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Es wurde die Einwirkung monochromatischer ultravioletter Strahlen der Wellenlänge 254 mμ, 281 mμ und 297 mμ auf kernlose Zellteile von Acetabularia untersucht. Dazu wurden in Abhängigkeit von der Strahlendosis die mittlere Lebensdauer und das Formbildungs-Vermögen der kernlosen Teile bestimmt. Der 254-mμ-Strahlung kam dabei stets die größte biologische Wirksamkeit zu, während die 297-mμ-Strahlung im untersuchten Dosisbereich fast ohne Wirkung blieb. Die gefundene Wellenlängen-Abhängigkeit weist darauf hin, daß der UV-Absorption durch die Purine und Pyrimidine für den Wirkungsmechanismus der beobachteten UV-Schädigungen kernloser Zellteile besondere Bedeutung zukommen muß.
Es wurde der Einfluß von Röntgenbestrahlungen auf die Lebensfähigkeit und das Formbildungs-Vermögen kernloser Zellteile von Acetabularia mediterranea in Abhängigkeit von der Strahlendosis untersucht. Dabei erwies sich die Hutbildung stets als der am strahlenempfindlichste Prozeß. Die gefundenen Ergebnisse werden diskutiert und mit den entsprechenden Befunden nach UV-Bestrahlung verglichen.
Es wird der Einfluß von Röntgenstrahlen und ultravioletten Strahlen verschiedener Wellenlängen auf kernhaltige Zellteile von Acetabularia mediterranea untersucht. Die Röntgenbestrahlung führt zu einer Verminderung des Regenerationsvermögens der Zellteile, zu einer Verringerung der Cystenbildung der Regenerate und zu einer Herabsetzung der Lebensfähigkeit der Cysten. Erst nach einer Dosis von 400 kr ist das Regenerationsvermögen fast völlig zerstört. Die Fähigkeit zur Bildung fortpflanzungsfähiger Gameten geht bereits nach 40 kr verloren. Die Wirkung von UV-Bestrahlungen ist demgegenüber sehr gering. Es wird geschlossen, daß die beobachteten Leistungen der kernhaltigen Zellteile wesentlich durch den Zellkern bestimmt sind, der im Rhizoid gegen die UV-Strahlung weitgehend abgeschirmt ist. Erfolgt eine vollständige Regeneration bis zur Hutbildung, so scheinen Größe und Gestalt der ausgewachsenen Regenerate nicht wesentlich von der Röntgenbestrahlung beeinflußt zu sein. In den meisten Fällen bilden Hutregenerate auch Cysten.
In dem in dieser Arbeit vorgestellten Experiment wurde die Reaktion zwischen molekularem Wasserstoff und hochgeladenen langsamen Ar8+-Ionen untersucht. Ein Augenmerk wurde hierbei auf den Zweifachelektroneneinfang gelegt.
Anhand zwei durchgeführten Messungen mit unterschiedlichen Projektilgeschwindigkeiten 0,2 und 0,36 a.u. und unter zur Hilfenahme des so genannten „over-barrier-Modells“ sollte die Dynamik des H2-Moleküls während des Elektroneneinfangprozesses untersucht werden. Aus den daraus resultierten Ergebnissen sollte die Frage, ob der Einfangsprozess simultan oder sequentiell stattgefunden hat beantwortet werden.
Durch einfache Berechnungen kann mit dem „over-barrier-Modell“ die Distanz, welche das Projektil zwischen dem ersten und dem zweiten Elektroneneinfang zurücklegt, in Abhängigkeit von dem Stoßparameter ermittelt werden. Dieser Wert ist der Hauptbestand aller weiteren Berechnungen.
Die Spektren der Impulsüberträge in Abhängigkeit von der Ausrichtung des Moleküls zu dem Projektilstrahl haben gezeigt, dass das Projektil meist über und unter der Molekülachse streut anstatt links oder rechts am Molekül vorbei zu fliegen.
Die Auftragung der kinetischen Energie der Fragmente gegen den Transversalimpuls des Projektils (Abbildung 5.6) hat ergeben, dass größere Impulsüberträge für den Fall der senkrechten Stellung des Moleküls zu der Strahlachse, zu leicht erhöhten Aufbruchsenegien führt, was durch die Berechnung der Energie zu erklären ist.
Aus der Verteilung der kinetischen Energie (KER), welche die durch Dissoziation entstandenen Wasserstoffionen nach dem Stoß besitzen, kann auf den Verlauf der Reaktion zurück geschlossen werden.
