Refine
Year of publication
- 2013 (38) (remove)
Document Type
- Master's Thesis (13)
- Bachelor Thesis (9)
- Doctoral Thesis (6)
- Contribution to a Periodical (4)
- Book (3)
- Part of Periodical (3)
Language
- German (38) (remove)
Has Fulltext
- yes (38)
Is part of the Bibliography
- no (38) (remove)
Keywords
- Synchrotron (2)
- Akustik (1)
- CBM (1)
- EuB6 (1)
- Finite-Differenzen (1)
- Fluktuationsspektroskopie (1)
- Hallsensor (1)
- Historie (1)
- Integrator (1)
- Ionenbeschleuniger (1)
Institute
- Physik (38) (remove)
ω(782) und ϕ(1020) Mesonenproduktion durch Dielektronen in pp-Kollisionen bei √s = 7 TeV mit ALICE
(2013)
Die Niedrigmassendielektronen (Elektron-Positron Paare mit kleiner invarianten Masse) sind wichtige experimentelle Sonden, um die Eigenschaften des in ultra-relativistischen Schwerionenkollisionen erzeugten heißen und dichten Mediums zu untersuchen. Elektronen koppeln nicht an die starke Wechselwirkung, weshalb sie wichtige Informationen über die gesamten Kollisionsphasen geben. Die Zerfälle von ω(782) und ϕ(1020)-Mesonen in Dielektronen ermöglichen es, besonders wichtige Informationen über ihre In-Medium-Eigenschaften zu erhalten, da Proton-Proton (pp)-Kollisionen als mediumfreie Referenz angenommen werden. Außerdem sind pp-Kollisionen auch für sich genommen interessant, um die Teilchenproduktion im Energiebereich des LHC (Large Hadron Collider) zu untersuchen.
In dieser Analyse werden die Elektronen im mittleren Rapiditätsbereich von |η| < 0.8 mit ITS (Inner Tracking System), TPC (Time Projection Chamber) und TOF (Time of Flight) gemessen.
Die transversalen Impulsspektren der ω(782) und ϕ(1020)-Mesonen im e+e--Zerfallskanal in pp-Kollisionen bei p √s = 7 TeV werden gezeigt. Das transversale Impulsspektrum des ω(782)-Mesons im e+e--Zerfallskanal wird mit den pT-Spektren in den µ+µ--und in den π0π+π--Zerfallskanälen verglichen, während das pT-Spektrum vom ϕ(1020)-Meson im e+e--Zerfallskanal mit den pT-Spektren in µ+µ-- und K+K--Zerfallskanälen verglichen wird.
Diese Arbeit beschäftigt sich mit der Charakterisierung des 4π-Bariumfluorid(BaF2)-Detektors, der in Zukunft im Rahmen des FRANZ-Projektes (Frankfurter Neutronenquelle am Stern-Gerlach-Zentrum) eingesetzt werden soll. Der Detektor soll zum Nachweis von γ-Emission zum Beispiel nach einem Neutroneneinfang genutzt werden, womit der (n,γ)-Wirkungsquerschnitt bestimmt werden kann. Hauptaufgabe dieser Arbeit ist die Bestimmung der Energie- und Zeitauflösung, sowie die Energie- und Zeitkalibrierung und die Effizienzbestimmung.
Der langsame Neutronen-Einfangprozess (s-Prozess) ist weitgehend verstanden und erforscht. Dies liegt vor allem daran, dass er im Gegensatz zu r- und p- Prozess hauptsächlich an stabilen Nukliden abläuft. Auch ist die Anzahl relevanter Reaktionen (Netzwerk) vergleichsweise klein.
Dennoch gibt es im s-Prozess viele ungeklärte Fragen. Eine dieser Fragen ist die Häufigkeitsverteilung von 86Kr in Staubkörnern von Meteoriten. Mit bisherigen Berechnungen und Simulationen dieser Szenarien konnte die Häufigkeitsverteilung von 86Kr jedoch nicht erklärt werden.
