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Es wurde das Leitfähigkeitsverhalten von reinem, lufthaltigem Wasser bei kontinuierlicher und impulsgetasteter Röntgenbestrahlung (60 kV8) untersucht. Hierbei ergaben sich zwei einander überlagerte Effekte: 1. Ein der Röntgen-Dosisleistung proportionaler irreversibler Leitfähigkeitsanstieg, der vermutlich auf eine Strahlenreaktion des gelösten CO2 zurückzuführen ist, 2. eine reversible Leitfähigkeitserhöhung während der Bestrahlung, die sich mit der Entstehung einer Ionenart mit einer mittleren Lebensdauer von ca. 0,15 sec erklären läßt. Es wird angenommen, daß es sich dabei um Radikalionen O2⊖ handelt, welche durch die Reaktion der als Strahlungsprodukt entstehenden Η-Radikale mit dem gelösten Sauerstoff gebildet werden. Ein möglicher chemischer Reaktionsmechanismus wird angegeben, der zu befriedigender quantitativer Übereinstimmung der Versuchsergebnisse mit Ausbeutewerten und Reaktionskonstanten aus der Literatur führt.
Für ein System ('ideales Gas') von N miteinander nicht wechselwirkenden Teilchen oder Zuständen, deren Wellenfunktionen φ(x) der Randbedingung φ(x)=0 für x aus Ŵ. gehorchen sollen, (W sei dabei die Oberfläche eines geschlossenen Hohlraumes Ŵ beliebiger Gestalt), ist von verschiedenen Autoren eine halbklassische Eigenwertdichteformel angegeben worden. Diese hängt nur linear über die Integrale V ,W und L über Ŵ (Volumen, Oberflächeninhalt und totale Krümmung von Ŵ) von der Gestalt. des Hohlraumes ab. Während von H. Weyl mathematisch bewiesen, werden konnte, daß der führende Volumterm im Gebiet großer Eigenwerte alle folgenden Terme überwiegt, konnte für den Oberflächenterm eine gleichartige Vermutung bisher nur numerisch begründet werden. Von dieser halbklassischen Eigenwertdichteformel ausgehend, werden die thermodynamischen Relationen des idealen Gases aufgebaut und einige Größen wie innere Energie, spezifische Wärme sowie die Oberflächen- und Krümmungs-Spannung für die Grenzfälle starker, ein Gebiet mittlerer und schwacher Entartung explizit berechnet, und zwar sowohl für die Fermi-Dirac als auch die Bose-Einstein-Statistik, als auch für deren klassischen Grenzfall, die Boltzmann-Maxwell-Statistik (s.Diagramm). Ausgenommen wird nur der Spezialfall der Einsteinkondensation, weil hier die (nur im Gebiet großer Eigenwerte gültige) halbklassische Eigenwertdichteformel nicht angewendet werden darf. Die in dieser Arbeit untersuchten quantenmechanisch bedingten Oberflächeneffekte idealer Quantengase sind experimentell bisher wenig untersucht worden; für Molekülgase sind sie verschwindend klein. Die experimentell beobachtete Oberflächenspannung stabiler Atomkerne wird von dem Modell, das den Kern als ideales, entartetes Fermigas der Temperatur T beschreibt, im wesentlichen richtig wiedergegeben. Mit dem in Kap. 3b) abgeleiteten Ausdruck für die Oberflächenspannung stark entarteter idealer Fermigase endlicher Temperatur kann eine Voraussage über die Oberflächenspannung angeregter Atomkerne gemacht werden.
In the present paper we develop the essential theoretical tools for the treatment of the dynamics of High Energy Heavy Ion Collisions. We study the influence of the nuclear equation of state and discuss the new phenomena connected with phase transitions in nuclear matter (pion condensation). Furthermore we investigate the possibility of a transition from nuclear to quark matter in High Energy Heavy Ion Collisions. In this context we discuss exotic phenomena like strongly bound pionic states, limiting temperatures, and exotic nuclei.
Die vorliegende Arbeit befallt sich im theoretischen Teil mit den Grundlagen zu Strahl-Resonator-Wechselwirkungen bei Beschleunigerresonatoren und mit den sich daraus ergebenden Konsequenzen bei der Resonatorentwicklung für zukünftige lineare Kollider mit Multibunch-Betrieb. Zur Bekämpfung der vor allem im Multibunchbetrieb störenden Long-Range-Wakefelder müssen die schädlichen Moden möglichst so stark bedämpft werden, daß ihre Felder bis zum Eintreffen des nächsten Bunches auf ein erträgliches Maß abgeklungen sind. Im experimentellen Teil befaßt sich diese Arbeit daher mit der Entwicklung von Meßmethoden zur Bestimmung sehr kleiner Resonatorgüten sowie sehr kleiner transversaler Shuntimpedanzen bzw. sehr kleiner Feldpegel in stark störmodenbedämpften Beschleunigerresonatoren. Diese Meßmethoden sind an mehreren S-Band-Modellresonatoren (Betriebsfrequenz lag bei etwa 2.4 GHz) mit verschiedenen Dämpfungssystemen, die für den Einbau in einen normalleitenden Linearbeschleuniger für einen Kollider geeignet wären, erfolgreich getestet worden. Die Feldmessungen an den Modellresonatoren haben bisher unbekannte Gesetzmäßigkeiten bezüglich des Verhaltens dieser Dämpfungssysteme ergeben. In einer kurzen Beschreibung und Diskussion der sechs wichtigsten Vorschläge für zukünftige lineare Kollider wurde ein Überblick über die Unterschiede bei diesen verschiedenen Konzepten gegeben. Zunächst konnten über eine qualitative Diskussion der beim Linearbeschleuniger vom Iristyp vorkommenden Beam Blowup Phänomene, wie der regenerative BBU und der cumulative BBU, die Erscheinungsformen und die physikalischen Ursachen dieser BBU Phänomene verstanden werden. Hier zeigt sich, daß bei Irisstrukturen die HEM11-Moden die Hauptursache sowohl für den regenerativen- als auch für den cumulativen BBU sind. Der dritte Abschnitt führte in eine allgemeine Methode zur quantitativen Beschreibung der sogenannten Strahl-Resonator-Wechselwirkung ein. Diese Methode heißt Condon- Methode und erlaubt die Berechnung von BBU verursachenden Wakefeldern über eine Eigenwellenentwicklung aus den Eigenmoden des leeren Rersonators. Im vierten Abschnitt wurde durch die Herleitung des Theorems von Panofsky-Wenzel die Theorie der Strahl-Resonator-Wechselwirkung vervollständigt, wonach der einer Testladung während der Durchquerung eines felderfüllten Resonators mitgeteilte Transversalimpuls vollständig durch die räumliche Verteilung der elektrischen Longitudinalkomponente allein bestimmt ist. Damit erhält man also eine Aussage über die Wirkung der in Beschleunigerresonatoren feldanfachenden vorauslaufenden Ladungen auf die nachfolgenden. Dabei konnte auch die Frage geklärt werden, welche Moden zylindrischer Symmetrie wegen ihrer transversal ablenkenden Wirkung für den Teilchenstrahl gefährlich sind. Hier zeigt sich, daß alle BBU verursachenden Moden TM2np- bzw. TM2np-Moden sind, d.h., die Moden mit dipol- bzw. quadrupolartiger Symmetrie. Die Anwendung der in den Abschnitten drei und vier entwickelten Theorie zur Strahl-Resonator-Wechselwirkung konnte im Abschnitt fünf anhand dreier, für die Beschleunigerphysik sehr interessanter Beispiele gezeigt werden. Im ersten Beispiel gelang die Beschreibung der Wechselwirkung eines in Längsrichtung homogenen Strahls, welcher transversal Betatranschwingungen vollführt, mit der TM110-Mode eines Zylinderresonators. Dieses Beispiel ist von praktischer Bedeutung bei Linearbeschleunigern. die bei hohem Duty Cycle betrieben werden, also z.B. beim RACE TRACK Mikrotron oder bei supraleitenden Linacs. Beim zweiten Beispiel hat die Anwendung der Theorie auf eine Irisstruktur zu Formeln geführt, die sich Fair eine numerische Berechnung des Startstroms zum regenerativen BBU eignen, was jedoch relativ aufwendig ist. Es konnte aber auch eine einfache Abschätzungsformel für den Startstrom durch die Anwendung des Poyntingschen Satzes auf eine differentielle Länge des der Irisstruktur entsprechenden Wellenleiters abgeleitet werden. Aus der Bedingung, daß die durch den Strahl erzeugte Leistung pro Längeneinheit gleich den Leistungsverlusten pro Längeneinheit ist, findet man den Startstrom für den regenerativen BBU. Das letzte Beispiel, die Wechs 1 e Wirkung einer hochrelativistischen Punktladung mit einem beliebigen Resonator, ist auch das wichtigste. Hier wurden die Wakefelder aus einer simplen Energiebilanzbetrachtung abgeleitet, da eine Berechnung nach der Condon-Methode relativ aufwendig und langwierig wäre. Diese Vorgehensweise hat hier zu einem tieferen physikalischen Verständnis der Vorgänge im Resonator geführt. Die mit Hilfe einer Punktladung abgeleiteten Wakefelder sind Greensfunktionen. die zur quantitativen Beschreibung des cumulativen BBU’s bei linearen Kollidern benutzt werden können. Die Diskussion der anhand der Beispiele gewonnenen Ergebnisse am Ende des fiinften Abschnitts führte zu verschiedenen Maßnahmen zur Verringerung der schädlichen Strahl-Resonator-Wechselwirkung. Hier hat sich gezeigt, daß sowohl der regenerative BBU als auch der cumulative BBU u. a. durch eine Verringerung der Resonatorgüte der strahlstörenden Dipolmode verhindert werden können. Im sechsten Abschnitt erfolgte die noch ausstehende quantitative Beschreibung des cumulativen BBU mit Hilfe der im vorangehenden Abschnitt am dritten Beispiel gewonnenen Formeln für die Wakefelder. Die Berechnung der Strahlablage und Strahlrichtung geschieht hier über einen Matrizenformalismus, der aus der Idee heraus entstand, die Beschleunigersektionen des linearen Kolliders durch Resonatoren verschwindender Länge zu ersetzen. Uber den Matrizenformalismus konnte die durch den Einfluß von Beschleunigung, Fokussierung und Wakefeldern doch recht komplizierte Teilchenbewegung sehr elegant formuliert werden, jedoch eignet sich dieser Formalismus nur für numerische Zwecke. Abschätzungen sind in diesem allgemeinen Fall unmöglich. Durch die Einführung eines sehr restriktiven Modells, des sogenannten DAISY-CHAIN Modells, welches nur bei sehr stark bedämpften Beschleunigersektionen gültig ist. hat sich der Matrizenformalismus auf sehr einfache, der analytischen Berechnung zugängliche Gleichungen reduzieren lassen. Die Bedämpfung der Beschleunigersektionen muß dabei so stark sein, daß eine Ladung innerhalb einer ganzen Kette äquidistanter Ladungen nur ein signifikantes Wakefeld der unmittelbar vorrauslaufenden Ladung erfährt. Wie stark im Einzelfall bedämpft werden muß, um einen stabilen Transport einer Kette von Teilchenpaketen zu ermöglichen, konnte anhand zweier, in der Betriebsfrequenz unterschiedlicher Konzepte für normalleitende Linearbeschleuniger zukünftiger Kollider gezeigt werden. Dabei wurde deutlich, daß man bei ausschließlicher Anwendung von in Bezug auf die HEM11-pi-Mode stark bedämpften Beschleunigerstrukturen zur Kontrolle des cumulativen BBU bei einer hohen Betriebsfrequenz, z.B. im X-Band (11.45 GHz), sehr unbequem niedrige Gütewerte von ca. Q=5 erreichen muß. Das ist, wie sich im praktischen