Ein Vergleich der KER-Spektren für unterschiedliche Stoßparameter (Abbildung 5.8 und 5.9) bei festen Geschwindigkeiten hat für die zwei Messungen widersprüchliche Ergebnisse gezeigt. Zu erwarten war eine Verkleinerung der Energiewerte bei ansteigendem Stoßparameter. Dies konnte jedoch nur für den Fall in welchem die Projektilgeschwindigkeit 0,36 a.u. betrug bestätigt werden. Die Abweichung bei der ersten Messung kann durch statistische Fehler kommen, da die Anzahl der Messwerte, die für diese Messungen als „richtige“ angenommen worden, durch das Setzen von verschiedenen Bedingungen stark reduziert wurde.
Letztendlich wurde anhand der Variation der Stoßparameter bei festen Projektilgeschwindigkeiten die Zeitskala während des Stoßes eingeschätzt. Es wurde die Annahme getroffen, dass der Zweifachelektroneneinfang als zweistufiger Prozess abgelaufen ist und die maximal mögliche Zeitspanne zwischen dem ersten und dem zweiten Elektroneneinfang berechnet. Der Vergleich der daraus resultierten Werte mit der Oszillationsdauer des Wasserstoffmoleküls hat die getroffene Annahme widerlegt. Beide Messungen sind laut „over-barrier-Modell“ als einstufiger, schneller Übergang einzuordnen.
Das Ziel dieser Diplomarbeit war die Untersuchung der Reaktion des Zweifachelektroneneinfangs mit einem Augenmerk auf den Unterschied zwischen dem simultanen und dem sequentiellen Verlauf. Die Ergebnisse haben einen zweistufigen Prozess mit hoher Wahrscheinlichkeit ausgeschlossen. Obwohl alle theoretischen Anforderungen für den Einsatz des „over-barrier-Modells“ erfüllt worden sind, hat sich herausgestellt, dass die gemessenen Werte nicht immer eindeutig interpretiert werden konnten. Das lässt darauf schließen, dass das Experiment noch verbessert werden kann, um mögliche Fehlerquellen zu reduzieren. Eine Möglichkeit zur Verbesserung wäre der Einbau eines Elektronendetektors, oder aber die Änderung des Projektilions. Auch längere Messzeiten wären statistisch gesehen von Vorteil. Für die Zukunft sind weitere Experimente mit veränderten Targetgasen und geänderten Projektilgeschwindigkeiten geplant.
Ein zentraler Bestandteil der Teilchenphysik ist die Berechnung der Zerfallsbreiten bzw. Lebensdauern von Teilchen. Die meisten bekannten Teilchen sind instabil und zerfallen in zwei oder mehr leichtere Teilchen. Die Formel für die Berechnung einer Zerfallsbreite enthält zwei verschiedene Komponenten: Die kinematischen Faktoren, die lediglich vom Anfangs- und Endzustand abhängen und aus der Energie- und Impulserhaltung folgen, und die dynamischen Faktoren, die sich aus der Art der Wechselwirkung und eventuellen Zwischenstufen ergeben. Gibt es mehrere Zerfallskanäle, die zu den gleichen Endzuständen führen, so unterscheiden diese sich nur in den dynamischen Faktoren. Aus diesem Grunde werden kinematische und dynamische Faktoren getrennt, da nur letztere für die Analyse der Wechselwirkung relevant sind.
Die kinematischen Faktoren von Zwei- und Dreikörperzerfällen haben einen fundamentalen Unterschied: Beim Zweikörperzerfall ist durch die Erhaltungssätze die Verteilung der Energien der Produktteilchen komplett festgelegt, während sie bei einem Dreikörperzerfall innerhalb bestimmter Grenzen variieren kann.
Ein Dreikörperzerfall kann auf zwei verschiedeneWeisen auftreten: Bei einem direkten Zerfall entstehen gleichzeitig alle drei Endprodukte. Bei einem indirekten Zerfall zerfällt das Startteilchen zuerst in zwei Teilchen, von denen eines stabil ist und das andere erneut zerfällt. Im Falle des indirekten Zerfalls haben die resultierenden Teilchen eine andere Impulsverteilung als bei einem direkten Zerfall, woraus sich Informationen über den Zwischenzustand gewinnen lassen.
Im ersten Kapitel dieser Arbeit widmen wir uns der expliziten Berechnung der Zerfallsbreite für die verschiedenen Fälle. Wir beschränken uns hier und in allen weiteren Rechnungen auf skalare und pseudoskalare Teilchen, bei denen keine Spineffekte auftreten.