In dieser Arbeit werden die besonderen Eigenschaften von 85Kr, insbesondere sein Isomerzustand, vorgestellt und genauer untersucht. Die Häufigkeitsverteilung von 86Kr im s-Prozess wird entscheidend durch die Eigenschaften 85Kr beeinflusst. Mit den gewonnenen Daten aus dieser Arbeit wurde eine erste Simulation erstellt, die einen möglichenWeg aufzeigt, das Rätsel um die Häufigkeitsverteilung zu lösen.
Das Heidelberger Ionenstrahl Therapiezentrum (HIT) ist die erste klinische Anlage in Europa, an der die Strahlentherapie zur Tumorbekämpfung mit schwereren Ionen als Protonen möglich ist. Seit November 2009 wurden mehr als 1500 Patienten bei HIT behandelt.
Dabei kommt das beim GSI Helmholtzzentrum für Schwerionenforschung GmbH in Darmstadt entwickelte Rasterscan-Verfahren zum Einsatz. In der Bestrahlungsplanung wird der Tumor in Schichten gleicher Ionen-Energie und jede Schicht in einzelne Rasterpunkte eingeteilt. Für jeden Rasterpunkt wird eine individuelle Teilchenzahl appliziert, die am Ende zu der gewünschten Dosisverteilung führt. Dabei kann sich die benötigte Teilchenbelegung der einzelnen Rasterpunkte auch innerhalb einer Schicht um mehr als zwei Größenordnungen unterscheiden.
Ein auf wenige Millimeter Durchmesser fokussierter Teilchenstrahl kann in allen Raumrichtungen variiert werden, so dass selbst für unregelmäßig geformte Tumoren eine hochgenaue Dosiskonformität erreicht wird. Messkammern, die in der Ionen-Flugbahn kurz vor dem Patienten installiert sind, überwachen kontinuierlich Position, Form und Intensität des Strahls und ermöglichen so die Rasterpunkt-abhängige Dosisabgabe.
Zur Bereitstellung des Teilchenstrahls ist eine komplexe Beschleunigeranlage nötig, die eine große Bibliothek an möglichen Strahlparametern erzeugen kann. Das Herzstück der Anlage ist ein Synchrotron, in dem die Ionen auf die gewünschte Energie beschleunigt und anschließend über mehrere Sekunden extrahiert werden. Diese langsame Extraktion ist nötig, um dem Bestrahlungssystem genug Zeit für die korrekte, punktgenaue Dosisabgabe zu geben. Die zeitliche Struktur der beim Patienten ankommenden Strahlintensität wird Spill genannt.
Der verwendete Extraktionsmechanismus ist die transversale RF-Knockout Extraktion, die auf dem Prinzip der langsamen Resonanzextraktion beruht. Die im Synchrotron umlaufenden Teilchen werden dabei transversal angeregt, bis nach und nach ihre Schwingungsamplitude so groß ist, dass sie in den Extraktionskanal gelangen. Das für diese Anregung verantwortliche Gerät ist der RF-KO-Exciter. Er ist so eingestellt, dass ein möglichst konstanter Teilchenstrom das Synchrotron verlässt.
Bereits beim Befüllen des Synchrotrons variiert jedoch die injizierte Teilchenzahl und deren Verteilung im Phasenraum, so dass die voreingestellte Amplitudenfunktion des RF-KO-Exciters keinen idealen Spill liefern kann. Es kommt unweigerlich zu Schwankungen der Intensität am Strahlziel. Die erreichbare Leistungsfähigkeit der Therapieanlage hängt jedoch in hohem Maße von der Spillqualität ab. Je besser diese ist, umso schneller kann die individuelle Bestrahlung erfolgen und um so mehr Patienten können in gleicher Zeit behandelt werden.
