstrahls mit der Stromdichte der niedrig geladenen Verteilung (13Acm 2 ; 5ms) und ging bei Erhöhung der Einschlußzeit in die mittlere Stromdichte der hoch geladenen Verteilung über (110Acm 2 ; 80ms). Das Maximum der mittleren Stromdichte für die hoch geladene Verteilung lag bei 170Acm 2 für 40ms Einschlußzeit. Nachdem der Elektronenstrahl bei 40ms kompensiert wurde, sanken die mittleren Stromdichten. Dies lag an der nun dominierenden Heizung durch Coulombstöße der Strahlelektronen an den eingeschlossenen Ionen, wodurch deren Ausbeute verringert wurde. Diese Ergebnisse stehen im Einklang mit numerischen Integrationen der Randstrahlgleichung. Dazu wurden Berechnungen für verschiedene Kompensationsgrade und Elektronenstrahlemittanzen durchgeführt. Für Emittanzwerte um 2×10 3 cm mrad ergab sich eine gute Übereinstimmung mit den gemessenen Stromdichten. Die Rechnungen bestätigten, daß die Emittanz und der Einschuß des Elektronenstrahls in die Ionenfalle die kritischen Größen sind, um eine Selbstkompression des Elektronenstrahls bei einer Energie von 22keV und 30mA Strahlstrom beobachten zu können. Die in dieser Arbeit untersuchte Selbstkompression des Elektronenstrahls kann genutzt werden, um bei einer XEBIS/T mit Elektronenstrahlenergien größer als 200keV deutlich höhere Stromdichten zu erzielen, als bei heute üblichen EBIS/T. Sie eignet sich deshalb besonders für die Erzeugung höchst geladener schwerer Ionen, weil die angewandte Technik bei kommerziellen ElektronenstrahlSchweißanlagen industriell ausgereift ist, wohingegen die herkömmlichen EBIS/T weltweit (Livermore, Dubna, Tokio, Freiburg) die gesetzten Erwartungen hinsichtlich der erreichbaren Elektronenenergien bisher verfehlen. Auch für den stets problematischen Einschuß niedrig geladener Ionen, die außerhalb der EBIS/T erzeugt werden, kann die Selbstkompression genutzt werden. Der Elektronenstrahl weist zu Beginn der Ionisierung einen großen Durchmesser auf, wodurch der Einschuß in den Strahl erleichtert wird. Während der Höherionisierung der eingefangenen Ionen komprimiert sich der Elektronenstrahl zu der zum Erreichen höchster Ladungszustände notwendigen Stromdichte dann von selbst.