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Gegenstand dieser Arbeit sind Eigenschaften angeregter hadronischer Materie sowie physikalische Systeme, in denen diese Materie auftritt bzw. produziert wird. Die Beschreibung der stark wechselwirkenden Materie erfolgt in einem hadronischen, chiral-symmetrischen SU(3)L x SU(3)R Modell, welches die Saturierungseigenschaften von Kernmaterie und die Eigenschaften von Atomkernen reproduziert. Die Untersuchung heißer und dichter unendlicher hadronischor Materie zeigt, dass das vom Modell vorhergesagte Phasendiagramm stark von den Kopplungen der Baryonenresonanzen abhängt. Für kalte hadronische Materie ergibt die Einbeziehung des Baryonendekupletts und die Freiheit in deren Vektorkopplungen eine sehr große Bandbreite an verschiedenen Zustandsgleichungen. Für heiße hadronische Materie mit verschwindendem baryochemischen Potential zeigt sich ebenfalls eine starke Abhängigkeit der Eigenschaften hadronischer Materie von der Ankopplung der baryonischen Resonanzen. Es werden drei verschiedene Parametrisierungen betrachtet. Das resultierende Phasenübergangsverhalten variiert von einem "Crossover" über einen schwachen, zu einem doppelten Phasenübergang erster Ordnung. Es zeigt sich jedoch, dass die beobachteten Eigenschaften von Neutronensternen die Unbestimmtheit bzgl. der Vektorkopplung dieser Freiheitsgrade und damit der Zustandsgleichung deutlich verringern. Das Raum-Zeit Verhalten relativistischer Schwerionenkollisionen bei SPS- und RHIC-Energien wird mittels einer hydrodynamischen Simulation unter Benutzung der chiralen Zustandsgleichungen untersucht. Dabei spiegelt sich das unterschiedliche Phasenübergangsverhalten deutlich im Ausfrierverhalten der hadronischen Materie wider. Die im chiralen Modell berechneten Teilchenzahlverhältnisse werden mit den aus Schwerionenkollisionen von AGS- bis RHIC-Energien erhaltenen experimentellen Daten verglichen. Dabei zeigt sich, dass die verschiedenen Parametersätze des chiralen Modells und die Rechnungen für ein nichtwechselwirkendes, ideales Hadronengas eine ähnlich gute Beschreibung der gemessenen Weite liefern. Die deduzierten Ausfrierwerte für die Temperatur sind sensitiv auf das Phasenübergangsverhalten und liegen unterhalb der jeweiligen kritischen Temperatur. Die vorhergesagten Ausfriermassen sind in allen Parametrisierungen sehr ähnlich mit Abweichungen bis zu 15% von den entsprechenden Vakuumwerten. Die Untersuchung der Eigenschaften von Vektormesonen in dichter Materie erfolgt in der Mittleren-Feld- und in der HartreeNäherung. Hierbei zeigt sich eine signifikante Reduzierung der Teilchenmassen durch Vakuumpolarisationseffekte.
Resistive Plate Chambers (RPCs) are gaseous parallel plate avalanche detectors that implement electrodes made from a material with a high volume resistivity between 10 high 7 and 10 high 12 omega cm. Large area RPCs with 2mm single gaps operated in avalanche mode provide above 98% efficiency and a time resolution of around 1 ns up to a flux of several kHz/cm high 2. These Trigger RPCs will, as an example, equip the muon detector system of the ATLAS experiment at CERN on an area of 3650 m high 2 and with 355.000 independent read out channels. Timing RPCs with a gas gap of 0.2 to 0.3mm are widely used in multi gap configurations and provide 99% efficiency and time resolution down to 50 ps. While their performance is comparable to existing scintillator-based Time-Of-Flight (TOF) technology, Timing RPCs feature a significantly, up to an order of magnitude, lower price per channel. They will for example equip the 176 m high 2 TOF barrel of the ALICE experiment at CERN with 160.000 independent read out cells. RPCs were originally operated in streamer mode providing large signals which simplifies readout electronics and gap uniformity requirements. However, high rate applications and detector aging issues made the operation in avalanche mode popular. This was also facilitated by the development of new highly quenching C2F4H2-based gas mixtures with small contents of SF6. While the physics of streamers is difficult to study, the avalanche mode opened the possibility for a detailed simulation of the detector physics processes in RPCs. Even though RPCs were introduced in the early eighties and have been (will be) used in experiments, there are still disagreements about the explanation of several aspects of the RPC performance. The high efficiency of single gap RPCs would require a large ionization density of the used gases, which according to some authors contradicts measurements. Even in the case of a large ionization density the gas gain has to be extremely large, in order to arrive at the observed RPC efficiency. This raises other questions: A very strong space charge effect is required to explain the observed small avalanche charges around 1 pC. Doubts have been raised whether an avalanche can progress under such extreme conditions without developing into a streamer. To overcome these difficulties, other processes, like the emission of an electron from the cathode, were suggested. Moreover, the shape of measured charge spectra of single gap RPCs differs largely from what is expected from the statistics of the primary ionization and the avalanche multiplication. In this thesis we discuss the detector physics processes of RPCs, from the primary ionization and the avalanche statistics to the signal induction and the read out electronics. We present Monte-Carlo simulation procedures that implement the described processes. While the fundament of the described model and some results were already published elsewhere [1], the subject of this thesis is the implementation of the space charge effect. We present analytic formulas for the electrostatic potential of a point charge in the gas gap of an RPC. These formulas were developed in collaboration with the University of Graz [2] and were published in [3, 4]. The simulation model presented in [1] is completed by the dynamic calculation of the space charge field using these formulas. Since the gas parameters like drift velocity and the Townsend and attachment coefficients depend on the electric field, they are calculated dynamically as well. The functional dependence of these parameters on the field is obtained with the simulation programs MAGBOLTZ and IMONTE. For the primary ionization parameters, we use the values that are predicted by the program HEED. While the described procedure only simulates the longitudinal avalanche development towards the anode of the RPC, we also present more dimensional models that allow a careful study of the transverse repulsive and attractive forces of the space charge fields, and of the consequences for the avalanche propagation. We shall show that the efficiencies of single gap Timing RPCs is indeed explained by the high primary ionization density (about 9.5 /cm as predicted by HEED) and a large effective Townsend coefficient (around 113 /mm as predicted by IMONTE). We show that the space charge field reaches the same magnitude as the applied electric field in avalanches at large gas gain. This strong space charge effect effectively suppresses large values for the avalanche charges. The shape of the simulated charge spectra is very similar to the measurements. Also the simulated average charges are close to the experimental results. RPCs are operated in a strong space charge regime over a large range of applied voltage, contrary to wire chambers. We apply only standard detector physics simulations to RPCs. The performance of Timing and Trigger RPCs is well reproduced by our simulations. The results concerning the space charge effect were presented and discussed at the 'RPC 2001' workshop [5] and on the '2002 NSS/MIC' conference [6].