Die vorliegende Arbeit beschäftigt sich mit der Verbesserung der Spillqualität am Bestrahlungsplatz. Dazu wird ein Regelkreis zwischen den Strahl-detektierenden Messkammern und dem die Extraktion steuernden RF-KO-Exciter geschlossen. Ionisationskammern, die auch zur Dosisbestimmung verwendet werden, messen die aktuelle Intensität. Das Therapiekontrollsystem, das den gesamten Bestrahlungsprozess steuert, gibt den Sollwert vor und leitet alle Informationen zur Reglereinrichtung. Dort wird in Abhängigkeit der Abweichung aus gewünschter und tatsächlich vorhandener Intensität sowie dem Regelalgorithmus ein Korrektursignal errechnet und dem RF-KO-Exciter zugeführt. Eine der Herausforderungen bestand dabei im Auffinden der geeigneten Regelparameter, die entsprechend der Strahlparameter Energie und Intensität gewählt werden müssen.
In einem ersten Schritt kann so der extrahierte Teilchenstrahl auf dem jeweils geforderten, konstanten Niveau gehalten werden. Diese Stufe wird seit April 2013 vollständig im Routinebetrieb der Therapieanlage verwendet. Der zweite Schritt besteht in der Anpassung der Extraktionsrate an den individuellen Bestrahlungsplan. So können die Rasterpunkte, die eine hohe Dosis benötigen, mit einer höheren Intensität bestrahlt werden, was die Bestrahlungszeit deutlich reduziert. Die Vollendung dieser Stufe ist bis Ende 2013 vorgesehen.
Im Rahmen dieser Arbeit wurden zwei Testsysteme sowie die Implementierung in den Routinebetrieb des Therapiebeschleunigers einer solchen Intensitäts- oder Spillregelung realisiert. Dies beinhaltet den Aufbau der Systeme, die Bereitstellung von Soll- und Istwert sowie die Auslegung und Einstellung des Regelkreises. Der erste Testaufbau für ein Strahlziel des Beschleunigers diente generellen Studien zur Machbarkeit einer solchen Regelung. Die dabei gesammelten Erfahrungen über nötige Erweiterungen führten zur zweiten Generation einer Testumgebung auf Basis eines Echtzeit-Ethernet-Systems. Dieses ermöglichte bereits die Regelung an allen Strahlzielen der HIT-Anlage sowie die Verwendung von unterschiedlichen Regelalgorithmen.
Mit den Systemen wurden Messungen zur Charakterisierung der Spillregelung im Parameterraum des Beschleunigers durchgeführt, um so ihre Möglichkeiten und Grenzen zu untersuchen. Erkenntnisse aus dieser Testphase flossen direkt in die Implementierung des für den Patientenbetrieb eingesetzten Systems ein, für das ein hohes Maß an Betriebs-Stabilität erforderlich ist. Es wurde in das Beschleuniger-Kontrollsystem unter Berücksichtigung des Sicherheitskonzeptes der Anlage integriert.
Die reine Bestrahlungszeit wird durch die Realisierung der ersten Stufe um bis zu 25% reduziert, nach Vollendung der zweiten Stufe wird sie um weitere bis zu 50% verringert. Strahlzeiten für Nachjustierungen der Spillqualität werden ebenfalls zum Teil eingespart. Insgesamt konnte durch die Spillregelung die Effizienz der Anlage deutlich gesteigert werden.
In dieser Arbeit wurden Simulationen des γ-Prozesses zu den vier p-Kernen 92;94Mo und 96;98Ru durchgeführt. Die Simulationen wurden mit den Simulationen aus [Rapp et al., 2006] verglichen, und die Ergebnisse waren bis auf wenige Ausnahmen die gleichen.
Die Untersuchung der Sensitivitäten auf insgesamt 38 geänderte Raten hat einige besonders wichtige Raten für jedes der Isotope identifiziert. Es stellte sich heraus, dass die Isotope jeweils auf eine destruktive Rate besonders sensitiv sind. Bei 92Mo war dies die 92Mo(γ,p) Rate, bei 94 die 94Mo(γ,n) Rate, bei 96Ru die 96Ru(γ,α) Rate und bei 98Ru die Destruktion über 98Ru(γ,n).
Diese Raten sind nur theoretisch bestimmt, haben aber großen Einfluss auf die Häufigkeiten der untersuchten Isotope. Experimentelle Untersuchungen dieser Raten sind nötig, um ein besseres Verständnis des γ-Prozesses in dieser Massenregion zu erlangen.