Teil der vorliegenden Arbeit gezeigt hat, vom technischen Aufwand her gesehen sehr schwierig. Für einen X-Band-Kollider wird man also eine Kombination von Maßnahmen zur Kontrolle des cumulativen BBU’s bevorzugen, z.B. neben dem Bedämpfen auch das sogenannte “Detunen” der Beschleunigersektionen. Bei einem Linearbeschleuniger im S-Band (Betriebsfrequenz bei 3 GHz) befindet man sich von vornherein bei ausschließlicher Verwendung gedämpfter Strukturen in bequemeren Gütebereichen Q ungefähr gleich 20-50, was ohne weiteres praktikabel ist. Aber auch hier kann man durch Zusatzmaßnahmen die Anforderungen an die Resonatordämpfung weiter reduzieren. Als erste Methode zur Bestimmung der Güte eines störmodenbedämpften Beschleunigerresonators wurde die Chipman-Methode angewendet. Meßobjekt war hier das dreizellige Modell einer Irisstruktur mit Halbzellenabschluß. Zur Auskopplung der dominanten Störmode, der sogenannten HEM11-Mode, war die mittlere Irisblende einseitig geschlitzt. Bei diesem Modell lag die Frequenz der als Beschleunigermode vorgesehenen TM010-2pi/3-Mode etwa bei 2.35 GHz und die Frequenz der dominanten Störmode, der HEM11-pi-Mode, lag bei etwa 2.81 GHz. Die mittlere geschlitzte Irisblende war austauschbar, so daß eine Messung der durch das Dämpfungssystem belasteten Güte QL bzw. des Koppelfaktors K in Abhängigkeit von der Schlitzhöhe möglich war. Die Messungen ließen sich bei diesem Koppelsystem ohne Schwierigkeiten durchrühren, bei der größten möglichen Schlitzhöhe von 10 mm wurde auch der größte Koppelfaktor mit 46 gemessen. Bei einer vom Dämpfungssystem unbelasteten Güte von Q0=4500 korrespondiert ein Koppelfaktor von K=46 mit einer durch das Dämpfungssystem belasteten Güte von QL = 100. Ein Mangel wurde bei der Anwendung der Chipman-Methode sofort sichtbar: Durch die Anregung der HEM11-pi-Mode von der Meßleitung aus sind im Koppelsystem offenbar Störmoden angeregt worden. Liegen diese Störmoden nahe bei der zu messenden Resonanz, dann ist eine präzise Bestimmung des Koppelfaktors unmöglich. Glücklicherweise war das hier nicht der Fall. Die Messungen mit der einseitig geschlitzten Irisblende haben gezeigt, daß dieses Dämpfungssystem Anwendung finden könnte bei Beschleunigerstrukturen im S-Band. wie sie z.B beim DESY/THD-Kollider vorgeschlagen wurden. Natürlich kann bei den hier erreichten Koppelfaktoren nicht die Dämpfung der schädlichen HEM11-pi- Mode die alleinige Maßnahme sein, die einseitig geschlitzte Irisblende könnte nur zusammen mit dem Detunen angewendet werden. Da die einseitig geschlitzte Irisblende auch eine Feldasymmetrie bei der Beschleunigermode erzeugt, müssen die Dämpfer entlang einer Beschleunigersektion alternierend angebracht werden, d.h. jeder Dämpfer ist im Bezug zum nächsten Nachbardämpfer um 90° gedreht. Die 90° ergeben sich aus der Notwendigkeit, auch die Dämpfung der zweit en Polarisationsebene der HEM11-pi-Mode zu gewährleisten. Als zweite, der Chipman-Methode sehr ähnliche Methode, wurde die Kurzschlußschiebermethode angewendet. Erstes Untersuchungsobjekt war die bei der Chipman- Methode bereits erwähnte dreizeilige Irisstruktur. Ein Vorteil im Vergleich zur Chipman-Methode ist vor allem die schnelle Durchführbarkeit der Messung bei wenig experimentellem Aufwand, wenn auch die Kurzschlußschiebermethode weniger präzise ist, und man auf einige Informationen, wie z.B. der Verlauf des Reflexionsfaktors und dessen Phase, verzichten muß. Im Vergleich mit der Chipman-Methode waren die mit der Kurzschlußschiebermethode gemessenen Koppelfaktoren immer um etwa 10-15% höher. Das liegt vor allem daran, daß die Theorie zur Kurzschlußschiebermethode von einem verlustfreien Resonator-Hohlleitersystem ausgeht, so daß die nach dieser Theorie ermitteten Koppelfaktoren prinzipiell zu groß sind. Auch bei dieser Methode hat sich gezeigt, daß eine Auswertung der Meßergebnisse scheitern muß, falls ein Modenüberlapp auftritt. Bei Experimenten mit komplizierteren Dämpfungssystemen, bestehend aus mehr als vier Hohlleitern an Resonatoren mit mehr als zwei Zellen ist deutlich geworden, daß eine Bestimmung des Koppelfaktors über die Kurzschlußschiebermethode durch die entstehende Modenvielfalt praktisch unmöglich ist. Es stellte sich heraus, daß bei der Auswertung der Meßergebnisse dadurch ein Fehler entsteht, wenigstens bei sehr starker Dämpfung, daß man die Feldverteilung als konstant animmt, denn bei dem Vergleich der unbelasteten Güte Q0 mit der vom Dämpfungssystem belasteten Güte QL geht man davon aus, daß die Feldverteilungen im ungedämpften- und gedämpften Fall identisch sind. Das kann bei Koppelfaktoren im Bereich von einigen zehn bis zu einigen hundert nicht mehr zutreffen, da das Feld der Mode immer stärker in das Dämpfungssystem eindringt, je stärker die Kopplung ist. Das ändert die Modengeometrie natürlich in dramatischer Weise und die belastete Güte QL kann dann nicht mehr einfach über die Gleichung QL=Q0/(1+ K) aus den gemessenen Größen Q, und K ausgerechnet werden, da der Koppelfaktor K nun nicht mehr konstant sein kann, sondern im Gegenteil sich sehr stark ändert, je nachdem an welcher Stelle die Felder gemessen werden. Ein weiterer Mangel bei beiden Methoden ist, daß über diese Methoden weder die longitudinale noch die transversale Shuntimpedanz bestimmt werden kann. Ein Ausweg aus diesem Dilemma war die Anwendung zweier neuer Meßmethoden, die Antennenmethode und die nichtresonante Störkörpermethode. Diese beiden Methoden beruhen im Gegensatz zu den ersten beiden Methoden auf einer direkten Bestimmung der Feldpegel bzw. der transversalen Shuntimpedanz im bedämpften Resonator was den Vorteil hat, daß im Resonator genau das Feld bzw. die Shuntimpedanz vermessen wird, welches die Teilchen bei der Durchquerung des Resonators auch tatsächlich sehen. Die Antennenmethode war eine komplette Neuentwicklung, während es sich bei der nichtresonante Störkörpermethode um die Anwendung einer seit 1966 bekannten, jedoch in Vergessenheit geratenen Theorie handelte. Beide Meßmethoden konnten am Beispiel eines im Bezug auf die TM110-Mode (Frequenz bei ca. 3.2 GHz) sehr stark bedämpften Zylinderresonators (Die Frequenz der TM010-Mode lag bei ca. 2.049 GHz) erfolgreich getestet werden. Die durch das Dämpfungssystem belastete Güte QL war hier ca. 10. Bei der Bestimmung der longitudinalen elektrischen Feldstärken bzw. der longitudinalen Shuntimpedanz der TM110-Mode in Abhängigkeit vom axialen Abstand vor und nach der Bedämpfung konnten zunächst folgende Feststellungen gemacht werden: 1) Die Modengeometrie im ungedämpften- und gedämpften Fall unterscheiden sich sehr stark voneinander. Dadurch mißt man verschiedene Koppelfaktoren, je nachdem an welcher Stelle man die Felder mißt. 2) der maximal gemessene Koppelfaktor liefert über die Gleichung QL=Q0/(1+K) die richtige beklastete Güte QL. 3) Der höchste Koppelfaktor wurde bei der Feldmessung in einem Achsortabstand vom halben Radius des Zylinderresonators gemessen. Da die beiden Meßmethoden das Verhältnis der elektrischen Feldstärkequadrate in Abhängigkeit vom Meßort vor und nach der Bedämpfung liefern, konnte die zweite Feststellung nur durch eine Kontrollmessung mit Hilfe der Kurzschlußschiebermethode, die hier dank des einfachen Aufbaus leicht durchfiihrbar war, gemacht werden. Die Kurzschlußschiebermessung lieferte eine Güte QL ungefähr gleich 9, während der höchste bzw. der niedrigste mit den beiden neuen Megmethoden ermittelte Koppelfaktor mit einer Güte von QL ungefähr gleich 11 bzw. mit einer Güte von QL ungefähr gleich 14 korrespondierte, d.h. also. daß der höchste gemessene Koppelfaktor für dieses Dämpfungssystem die richtige Resonatorgüte liefert. Anhand eines zweizeiligen Resonators (Die Frequenz der TM010-2pi/3-Beschleunigermode lag bei ca. 2.35 GHz) mit beidseitig geschlitzter Irisblende als Dämpfungssystem für die HEM11-pi-Mode (ca. 3.5 GHz) konnte gezeigt werden, daß die zweite Feststellung eine Gesetzmäßigkeit bei spiegelsymmetrischen Dämpfungssystemen ist. Im Unterschied zum Zylinderresonator wurde der höchste mit der richtigen bedämpften Güte QL ungefähr gleich 37 korrespondierend Koppelfaktor K ungefähr gleich 153 jedoch direkt auf der Resonatorachse gemessen. Die bedämpfte Güte wurde auch hier wieder mit Hilfe der Kurzschlußschiebermethode kontrolliert. Ein sehr interessantes Verhalten zeigte der gleiche zweizeilige Resonator mit einseitig geschlitzter Irisblende als Dämpfungssystem. Hier korrespondierte der in der Nähe der Resonatorwand gemessene niedrigste Koppelfaktor mit der bedämpften Güte QL ungefähr gleich 230 des Resonators. In Achsennähe hingegen war der Koppelfaktor etwa dreimal höher, K ungefähr gleich 82, als aus der der Güteerniedrigung K ungefähr gleich 35 nach der Dämpfung hervorgegangen wäre, die transversale Shuntimpedanz ist also auch etwa um den Faktor 3 erniedrigt. Durch dieses Verhalten ist der einseitig bedämpfte Resonator für die Verwendung bei einem linearen Kollider im S-Band (hier muß nicht so stark bedämpft werden) interessant geworden, denn wenn nur wenige Zellen einer Beschleunigersektion mit einem Dämpfungssystem ausgerüstet werden müssen, ist es wichtig in diesen Zellen ein effektives Dämpfungssystem bei Gewährleistung eines einwandfreien Transports der Feldenergie der HEM11-pi-Mode in diese gedämpften zu haben. Das funktioniert einerseits nur, wenn sich die Resonanzfrequenz der gedämpften Zellen in Bezug auf die HEM11-pi-Mode auf die Resonanzfrequenz der benachbarten ungedämpften Zellen einstellen läßt und andererseits die mit einer Dämpfung einhergehende schlechtere Anregungsfähigkeit dieser Störmode in den gedämpften Zellen nicht zu schlecht ist. Bei einer zu starken Dämpfung wäre beides nicht möglich. Zusammenfassend kann man sagen, daß durch die Antennen- und die nichtresonante Störkörpermethode ein für die Entwicklung von störmodenbedämpften Beschleunigerresonatoren für zukünftige lineare Kollider und natürlich auch anderer Elektronenbeschleuniger sehr wirksames Instrument zur Verfügung steht. Ein detailliertes Design eines für einen bestimmten Beschleuniger passenden Dämpfungssystems ist mit Hilfe dieser Meßmethoden möglich geworden, da kleine Unterschiede zwischen verschiedenen Ausführungen von Dämpfungssystemen meßbar sind. Durch die bei der Anwendung der Meßmethoden auf unterschiedliche bedämpfte Resonatoren gefundenen Gesetzmäßigkeiten ist unter anderem auch die Frage geklärt worden, auf welche Weise ein Dämpfungssystem auch auf numerischem Wege mit Hilfe von Computerprogrammen wie z.B. MAFIA berechnet werden kann.