In summary, the cooled heavy-ion beams of the ESR storage ring offer excellent experimental conditions for a precise study of the effects of QED in the groundstate of high-Z one- and two-electron ions. This has been demonstrated within the series of experiments conducted at the electron cooler device as well as at the gasjet target. In this work we have used a recently developed experimental approach to obtain the first direct measurement of the two-electron contributions to the ground state binding energy of helium-like uranium. By employing our method, all one-electron contributions to the binding energy such as finite-nuclear size corrections and the one-electron self energy cancel out completely. Note, this is a distinctive feature of this particular kind of QED test and is in contrast to all other tests of bound state QED for high-Z ions such as 1s Lamb shift (in one-electron systems), g-factor of bound electrons, or hyperfine splitting. Compared to former investigations conducted at the superEBIT in Livermore we could already substantially improve the statistical accuracy and extend studies to the higher-Z regime. Moreover, our result has reached a sensitivity on specific two-electron QED contributions. Our value agrees with the theoretical predictions within the experimental uncertainty. Similar to the superEBIT experiment possible sources of systematic errors are essentially eliminated and the final result is limited only by counting statistics. For the case of the 1s Lamb shift in hydrogen-like uranium, the achieved accuracy of +- 4.2 eV is a substantial improvement by a factor of 3 compared to the most precise value up to now [44] (see Fig. 5.6). Our result already provides a test of the first-order QED contributions at the 1.5% level and only a slight improvement is required in order to achieve a sensitivity to QED contributions beyond first-order SE and VP.
Die Entwicklung der Renormierungsgruppen-Technik, die in ihrer feldtheoretischen Version auf Ideen von Stückelberg und Petermann und in der Festkörperphysik auf K.G. Wilson zurückgeht, hat wesentliche Einsichten in die Natur physikalischer Systeme geliefert. Insbesondere das Konzept der so genannten Universalitätsklassen erhellt, warum Systeme, die durch scheinbar sehr verschiedene Hamilton-Operatoren beschrieben werden, doch im Wesentlichen die selbe (Niederenergie-)Physik zeigen. Ein weiterer Grund für den Erfolg dieser Methode liegt darin begründet, dass sie in systematischer Weise unendlich viele Feynman-Diagramme aufsummiert und somit über konventionelle Störungstheorie hinaus geht. Dies spielt in der Festkörperphysik vor allem dann eine wichtige Rolle, wenn das vorliegende physikalische System stark korreliert ist. Entsprechend der Vielzahl von Anwendungsmöglichkeiten hat sich in den vergangenen Jahrzehnten eine große Bandbreite verschiedener Formulierungen der Renormierungsgruppen-Technik ergeben. Eine davon ist die sogenannte funktionale Renormierungsgruppe, die auf Wegner und Houghton zurück geht und die auch in der vorliegenden Arbeit benutzt und weiter entwickelt wurde. Wir haben hier insbesondere auf die Einbeziehung der wichtigen Reskalierungsschritte wertgelegt. Als erstes Anwendungsgebiet des neu entwickelten Formalismus wurden stark korrelierte Elektronen in einer Raumdimension ausgewählt und hier insbesondere ein Modell, das als Tomonaga-Luttinger-Modell (TLM) bezeichnet wird. Im TLM wechselwirken Elektronen mit einer strikt linearen Energiedispersion ausschließlich über so genannte Vorwärtsstreu-Prozesse. Aufgrund der Linearisierung der Energiedispersion nahe der Fermipunkte ergibt sich ein Modell, das z.B. mit Hilfe der so genannten Bosonisierungs-Technik exakt gelöst werden kann. Hauptziel der vorliegenden Arbeit ist es, die bekannte Spektralfunktion dieses Modells unter Verwendung des Renormierungsgruppen-Formalismus zu reproduzieren. Gegenüber der bisherigen Implementierung der Renormierungsgruppe, bei der lediglich der Fluss einer endlichen Anzahl von Kopplungskonstanten betrachtet wird, stellt die Berechnung des Flusses ganzer Korrelationsfunktionen eine enorme Erweiterung dar. Der Erfolg dieser Herangehensweise im TLM bestärkt die Hoffnung, dass es in Zukunft auch möglich sein wird, die Spektralfunktionen anderer Modelle mit dieser Methode zu berechnen, bei denen herkömmliche Techniken versagen.
This thesis presented the measurement of antideuteron and antihelium-3 production in central AuAu collisions at V SNN = 200 GeV center-of-mass energy at RHIC. The analysis is based on STAR data, about 3 x 10 high 6 events at top 10% centrality. Within the data sample a total number of about 5000 antideuterons and 193 antihelium-3 were observed in the STARTPC at mid-rapidity. The specific energy loss measurement in the TPC provides antideuteron identification only in a small momentum window, antihelium-3 however can be identified nearly background free with almost complete momentum range coverage. Following the statistical analysis of the hadronic composition at chemical freeze-out of the fireball, the antinuclei abundances were analyzed in terms of the same statistical description. Now applied to the clusterization of the fireball, the statistical analysis yields a fireball temperature of (135+-10) MeV and chemical potential of (5+-10) MeV at kinetic freeze-out. In the same way as the hadronization, the clusterization process is phase-space dominated and clusters are born into a state of maximum entropy. The large sample of observed antihelium-3 allowed for the first time in heavy-ion physics to calculate a differential multiplicity and invariant cross section as a function of transverse momentum. As expected, the collective transverse flow in the fireball flattens the shape of the transverse momentum spectrum and leads to the high inverse slope parameter of (950+-140) MeV of the antihelium-3 spectrum. With the extracted mean transverse momentum of antihelium-3, the collective flow velocity in transverse direction could be estimated. As the average thermal velocity is small compared to the mean collective flow velocity for heavy particles, the mean transverse momentum of antihelium-3 by itself constrains the flow velocity. Here, a simple ideal-gas approximation was fitted to the distribution of the mean transverse momentum as a function of particle mass and provided direct access to the kinetic freeze-out temperature and the flow velocity. A concept, which is complementary to the combined analysis of momentum spectra and two-particle HBT correlation methods commonly used to extract these parameters, and a cross check for the statistical analysis. The upper limit for the transverse collective flow velocity from the antihelium-3 measurement alone is v flow <= (0.68+-0.06)c, whereas the ideal-gas approximation yields a temperature of (130+-40) MeV and v flow = (0.46+-0.08)c. The results indicate, that the kinetic freeze-out conditions at SPS and RHIC are very similar, except for a smaller baryon chemical potential at RHIC. The simultaneous inclusive measurement of antiprotons allowed to study the cluster production in terms of the coalescence picture. With the large momentum coverage of the antihelium-3 momentum spectrum, the coalescence parameter could be calculated as a function of transverse momentum. Due to the difference between antiproton and antihelium-3 inverse slopes, increases with increasing transverse momentum - again a direct consequence of collective transverse flow. Both B2 and B3 follow the common behavior of decreasing coalescence parameters as a function of collision energy. According to the simple thermodynamic coalescence model, this indicates an increasing freeze-out volume for higher energies and is confirmed by the interpretation of the coalescence parameters in the framework of Scheibl and Heinz. Their model includes a dynamically expanding source in a quantum mechanical description of the coalescence process and expresses the coalescence parameter as a function of the homogeneity volume V hom accessible also in two-particle HBT correlation analyzes. The values for the antideuteron and antihelium-3 results agree well with the homogeneity volume from pion-pion correlations, but do not seem to follow the same transverse mass dependence. A comparison with proton-proton correlations may clarify this point and provide an important cross check for this analysis. Compared to SPS the homogeneity volume increases nearly by a factor of two. The analysis of the antinuclei emission at RHIC allowed to study the kinetic freeze-out of the created fireball. The results show, that the temperature and mean transverse velocity in the expanding system does not change significantly, when the collision energy increases by one order of magnitude. Only the source volume, i.e. the homogeneity volume, increases. That leaves open questions for the theoreticians to the details of the system evolution from the initial hot and dense phase - the initial energy density is a factor of two to three higher at RHIC than at SPS - to the final kinetic freeze-out with similar conditions. At the same time, the results are important constraints for the theoretical descriptions. The successful implementation of the Level-3 trigger system in STAR opens the door for the measurement of very rare signals. Indeed, in the coalescence physics perspective, the first observations of anti-alpha 4 He nuclei and antihypertritons 3/Delta H will come within the reach of STAR, in addition to a high statistics sample of antihelium-3.