Leider konnten schon exisitierende neuere Untersuchungen im Rahmen dieser Arbeit nicht berücksichtigt werden, beispielsweise [Utsunomiya et al., 2013]. In zukünftigen Simulationen sollten diese Untersuchungen berücksichtigt werden. Außerdem sollten die Simulationen Neutroneneinfänge untersuchen, da diese vermutlich auch zur Produktion von 94Mo und 98Ru beitragen.
Ein Problem in dieser Arbeit war die Rekonstruktion der Reaktionsflüsse aus Raten und Häufigkeiten, in Zukunft sollten die Reaktionsflüsse direkt mitgeschrieben werden.
Die Unsicherheiten der Raten reichen nicht aus, um die Unterproduktion von 92;94Mo und 96;98Ru erklären. Zur Verdeutlichung dieser Tatsache befinden sich im Anhang A.15 Abbildungen der Überproduktionsfaktoren mit den geänderten Raten 92Mo(γ,p)x0.5 und 98Ru(γ,n)x0.5, also den beiden Raten, die eine Sensitivität größer eins aufweisen. Trotz der geänderten Raten werden 92Mo und 98Ru um mehr als einen Faktor 10 unterproduziert. Wenn man annehmen würde, dass die Sensitivität linear verläuft und eins beträgt, würde selbst die Reduktion der Raten auf Null nur eine Verdopplung der Häufigkeit bewirken. In der Realität wird sich die Sensitivität noch verringern, wenn andere Desintegrationsprozesse dominant werden. Es ist also nicht anzunehmen, dass die Unsicherheiten in diesen Raten die Unterproduktion erklären können. Dies war auch nicht erwartet worden[Rapp et al., 2006].
Einen größeren Einfluss auf die Endhäufigkeiten hat die Saatverteilung vor der Supernova Phase des Sterns. Diese wird durch einige entscheidende Reaktionen während der Sternentwicklung stark beeinflusst (Kapitel 1). Teilweise sind die Raten dieser Reaktionen mit großen Unsicherheiten behaftet, und eine Änderung führt zu sehr unterschiedlichen Häufigkeiten der p-Kerne [Pignatari et al., 2013]. Der Ort des p-Prozesses spielt ebenfalls eine entscheidende Rolle. Supernova Ia oder Neutronensterne könnten entscheidend zur Produktion der p-Kerne beitragen, speziell bei den leichteren Kernen mit A < 110. Diese Szenarien sind aber schwerer zu modellieren und wenig untersucht [Rauscher, 2010]. In zukünftigen Arbeiten sollten diese Szenarien genauer untersucht werden. Die Unterschiede in Saatverteilung und Temperaturverlauf sowie die neutronenreiche Umgebung einer Supernova Ia lassen veränderte Sensitivitäten erwarten.
Zum besseren Verständnis des p-Prozess sind also sowohl weitere experimentelle Daten als auch weitere Untersuchungen der Rahmenbedingungen nötig.