Untersuchungen zu mikrowellenfokussierenden Beschleunigerstrukturen für zukünftige lineare Collider
(1993)
Zur Erforschung immer kleinerer Strukturen der Materie benötigt die Elementarteilchenphysik Teilchenstrahlen höchster Energie. Gegenwärtig sind das Higgs-Boson und das Top-Quarks‘ die Objekte des größten physikalischen Interesses. Das sog. “Top” ist das sechste und bisher noch nicht nachgewiesene Mitglied der Quark-Familie. Seine Masse wird unterhalb von etwa 180GeV vermutet. Das Higgs-Boson spielt im sog. Standardmodell der Elementarteilchen eine wichtige Rolle. Seine Masse wird ebenfalls im Bereich zwischen 100 und 200GeV vermutet. Es gibt eine gute Chance, das Top am Protonen- Antiprotonen-Beschleuniger TEVATRON des Fermilab in Chicago nachzuweisen. Seine physikalischen Eigenschaften lassen sich aber erst an zukünfligen Beschleunigem mit höherer Energie bestimmen. Gegenwärtig werden daher mehrere verschiedene Beschleunigerkonzepte erwogen oder sind bereits in Planung bzw. im Bau. Das Spektrum reicht dabei von Protonen-Antiprotonen- bis zu Elektronen-Positronen-Maschinen. Ein vielversprechender Ansatz zur Erzeugung der benötigten Teilchenenergien ist der lineare Elektronen-Positronen-Collider, im folgenden immer als linearer Collider bezeichnet. Das Verhältnis von Meßsignal zu Hintergrund ist bei e+-e-Kollisionen besser als bei Protonen-Kollisionen. Es entstehen keine Partonen, wodurch die zur Verfugung stehende Energie effektiver genutzt werden kann [ 11. Weiterhin ist der lineare Collider im Vergleich zu einer zirkularen Maschine gleicher Endenergie und Luminosität auf lange Sicht kostengünstiger, da keine zusätzliche Hf-Leistung zur Kompensation von Synchrotronstrahlungsverlusten nötig ist. Die für die Experimente erforderliche hohe Luminosität bedingt Teilchenstrahlen von niedrigster Emittanz und geringster Energieverschmierung sowohl innerhalb eines einzelnen Teilchenpaketes als auch zwischen den Bunchen selbst [2]. Zur Erhaltung der Strahlqualität über die volle Lange des Beschleunigers ist es deshalb notwendig, ein akkurates Strahlführungssystem zu entwickeln, das es gestattet, auftretenden Strahlinstabilitäten wirksam zu begegnen. Grund der Instabilitäten sind elektromagnetische Felder, sogenannte Wake- oder Kielwellenfelder, die die Teilchen bei der Durchquerung des Beschleunigers selbst anfachen. Die Teilchenpakete werden dadurch radial von der Achse abgelenkt, sie werden verformt und erfahren eine Impulsverschmierung. Transversale Einzelbunch-Instabilitäten (SBBU, Single Bunch Beam Breakup) kann man durch die Einführung einer Energieverschmierung innerhalb eines Teilchenpakets bekämpfen; in Verbindung mit einer äußeren Strahlführung erreicht man eine Bedämpfung der Instabilität [3]. Als Alternative oder Ergänzung zu äußeren Fokussierungsmaßnahmen erscheint es deshalb interessant, inwieweit man durch geeignete Modifikationen an den Beschleunigerstrukturen die Hochfrequenzfelder selbst zur Erzeugung der benötigten Fokussierung heranziehen kann. Da es sehr schwierig ist, die für das Experiment geforderte Luminosität mit einem einzelnen Bunch zu erzeugen, muß man mehrere Teilchenpakete in kurzem Abstand durch den Beschleuniger schicken. Jetzt erfährt aber jeder Bunch die aufsummierten Wakefelder der ihm vorausfliegenden Teilchenpakete. Um zu verhindern, daß die transversale Strahlablage inakzeptabel groß wird, müssen Maßnahmen zur Kontrolle dieser Vielteilchen-Instabilitäten (MBBU, Multibunch Beam Breakup) getroffen werden. Das bedeutet, die Güten dieser als Long-Range-Wakes bezeichneten Störmoden müssen, je nach Collider, durch konstruktive Maßnahmen auf Werte in der Größenordnung von zehn abgesenkt werden. Die vorliegende Arbeit befaßt sich mit theoretischen Anwendungsmöglichkeiten von hochfrequenzfokussierenden Beschleunigerstrukturen in linearen Collidem bei Einzel- und Multibunch-Betrieb. In Kap. 2 wird eine kurze Einführung in die Problematik von Höchstenergiebeschleunigem gegeben. Anschließend werden in Kap. 3 Irisstrukturen und ihre Kenngrößen behandelt. Kap. 4 gibt eine Einführung in das Wakefeld-Konzept. Es wird untersucht, welche Resonatormoden für den Strahl gefährlich sind; die Wakepotentiale werden mit Resonatorkenngrößen in Verbindung gebracht. In Kap. 5 schließt sich eine Betrachtung zum SBBU an. Es wird untersucht, inwieweit Irisstrukturen und Rechteckblendenstrukturen (MWQ-Strukturen) zur direkten Hochfrequenzfokussierung eingesetzt werden können. Die Eigenschaften einer MWQ-Struktur werden vermessen und mit theoretischen Vorhersagen verglichen. Beispiele fiir hypothetische Collider in verschiedenen Frequenzbereichen werden diskutiert. Im anschließenden Kap. 6 wird der Mechanismus des MBBU erläutert und Möglichkeiten zur Bedämpfung insbesondere von MWQ-Strukturen im Multibunch-Betrieb untersucht. Meßergebnisse an Modellstrukturen werden vorgestellt und am Beispiel von einem S- und X-Band- Collider diskutiert.