Die Physik beschäftigt sich seit jeher mit der Frage nach dem Aufbau und der Struktur der Materie. Die Antworten änderten sich im Laufe der Zeit, der gegenwärtige Stand der Erkenntnis ist im sogenannten Standardmodell zusammengefasst. Dort werden die Elementarteilchen in Leptonen und Quarks unterteilt, die Wechselwirkungen zwischen ihnen beschreibt man durch vier fundamentale Kräfte: die Gravitation, die elektromagnetischen Kraft, die schwache und die starke Kernkraft. Gemäß dem Standardmodell sind Nukleonen, also Protonen und Neutronen, aus Quarks aufgebaut. Das Proton ist beispielsweise ein gebundener Zustand aus zwei up und einem down Quark. Die Nukelonen bilden ihrerseits die Atomkerne, welche die Systematik der Elemente bestimmen. Quarks treten in sechs verschiedenen Arten (flavours) auf: up, down, strange, charm, bottom und top. Freie Quarks konnten bislang nicht nachgewiesen werden, sie werden nur als Quark-Antiquark Paar (Meson) oder als Kombination aus drei Quarks (Baryon) beobachtet. Mesonen und Baryonen werden unter dem Begriff Hadronen zusammengefaßt. Die starke Kernkraft beruht letztlich auf der Wechselwirkung zwischen Quarks, diese wird durch die Quantenchromodynamik (QCD) beschrieben. Ähnlich der Glashow- Salam-Weinberg Theorie (GSW), die die elektromagnetische und die schwache Kernkraft beschreibt, ist die Quantenchromodynamik durch Austauschteilchen charakterisiert. Im Fall der GSW wurden die Photonen bzw. W± oder Z-Teilchen als Austauschteilchen identifiziert, in der QCD fungieren Gluonen als Austauschteilchen. Photonen vermitteln die elektromagnetische Kraft zwischen allen Teilchen, die elektrische Ladung tragen. Analog wirkt die Kraft, die durch den Austausch von Gluonen beschrieben wird, zwischen Teilchen, die eine Farbladung tragen. Anders als das neutrale Photon trägt das Gluon selbst Farbe und wechselwirkt daher mit anderen Teilchen, die Farbe tragen. Dieser Umstand zeigt bereits, dass in der QCD ganz andere Phänomene zu erwarten sind als in der GSW. Die Tatsache, dass Quarks nur in gebundenen Zuständen vorliegen, erschwert die direkte Beobachtung der Wechselwirkung zwischen ihnen. Ein indirekter Weg, um die Wirkungweise diese Kraft zu untersuchen, liegt in der Erzeugung hoher Kernmateriedichten und hoher Kerntemperaturen. Die Idee besteht darin, das Phasendiagramm von Kernmaterie experimentell zu bestimmen (Abbildung 1.3) und dann auf die zugrundeliegende Kraft zu schließen. Unter anderem führen die Kräfte, die zwischen den Einzelteilchen des Mediums herrschen, zu charakteristischen Phasenübergängen. Im Fall der Kernmaterie hofft man insbesondere, den Übergang von gebundenen Zuständen in eine Quark-Gluon-Plasma Phase (QGP), in der sich Quarks und Gluonen frei bewegen, zu beobachten. Zwei prominente Beispiele demonstrieren, warum die Eigenschaften dieses Materiezustandes - und ob er überhaupt existiert - auch für andere Teilgebiete der Physik von großem Interesse sind. Zum einen geht man davon aus, dass in der Frühphase des Universums, 10-12 s nach dem Urknall, die Energiedichte so hoch war, dass die Materie in einem Plasmazustand vorlag. In diesem Bild führt die Expansion des Raumes zu einer Abkühlung des Plasmas und schließlich zum Ausfrieren in Hadronen. Zum anderen zeigen viele Modellstudien, dass im Innern von Neutronensternen mit extremen Dichten zu rechnen ist. Unter Umständen werden Energiedichten erreicht, die hoch genung sind, um einen Phasenübergang in ein Quark Gluon Plasma zu erzwingen. Die Beschreibung dieser astronomischen Objekte setzt somit auch die Kenntnis der Kräfte zwischen den Quarks voraus. Der einzige Weg, dichte Kernmaterie im Labor zu erzeugen, stellen Schwerionenreaktionen dar. Wenn zwei ultrarelativistische schwere Kerne zentral kollidieren, entsteht für kurze Zeit eine Region hoher Energiedichte (Abbildung 1.1). QCD-Gitter-Rechnungen deuten darauf hin, dass die Dichte, die man in Schwerionreaktion gegenwärtig erreicht, hoch genung ist, um einen Übergang der Kernmaterie in eine Plasma-Phase zu erzwingen. Aufgrund des hohen Drucks expandiert die verdichtete, heiße Kernmaterie in longitudinaler (entlang des Strahls) und transversaler (senkrecht zum Strahl) Richtung und die Dichte nimmt ab. Vorausgesetzt am Anfang der Reaktion wurde ein Quark-Gluon-Plasma erzeugt, dann friert diese Phase in Hadronen aus (chemisches Ausfrieren), wenn Dichte und Temperatur einen kritischen Wert unterschreiten. Die erzeugten Hadronen wechselwirken zunächst noch elastisch miteinander, d.h. die Impulse der Teilchen ändern sich, die Identität der Teilchen bleibt jedoch erhalten. Schließlich enden auch diese Wechselwirkungen (thermisches Ausfrieren), und die Teilchen verlassen die Reaktionszone (Abbildung 1.4). Der Ablauf einer solchen Schwerionenreaktion dauert einige 10-23s und ihre räumliche Ausdehnung liegt in der Größenordnung von 10-15m, damit ist die Reaktion selbst nicht beobachtbar. Nur der Endzustand, also die Identitäten und Impluse der emittierten Teilchen, kann bestimmt werden. Um den Ablauf der Reaktion zu rekonstruieren, ist man daher auf Modellrechnungen angewiesen. Aufgrund dieser Modellrechnungen wurden einige Observablen vorgeschlagen, die einen Phasenübergang kennzeichnen. Neben anderen Signaturen führt ein Phasenübergang wahrscheinlich zu einer verlängerten Emissionsdauer. Dieser Effekt kann möglicherweise durch die Analyse von Zwei-Teilchen-Korrelationen sichtbar gemacht werden. Ganz allgemein stellt die Untersuchung von Teilchenkorrelationen die einzige Möglichkeit dar, die raum-zeitlichen Strukturen während des thermischen Ausfrierens experimentell zu bestimmen. Korrelationen zwischen Teilchen, die von einer hinreichend kleinen Quelle emittiert werden, haben verschiedene Ursachen. Betrachtet man beispielsweise die Häufigkeitsverteilung der Impulsdifferenz zwischen zwei elektrisch