Erwärmt man Eis, so brechen die Molekülbindungen auf und bei einer kritischen Temperatur von 0°C entsteht durch einen Phasenübergang flüssiges Wasser. Dies ist wohl bekannt und das Phasendiagramm, sowie die Anomalie von Wasser ein bekanntes Hilfsmittel in Physik und Chemie. Doch was passiert, wenn man Kernmaterie erhitzt? Kann diese auch verschiedene Aggregatzustände annehmen? Physiker erwarten, dass ab einer definierten kritischen Temperatur auch die Bindungen zwischen den kleinsten Teilchen unserer Materie, den Quarks, aufbrechen und das bis dahin bestehende Hadronengas in ein Quark-Gluon-Plasma übergeht. In Experimenten auf der ganzen Welt sollen die Eigenschaften des Quark-Gluon- Plasmas und der Phasenübergang der Materie untersucht werden. Daraus möchte man ein Phasendiagramm für die hadronische Materie entwickeln (Abb. 1). In verschiedenen Experimenten werden die unterschiedlichen Stationen des Phasendiagramms abgelaufen. Die laufenden Projekte an den großen Teilchenbeschleuniger Anlagen am LHC (Large Hadron Collider) am CERN (Conseil Européen pour la Abbildung 1: Das Phasendiagramm stark wechselwirkender Materie. Aufgetragen ist die Temperatur gegen die Baryonendichte. Der braune Bereich stellt den Übergangsbereich zwischen Hadronengas und Quark-Gluon-Plasma dar [ZAM]. Recherche Nucléaire) und am RHIC (Relativistic Heavy Ion Collider) in Brookhaven untersuchen das Phasendiagramm bei hohen Temperaturen und geringen Dichten. An der neuen, noch im Aufbau befindlichen Beschleunigeranlage FAIR (Facility for Antiproton and Ion Research) soll nun, im Rahmen des CBM-Experiment (Compressed Baryonic Matter), das Phasendiagramm bei hohen baryonischen Dichten und geringeren Temperaturen untersucht werden. Dafür werden spezielle Detektorkomplexe entwickelt. Diese werden benötigt, um herauszufinden, wann ein Quark-Gluon-Plasma vorliegt. Hierbei ist die Identifizierung von Elektronen von großer Bedeutung. Beim CBM-Experiment wird zur Unterscheidung zwischen Pionen und Elektronen unter anderem ein Transition Radiation Detektor (TRD) verwendet. (Kapitel 4) Dessen Eingangsfenster besteht aus einer dünnen Mylar®-Folie, welche empfindlich auf Druckschwankungen reagiert. Dies führt zu einer Veränderung des Kammervolumens, was zu einer Variation der Gasverstärkung und des daraus gewonnenen Signals führt. Die Auswirkungen von Druckschwankungen auf das Eingangsfenster des CBM-TRDs sollen in der folgenden Arbeit anhand von Simulationen (Kapitel 5) sowie anhand von Messungen (Kapitel 6) untersucht und verglichen werden. Zunächst wird jedoch ein Überblick der Grundlagen gegeben.
Die Dissertation betrachtet zunächst die Anatomie der Lautentstehung und die Historie von Untersuchungen zu Sprechtraktakustik (u.a. Ibn Sina, Hook, Mical, Kratzenstein, Kempelen, Faber, Wheatstone, Helmholz, Riesz, Dunn, Chiba, Kajiyama, Kelly, Lochbaum, Saito, Itakura, Burg ) und geht insbesondere auf das Rohrmodell zu Beschreibung der Vokaltraktakustik ein.
Mittels Finiter-Differenzen wird die Aksutik der Sprechens dann dreidimensional beschrieben, und die zuätzlich auftretenden Effekte betrachtet. Fur die sich beim Sprechen schnell bewegende Mundhöhle wird ein Verfahren entwickelt und untersucht, mittels Sprachsignalen durch inverse Filterung und MRT-Aufnahmen die räumliche Konfiguration zu bestimmen. Für den Nasaltrakt wurden dreidimensional abbildende Verfahren aus der medizinischen Diagnostik verglichen (MRT und CT), und anhand eines Computer-Tomographischen Datensatzes die akustischen Vorgänge dreidimensional bestimmt.
Im Rahmen dieser Arbeit wurde eine JTAG-Ansteuerung für MIMOSA26-Sensoren basierend auf FPGA-Boards entwickelt. Als VHDL-Code ist die Implementierung anpassbar. Jede JTAG-Chain wird durch einen unabhängigen JTAG-Chain-Controller angesteuert, so dass sich begrenzt durch die Zahl der I/O-Leitungen und die Ressourcen die Anzahl der JTAG-Chain-Controller auf einem FPGA einstellen lässt. Die Anpassbarkeit hat sich bereits bei der Strahlzeit am CERN im November 2012 gezeigt, für die eine Version mit drei JTAG-Chain-Controllern auf einem FPGA und Ausgängen auf einem SCSI-Kabel synthetisiert wurde. Dabei wurde die Prototyp-Frontend-Elektronik Version 1 verwendet. Außerdem ist die Größe des pro Sensor verwendeten Speichers (in Zweierpotenzen) im VHDL-Code einstellbar, um auch eventuelle zukünftige Sensoren mit größeren Registern zu unterstützen.