Die Zerfallsbreite eines Dreikörperzerfalls lässt sich in einer besonders praktischen Form, dem sogenannten Dalitz-Plot, darstellen. Hierbei sind alle kinematischen Faktoren konstant und eine Darstellung der Zerfallsbreite in Abhängigkeit der entsprechenden Variablen lässt direkten Aufschluss über die Art der Wechselwirkung zu. Die Form eines Dalitz-Plots sowie dessen Interpretation ist Gegenstand des zweiten Kapitels.
Im dritten Kapitel beschäftigen wir uns kurz mit der Frage, welche Auswirkungen Prozesse höherer Ordnung auf den gesamten Zerfall haben. Hierbei beschränken wir uns auf die Betrachtung von Loopbeiträgen des Zwischenzustandes eines indirekten Zerfalls.
Im letzten Kapitel werden wir die theoretischen Betrachtungen am Zerfall eines pseudoskalaren Glueballs anwenden. Ein Glueball ist ein gebundener Zustand aus Gluonen, den Austauschteilchen der starken Wechselwirkung. Da die Gluonen aufgrund der nichtabelschen Struktur der Farbsymmetriegruppe selbst Farbladung tragen, ist es theoretisch möglich, Zustände nur aus Gluonen zu konstruieren, die farbneutral sind und damit den Regeln des Confinements entsprechen. Im Falle der betrachteten Glueballs tritt ein weiterer interessanter Effekt auf: Da es mehrere Zerfallskanäle gibt, die zum gleichen Endzustand führen, treten Interferenzeffekte auf, deren Auswirkung auf das Gesamtergebnis näher untersucht wird.
Dumme Fragen gibt es nicht
(2022)
Fullerene, Nanoröhren und auch anderen hohlen Strukturen können Atome oder Moleküle in ihrem Inneren einschliessen. In solchen Systemen beeinflussen sich die einschliessenden und eingeschlossenen Strukturen gegenseitig, und es existiert eine Vielzahl unterschiedlicher Effekte: Änderungen der Energieeigenwerte, Änderungen der Elektronenstruktur sowie Ladungsaustausch zwischen den beiden Teilen des Systems. All diese Effekte beeinflussen die Absorbtionsspektren beider Systembestandteile. In dieser Arbeit liegt der Schwerpunkt auf einem dieser Effekte: Dem dynamischen Abschirmungseffekt. Den dynamischen Abschrimungseffekt findet man insbesondere bei solchen Systemen, bei denen die einschliessende Struktur viele delokalisierte Elektronen besitzt. Zu solchen Systemen gehören zum Beispiel endohedrale Komplexe sowie "Nano Peapods" (Nanoröhren mit eingeschlossenen Atomen oder Molekülen). Ursächlich für den dynamischen Abschirmungseffekt ist die Tatsache, dass die Elek- tronen des umschliessenden Käfigs die eingeschlossene Struktur gegen elektromagentische Wellen abschirmen. Mit anderen Worten: Dass das elektrische Feld sowohl innerhalb als auch ausserhalb der einschliessenden Struktur wird vom polarisierenden Feld der einschliessenden Struktur beein°usst. Klassisch betrachtet ist die Photoabsorbtionsrate eines Objektes proportional zu der Intensität eines elektrischen Feldes. Somit unterscheidet sich die Photoabsorbtionsrate (und auch der Wirkungsquerschnitt) der gleichen elektromagnetischen Welle einer Struktur innerhalb eines Einschlusses von der Photoabsorbtionsrate eines freien Atoms oder Moleküls. Der dynamische Abschirmungsfaktor dient als Beschreibung des Verhältnisses dieser beiden Wirkungsfaktoren. Darüber hinnaus können, da die Käfigstruktur viele delokalisierte Elektronen besitzt, Elektronen gemeinsam angeregt werden und somit Plasmons hervorrufen. Wenn sich die Frequenz der anregenden elektromagentischen Strahlung der Resonanzfrequenz dieser Plasmonen annähert, wird das polarisierende Feld besonders gross. Im Endeffekt beobachtet man nahe der Plasmon-Frequenz einen starken Anstieg des Wirkungsquerschnittes der eingeschlossenen Struktur. Der Schwerpunkt in dieser Arbeit liegt auf einer spezifischen Art von System: Endo- hedrale Komplexe. Diese Strukturen wurden mit einem klassichen Ansatz untersucht. Die Fullerene wurden, da sie viele delokalisierte Elektronen besitzen als dielektrische Schalen modelliert, mit der dielektrischen