gleich geladenen Teilchen, so stellt man fest, dass Paare mit geringer Impulsdifferenz weniger häufig vorkommen, als man anhand der Ein-Teilchen Impulsverteilung vorhersagen würde. Dieser Effekt ist auf die Abstoßung zwischen zwei elektrisch gleich geladenen Teilchen zurückzuführen, die mit kleiner Impulsdifferenz emittiert wurden. Eine weniger offensichtliche Korrelation wird durch den Quantencharakter identischer Teilchen verursacht. Zwei identische Bosonen, die im Phasenraum nahe beieinander liegen, können gemäß den Prinzipien der Quantentheorie nicht unterschieden werden. Die Wellenfunktion, die diesen Zwei-Teilchen-Zustand beschreibt, muß beim Vertauschen der Teilchen erhalten bleiben. Diese Forderung führt zu einem Interferenzterm in der Zwei-Teilchen Intensitätsverteilung. Diese Verteilung ist proportional zur Wahrscheinlichkeit, ein Teilchenpaar mit der Impulsdifferenz q zu messen. Berechnet man die Impulsdifferenzverteilung von Pionenpaaren und berücksichtig nur quanten- statistische Effekte, so findet man, dass Paare mit geringem Impulsunterschied bis zu zweimal häufiger vorkommen, als man aufgrund einfacher statistischer Überlegungen erwarten würde. Um diesen Effekt experimentell sichtbar zu machen, konstruiert man die Korrelationsfunktion, die die gemessene Impulsdifferenzverteilung in Relation zu einer Untergrundverteilung setzt. Experimentell gewinnt man diese Referenzverteilung, indem Paare aus Spuren aus verschiedenen Ereignissen gebildet werden. Die Referenzverteilung entspricht damit der Verteilung, die man messen würde, wenn die Teilchen nicht der Quantenstatistik unterlägen. Die Korrelationsfunktion wird im allgemeinen durch eine Gauß-Funktion angenähert. Das Inverse der Standardabweichung dieser Funktion wird nach den Pionieren der Intensitätsinterferometrie R. Hanbury Brown und R. Twiss als HBT-Radius bezeichnet. Teilchen interferieren nur dann, wenn sie im Phasenraum nahe beieinander liegen, das heißt sowohl die Impulsdifferenz als auch der räumliche Abstand muß hinreichend klein sein. Diese Bedingung kann genutzt werden, um von der gemessenen Korrelationsfunktion, die nur auf den Impulskomponenten basiert, auf die räumliche Verteilung der Teilchenproduktion zu schließen. Eine detaillierte Betrachtung erlaubt sogar, aufgrund der gemessenen Korrelationsfunktion quantitative Aussagen über die räumlichen Aspekte der Teilchenquelle zu machen. Beispielsweise können im Rahmen eines Modells die Stärke der transversalen Expansion oder die Emissionsdauer in Relation zu den HBT-Radien gesetzt werden. In Kapitel 2 sind die Grundlagen der Teilcheninterferometrie ausführlicher dargestellt. Der eigentliche Gegenstand dieser Arbeit ist experimentelle Analyse der Zwei- Teilchen-Korrelationen in einer Schwerionenreaktion. Dazu wird zunächst in Kapitel 3 das STAR Experiment am RHIC vorgestellt, in dem die Daten aufgezeichnet wurden, die Grundlage dieser Analyse sind. Am RHIC-Beschleuniger am BNL in den USA werden AuAu Kollisionen bis zu einer Schwerpunktsenergie von Wurzel aus SNN=200 GeV erzeugt. Figur 3.1 zeigt den Beschleuniger-Ring und die vier Experimente Brahms, Phenix, Phobos und STAR. Der hier analysierte Datensatz wurde bei der Datennahme im Jahr 2000 aufgezeichnet. Zu dieser Zeit wurde am RHIC eine Schwerpunktsenergie von Wurzel aus SNN=130 GeV erreicht. Bei einer zentralen AuAu Kollision werden mehrere Tausend Teilchen produziert. Der STAR Detektor ist dafür konzipiert, hadronische Teilchen kleiner Rapidität (d.h. großer Winkel zur Strahlachse) zu messen, innerhalb der Akzeptanz werden etwa 80% der produzierten geladenen Teilchen nachgewiesen. Der schematische Aufbau des STAR Detektorsystems ist in Figur 3.2 dargestellt. Der zentrale Detektor ist eine TPC (Zeit-Projektions-Kammer). Dieser Detektor basiert darauf, dass geladene Teilchen beim Durchgang durch ein Messgas eine Spur von Ionen hinterlassen. Ein starkes elektrisches Feld driftet die Elektronen, die bei den Ionisationsprozessen freigesetzt wurden, zu einer Ausleseebene. Der Punkt, an dem die Elektronen auf der Ausleseebene ein Signal erzeugen, entspricht der Projektion des Ionisationpunktes auf die Ausleseebene. Die dritte Komponente, die den Raumpunkt der Ionisation festlegt, ist durch die Driftzeit bei bekannter Driftgeschwindigkeit gegeben. So erscheint eine Teilchenspur als eine Kette von Ionisationspunkten im Detektorgas. Ein magnetisches Feld parallel zur Strahlachse führt zu einer Ablenkung der geladenen Teilchen. Die Krümmung der Spur ist dabei umgekehrt proportional zum transversalen Impuls. Abbildung 3.6 zeigt ein typisches Ereignis mit etwa 105 Ionisationspunkten und den entsprechenden Teilchenspuren. Der spezifische Energieverlust eines Teilchens beim Durchgang durch das Messgas hängt von seinem Impuls und seiner Masse ab. Die Stärke des auf der Ausleseebene induzierten Signals erlaubt den spezifischen Energieverlust zu bestimmen. Da der Impuls durch die Krümmung der Spur bekannt ist, kann so die Masse und damit die Identität des Teilchens bestimmt werden (siehe Abbildung 3.7). In Kapitel 4 wird der Datensatz beschrieben, der als Grundlage für diese Analyse dient. Während der Datennahme werden die digitalisierten Daten der TPC auf ein Speichermedium geschrieben. Der erste Schritt bei der Rekonstruktion der Ereignisse besteht darin, die Ionisationspunkte zu lokalisieren. Dies leistet der Clusterfinder- Algorithmus, der in Kapitel 4.1.1 beschrieben ist. Die Spurpunkte werden dann durch den Tracking-Algorithmus zu Teilchenspuren verbunden. Die erreichte Effizienz, Akzeptanz und Impulsauflösung der Rekonstruktion sind in Kapitel 4.1.2 zusammengefaßt. Die Zwei-Teilchen-Korrelationen werden nur für zentrale Kollisionen betrachtet, das sind Ereignisse mit kleinem Stoßparameter. Die Multipliztät der gemessenen Spuren ist in erster Näherung ein Maß für