Aus dieser Sicht sollte die Implementierung mit kleinen Anpassungen im finalen MVD verwendbar sein, es gibt jedoch wie immer noch Verbesserungsmöglichkeiten, z.B. die Verwendung eines externen Speichers. Des Weiteren fehlt noch eine grafische Benutzeroberfläche für den finalen MVD, wobei wie bei den anderen Detektoren von CBM dazu eine Steuerung basierend auf EPICS entwickelt werden sollte, um eine einheitliche Oberfläche zu erreichen.
Auf Seiten der Elektronik für ded finalen MVD gibt es noch einige offene Fragen, vor allem bei der Entwicklung der Zuleitungen für die Sensoren. Die Signale auf den Flexprint-Kabeln zeigen bereits bei kurzen JTAG-Chains ein hohes Übersprechen (Abschnitt 9.1.2), das zu hoch werden könnte, wenn man Sensor-Module mit mehr als einem Sensor (wie für den finalen MVD geplant, siehe Kapitel 3) an das bisher verwendete Chain-FPC anschließt.. Es kann jedoch auch gut sein, dass das Übersprechen gar kein Problem darstellen wird. Prinzipiell besteht die Möglichkeit, dass sich das Übersprechen z.B. durch Einfügen einer Masseschicht in Kabel und Boards reduzieren lässt, was in Simulationen gezeigt wurde (siehe Kapitel 8). Jedoch wurden in diesen Simulationen die Steckverbinder und eventuelle Fehlanpassungen der Boards vernachlässigt, weshalb nicht sicher ist, ob bzw. wie gut sich dies praktisch umsetzen lässt. In jedem Fall stellen die betrachteten Möglichkeiten, das Übersprechen zu reduzieren, einen erhöhten Aufwand dar. Daher erscheint es sinnvoll, zuerst eine konkrete Geometrie für die Elektronik des finalen MVD zu entwerfen1, und für diese zu ermitteln, ob das Übersprechen ein Problem darstellt.
Dabei stellt sich die wichtige Frage, wie viele Sensoren auf einem Sensor-Modul mit einem einlagigen Kabel in der zur Verfügung stehenden Breite angeschlossen werden können, da mindestens vier zusätzliche Datenleitungen für jeden weiteren Sensor erforderlich sind.
In der vorliegenden Arbeit wurden Messungen zur Plasmadynamik eines Lorentz-Drift- Beschleunigers (LDB) durchgeführt. Dieser basiert auf einer koaxialen Elektrodengeometrie. Bei einem Überschlag führt der entstehende Stromfluss zu einemMagnetfeld, sodass die gebildeten Ladungsträger durch die resultierende Lorentzkraft beschleunigt werden. Es hat sich gezeigt, dass die Abhängigkeit von Durchbruchspannung und Druck dem charakteristischen Verlauf einer Paschenkurve folgt.
Die Strom-Spannungs-Charakteristik des Versuchsaufbaus wurde in Konfigurationen mit und ohne Funkenstrecke untersucht. Mit Hilfe von diesem als Schalter fungierenden Spark-Gaps konnte bei Durchbruchspannungen gemessen werden, die oberhalb des Selbstdurchbruchs liegen.
Es zeigte sich, dass die im Versuchaufbau verwendete Funkenstrecke keinen wesentlichen Einfluss auf die Entladung hat. Es kommt an der Funkenstrecke lediglich zu einem Spannungsabfall im Bereich einiger hundert Volt, der den Verlauf derEntladung im LDB allerdings nicht beeinflusst.
Der Lorentz-Drift-Beschleuniger könnte in Zukunft zur Erzeugung eines Druckgradienten verwendet werden, indem Teilchen von einem Rezipienten in einen Zweiten beschleunigt werden. Als Voruntersuchung zur Eingnung dieses als Lorentz-Drift-Ventil bezeichneten Konzeptes wurden Messungen durchgeführt, die den Einfluss der Durchbruchspannung auf die Teilchenbeschleunigung mit Hilfe eines piezokeramischen Elementes untersuchen. So wurde der magnetische Druck bzw. die entsprechende Kraft einer Entladungswolke in Abhängigkeit von Durchbruchspannungen bis etwa 9,5 kV untersucht. Es hat sich gezeigt, dass der Einsatz von hohen Spannungen sinnvoll ist, da sich die auf das Piezoelement einwirkende Kraft quadratisch zur Durchbruchspannung verhält. So wurde die maximale Kraft von 0,44N bei einer Zündspannung von 9,52 kV gemessen.