Funktion eines freien Elektronengases. Dabei ist der dynamische Abschrimfaktor durch Auswertung des gesamten elektrischen Feldes am Ort des Atoms im Vergleich zur Stärke des externen elektrischen Feldes definiert. Der dynamische Abschrimungsfaktor wurde für eine Vielzahl unterschiedlicher Situationen untersucht. Im einfachsten Fall, bei dem die Polarisierbarkeit des eingeschlossenen Atoms vernachlässigbar klein ist, ist der dynamische Abschirmfaktor unabhängig von der Position des Atoms innerhalb des Fullerens. Die Veranderung des elektrischen Feldes wird vollständig von der dynamischen Reaktion des Fullerens auf das externe Feld bestimmt. Da das Fulleren von endlicher Dicke ist (definiert duch die räumliche Ausdehnung der Elektronenwolke), besitzt es zwei Oberflächen. Die Wirkung der elektromagnetischen Welle induziert oszillierende Oberflächen-Ladungs-Dichten. Die Oberflächen-Ladungs-Dichten wechselwirken und erzeugen somit zwei Plasmon Eigenmoden: eine symmetrische Mode bei der beide Ladungsdichten in Phase oszillieren und eine antisymmetrische bei denen sie gegen-phasig oszillieren. Der dynamische Abschirmfaktor eines solchen eingeschlossenen Atoms zeigt zwei ausgeprägte Peaks, welche eine Manifestation dieser beiden Oberflächen-Plasmone sind. Die Wechselwirkung zwischen diesen Plasmon-Moden wurde untersucht. Darüber hinnaus wurde der Einfluss der Grösse des Käfigs untersucht; mit Fallbeispielen für C20, C60, C240 und C960 [2, 3]. Im Grenzfall eines unendlich dünnen Fulleren-Käfigs ist nur ein einelnes Oberflächen-Plasmon zu beachten. Als nächstes wurde der Einfluss des eingeschlossenen Atoms untersucht [3{5]. Wenn dessen Polarisierbarkeit gross ist, wird ein reziproker Einfluss des Dipol-Moments des Atoms auf das Fulleren messbar. Dies wurde zunächst unter der Annahme eines zentral angeodneten Atoms für die folgenden drei Fälle untersucht: Ar@C60, Xe@C60 and Mg@C60. Der dynamische Abschirmfaktor verÄanderte sich dabei nur wenig. Der stärkste Einfluss auf das Verhalten des Abschirmfaktors ensteht durch Unstetigkeiten in der Polarisierbarkeit des Atoms nahe dessen Ionisierungs-Schwelle. Die Wahl dieser drei Fallstudien ist durch die quantenmechanischen Berechnungen von [7-9] motiviert. Der Vergleich mit diesen Berechnungen zeigt hohe Übereintismmungen für Ar@C60 und Xe@C60. Allerdings fanden sich auch grosse Unterschiede für Mg@C60, vor allem bei niedriger Photonen-Energie. Das Fulleren besitzt zwei Arten von Valenzelektronen: Die ¼-Elektronen und die stärker gebundenen ¾-Elektronen. Dies führt zum Auftreten zweier Oberflächen-Plasmons in Fullerenen. Dabei ist allgemein bekannt, dass das Buckminster-Fulleren ein Plasmon nahe 8 eV, sowie ein deutlich größeres nahe 20 eV besitzt. Diese sind mit den ¼-Elektronen, respektive den ¾-Elektronen verknüpft (auch wenn ¼-Elektronen zusÄatzlich zu dem ¾-Plasmon beitragen). Aufgrund dieser Tatsache wäre es angemessener, die Valenzelektronen nicht als Ein-, sondern als Zwei-Komponenten-Elektronen-Gas zu behandeln. Um dies miteinzubeziehen, passten wir unser Modell dahingehend an, dass wir das Fulleren als zwei unabhängige kozentrische dielektrische Schalen simulieren. Die Valenzelektronen wurden so auf die zwei Schalen aufgeteilt, dass eine Schlale alle Elektronen enthielt, die Teil des ¼{Plasmons sind, und die andere alle Beteiligten am ¾{Plasmon [4, 5]. Der Vergleich dieses modifizierten Modelles mit den quanten{mechanischen Berechnungen zeigte eine deutlich verbesserte Übereintismmung der Ergebnisse. Alle Merkmale der Berechnungen, vor allem das deutliche Maximum nahe 10 eV bei Mg@C60, konnten reproduziert und damit erklärt werden. Bedingt durch die endliche Dicke der Fulleren-Schale spalten jeder der beiden Plasmonen in jeweils zwei Plasmon Eigenmoden auf. Daher zeigt der dynamische Abschirm-Faktor nun vier Haupt{Eigenschaften welche die vier Plasmon-Moden abbilden. Nichtsdestotrotz