die Zentralität des Ereignisses. Für diese Analyse werden nur die 12% zentralsten Ereignisse zugelassen. Die Selektion der Ereignisse ist in Kapitel 4.2 beschrieben. Die Auswahl der Spuren, die in der Analyse verwendet werden, ist in Kapitel 4.3 beschrieben. Es werden nur Spuren zugelassen, deren Impulse in einem Bereich hinreichend hoher Akzeptanz und Effizienz liegen. Außerdem werden die Spuren ausgewählt, die mit hoher Wahrscheinlichkeit von Pionen stammen. Eine weitere Auswahl wird auf der Paarebene getroffen. Die Korrelationsfunktion wird in einzelnen Intervallen transversalen Paarimpulses kt und Paarrapidität Yðð gebildet. Damit kann die Abhängigkeit der HBT-Radien von diesen Größen dargestellt werden. Zwei weitere Auswahlkriterien sollen die Qualität der Spurpaare garantieren. Zum einen werden solche Paare verworfen, die im Detektor zu nahe beieinander liegen. Für die HBT-Analyse sind Paare mit geringem Impulsunterschied entscheidend, ein geringer Impulsunterschied heißt notwendigerweise, dass die Spuren räumlich nicht sehr weit getrennt sind. Wenn die Spuren aber zu nahe liegen, können sie vom Detektor und von der Rekonstruktionskette nicht mehr aufgelöst werden. Damit verliert man einen Teil der Paare in der Signalverteilung, nicht aber in der Untergrundverteilung, da in diesem Fall die endliche Zwei-Spur-Auflösung keine Rolle spielt. Um die Korrelationsfunktion nicht durch einen Detektoreffekt zu verfälschen, entfernt man die Paare, die im Detektor nahe beieinander liegen, sowohl in der Signal- als auch in der Untergrundverteilung. Ein weiteres Problem stellen "gebrochene" Spuren dar. In einigen Fällen wird eine Teilchenspur von der Rekonstruktionskette nicht als Ganzes erkannt, vielmehr werden zwei Spurstücke im Dektor gefunden. Da diese Spurstücke vom selben Teilchen stammen, haben sie eine sehr geringe Impulsdifferenz. Diese Paare können anhand ihrer Topologie im Detekor erkannt werden. Wie im Fall der begrenzten Zwei-Spur-Auflösung werden sie sowohl für die Signal- als auch für die Untergrundverteilung nicht zugelassen. In Kapitel 5 werden schließlich die Ergebnisse der Korrelationsanalyse dargestellt. Die Korrelationsfunktion wird in verschiedenen Parametrisierungen betrachtet. In der einfachsten Form betrachtet man nur den Betrag des Impulsdifferenzvektors. Dieser Ansatz bedeutet aber, dass der entsprechende HBT-Radius alle Raum-Zeit Komponenten mischt und damit nur wenig Aussagekraft bezüglich der Quellfunktion besitzt. Eine differenzierte Analyse in drei unabhängigen Komponenten ermöglichen die Pratt-Bertsch (PB) und die Yano-Koonin-Podgoretskii (YKP) Parametrisierung. Die beiden Parametrisierungen unterscheiden sich in der Zerlegung des Impulsdifferenzvektors in drei unabhängige Komponenten. Im ersten Fall bezeichnet man die Komponenten als qout, qlong und qside, im zweiten Fall als qpara, qperp und q0 (Kapitel 2.7 und 2.8). Die entsprechenden Korrelationsfunktionen sind in Gleichung 2.31 bzw. 2.34 gegeben. Die jeweiligen HBT-Radien Rout, Rlong und Rside bzw. Rpara, Rperp und R0 können in Relation zu den Parametern der Quellfunktion (Gleichung 2.43) gesetzt werden. Die beiden Parametrisierungen liefern im Prinzip die gleiche Information und die beiden Sätze von HBT-Radien können in Beziehung zueinander gesetzt werden (Gleichung 2.41). Beispielsweise entspricht der HBT-Radius R0 in der YKP-Parametrisierung in erster Näherung der Emissionsdauer, während in der PB- Parametrisierung diese Größe Verhältnis von Rout zu Rside abhängt. Zusätzlich zu den Radien enthält die YKP-Parametrisierung einen Parameter ß, der erlaubt, die longitudinale Geschwindigkeit des betrachteten Quellelementes zu bestimmen. Die Abbildungen 5.7 bis 5.10 zeigen die HBT-Radien beider Parametrisierungen in Abhänigigkeit vom transversalen Paarimpuls kt und von der Paarrapidität Yðð. Die Größe der gemessenen Radien bewegt sich zwischen 3 und 7 fm. Nur der Radius R0 verschwindet in den meisten kt-Yðð Intervallen. Die anderen Radien nehmen mit steigendem kt ab und sind unabhängig von Yðð . Abbildung 5.11 demonstriert, dass die beiden Parametrisierungen -dort wo sie vergleichbar sind- konsistente Ergebnisse liefern. Eine Diskussion der Ergebnisse schließt sich in Kapitel 6 an. Die Abhänigigkeit des Parameters ß von Yðð zeigt eine starke longitudinale Expansion an. Ein ähnliches Verhalten wurde bei niedrigeren Schwerpunktsenergien beobachtet, wo man allerdings eine schwächere longitudinale Expansion erwarten würde. Die Lebensdauer der Quelle, also die Zeit vom anfänglichen Überlapp der Kerne bis zum thermischen Ausfrieren, bestimmt die kt-Abhänigigkeit des Parameters Rlong. Dieser Zusammenhang wurde von Mahklin und Sinyukow formuliert, eine Anpassung der entsprechenden Funktion an die gemessene kt Abhänigigkeit von Rlong ergibt eine Lebensdauer von etwa 8 fm/c bei einer Ausfriertemperatur von etwa 126 MeV. Entsprechende Messungen bei niedrigeren Kollisionsenergien lieferten ähnliche Resultate. Die kt-Abhängigkeit des Parameters Rside ist mit der Stärke der transversalen Expansion gemäß Gleichung 6.3 verknüpft. Da die Relation nicht eindeutig ist, muß entweder eine feste Ausfriertemperatur angenommen werden oder es werden gleichzeitig Einteilchenspektren betrachtet, um die Mehrdeutigkeit zu eliminieren. Eine vorläufige Abschätzung ergibt eine mittlere transversale Expansions- geschwindigkteit von v ungefähr gleich 0.6 und einen gemetrischen Radius von RG ungefähr gleich 7.4 fm . Auch diese Ergebnisse sind vergleichbar mit entsprechenden Resultaten bei niedrigeren Kollisionsenergien. Ein weiterer Parameter der Quellfunktion ist die Emissionsdauer. Die Pionen werden nicht zu einem festen Zeitpunkt emittiert, man geht vielmehr davon aus, dass die Zeitpunkte der letzten elastischen Wechselwirkung in der Quelle gaußförmig verteilt sind. Den Mittelwert