Zudem wurde untersucht, in welchem Druckbereich der Einfluss der Druckwelle zu messen und wie sich die Geschwindigkeit der Ausbreitung der Druckwelle bei verschiedenen Durchbruchspannungen verhält. Bei einer Entfernung von 231mm zwischen Elektrodengeometrie und Piezoelement hat sich gezeigt, dass im Druckbereich unterhalb von etwa 0,2mbar kein wesentlicher Einfluss des Gasdruckes auf die Piezospannung erkennbar ist. Dies lässt sich durch die geringe Teilchenanzahl im Arbeitsgas begründen, sodass Teilchenstöße vernachlässigt werden können. Die maximale gemessene Geschwindigkeit der durch die Entladung verursachten Druckwelle liegt bei 55 km s ± 10%.
Die gemessene Plasmadynamik lässt darauf schließen, dass das Konzept eines gepulsten Lorentz-Drift-Ventils insbesondere mit hohen Durchbruchspannungen realisierbar ist. Zur Erzeugung eines dauerhaften Druckgradienten müsste die Repetitionsrate allerdings ausreichend hoch sein, sodass der rückfließende Gasdurchsatz geringer ist als die durch den LDB erzeugte Drift. Geht man von der Schallgeschwindigkeit als Rückflussgeschwindigkeit der Teilchen aus, so sind mindestens Repetitionszeiten im Bereich einer Millisekunde erforderlich.
Ergänzend zu den durchgeführten Untersuchungen ist es sinnvoll, die bisherigen Messungen durch Einbau eines Triggers zu verifizieren. Ein Trigger erzeugt eine Vorentladung mit deren Hilfe die eigentliche Entladung auch im Bereich unterhalb des Selbstdurchbruchs gezündet werden kann.
[Nachruf] Heinrich Rohrer
(2013)
Die Druckmessung in Tieftemperatur-Vakuumsystemen stellt ein großes messtechnisches Problem dar. Für die in solchen Systemen auftretenden Drücke im UHV und XHV-Bereich werden meist Ionisationsmanometer vom Glühkathodentyp zur Druckmessung verwendet. Diese haben jedoch den entscheidenden Nachteil, dass durch die Verwendung einer Glühkathode zur Erzeugung freier Elektronen eine große Wärmelast in das System eingekoppelt wird. Dies führt zu einer Störung des thermischen Gleichgewichts und damit zu einer Verfälschung der Druckmessung. Weiterhin muss diese zusätzliche Wärmelast abgeführt werden, was vor allem bei kryogenen Vakuumsystemen einen erheblichen Mehraufwand darstellt.
Um dieses Problem zu umgehen, wurde ein Ionisationsmanometer entwickelt, dessen Glühkathode durch eine kalte Elektronenquelle ersetzt wurde. Der verwendete Feldemitter, eine kommerziell erhältliche CNT-Kathode, wurde gegenüber dem Anodengitter einer Extraktormessröhre positioniert. Mit diesem Aufbau wurden die Charakteristika von Kathode und Messröhre sowohl bei Raumtemperatur als auch unter kryogenen Vakuumbedingungen untersucht.
Dabei konnte gezeigt werden, dass die modifizierte Messröhre auch bei einer Umgebungstemperatur von 6 K ohne funktionale Einbußen betrieben werden kann und der gemessene Ionenstrom über mehrere Dekaden linear mit dem von einer Extraktormessröhre mit Glühkathode gemessenen Referenzdruck ansteigt. Des Weiteren konnte gezeigt werden, dass der Extraktor mit CNT-Kathode unter diesen kryogenen Bedingungen deutlich sensitiver auf geringe Druckschwankungen reagiert als sein Äquivalent mit Glühkathode.