Im Rahmen dieser Arbeit wurde die katalytische Wirkung von massenselektierten Edelmetallclustern in photographischen Entwicklern an möglichst praxisnahen photographischen Modellsystemen untersucht, um die bei der Belichtung und der anschließenden Entwicklung von photographischen Filmmaterialien ablaufenden Prozesse besser verstehen zu können. Hierzu wurden präformierte und anschließend massenspektrometrisch größenselektierte Edelmetallclusterionen sanft auf photographische Emulsionskörner aufgebracht und anschließend untersucht, wie die deponierten Clusterionen die chemische Reduktion dieser gelatinefreien Silberhalogenid-Mikrokristalle im Entwickler beeinflussen. Apparatives Kernstück ist eine in den letzten drei Jahren in der Arbeitsgruppe von Prof. L. Wöste an der Freien Universität in Berlin entwickelte Anlage mit der es möglich ist, Edelmetallcluster definierter Größe in so ausreichender Menge durch Sputtern zu erzeugen, daß auch nach kurzen Depositionszeiten genügend viele Cluster auf Oberflächen deponiert werden können. Hohe Teilchenströme von Silbercluster-Kationen wurden über einen weiten Größenbereich (Ag1 + -Ag34+) erzeugt. Der Silbercluster mit der geringsten Intensität im Spektrum, das besonders interessante Ag4 +, wurde mit einem Clusterstrom von 800 pA bei guter Massenauflösung erzeugt. Für Silbercluster-Anionen erzielt man annähernd die gleichen Teichenströme wie für die entsprechenden -Kationen. Durch Sputtern von Gold-Silber-Mischtargets ließen sich AunAgm+-Clusterionen bis zu einer Masse von 2200 amu erzeugen. Um die Forderung nach einem langsamen Aufbringen der Cluster auf die Oberfläche („soft landing“) zu erfüllen, wurden die Cluster mit Hilfe von zwei mit Stoßgas gefüllten Quadrupolen abgebremst. Durch die so verwirklichte sanfte Deposition der Cluster ist es erstmals gelungen, die photographische Wirkung der auf primitive Emulsionskörner deponierten Cluster in definierter, reproduzierbarer und daher aussagekräftiger Weise zu untersuchen. Das war möglich, weil die Depositionsenergien der Cluster (< 1 eV) unterhalb der Bindungsenergien der hier deponierten Edelmetallcluster liegen und somit eine Verfälschung der Resultate durch Fragmentation der Clusterionen ausgeschlossen werden konnte. Es konnte nachgewiesen werden, daß erst ab Depositionsenergien von ³ 5 eV eine vermehrte Fragmentation der Cluster zu erwarten ist. Ob ein Silbercluster an einem Emulsionskorn dessen bevorzugte Entwickelbarkeit einleitet, hängt nicht nur von der Größe des Aggregates und seiner Ladung ab, sondern auch vom Redoxpotential des photographischen Entwicklers. Positiv geladene Silbercluster aus mindestens vier Atomen (Agn+, n³4) katalysieren den Entwicklungsprozeß der Emulsionskörner bei Redoxpotentialen, die negativer als -310 mV (Ag/AgCl-Referenzelektrode) sind. Aber auch Ag3+-Cluster führen noch zu einer Entwickelbarkeit, wenn das Redoxpotential unterhalb -350 mV liegt. Im Gegensatz zu Ag3+-Clustern können Ag3--Cluster, ebenso wie Ag4+-Cluster, die Entwicklung bereits bei einem Redoxpotential von -310 mV katalysieren. Kleinere Silberaggregate, ob positiv oder negativ geladen, führen nicht zu einer bevorzugten Entwickelbarkeit der mit ihnen belegten Silberhalogenidkörner. Ein Einfluß der Kornmorphologie (Kuben, Oktaeder, T-grains) auf die kritische Clustergröße konnte nicht nachgewiesen werden. Erstmals war es auch möglich, Gold-Silber-Mischclusterionen auf ihre photographische Wirkung hin zu untersuchen. Dabei zeigte sich, daß die katalytische Wirkung von Gold-Silber-Mischclusterionen auf die Entwickelbarkeit der sie enthaltenden Emulsionskörner allein durch den Silberanteil der Cluster bestimmt wird. Mischcluster Ag1Aum+ (m³2) und Ag2Aum+ (m³1) katalysieren die Entwicklung nicht, unabhängig vom Redoxpotential. Dagegen leiten Ag3Aum + (m³2), entsprechend den Agn+-Clustern (n³4) bei Redoxpotentialen negativer als -310 mV die Entwicklung ein. Mischcluster mit höherem Silberanteil (AgnAum+; n³4, m³1) ändern ihre katalytische Wirkung gegenüber reinen Silberclustern entsprechender Größe nicht. Erstmals konnte auch der Begriff „Goldlatensifikation“ präzisiert werden. Die hier gefundnen Ergebnisse zeigen eindeutig, daß von einer solchen nur dann gesprochen werden kann, wenn sich die Goldatome an das Trimer anlagern. Dagegen kann die alleinige Substitution von Silber durch Gold sowohl als empfindlichkeitssteigernder Mechanismus bei der Goldlatensifikation als auch bei der Goldreifung ausgeschlossen werden. Reine Goldcluster-Kationen bis zum Au7 + zeigen keine katalytische Wirkung.
Zwei- und Viel-Teilchen-Korrelationen in zentralen Schwerionenkollisionen bei 200 GeV pro Nukleon
(1995)
HADES : ein Dielektronenspekrometer hoher Akzeptanz für relativistische Schwerionenkollisionen
(1995)
Das Dielektronenspektrometer HADES (High Acceptance Dielectron Spectrometer) wird gegenwärtig am Schwerionensynchrotron der Gesellschaft für Schwerionenforschung (Darmstadt) aufgebaut. Die Spektroskopie von Elektron-Positron-Paaren (Dielektronen) aus Kern-Kern-Kollisonen mit Projektilenergien von 1 bis 2 GeV/Nukleon verspricht einen Einblick in die Eigenschaften von Hadronen bei Dichten, die das Dreifache von normaler Kerndichte erreichen. Es wird erwartet, daß sich die Massenverteilung der unterhalb der Schwelle erzeugten leichten Vektormesonen rho. omega und phi anhand ihres Zerfalls in Dielektronen experimentell untersuchen läßt. Die Beobachtung von Massenänderungen kann Hinweise auf die Restauration der im Vakuum gebrochenen chiralen Symmetrie geben. Die Eigenschaften des Spektrometers wurden in der vorliegenden Arbeit mit Simulationsrechnungen (GEANT) untersucht und optimiert. Zur Leptonenidentifizierung dient ein ortsempfindlicher Cerenkov-Zähler (RICH1) mit Gasradiator, azimutal symmetrischem Spiegel und V-Photonendetektor. Durch die geometrische Anordnung des RICH und mit sechs supraleitenden Spulen in toroidaler Anordung erreicht HADES eine Polarwinkelakzeptanz von 18 bis 85 Grad. Die Feldverteilung ist der kinematischen Impulsverteilung angepaßt und garantiert Feldfreiheit im RICH. Je ein Paar Minidriftkammern vor und hinter dem Magnetfeldbereich messen die Trajektorie zur anschließenden Rekonstruktion von Impuls, Winkel und Vertex. Zuletzt passieren die Teilchen META, eine Detektorkombination von Szintillatoren und Schauerdetektor. Aus der Multiplizität geladener Teilchen in den Szintillatoren werden zentrale Kollisionen für den Trigger der ersten Stufe selektiert. Den Trigger der zweiten Stufe definieren zwei erkannte Ringe im RICH, die jeweils einem Elektronensignal in META zuzuordnen sind. HADES ist ein Experiment der zweiten Generation. Die Messungen mit dem Dileptonenspektrometer DLS am BEVALAC (Berkeley, USA) ergaben nur für leichte Stoßsysteme e+e- -Spektren guter Statistik. HADES besitzt mit 35% die hundertfache geometrische e+e- - Akzeptanz des DLS. Darüber hinaus können mit einer Massenauflösung von weniger als 1% (DLS 12%) die e+e- -Beiträge von omega- und rho-Meson getrennt werden. Es ist für die Anforderungen von Au+Au-Kollisionen bei hohen Kollisionsraten von 106 pro Sekunde konzipiert. Bei einer Anzahl von bis zu 170 Protonen und 20 geladenen Pionen sowie mehr als 0.1 e+e- -Paaren durch den pi 0-Zerfall werden pro zentralerKollision etwa 10 exp 6 Dielektronen aus dem rho- oder omega-Zerfall erwartet. Leptonen, die aus dem Zerfall verschiedener pi 0-Mesonen stammen, bilden kombinatorische e+e- -Paare, die auch im e+e- -Massenbereich der Vektormesonen beitragen können. Durch Rekonstruktion und durch Methoden der Untergrunderkennung wird der e+e- -Untergrund um nahezu zwei Größenordnungen unterdrückt, während die Effizienz für echte Dielektronen etwa 55% beträgt. Die Leptonen des verbleibenden Untergrunds stammen zu mehr als 50% aus dem pi-0-Dalitz-Zerfall und zu etwa 40% aus externer Paarkonversion von ..-Quanten des Zerfalls pi 0.. , wobei Konversionsprozesse im Radiatorgas und im Target zu gleichen Teilen beitragen. pi 0-Dalitz-Zerfall überwiegt im kombinatorischen Massenspektrum bis 500 MeV/c2 ; oberhalb von 500 MeV/c2 dominiert externe Paarkonversion.
Die hier vorliegende Arbeit stellt die experimentelle Bestimmung des Verhältnisses R der totalen Wirkungsquerschnitte von Doppel- zu Einfachionisation von Helium vor. Die Ionisation wurde durch Photonen der Energie von etwa 8 keV und 58 keV induziert. In diesem Energiebereich ist die Ionisation sowohl durch die Absorption eines Photons wie auch durch die Compton-Streuung möglich. Die genutzten Photonenenergien erlaubten, den asymptotischen Hochenergiebereich beider Prozesse zu untersuchen. Mit Hilfe der verwandten Methode der Rückstoßionen-Impulsspektroskopie (hier in der neuesten Generation COLTRIMS, nach COLd Target Recoil Ion Momentum Spectroscopy) konnten Photoabsorption und Compton-Streuung erstmals experimentell voneinander getrennt werden. Sie ermöglichte ebenfalls eine gegenüber anderen Meßmethoden deutlich gesteigerte Genauigkeit der Werte R. Die Kinematik der auslaufenden Teilchen unterscheidet sich in beiden Prozessen: In der Absorption überträgt das Photon seine volle Energie auf die Targetelektronen. Deren Impuls im auslaufenden Kanal ist groß gegenüber dem des einlaufenden Photons und muß vom Ion kompensiert werden. Dagegen findet die Streuung des Photons am Elektron statt, das Ion nimmt dabei die Rolle eines Zuschauers ein. Es besitzt im auslaufenden Kanal nur einen geringen Impuls. Die so wohlseparierten Strukturen in der Rückstoßionen-Impulsverteilung erlauben die Trennung beider Prozesse durch COLTRIMS. Das Resultat zur Photoabsorption im Hochenergielimit von Rph = (1.72 ± 0.12) % konnte erstmalig die theoretischen Vorhersagen dieses Wertes verifizieren. Der Wert von Rc = (1.22 ± 0.06) % bei etwa 8.8 keV bestätigt die Rechnung von Andersson und Burgdörfer (Phys. Rev. A50, R2810 (1994)). Das Ergebnis von Rc = (0.84 +0.08-0.11) % bei 58 keV stimmt mit dem für die Compton-Streuung vorhergesagten asymptotischen Grenzwert überein.
Die im Rahmen dieser Arbeit gewonnen Meßergebnisse zeigen, daß bei geringem Restgasdruck der Einsatz einer GPL zur Fokussierung eines hochperveanten Ionenstrahles niedriger Strahlenergie Vorteile gegenüber konventionellen Linsensystemen bietet. Neben einer kostengünstigen Realisation ist wesentlich die bei unterschiedlichen Linsenparametern hohe Linearität der Linsenfelder (und die damit verbunden geringen Aberrationen) bei gleichzeitig starker Fokussierung zu nennen. Auch die geringe Baulänge, vor allem im Vergleich zu den wegen der FODO-Struktur bei Quadrupolen i. a. notwendigen Tripletts, kann gerade bei de- bzw. teilkompensiertem Transport einen Vorteil darstellen. Die im zweiten Kapitel vorgestellten Arbeiten zur theoretischen Beschreibung des nichtneutralen Plasmas der GPL haben gezeigt, daß bei Berücksichtigung der Verlustmechanismen (longitudinal und radial) die Beschreibung der Elektronenverteilung in der Linse die Meßergebnisse wesentlich besser widerspiegelt als in der klassischen Theorie Gabors, die nur einen idealisierten Zustand maximaler Elektronendichte beschreibt. Die Integration der Verluste in die Simulation ist für den longitudinalen Verlustkanal gelungen. Die radialen Verluste entziehen sich bisher aufgrund der Komplexität der Vorgänge bei der Diffusion einer hinreichend genauen Beschreibung. Dies liegt vor allem an einer sehr schwierigen Abschätzung der hierbei dominierenden Heiz- bzw. Kühlprozesse im Linsenplasma. ...