zeigen sich immer noch quantitative Unterschiede im Falle von Mg@C60. Fürr Ar@C60 und Xe@C60, bei welchen das ursprÄungliche Modell bereits gute Fits zeigte, werden diese Fits durch die Anpassungen im Modell sogar noch verbessert. Interessanterweise zeigen sich die größten Veränderungen des dynamischen Abschirm-Faktors bei niedrigen Photonen{Energien, also im Bereich des ¼-Plasmons. Betrachtet man den Querschnitt dieses Fulleren Modells, so zeigt der Querschnitt Eigenschaften die den vier Ober°Äachen{Plasmon{Moden des Fullerens zugeordnet werden. Vergleicht man dies mit anderen theoretischen Arbeiten [12] und einer Sammlung verschiedener experimenteller Messungen [10], so zeigt sich, dass alle SchlÄussel{Eigenschaften des Querschnittes in unserem Modell vorhanden sind. Abschlie¼end wurde die Abhängigkeit des dynamische Abschirm-Faktors von der Position des endohedralen Atoms innerhalb des Fullerens anhand zweier Fallstudien, Ar@C60 und Ar@C240 [3, 4], untersucht. Die Ergebnisse zeigen, dass der dynamische Abschirmfaktor relativ unempfindlich gegenüber Veränderung des Positions-Winkels des Atoms ist. Die radiale Position hingegen stellte sich als sehr wichtig heraus. Je mehr sich das Atom der Fulleren-Hülle nähert, desto grösser wird der dynamische Abschirmfaktor. Diese Studien zeigen, dass es notwendig ist, eine Art räumlichen Mittelwertes für den dynamische Abschirmfaktor zu bestimmen, um sichtbare Resultate zu erhalten. Im Rahmen dieser Arbeit wurde daher eine Methode für solch einen Mittelwert entwickelt [3, 4]. Neben der Untersuchung des dynamische Abschirm-Faktors wurde auch ein Vergleich mit experimentellen Messungen erarbeitet. Im Falle von Ce@C82 war die Photon{Energiespanne sehr hoch, weit über der Plasmon-Energie des Fullerens. Das Fulleren sollte daher für eine solche Bestrahlung durchlässig sein, und daher würde man keinen dynamischen Abschirmungs-Effekt finden können. Der Vergleich für Sc3N@C80 ist komplizierter. Da es sich dabei um ein rein klassisches Modell handelt, muss man achtgeben, es nicht mit dem vollständig freien Komplex zu vergleichen, sondern zusätzlich quanten{mechanische Effekte aus Confinements, wie zum Beispiel Elektronen{Transfers, miteinzubeziehen. Zudem ist das aktuelle Modell zu dynamischer Abschirmung nicht für Moleküle, sondern nur für einzelen Atomeentwickelt worden. Ein erster naiver Vergleich, in welchem der Endohedrale Komplex als Pseudo{Atom modelliert wurde, konnte die breite Struktur der experimentellen Ergebnisse nicht wiedergeben. Berechnungen des dynamischen Abschirmfaktors und des daraus resultierenden Querschnittes für ein einzelnes Scandium{Ion zeigte, dass auch räumliches Mitteln nicht ausreicht um die experi-mentellen Beobachtungen erklären zu können. Die Anwesenheit des Fullerens führt zur Öffnung eines neuen Kanals innerhalbdes Auger Prozesses [6, 11] und damit zur Verbreiterung der atomaren Spektrallinienweite. Berücksichtigt man diesen Effekt, so kann die ÄAhnlichkeit zu den experimentellen Ergebnissen deutlich erhöht werden. Allerdings ist es wichtig dabei auch die räumlichen Abhängigkeiten des Effekts, wie auch die der dynamischen Abschirmung, zu beachten. Erste vorläufige Ergebnisse deuten an, dass die beiden genannten Effekte, zumindest teilweise, dabei helfen können, die experimentell gefunden Ergebnisse zu erklären. Unser Modell zur Berechnung des dynamischen Abschirmfaktors liefert eine detaillierte Beschreibung und mögliche Erklärungen der diskutierten Phänomene, welche über die bisherige Arbeiten in der theoretischen Literatur hinausgehen. Die wichtigen Eigenschaften der experimentellen Arbeiten konnten mit dem Modell reproduziert werden, und mit der Verbreiterung der atomaren Spektrallinienweite und der dynamischen Abschirmung konnten wir zwei Effekte als mögliche bisher nicht berücksichtigete Erklärungen für einige dieser Eigenschaften herausarbeiten.