dieser Verteilung bezeichnet man als Lebensdauer der Quelle, die Breite als Emissionsdauer. Entsprechend Gleichung 6.4 bzw. 6.5 ist die Emissionsdauer mit dem Radius R0 bzw. dem Verhältnis Rout zu Rside verbunden. Wie in Abbildung 5.8 ersichtlich verschwindet der Parameter R0 , außer im kleinsten kt Intervall. Dies entspricht in der PB-Parametrisierung der Tatsache, dass das Verhältnis Rout zu Rside bei hohen kt kleiner als eins ist. Diese Resultate sind nicht vereinbar mit herkömmlichen Modellen. Insbesondere weil eine verlängerte Emissionsdauer als Signatur für die Bildung eines Quark-Gluon-Plasmas vorgeschlagen wurde, wird dieses Ergebnis derzeit intensiv diskutiert. Die Ergebnisse dieser Analyse sind sowohl mit bereits publizierten Daten der STAR Kollaboration als auch mit Resultaten von anderen RHIC Experimenten verträglich (siehe Abbildung 6.8). In Abbildung 6.9 ist die Abhängigkeit der HBT-Radien von kt bei verschiedenen Schwerpunktsenergien dargestellt. Im Gegensatz zu vielen anderen Observablen ändern sich die HBT Radien nur geringfügig. Da man erwartet, dass die Reaktion bei hohen Energien vollkommen anders abläuft, würde man auch davon ausgehen, dass sich die Ausfrierbedingungen ändern. Dass dies nicht in den Zwei-Teilchen- Korrelationen sichtbar wird, deutet darauf hin, dass die Näherungen die notwendig sind, um die gemessenen Radien mit Modellparametern zu verbinden, nicht gültig sind. Die Systematik der HBT Parameter als Funktion der Schwerpunktsenergie enthält damit keinen direkten Hinweis, dass die kritische Energiedichte überschritten wurde, ab der die Kernmaterie in einer Plasmaphase vorliegt. Andererseits werden weder die verschwindende Emissionsdauer noch die Tatsache, dass die anderen HBT-Parameter sich nur wenig mit der Schwerpunktsenergie ändern, als Argument dafür gewertet, dass die kritische Energiedichte nicht überschritten wurde. Die Frage, ob ein Quark- Gluon-Plasma im Labor erzeugt und analysiert werden kann, bleibt damit offen. Das thermische Ausfrieren einer Pionenquelle scheint hingegen anders zu verlaufen, als bisher angenommen wurde. Systematische Studien der Korrelationsfunktion in AA Kollisionen am RHIC in Kombination mit Fortschritten im theoretischen Verständnis der Teilcheninterferometrie in Schwerionenreaktion werden in Zukunft hoffentlich erlauben, die gemessenen Radien in ein konsistentes Bild einzuordnen. In zukünftigen Experimenten am LHC werden noch weit höhere Dichten erreicht als bisher, damit sollten sich auch die Ausfrierbedingungen stark verändern. Es wird sich dann zeigen, ob die Teilcheninterferometrie das geeignete Instrument ist, um die Quellfunktion einer Schwerionenreaktion zu messen.
Alignment, characterization and application of polyfluorene in polarized light-emitting devices
(2001)
Ziel im Rahmen der vorliegenden Dissertation war die Realisierung der polarisierten Elektrolumineszenz blau emittierender flüssigkristalliner Polyfluorene. Polymere Leuchtdioden, die aufgrund hoher Orientierung der Moleküle in der aktiven Schicht polarisiert emittieren, sind für eine Anwendung beispielsweise als Hintergrundbeleuchtung in Flüssigkristallanzeigen (LCDs) von Interesse. Es wurde gezeigt, dass sich mit der Ausrichtung von Polyfluoren auf Ori entierungsschichten auf der Basis von geriebenem Polyimid hohe Ordnungsgrade erzielen lassen. Die Dotierung mit lochleitenden Materialien erlaubte erstmals den Einbau solcher Orientierungsschichten in Leuchtdioden und ermöglichte die Realisierung polarisierter Elektrolumineszenz. Die Morphologie und Struktur sowohl der hoch orientierten Polyfluoren filme als auch lochleitender Orientierungsschichten wurden eingehend untersucht. Die ElektrolumineszenzEigenschaften von isotropen sowie polarisierten Leuchtdioden wurden ausführlich analysiert und anschließend durch chemische Modifizierung des Polyfluorens entscheidend verbessert. Zusätzlich wurde Polyfluoren mit fluoreszierenden Farbstoffen dotiert, um ausgehend von blauem Licht grüne und rote Emission zu erhalten. Hierbei wurde unter sucht, in welchem Maß FörsterEnergietransfer sowie Ladungsträgereinfang für die Emission der eingemischten Farbstoffe verantwortlich sind. Eine Einführung in die Grundlagen der Elektrolumineszenz konjugierter Polymere findet sich in Kapitel 2 dieser Arbeit. Da polarisierte Elektrolumineszenz ein hohes Maß an Anistotropie der emittierenden Schicht erfordert, werden anschließend verschiedene Methoden zur Ausrichtung von Polymeren besprochen, wobei besondere Betonung auf der Orientierung flüssigkristalliner Polymere liegt. Kapitel 3 behandelt die signifikanten Eigenschaften der Polymere sowie die experimentel len Methoden, die im Rahmen dieser Arbeit verwendet wurden. Neben Polyfluoren wird ein weiteres blau emittierendes Polymer, Polyphenylenethynylen (PPE), eingeführt. Bei der Cha rakterisierung der Polyfluorene wird im Anschluss an die Beschreibung der reinen Polymere insbesondere der positive Einfluss des Anbringens von lochleitende Endgruppen an die Hauptkettenenden auf wesentliche Eigenschaften bezüglich der Elektrolumineszenz aufgezeigt. Außerdem werden die wesentlichen Merkmale von Polyimid, welches die Matrix der Orientierungsschicht bildet, sowie von verschiedenen Polymeren, die der Lochleitung und der Lochinjektion dienen, besprochen. Die Beschreibung der Methoden zur Präparation isotroper und polarisierter Leuchtdioden sowie zur Untersuchung der optischen, elektrischen und mor phologischen Eigenschaften der Polymerfilme bilden den Abschluss dieses Abschnitts. Im vierten Kapitel dieser Arbeit werden unterschiedliche Verfahren zur Ausrichtung der Polymermoleküle auf Polyfluoren sowie auf PPE angewandt und hinsichtlich der erreichbaren Ordnungsgrade verglichen und beurteilt. Im Falle von Polyfluoren wurde gezeigt, dass eine Orientierung im flüssigkristallinen