Die vorliegende Arbeit befaßt sich mit der Untersuchung von Photonenemissionsmustern im einzelnen Ereignis, wie sie bei einer Schwerionenkollision von Schwefel auf Gold bei einer Energie von 200 GeV pro Nukleon produziert werden. Diese Ereignisse wurden mit dem Photonen-Multiplizitäts-Detektor im WA93-Experiment am CERN aufgenommen. Die globalen Observablen einer ultrarelativistischen Schwerionenkollision, wie z.B. Multiplizitäts- und Energieverteilungen der Teilchen, lassen sich durch Rechnungen mit dem String-Modell VENUS3.11 gut beschreiben. In diesem Modell werden alle bekannten, in einer Kern-Kern-Kollision ablaufenden physikalischen Prozesse eingebaut. Ein Vergleich von Verteilungen globaler Meßgrößen aus dem Experiment mit solchen aus Modellrechnungen zeigt, welche Resultate durch schon bekannte, in dem Modell berücksichtigte, physikalische Vorgänge verursacht sind und welche auf noch unbekannten Vorgängen oder auf Detektoreffekten beruhen. Um aus solchen Vergleichen den Einfluß noch unbekannter physikalischer Prozesse auf Verteilungen zu erkennen, muß die Veränderung der physikalischen Observablen bei der Messung durch den Detektor selbst berücksichtigt werden. Die Wechselwirkung der aus der Reaktionszone emittierten Teilchen mit der im Experiment befindlichen Materie der Detektoren wird mit dem Detektorsimulationsprogramm GEANT dargestellt. Der Einfluß der Detektoren kann für globale Observablen sehr zufriedenstellend beschrieben werden, was sich in der guten Übereinstimmung der Multiplizitäts- und Rapiditätsverteilung der im WA93-Experiment nachgewiesenen Photonen mit den Verteilungen aus Modellrechnungen zeigt. Auch die Dynamik der Kollision, sichtbar in der Verteilung der transversalen Energie, wird durch das Modell wiedergegeben. Auf dem Niveau von Einzelereignissen und der Verteilung von Photonen innerhalb eines Ereignisses ist es äusserst wichtig, den Einfluß der Detektoreffekte auf die Verteilungen zu bestimmen. Bei der Untersuchung von Fluktuationen und Korrelationen auf der Basis von Einzelereignissen wurde deshalb ein Vergleich zu Mixed Events angestellt, bei denen die Detektoreffekte beibehalten, aber alle vorhandenen Korrelationen aufgelöst werden. In dieser Arbeit wurden die Photonenemissionsmuster der Einzelereignisse (eventby- event-Analyse) mit der Minimal-Spanning-Tree (MST)-Methode auf Dichtefluktuationen hin untersucht. Die emittierten Photonen geben einen Hinweis auf die Emissionsstruktur von Mesonen, insbesondere der leichten pi0-Mesonen, weil Photonen überwiegend durch den Zerfall produzierte Teilchen sind und die räumliche Verteilung ihrer Ursprungsteilchen weitgehend widerspiegeln. Die Untersuchung von Teilchendichtefluktuationen, insbesondere der durch die Kollision produzierten Mesonen, kann zum besseren Verständnis des Verhaltens der Kernmaterie bei hohen Dichten und hohen Temperaturen beitragen. Waren Dichte und Temperatur in der Reaktionszone ausreichend hoch, könnte sich ein Quark-Gluon-Plasma gebildet haben. Die bei der anschließenden Expansion und Abkühlung stattfindende Kondensation zu Hadronen könnte ein Phasenübergang erster Ordnung sein. Die Größe der Fragmente, in diesem Fall die Hadronen und alle Gruppierungen daraus, sollte eine Verteilung ergeben, die mit einer Funktion Sa angenähert werden kann, wie es von verschiedenen Autoren im Zusammenhang mit Phasenübergängen erster Ordnung beobachtet wurde. Dabei ist S die Fragmentgröße und a eine negative Konstante. Die MST-Methode ist geeignet, das Emissionsmuster einzelner Photonenereignisse aus Schwerionenreaktionen in Cluster zu unterteilen. Die mit der MST-Methode definierten Cluster ergeben sich direkt aus der unterschiedlichen Dichteverteilung der Photonen auf der Detektorfläche in einem Einzelereignis. Die Cluster werden mit den obengenannten Fragmenten in Zusammenhang gebracht, wobei die Zahl der Photonen in einem Cluster die Fragmentgröße S darstellt. Ein wesentlicher Vorteil der MST-Methode besteht darin, daß sie zunächst keinerlei Einschränkung in der Art der zu suchenden Strukturen erfordert. Es müssen keine räumlichen Strukturen vorgegeben werden, nach denen dann in der Punkteverteilung gesucht wird, wie das in anderen Analysemethoden der Fall ist. Aus der durchgeführten Analyse hat sich ergeben, daß die MST-Methode sehr sensitiv auf Fluktuationen in der räumliche Dichteverteilung der Treffer im Einzelereignis ist. Die zweidimensionalen Räume, in denen die Dichteverteilung untersucht wird, können beliebig festgelegt werden und sind durch die Metrik, in der die Abstände des Minimal-Spanning-Trees berechnet werden, definiert. In dieser Arbeit wurden der x-y- Raum (Metrik 1) und der h-j-Raum (Metrik 2) benutzt. Dabei gibt Metrik 1 im wesentlichen Effekte in der Detektorgeometrie wieder und Metrik 2 ist eher dem Phasenraum und damit der Physik angepaßt. Zum Vergleich mit den Ergebnissen aus WA93-Datenereignissen wurden Cluster auf die gleiche Weise in Mixed Events, in Ereignissen aus Modellrechnungen und in Ereignissen mit Zufallsverteilungen von Punkten bestimmt. Die räumliche Verteilung der in den WA93-Datenereignissen gefundenen Cluster auf der Ebene des Detektors weist auf starke Inhomogenitäten in der Photonenverteilung hin. Der Vergleich mit entsprechenden Verteilungen der Cluster in Mixed Events und berechneten Ereignissen zeigt, daß ein Großteil dieser Inhomogenitäten durch Detektoreffekte verursacht wird. Zu diesen Detektoreffekten zählt auch die hohe Ansprechwahrscheinlichkeit für geladene Hadronen, so daß durch den Einsatz des Dipolmagneten eine inhomogene Verteilung der Treffer auf dem PMD verursacht wird. Diese durch Detektoreffekte verursachten Inhomogenitäten in den Photonenemissionsmustern können mögliche, durch physikalische Ursachen während der Kollision hervorgerufene, Dichtefluktuationen überlagern. Die Größenverteilung der Cluster in den WA93-Daten konnte mit einer Funktion Sa angenähert werden. Die Konstante a ergab sich dabei zu -3.0 für die in Metrik 1 gefundenen Cluster und -2.7 für die in Metrik 2 gefundenen Cluster. Die Größenverteilung der in den WA93-Datenereignissen mit Metrik 1 bestimmten Cluster zeigt keine großen Abweichungen zu den aus Mixed Events und aus simulierten Ereignissen gewonnenen Größenverteilungen. Die Größenverteilung, die mit Metrik 1 aus einer reinen Zufallsverteilung von Punkten erhalten wurde, liegt unterhalb der anderen drei Verteilungen. In den Verteilungen der Größe der in Metrik 2 definierten Cluster bestehen jedoch deutliche Unterschiede von WA93-Datenereignissen zu den Verteilungen aus anderen Ereignissen mit vergleichbaren Pseudorapiditätsverteilungen. Es wird eine Erhöhung der Wahrscheinlichkeit für große Cluster mit mehr als 20 Photonen in realen Datenereignissen beobachtet. Zunächst wurde angenommen, daß diese Erhöhung der Wahrscheinlichkeit für große Cluster die Folge der starken Inhomogenitäten in der zugrundeliegenden Trefferverteilung sein könnte. Wie die detaillierte Untersuchung der räumlichen Verteilung der Cluster jedoch gezeigt hat, ist diese inhomogene Verteilung der Photonen auch in den Mixed Events zu finden; die Erhöhung der Wahrscheinlichkeit für große Cluster tritt allerdings nicht auf. Daß diese Beobachtung in den Mixed Events nicht gemacht wird, könnte ein Hinweis darauf sein, daß die Erhöhung in der Größenverteilung der Cluster durch physikalische Ursachen hervorgerufen wird. Ein weiterer Hinweis darauf, daß die Ineffizienzen des Detektors allein nicht zu großen Clustern führen, zeigt der Vergleich von Mixed Events zu den Datenereignissen mit zufälligem Azimut. Trotz der Unterschiede in der räumlichen Verteilung der Cluster ergibt sich eine annähernd gleiche Wahrscheinlichkeitsverteilung. Die in dieser Arbeit mit der MST-Methode durchgeführten Analyse hat gezeigt, daß „saubere“, d.h. untergrund- und detektoreffektfreiere Photonendaten notwendig sind, bevor Rückschlüsse auf zugrundeliegende physikalische Ursachen gemacht werden können. Dazu ist eine wesentliche Verbesserung der Datenauslese erforderlich, um die großen Unterschiede zwischen den einzelnen Auslesemodulen zu vermeiden. Eine Weiterentwicklung in der Datenaufbereitungsmethode könnte zu einer besseren Separation von Hadronen und Photonen und damit zu einer untergrundfreieren Photonenmessung führen. Erforderlich ist auch eine sehr genaue Simulation der Detektoreffekte durch Angabe aller Details des Experiments im GEANT-Programm. Nach den Schwerionenexperimenten mit Sauerstoff- und Schwefelstrahlen wurde das Schwerionenprogramm am CERN 1994 durch den Bleistrahl 208Pb mit der Energie von 158 GeV pro Nukleon weitergeführt. Mit der Vergrößerung des Reaktionssystems erwartete man nicht unbedingt eine Erhöhung der Energiedichte, aber einen größeren Thermalisierungsgrad des Systems. Ziel blieb immer noch der Nachweis des Quark- Gluon-Plasmas und die Erforschung von Materie unter extremsten Bedingungen. Um eine möglichst universelle Aussage über den Ablauf einer ultrarelativistischen Schwerionenreaktion machen zu können, wurde ein Experiment, das WA98-Experiment, mit einer großen Akzeptanz für die Messung von Photonen und Hadronen entworfen. Die Kombination von Signalen verschiedener Detektoren sollte es ermöglichen unterschiedliche Charakteristika der Stoßprozesse parallel zu untersuchen. Basierend auf den Erfahrungen mit dem Photonen-Multiplizitäts-Detektor im WA93-Experiment, auch die im Zusammenhang mit dieser Arbeit gewonnenen Erkenntnisse, wurde ein größerer und verbesserter Detektor für den Einsatz im WA98- Experiment gebaut. Der Detektor wurde erstmals 1994 zur Messung von Photonenverteilungen in Pb-Pb Kollisionen bei Energien von 158 GeV pro Nukleon am CERN SPS eingesetzt.