Mithilfe einer (n,γ)-Aktivierung von Germanium am Forschungsreaktor TRIGA in Mainz wurde zum einen in Hinblick auf zukünftige Experiment an der NIF eine Sensitivitätsstudie durchgeführt. Zum anderen wurden die thermischen Neutroneneinfangquerschnitte von 74Ge und 76Ge jeweils für den Einfang in den Isomer- und Grundzustand gemessen, um die Abweichungen der Daten von [Hol93] und [Mug06] zu klären. Zusätzlich wurden die Halbwertszeiten der betrachteten radioaktiven Ge-Isotope bestimmt.
In dieser Arbeit wurde eine Messmethode entwickelt, die es ermöglicht, mittels Infrarotspektroskopie quantitative Aussagen über bestimmte Inhaltsstoffe in Körperflüssigkeiten zu machen. Hierfür wurden sowohl selektierte Blutplasma- und Vollblutproben gemessen als auch selektierte Urinproben. Die richtige Selektion des Probensatzes ist von großer Wichtigkeit, um für jede Komponente eine große, unabhängige Varianz der Absorptionswerte zu erhalten. Hierfür wurden sowohl physiologische als auch pathologische Proben in den Datensatz integriert. Um Referenzwerte für diese ausgewählten Proben zu erhalten, wurden konventionelle klinische Methoden verwendet. Grundsätzlich ist die Genauigkeit dieser Methode durch die Genauigkeit der jeweiligen Referenzmethode, also den konventionellen klinischen Methoden, beschränkt. Mit der neu entwickelten Methode besteht nun die Möglichkeit, die wichtigsten Parameter im Blut und Urin schnell, einfach und reagenzienfrei quantitativ zu bestimmen. Zusätzlich zu den in dieser Arbeit angegebenen Inhaltsstoffen ist es möglich, für weitere Komponenten oberhalb eines bestimmten Schwellenwerts quantitative Angaben zu machen. Hierbei könnten z.B. für Albumin oder Glukose im Urin pathologische Proben identifiziert werden und somit Rückschlüsse auf bestimmte Krankheitsbilder ermöglicht werden. ...
Mit einem COLTRIMS Reaktions-Mikroskop wurde die Doppelionisation von Argon durch Laserpulse gemessen, um die Energiequantisierung im Allgemeinen und den Recollision Mechanismus zu untersuchen. Mit der Abhängigkeit der Doppelionisationsrate von der Elliptizität des Lichts liegt ein starker Hinweis auf ein Modell vor, welches Rescattering beinhaltet. Außerdem ist durch die Messung der Doppelionisationsrate gewährleistet, dass in einem Intensitätsintervall gemessen wurde, welches der nicht-sequentiellen Doppelionisation zugeschrieben wird.
Recollision-Ionization scheint für die in einem bestimmten Intensitätsintervall beobachtete erhöhte Doppelionisation verantwortlich zu sein. Das sollte zu ATI-Peaks in der Summenenergie der ausgelösten Elektronen führen. Diese werden in der vorliegenden Arbeit erstmalig beobachtet. Außerdem sind nicht erwartete ATI-Peaks im Energiespektrum der einzelnen Elektronen sichtbar, welche der direkten Stoßionisation widersprechen.
Dadurch liegt der Schluss nahe, dass der Hauptmechanismus der Doppelionisation in diesem Intensitätsbereich ein anderer Effekt ist: RESI (Recollision Excitation and Subsequent Ionization). Hierbei wird zunächst das zweite Elektron beim Stoß mit dem ersten angeregt. Das erste Elektron bleibt im Kontinuum und wird durch den Laser beschleunigt. Beim nächsten Feldmaximum wird das angeregte Elektron tunnelionisiert, wodurch ebenfalls ATI-Peaks im Energiespektrum dieses Elektrons erzeugt werden.
Als mögliche Zwischenzustände werden 3s23p4(1D)4s (2D) und 3s23p4(1D)3d (2P) identifiziert, die zu dem beobachteten angeregten Endzustand 3s23p4(1D) führen.