Zustand mit Hilfe zusätzlicher Orientierungsschichten, welche auf geriebenem Polyimid basieren, die einzige geeignete Methode zur Orientierung dieses Po lymers ist. Durch den Zusatz von niedrigmolekularen lochleitenden Materialien in geeigneter Konzentration in die PolyimidMatrix konnte das nichtleitende Polyimid so modifiziert wer den, dass es sich in Leuchtdioden einbinden ließ, ohne dass die Orientierungseigenschaften der Schichten verloren gingen. Vergleiche unterschiedlicher Polyfluorene ergaben, dass die Länge und Struktur der AlkylSeitenketten das Orientierungsverhalten entscheiden beeinflussen. Hierbei wurde gezeigt, dass sich für verzweigte Seitenketten deutlich höhere Orientierungsgrade erreichen lassen als für solche mit linearen Seitenketten. Dies wurde mit dem vergrößerten Verhältnis aus Persistenzlänge und Polymerdurchmesser erklärt, was gemäß der Theorie der flüssigkristallinen Polymere zu einer Zunahme des erreichbaren Ordnungsparameter führt. Außerdem wiesen die Absorptionsspektren der Polyfluorene mit langen Seitenketten auf eine planare Konformation der Polymerrückgrate hin, welche aufgrund der starken Wechselwirkung zwischen den einzelnen Ketten eine Orientierung im flüssigkristallinen Zustand verhindert. Von allen untersuchten Polyfluorenen ließ sich Poly(diethylhexylfluoren) (PF2/6) am besten orientieren. Im Gegensatz zu Polyfluoren scheiterte der Versuch, PPE im flüssigkristallinen Zustand auf Orientierungsschichten auszurichten. Kalorimetrische DSCUntersuchungen machten deutlich, dass sich die Struktur von PPE in flüssigkristalliner und kristalliner Phase nur unwesentlich voneinander unterscheiden. In beiden Phasen deuteten Absorptionsuntersuchungen auf eine planare Konformation der PPERückgrate. Die Viskosität des als sehr steif bekannten Polymers PPE ist daher auch in flüssigkristallinem Zustand zu hoch, um eine Umordnung der Moleküle zu verursachen, welche allein durch Wechselwirkung mit einer Orientierungsschicht hervorgerufen wird. PPE konnte jedoch im kristallinen Zustand orientiert werden, indem anstatt einer zusätzlichen Orientierungsschicht der Polymerfilm selbst gerieben wurde. Die hohe Steifigkeit von PPE erlaubte die Übertragung der Kräfte, die durch das Reiben verursacht werden, auf das starre Polymerrückgrat und ermöglichte eine homogene Ausrichtung der Moleküle. Mit Hilfe dieser Methode konnten Leuchtdioden mit PPE in der aktiven Schicht verwirklicht werden, die polarisiert emittierten. Die bestmöglichen Methoden zur Ausrichtung der Moleküle unterschie den sich demnach für die beiden flüssigkristallinen Polymere Polyfluoren und PPE, und für beide Polymere wurden Verfahren gefunden, die die Herstellung von polarisierten Leuchtdioden ermöglichten. In Kapitel 5 dieser Arbeit werden die Morphologie, die Struktur sowie weitere wesentliche Eigenschaften sowohl orientierter Polyfluorenfilme als auch der zur Ausrichtung benötigten lochleitenden Orientierungsschichten aus dotiertem Polyimid besprochen. Hierfür wurden die Filme mit Hilfe von Licht und Elektronenmikroskopie sowie von Elektronen und Röntgen beugungsexperimenten untersucht. Im ersten Teil wird die beobachtete Abnahme der Orien tierbarkeit von Polyfluoren mit zunehmendem Molekulargewicht durch Elektronenbeugungs untersuchungen näher beschrieben. Ergebnisse aus TransmissionsElektronenmikroskopie Untersuchungen zeigten, dass sich die Morphologie orientierter PF2/6Filme durch hochgeordnete Lamellen auszeichnet, welche in regelmäßigen Abständen von ungeordneten Regionen unterbrochen werden. Innerhalb der orientierten Lamellen sortieren sich die Moleküle nach ähnlicher Kettenlänge, wohingegen in den ungeordneten Gebieten vornehmlich die Endgruppen der Ketten vorzufinden sind. Strukturuntersuchungen ergaben, dass die einzelnen Polymerketten von PF2/6 zylindrisch sind und eine hexagonale Packung aufweisen, wobei die Polymerrück grate eine 5/2Helixstruktur bilden. Das wurmähnliche Rückgrat ist dabei zylinderförmig von einer Hülle aus ungeordneten Seitenketten umgeben, die ähnlich wie ein Lösungsmittel zwi schen den einzelnen Ketten wirken. Die hieraus folgende geringe Viskosität des Polymers dient als Erklärung für die beobachtete bessere Orientierbarkeit von PF2/6 im Vergleich zu Polyfluoren mit linearen OktylSeitenketten oder zu PPE. Im zweiten Teil des fünften Kapitels werden Ergebnisse von Untersuchungen der lochlei tenden Orientierungsschichten vorgestellt. Der Einfluss der Zugabe von lochleitenden Materialien zu Polyimid auf mechanische sowie auf elektrische Eigenschaften wurde untersucht. Bei moderater LochleiterKonzentration war die mechanische Stabilität der Filme ausreichend, um nach dem Reiben keine merklichen Unterschiede zu undotierten geriebene Filmen aufzuweisen. Vergleiche entsprechender Filme hinsichtlich Ladungsinjektion und transport zeigten, dass erst durch die Dotierung eine Verwendung von PolyimidOrientierungsschichten in Leuchtdioden ermöglicht wird. Sowohl polymere als auch niedrigmolekulare lochleitende Materialien wur den hinsichtlich der erreichbaren Orientierungsgrade sowie der resultierenden ElektrolumineszenzEigenschaften verglichen, wobei nur letztere in beiden Belangen zugleich zu vorteilhaften Ergebnissen führten. Es wurde gezeigt, dass sich die besten Resultate mit polarisierten Leuchtdioden erzielen ließen, bei denen die emittierende Schicht auf eine DoppelschichtStruktur aufgebracht war, die der Lochinjektion und der Orientierung dienten. Hierbei befand sich oberhalb einer LochinjektionsSchicht aus reinem Lochleitermaterial eine weitere lochleitende Orientie rungsSchicht aus dotiertem Polyimid. Variation der Lochleiterkonzentrationen in Polyimid er gaben, dass die Helligkeit mit zunehmender Konzentration zunahm, wohingegen die erreichten Polarisationsverhältnisse gleichzeitig abnahmen. SEM und AFMUntersuchungen