Im Rahmen dieser Arbeit wurde der Aufbruchsmechanismus des Projektilspektators im relativistischen Energiebereich untersucht. Es zeigte sich dabei, daß die in vorherigen Experimenten beobachtete Targetunabhängigkeit der Fragmentproduktion bei 600 AMeV sich als universelle Eigenschaft des Zerfalls von angeregter und expandierter Kernmaterie erweist. Die Untersuchung von Ladungskorrelationen zeigte ebenfalls weder eine Energie- noch Projektilabhängigkeit im Rahmen der experimentellen Auflösung. Diese Ergebnisse sind im wesentlichen auch zu höheren und niedrigeren Energien von anderen Experimenten bestätigt worden. Mit diesem experimentellen Befund kann eindeutig der Beweis für die Existenz einer Multi-Fragmentproduktion bei relativistischen Energien gegeben werden. Im Rahmen von Modellen können die beobachteten Ladungsobservablen mit einem statistisch dominierten Zerfall erklärt werden. Die sich daran anschließende Frage nach dem Aufbruchsmechanismus und dessen Eigenschaften wurde weiterführend mit Ausrichtung auf kinematische und thermodynamische Eigenschaften des Systems untersucht. Dabei ergab sich, daß die kinematischen Observablen der Projektilquelle einen thermisch äquilibrierten Zustand widerspiegeln, unabhängig vom Stoßparameter und der Einschußenergie. Die hierbei beobachtete Emission von leichten Teilchen, die nicht eindeutig einer intermediären oder Projektilquelle zugeordnet werden konnten, ist hierbei Hinweis auf Nicht-Gleichgewichtsanteile, die in der frühen Phase der Reaktion gebildet werden. Mit der Untersuchung von kollektiven Eigenschaften des zerfallenden Systems wurde versucht, einen quantitativen Einblick in die Reaktionskinematik und den damit zusammenhängenden Energietransfer in den Projektilspektator zu erhalten. Diese Analysen ergaben, daß es bei gleichem Stoßparameter eine starke Abhängigkeit des "Bounce Off" von der Targetmasse gibt, während zu höheren Energien, beim gleichen System, nur ein kleiner Effekt zu höheren Impulsüberträgen (5-10 MeV/c) beobachtet wird. Die Energiebilanz des Systems und die hieraus extrahierten Anregungsenergien zeigten zum ersten Mal in experimentellen Daten ohne Zuhilfenahme von theoretischen Modellen, daß für die stark asymmetrischen Systeme nicht der gleiche Zusammenhang zwischen Anregungsenergie und Z bounce; erhalten wird wie bei den symmetrischen Systemen. Dies zeigt sich bei den asymmetrischen Systemen durch eine Saturation der Anregungsenergie mit kleiner werdendem Z bounce, im Gegensatz zu den symmetrischen Systemen, die einen weiteren Anstieg zeigen. Die absoluten Werte der maximalen Anregungsenergie von <E0/A0> ~ 21-23 MeV bei halbzentralen Reaktionen von 197 Au + 197 Au bei 800 AMeV und <E0/A0> ~27 MeV bei 238 U + 238 U 1000 AMeV sind verschieden bei gleichem Z bound. Es stellt sich jedoch heraus, daß mit Ausnahme der stark asymmetrischen Systeme die Anregungsenergie pro herausgeschlagenem Nukleon (<E Knock/A>) in Abhängigkeit von der prozentualen Größe des Prefragments zu peripheren Reaktionen monoton und energieunabhängig steigt.Werden die experimentell bestimmten Anregungsenergien verglichen mit denen aus theoretischen Modellen, so sind diese immer deutlich geringer. Im statistischen Modell von Botvina und Mitarbeitern, das von D´esesquelles mit unseren Daten verglichen wurde [D´ese 96] [D´ese 95], ergaben sich maximale Anregungsenergien von <E0/A0> ~ 7-8 MeV in zentralen Reaktionen. Ein Vergleich mit QMD + SMM ergibt, daß für die asymmetrischen Systeme (197AU + 12C)mit einer Anregungsenergien von maximal <E0/A0> ~ 8-9 MeV eine Beschreibung der Daten möglich ist. Für die symmetrischen Systeme zeigt sich eine zunehmende Diskrepanz mit zunehmender Targetmasse zwischen den experimentellen und theoretischen Anregungsenergien. Die Ladungsobservablen der Daten werden von der verwendeten QMD + SMM-Rechnung und der QMD (SACA)-Rechnung gut wiedergegeben. Durch Anpassung von Rechnungen mit dem Quantenstatischen Modell [Hahn 88b] (QSM) an die experimentellen Daten ergaben sich Aufbruchsdichten bei zentralen Reaktionen von rho/rho 0 ~ 0.3 bis 0.4, diese sind konsistent mit dem Aufbruch eines äquilibrierten und expandierten Systems. Die aus QSM erhaltenen Temperaturen des Quellsystems in Abhängigkeit von der Anregungsenergie geben im wesentlichen den von Pochodzalla und Mitarbeitern beobachteten Verlauf der kalorischen Kurve wieder. Die Frage, ob dieser Verlauf einen Phasenübergang von flüssig zu gasförmig darstellt, ist anhand dieser Methode nicht zu entscheiden. Die Ergebnisse der Ladungsobservablen in Verbindung mit den kollektiven Eigenschaften zeigen, daß die Anregungsenergie, die zum Erreichen des Maximums der M Fragmentproduktion ( <M IMF> ~ 4.4) nötig ist <E0/A0> ~ 11 MeV, einen geringeren absoluten Wert hat als der Bereich des möglichen Phasenübergangs <E0/A0> ~17 MeV. Im Gegensatz dazu stellt sich das Maximum der mittleren IMF -Produktion energie-, target- und projektilunabhängig bei <E0/A0> ~11 MeV ein. Mit diesemVergleich wird deutlich, daß zur näheren Untersuchung des Phasenübergangs von Kernmaterie nicht die in der Anregungsenergie saturierenden asymmetrischen Projektil-Target Kombinationen benutzt werden können. Die physikalische Fragestellung einer neuen Generation von Experimenten mit dem ALADIN-Detektor müßte in der Quantifizierung des Phasenübergangs und seiner dynamischen Observablen liegen. Dabei ist Beantwortung der Frage nach der zeitlichen Entwicklung der Fragmentproduktion über Korrelationen der Fragmente im Bereich des Phasenübergangs im Vergleich zum Maximum der universellen Kurve sowie die ereignisweise Bestimmung von dynamischen Observablen anzustreben.
Analyse der hadronischen Endzustandsverteilungen in ultra-relativistischen Blei-Blei-Kollisionen
(1997)
Die in ultra-relativistischen Schwerionenkollisionen erreichten Dichten und Temperaturen der hochangeregten hadronischen Kernmaterie führen möglicherweise zu einem Übergang in eine partonische Phase ohne Einschluß der Quarks und Gluonen in Hadronen (Quark-Gluon Plasma). Dieser Kontinuumszustand der Quantenchromodynamik wird in der frühen Anfangsphase des Universums bei sehr hohen Temperaturen und im Inneren von Neutronensternen bei einem Vielfachen der Grundzustandsdichte von Kernmaterie erwartet. Im Herbst 1994 wurden am europäischen Kernforschungszentrum CERN im Rahmen des NA49-Experimentes zentrale 208Pb + 208Pb - Kollisionen am SPS bei einer Einschußenergie von 158 GeV pro Nukleon untersucht. Die Daten wurden in einer der Spurendriftkammern (VTPC2) aufgenommen, die zur präzisen Messung des Impulses in einem Magnetfeld positioniert wurde. Aus diesem Datenensemble wurden in dieser Arbeit 61000 Ereignisse in Hinblick auf die Produktion negativ geladener Hadronen (h-) und die Endzustandsverteilungen der an der Reaktion teilnehmenden Nukleonen (Partizipanten) analysiert. Die Phasenraum-Akzeptanz der VTPC2 erstreckt sich für die negativ geladenen Hadronen im Rapiditätsintervall yPi = [3.2 5.0] und für die Netto-Protonen bei yp = [3.0, 4.4] über den Transversalimpuls-Bereich von p..=[0.0 2.0] GeV/c. Die statistischen Fehler der vorgestellten Ergebnisse reduzieren sich durch die große Statistik zu << 1%, die systematischen Fehler der Impulsmessung liegen im Bereich <= 2%. Die Korrektur auf Ineffizienzen des verwendeten Spur-Rekonstruktionsalgorithmus ist mit der lokalen Spurdichte und der Ereignismultiplizität korreliert und trägt wesentlich zum systematischen Fehler bei: für die negativ geladenen Hadronen im Bereich von 5%, für die Netto-Protonen 15-20%. Die Untersuchung der Effekte hoher Raumladungsdichten in verschiedenen Zählgasen der Spurendriftkammern führte zu einer Optimierung der Betriebsparameter der Detektoren und damit zu einer Reduzierung der Zahl saturierter Auslesekanäle. Die erhöhte Effizienz der Spurpunkt-Rekonstruktion verbesserte die Zweispurauflösung auf 100% bei einem mittleren Abstand von 2 cm zwischen zwei benachbarten Spuren, die Ortsauflöosung in der VTPC2 liegt im Bereich von 270-350 Mikrom in longitudinaler und transversaler Richtung und die relative Impulsauflösung beträgt dp/p exp 2 ~ 2 x 10 exp (-4) (GeV/c) exp (-1). Die in zentralen Blei-Blei-Stößen produzierten negativ geladenen Hadronen weisen mittlere Transversalimpulse von <p..> ~ 366 MeV/c bei y Pi = 4.3 bis <p..> ~ 300 MeV/c bei y Pi auf; für die Netto-Protonen fällt der aus dem mittleren Transversalimpuls berechnete Temperaturparameter von 275 MeV bei midrapidity bis zu 230 MeV bei yp = 4.3 ab. Im Vergleich mit anderen Stoßsystemen als Funktion der Anzahl produzierter Teilchen wird ein leichter Anstieg von <p..> beobachtet. Die Rapiditätsabhängigkeit des mittleren Transversalimpulses der produzierten h- in Nukleon-Nukleon- und zentralen Schwefel-Schwefel-Reaktionen ist mit denen der untersuchten Pb-Kollisionen in Form und Breite der Verteilung vergleichbar. Die Analyse der Transversalimpuls-Spektren von h- und (p-anti-p) fürt zu inversen Steigungsparametern von <T Pi> ~ 165 MeV und <T Pi> ~ 255 MeV, die teilweise über der von Hagedorn vorhergesagten Grenztemperatur eines hadronischen Gases liegen. Zudem zeigen die Spektren des invarianten Wirkungsquerschnittes deutliche Abweichungen von dem in einem thermischen Modell erwarteten exponentiellen Verlauf bei kleinen und großen <p..>. Innerhalb eines hydrodynamischen Modells sind diese Abweichungen vom idealen Verlauf mit einer kollektiven transversalen Expansion kompatibel, die mittleren transversalen Flußgeschwindigkeiten betragen <v..> ~ 0.6 c, die Ausfriertemperaturen <T PI, f0> ~ 95 MeV und <T P, f0> ~ 110 MeV. Die im Vergleich zu Nukleon-Nukleon-Stößen in Schwerionenreaktionen erhöhte Produktion von h- bei kleinen Transversalimpulsen wird in allen betrachteten y Pi -Intervallen zu 10-20% bestimmt. Im Gegensatz zu Messungen des NA44-Experimentes mit <h->/<h+> = 1.8 kann aus dem Verhältnis des invarianten Wirkungsquerschnittes von negativ zu positiv geladenen Hadronen bei kleinen transversalen Energien nur eine moderate Erhöhung um <h->/<h+> = 1.2 festgestellt werden, was auf keinen signifikanten Coulomb-Effekt durch eine mitbewegte positive Ladung schließen läßt. Die Erweiterung der Akzeptanz der (p - anti p)-Rapiditätsverteilung in der VTPC2 durch Messungen der MTPC bei großen Rapiditäten führt zu einer mittleren Gesamtmultiplizität von 151 +- 9 an der Reaktion teilnehmenden Protonen pro Ereignis. Der durchschnittliche Rapiditätsverlust der Projektilprotonen beträgt <delta y> = 1.99 +- 0.19, für zentrale Kollisionen des S+S-Systems ergibt sich ein um 20% niedrigerer Wert. Das Verhältnis der Dichte der hochkomprimierten Materie im Reaktionsvolumen zur Grundzustandsdichte von Kernmaterie ist im Rahmen von Modellvorhersagen rho/rho ~ 7.3. Der mittlere Energieverlust pro Nukleon im Schwerpunktsystem wurde bei einer zur Verfügung stehenden Eingangsenergie von sqrt(s) = 8.6 GeV/Nukleon zu <dE> exp (cms) N = 5.4 GeV ermittelt: die Stopping Power ergibt P = 63 %. Aus der Baryonen-Dichte bei midrapidity läßt sich in einem einfachen 2-Flavour Modell das baryo-chemische Potential zu mü-B = 182 MeV berechnen. Die ermittelte Gesamtmultiplizität der h- beträgt 716 +-11, die Breite einer angepaßten Gauß-Verteilung ist mit Rhp -Pi = 1.37 um 40% breiter als die dn/dy-Verteilung einer stationären, thermisch emittierenden Quelle: zusammen mit Messungen der Quellgrößen und einer longitudinalen Expansionsgeschwindigkeit innerhalb der HBT-Analyse ergibt sich das Bild einer elongierten, longitudinal boost-invariant expandierenden Quelle. Die dn/dy-Verteilungen der h- aus <N + N>- und Pb+Pb-Reaktionen zeigen die Andeutung eines Plateaus um die Schwerpunktsrapidität, was auf eine Teilchenproduktion gemäß dem Bjorken-Bild entlang eines zylinderförmigen Reaktionsvolumens schließen läßt. Die Zahl der produzierten negativ geladenen Hadronen pro Partizipant beträgt in den analysierten Ereignissen <h->/<N B - AntiB> = 1.88 und steigt im Vergleich mit den Werten aus den symmetrischen Stßsystemen <N+N> und S+S leicht an. Die im Reaktionsvolumen deponierte Energie aus dem Energieverlust der partizipierenden Nukleonen wird somit nur geringfügig für die erhöhte Produktion von h- verwendet. Die h-Multiplizität als Maß für die System-Entropie zeigt - ebenso wie die im NA35-Experiment gemessenen zentralen S+S-Kollisionen bei 200 GeV pro Nukleon - als Funktion der Einschußenergie der Projektilkerne eine Überhöhung im Vergleich zu Reaktionen bei niedrigeren Energien, was einem möglichen Anstieg der Zahl der Freiheitsgrade und damit der Formation einer partonischen Phase bei ultra-relativistischen Schwerionenkollisionen entsprechen könnte. Aus den Messungen der Netto-Baryonen und der produzierten h- wurde im Bjorken-Bild die Energiedichte im zentralen Reaktionsvolumen zu E = 2.14 GeV/fm exp 3 bestimmt.
Mit der Bereitstellung des 208Pb-Strahls durch das CERN-SPS können seit Herbst 1994 Kollisionen schwerster Kerne bei den höchsten zur Zeit in Schwerionenbeschleunigern erreichten Einschußenergien untersucht werden.
Ziel dieser Arbeit ist die Untersuchung der raumzeitlichen Entwicklung von zentralen Pb-Pb-Kollisionen bei 158 GeV/Nukleon. Diese Untersuchung wurde im Rahmen des Experimentes NA49 durchgefüuhrt und stützt sich auf die Analyse von Bose-Einstein-Korrelationen identischer Pionen. Die Auswertung von rund 40000 zentralen Ereignissen, die in zwei verschiedenen Magnetfeldkonfigurationen mit der zweiten Vertex-Spurendriftkammer des NA49-Experimentes aufgezeichnet wurden, erlaubt hierbei eine annähernd vollständige Untersuchung des pionischen Phasenraumes zwischen zentraler Rapidität und der Projektilhemisphäre.
Auf der experimentellen Seite stellt der Nachweis von mehreren hundert geladenen Teilchen pro Ereignis eine große Herausforderung dar. Daher werden in dieser Arbeit die Optimierung von Spurendriftkammern sowie die verwendeten Analyseverfahren und die erreichte experimentelle Auflösung ausführlich diskutiert. Dabei zeigt sich, daß der systematische Einfluß der erreichten Impuls- und Zweispurauflösung auf die Bestimmung der Bose-Einstein-Observablen vernachlässigbar ist.
Die Messung von Korrelationen ungleich geladener Teilchen bestätigt die Beobachtungen früherer Untersuchungen, wonach die Gamowfunktion als Coulombkorrektur der Bose-Einstein-Korrelationsfunktionen in Schwerionenexperimenten nicht geeignet ist. Ein Vergleich mit einem Modell zeigt, daß diese Messungen konsistent sind mit der Annahme einer endlichen Ausdehnung der Pionenquelle von rund 6 fm. In dieser Arbeitwird zur Korrektur daher eine Parametrisierung der gemessenen Korrelationsstärke ungleich geladener Teilchen benutzt, wodurch die systematischen Unsicherheiten bei der Auswertung der Bose-Einstein-Korrelationsfunktionen erheblich reduziert werden konnten.
Die Auswertung der Bose-Einstein-Korrelationen im Rahmen des Yano-Koonin-Podgoretskii-Formalismus erlaubt eine differentielle Bestimmung der longitudinalen Expansionsgeschwindigkeit. Dabei ergibt sich das Bild eines vornehmlich in longitudinaler Richtung expandierenden Systems, wie es bereits in Schwefel-Kern-Reaktionen bei vergleichbaren Einschußenergien beobachtet wurde. Die Transversalimpulsabhängigkeit der transversalen Radiusparameter ist moderat und verträglich mit einer mäßigen radialen Expansion, deren quantitative Bestätigung allerdings im Rahmen von Modellrechnungen erfolgen muß.
Im Rahmen eines einfachen hydrodynamischen Modells kann die Lebensdauer des Systems zu 7-9 fm/c bei schwacher Abhängigkeit von der Rapidität bestimmt werden. Die Zeitdauer der Pionenemission beträgt etwa 3-4 fm/c und wird damit erstmals in ultrarelativistischen Schwerionenreaktionen als signifikant von Null verschieden beobachtet.
Die Auswertung der Korrelationsfunktion unter Verwendung der Bertsch-Pratt-Parametrisierung liefert Ergebnisse, die mit denen der Yano-Koonin-Podgoretskii-Parametrisierung konsistent sind. Dasselbe gilt für den Vergleich der Analyse positiv und negativ geladener Teilchenpaare sowie unter Verwendung verschiedener Bezugssysteme.
Ein Vergleich mit den Ergebnissen von Schwefel-Kern-Reaktionen deutet an, daß die in Pb-Pb ermittelten Ausfriervolumina nicht mit dem einfachen Bild eines Ausfrierens bei konstanter Teilchendichte vereinbar sind. Vielmehr scheint das Pb-Pb-System bei niedrigerer Dichte auszufrieren. Dies läßt darauf schließen, daß die Ausfrierdichte über die mittlere freie Weglänge mit der Größe des Systems zum Zeitpunkt der letzten Wechselwirkung verknüpft ist.
In dieser Arbeit konnten erstmals differentielle Ionisationswirkungsquerschnitte für Antimaterie-Materie-Stöße gemessen werden. Mit Hilfe der COLd Target Recoil Ion Momentum Spectroscopy (COLTRIMS) wurden die Stoßsysteme p± + He ® p± + He+1 + ebei einer Einschußenergie von etwa 1 MeV untersucht. Die experimentellen Ergebnisse für die Einfachionisation von Helium durch Antiprotonenstöße werden mit denen für Protonenstöße verglichen. Dies erlaubt den Stoßmechanismus in Abhängigkeit von der Richtung der störenden Kraft zu studieren. Als Ergebniss konnte die Post-Collision-Interaction (PCI) in der longitudinalen Richtung des Stoßes (Projektilrichtung) quantitativ bestimmt werden. Trotz der großen experimentellen Schwierigkeiten (hochenergetischer Antiprotonenstrahl, geringer Antiprotonenstrom, große Strahldivergenz und Strahlungsuntergrund durch Antiprotonenzerfall) konnten absolute die Wirkungsquerschnitte in Abhängigkeit vom Longitudinalimpuls gemessen werden. Innerhalb der experimentellen Fehler zeigen die Longitudinalimpulsverteilungen keine Abhängigkeit vom Projektilvorzeichen. Die folgende Tabelle faßt die mittleren Impulse des Elektrons und des Rückstoßions für Antiprotonen- und Protonenstöße zusammen Rückstoßion Elektron Antiproton 0.07±0.045 a.u. 0.087±0.039 a.u. Proton 0.075±0.025 a.u. 0.075±0.007 a.u. Die Tabelle zeigt, daß nach dem Stoß die Elektronen in beiden Stoßsystemen etwas nach vorne emittiert werden. Das steht im Widerspruch zu den theoretischen Vorhersagen, wonach erwartet wird, daß die Elektronen im Protonenstoß etwas nach „vorne“ und im Antiprotonenstoß etwas nach „hinten“ emittiert werden. Das Rückstoßion agiert in beiden Systemen als Beobachter. Dies widerspricht ebenfalls den Vorhersagen, wonach erwartet wird, daß das Rückstoßion im Protonenstoß etwas nach hinten und im Antiprotonenstoß etwas nach vorne emittiert wird. Die experimentellen Ergebnisse zeigen eine bessere Übereinstimmung mit den Continuum-Distorted-Wave (CDW) Rechnungen als mit den Classical- Trajectory-Monte-Carlo (CTMC) Rechnungen. Im Vergleich zur Stößen mit schnellen hochgeladenen Ionen zeigen die Daten dieser Arbeit, daß die Elektronen die Impulsverluste des Projektils kompensieren, während in hochgeladenen Ion-Atom-Stöße die Rückstoßionen den Impuls der Elektronen kompensieren.