über den Einfluss der Lochleiterkonzentration auf die Schichtmorphologie ergaben, dass diese Beobachtungen durch Phasenseparation und mechanische Beschädigung der Filme zu erklären ist, welche bei Konzentrationen oberhalb 20 Gewichtsprozent eintreten. Im Kapitel 6 wird schließlich die Elektrolumineszenz von Leuchtdioden mit Polyfluoren als emittierende Schicht diskutiert. Zuerst wurde in isotropen Leuchtdioden die günstigste Diodenarchitektur ermittelt sowie die Optimierung der verwendeten Schichten vorgenommen. Die Ergebnisse wurden mit den Kenntnissen kombiniert, die im Rahmen der oben beschriebenen Untersuchungen erworben wurden, um die Herstellung von Leuchtdioden mit hochpolarisierter Emission zu verwirklichen. Blaue Elektrolumineszenz mit einem Emissionsmaximum von 450 nm und einem Polarisationsverhältnis von 21 wurden erzielt, wobei die Leuchtdichte bei einer angelegten Spannung von 18 V etwa 100 cd/m 2 betrug, was der typischen Helligkeit eines Computermonitors entspricht. Alle ElektrolumineszenzEigenschaften ließen sich durch End funktionalisierung des Polyfluorens weiter deutlich verbessern, indem lochleitende TriarylaminDerivate an die Enden der Hauptketten angebracht wurden ('Endcapping'). Der unerwünschte Beitrag zur Emission bei höheren Wellenlängen, welcher im Falle des reinen Polyfluoren beo bachtet wurde und gemeinhin aggregierten Polymermolekülen zugeschrieben wird, wurde durch das Konzept der Endfunktionalisierung wirksam unterdrückt. Außerdem war die Farbstabilität wesentlich verbessert und die Effizienz der Leuchtdioden um mehr als eine Größenordnung höher als bei der Verwendung des reinen Polyfluorens. Diese Beobachtungen wurden mit den elektrochemischen Eigenschaften der Endgruppen erklärt. Letztere wirken als anziehende Fallen für Ladungsträger, was dazu führt, dass die Erzeugung von Exzitonen und die anschließende Rekombination vorwiegend in der Nähe der Kettenenden stattfindet, anstatt wie im Falle des reinen Polyfluorens an weniger effizienten Aggregaten oder Exzimererzeugenden Stellen. Es wurde gezeigt, dass die Endfunktionalisierung weder das Verhalten des Polymers im flüssig-kristallinen Zustand, noch dessen Orientierbarkeit beeinträchtigte. Die Verwendung des modifizierten Polyfluorens erlaubte die Herstellung von polarisierten Leuchtdioden mit einem Polarisationsverhältnis von 22 und einer Leuchtdichte von 200 cd/m 2 bei 19 V, wobei die Schwellspannung auf 7,5 V gesenkt wurde. Dioden mit einem Anisotropiefaktor von 15 er reichten Leuchtdichten von bis zu 800 cd/m 2 . Die Effizienz dieser Leuchtdioden war mit 0,25 cd/A bei ähnlichem Polarisationsverhältnis und Leuchtdichte um mehr als doppelt so hoch wie die bisher berichteten Werte. Die Veränderung der eigentlich blauen Emissionsfarbe durch die Zugabe von Materialien mit niedrigerer Bandlücke in eine Polyfluorenmatrix wird im Kapitel 7 beschrieben. Es wurde gezeigt, dass der Zusatz bereits geringer Konzentrationen eines grün emittierenden Thiophen Farbstoffes das Emissionsspektrum des Polyfluorens entscheidend veränderte und die Realisierung grüner Emission ermöglichte. Genau wie im Falle der nichtemittierenden Lochleiter, die für die Endfunktionalisierung des Polyfluoren verwendet wurden, wirken auch die ThiophenFarbstoffe als effektive Ladungsträgerfallen, was neben der Farbveränderung eine drastische Verbesserung der Leuchtdiodeneffizienzen zur Folge hatte. Darüber hinaus konnte mit Hilfe des dotierten Polyfluorens polarisierte grüne Elektrolumineszenz verwirklicht werden, wobei die Polarisationsverhältnisse Werte von bis zu 30 erreichten, bei einer Leuchtdichte von 600 cd/m 2 und einer Effizienz von 0,3 cd/A. Im Hinblick auf rote Elektrolumineszenz wurden Leuchtdioden mit dendronisierten Pery lenfarbstoffen in der emittierenden Schicht untersucht, zum einen in reiner Form und zum an deren in Mischungen mit Polyfluoren. Hierfür wurden zwei Generationen von Dendrimeren, bestehend aus zentralem PerylendiimidChromophor und PolyphenylenGerüst, mit einer nichtdendronisierten Modellverbindung verglichen. Leuchtdioden mit reinen Filmen der ersten und zweiten Dendrimergeneration emittierten rotes Licht mit CIEKoordinaten (0,627/0,372) und einer Leuchtdichte von bis zu 120 cd/m 2 bei 11 V, wobei die Effizienz allerdings nur 0,03 cd/A betrug. Um die unterschiedlichen Mechanismen zu klären, die zur Emission der Farbstoffmoleküle führen, wurden die Farbstoffe in Polyfluoren beigemischt, und der Einfluss der Dendronisierung auf die Emissionsfarbe und die Intensität der Elektrolumineszenz wurde untersucht. In Photolumineszenz wurde mit zunehmender Dendronisierung eine Abnahme des Förster Energieübertrags vom PolyfluorenWirt zu dem PerylenfarbstoffGast verzeichnet, was zu einen höheren blauen Anteil im Emissionsspektrum führte. Hingegen wurde gezeigt, dass in Elektrolumineszenz die Farbstoffe als Elektronenfallen wirken und die Rekombination der Ladungsträger zu Exzitonen somit vorwiegend auf den Farbstoff anstatt auf den Polyfluorenmolekülen statt findet. Aus diesem Grund war die Betonung der roten Emission in Elektrolumineszenz ungleich stärker als in Photolumineszenz, bei der die rote Emission ausschließlich durch Energieübertrag via Förstertransfer zu Stande kommt. Die Verstärkung einer Farbverschiebung von rot nach blau, die mit zunehmender Dendronisierung und ansteigender Betriebsspannung beo bachtet wurde, konnte qualitativ mit der kinetischen Beeinträchtigung des Elektronenübertrags vom PolyfluorenWirt auf den PerylendiimidChromophor erklärt werden. Der bestmögliche Kompromiss aus roter Farbtiefe und Helligkeit wurde für die Mischung aus Polyfluoren und dem Farbstoff der ersten Dendrimergeneration erzielt. Bei angelegter Spannung von 6,5 V lag die Leuchtdichte bei 100 cd/m 2 und bei 11 V bei 700 cd/m 2 , wobei das Emission bei 600 nm ihr Maximum hatte.