Im Rahmen der vorliegenden Arbeit wurden am Schwerionensynchrotron (SIS) der Gesellschaft für Schwerionenforschung/Darmstadt (GSI) Untersuchungen zur Produktion geladener K-Mesonen in Kohlenstoff induzierten Schwerionenreaktionen durchgeführt. Im Energiebereich von 1 bis 2 AGeV wurden dazu spektrale Verteilungen von Pionen, Kaonen und Antikaonen aus Kernreaktionen der Stoßsysteme C + C und C + Au unter verschiedenen Laborwinkelbereichen mit dem Kaon-Spektrometer (KaoS) aufgenommen. Da es sich um Kaonproduktion unterhalb der Nukleon-Nukleon-Schwelle handelt, spielen Eigenschaften der Kernmaterie eine Rolle, die Gegenstand dieser Arbeit sind. Sowohl für Kaonen als auch für Antikaonen wurde eine polare Anisotropie der Winkelverteilung festgestellt. Die unter verschiedenen Laborwinkelbereichen aufgenommenen K+- -Spektren decken im Schwerpunktsystem einen Winkelbereich von 60 Grad < Theta CM < 150 Grad ab und lassen sich gut durch eine Winkelverteilung der Form sigma inv alpha (1 + a2 cos exp 2 Theta CM) beschreiben. Im Rahmen der Meßgenauigkeit konnte keine Abhängigkeit der polaren Anisotropie von der kinetischen Energie der Kaonen und Antikaonen festgestellt werden. Es lässt sich jedoch zeigen, dass es von der Einschussenergie abhängig eine Winkeleinstellung gibt, bei der der totale Wirkungsquerschnitt vom Anisotropieparameter a2 unabhängig bestimmt werden kann, wenn die oben angegebene Parametrisierung der wahren Winkelverteilung genügt. Die Anregungsfunktion sigma K+- (E Beam) für Antikaonen ist steiler als die für Kaonen, jedoch lassen sich beide Produktionswirkungsquerschnitte als Funktion der Differenz aus der pro Nukleon normierten Gesamtenergie und der Energie an der NN-Schwelle durch sigma K alpha (mK + sqrt s - sqrt s th) beschreiben. Es konnte gezeigt werden, dass sich dieses identische Verhalten der derart auf die Excess-Energie korrigierten Kaon- und Antikaonproduktion jedoch nicht nur in den totalen Wirkungsquerschnitten, sondern auch in der Form der spektralen Verteilungen widerspiegelt. Ebenso scheinen die pro Partizipant normierten K+- -Multiplizitäten bei gleicher Excess-Energie gleichermaßen stark von der Größe des Stoßsystems abzuhängen. Das etwa um einen Faktor 10 erhöhte K-/K+-Verhältnis im Vergleich zur K+- -Produktion in Proton-Proton-Stößen konnte nicht durch triviale Mediumeffekte wie Absorption oder sequentielle Mehrfachstöße erklärt werden. Dies kann als Hinweis auf eine eventuelle Modifikation der effektiven K+- -Massen in dichter Materie verstanden werden, wie sie die theoretische Hadronenphysik auf der Basis von QCD und chiraler Störungstheorie vorhersagt. Das benutzte relativistische RBUU-Modell kann die gemessenen Kaon- und Antikaonverteilungen nur unter der Annahme solcher Massenmodifikationen erklären. Die K- -Massenmodifikation hat interessante Konsequenzen für die Astrophysik und stellt somit eine Verbindung zu einem weiteren faszinierenden Teilgebiet der modernen Physik dar. Aufgrund der K- -Massenmodifikation erwarten G. E. Brown und H. A. Bethe ein Kaonkondensat in Neutronensternen ab einer Dichte von rho ~ 3 rho 0. Dies limitiert die Masse von Neutronensternen auf etwa 1.5 M ?. Für Supernovaüberreste von mehr als 1.5 M ?. erwarten sie die Bildung von schwarzen Löchern. Für das asymmetrische Stoßsystem 12C + 197 Au kann das Schwerpunktsystem nur berechnet werden, wenn z. B. mit dem geometrischen Modell mittlere Projektil- und Targetpartizipantenanzahlen (< A Projectile part >= 6 bzw. < A Target part >= 16 ) angenommen werden. Die damit ermittelten Wirkungsquerschnitte deuten auf eine stärkere polare Anisotropie als für das 12C + 12C-System hin. Wird aus der in symmetrischen Stößen gemessenen Abhängigkeit der K+- -Produktion von der Systemgröße die Anzahl der Partizipanten im 12C + 197Au-System ermittelt, so stimmt diese für K+ mit den Vorhersagen des geometrischen Modells in etwa überein, für K- werden hingegen nur halbsoviel Partizipanten ermittelt. Dies deutet auf eine starke K- -Absorption in der Targetspektatormaterie hin. Abschließend sei noch angemerk, dass die KaoS-Kollaboration bereits weitere Messungen zur K+- -Produktion in den Stoßsystemen Ni+Ni und Au+Au sowie in asymmetrische, protoninduzierten p + A Reaktionen durchgefüuhrt hat. Nach dem innerhalb der nächsten zwei Jahre zu erwartenden Abschluss der Analyse dieser Daten liegt somit eine systematische Studie der K+- -Produktion unterhalb der NN-Schwelle vor, die einen maßgeblichen Beitrag zum Studium der Eigenschaften von Hadronen in dichter Kernmaterie und zum Verhalten von Kernmaterie unter extremen Bedingungen liefern wird.
Diese Arbeit befaßt sich mit der Untersuchung des Emissionsverhaltens der K+ Mesonen in Au + Au Stößen bei 1AGeV. Das Experiment wurde mit dem Kaonen-Spektrometer KaoS am Schwerionensynchrotron SIS der Gesellschaft für Schwerionenforschung GSI durchgeführt. In zahlreichen Untersuchungen relativistischer Schwerionenstöße wurde eine kollektive Bewegung der Nukleonen beobachtet, die als Fluß bezeichnet wird. In nichtzentralen Stößen wurde u. a. ein gerichteter Seitwärtsfluß der Nukleonen und Pionen in die Reaktionsebene und ein elliptischer Fluß senkrecht zur Reaktionsebene gefunden. Der Nukleonenfluß wird als hydrodynamischer Effekt aufgrund des Drucks in der Reaktionszone interpretiert, während der Fluß der Pionen als Folge der Endzustandswechselwirkung verstanden wird. In dieser Arbeit wurde die Untersuchung des Flußphänomens auf die positiv geladenen Kaonen erweitert. Die Kaonen, die ein seltsames Quark enthalten, stellen eine besonders geeignete Sonde der dichten Reaktionszone dar. Wegen der großen mittleren freien Wegläange sollten die Kaonen fast ungestört nach außen emittiert werden. Zur Untersuchung dieser Fragestellung wurden die spektralen Energieverteilungen und die azimutalen Winkelverteilungen studiert. Um diese in Abhängigkeit von der Zentralität der Schwerionenreaktion zu untersuchen, wurden Stoßparameter und Anzahl der partizipierenden Nukleonen experimentell bestimmt. Dazu wurden die mit dem Großwinkel-Hodoskop bestimmte Teilchenmultiplizität und die mit dem Kleinwinkel-Hodoskop bestimmte Ladungssumme der Projektilspektatoren benutzt. Der Nachweis der Projektilspektatoren mit dem Kleinwinkel-Hodoskop erlaubt ferner, für jedes Ereignis die Reaktionsebene einer Schwerionenreaktion zu bestimmen. Der Emissionswinkel der positiv geladenen Kaonen konnte dann in Bezug auf die Reaktionsebene untersucht werden. Die Energiespektren der Kaonen, die bei Theta CM ~ 90° und Theta QCM ~ 130° in zentralen Stößen gemessen wurden, haben einen Steigungsparameter (Temperatur) von etwa 87MeV. Die transversalen kinetischen Energiespektren bei vier verschiedenen Rapiditätsintervallen in zentralen Stößen haben einen Steigungsparameter von etwa 90MeV und keine Abweichung von einem thermischen Verhalten innerhalb der Meßgenauigkeit. Die Ausbeuten sind dagegen unterschiedlich. Bei R¨uckw ¨ artswinkel bzw. bei Targetrapidität wurde ein fast doppelt so großer Wirkungsquerschnitt wie bei Schwerpunktrapidität gemessen. Die polare Winkelverteilung der positiv geladenen Kaonen ist also nicht isotrop. In dieser Arbeit konnte zum ersten Mal der elliptische Fluß der positiv geladenen Kaonen nachgewiesen werden: K+ Mesonen werden bevorzugt senkrecht zur Reaktionsebene emittiert. Die azimutale Anisotropie ist am stärksten für periphere und semi-zentrale Stöße und im Bereich der Schwerpunktrapidität. Im Gegensatz zu den Pionen zeigt die Stärke der Anisotropie keine Abhängigkeit vom Transversalimpuls. Während im Falle der Pionen die azimutale Anisotropie auf die Abschattung durch die Spektatoren zurückgeführt wird, kann dieser Effekt die Kaonendaten nicht erklären, da die K+ Mesonen eine große mittlere freie Weglänge in Kernmaterie besitzen. Mikroskopische Transportmodellrechnungen wie RBUU und QMD können den elliptischen Fluß der Kaonen nur unter Berücksichtigung des Kaon-Nukleon-Potentials im nuklearen Medium wiedergeben [Li97, Wan98a]. Als ein anderer experimenteller Hinweis auf das KN-Potential im Medium wurde das Verschwinden des gerichteten Seitwärtsflusses der Kaonen vorhergesagt [Li95a]. Die Analyse der experimentellen Daten in einem Rapiditätsintervall von y/yStrahl = 0:2 ~ 0:8 zeigt keine in die Reaktionsebene gerichtete Flußkomponente.