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7.3 Die Probleme bei der Identi kation<br />
7.3 Die Probleme bei der Identi kation<br />
Die korrekte Ermittlung von Breiten der longitudinalen Impulse von Fragmenten erfordert ein sehr sorgfaltiges<br />
Vorgehen bezuglich der Isotopenidenti zierung. Ladungszustande von Fragmenten (oder auch die des Primarstrahles),<br />
haben eine wesentlich schmalere Verteilung als die der Fragmente die in Reaktionen mit gro erem Massenverlust<br />
erzeugt w<strong>ur</strong>den.<br />
Setzt man lediglichFenster in den Ortsverteilungen, wie etwa in Abb. 5.1, so selektiert man neben dem gewunschten<br />
Fragment auch Ladungszustande von Kernen mit 2 Protonen und 3 Neutronen weniger. Die Intensitat dieser<br />
Ladungszustande ist bei schweren Kernen dieser Energie so hoch, da ihre erheblich schmalere Parallelimpuls-<br />
Verteilung das Ergebnis der Analyse betrachtlich verfalscht. Nimmt man die Flugzeitinformationen noch mit zu<br />
Hilfe, wie etwa in Abb. 5.7, erreicht man leider keine vollstandige Separation benachbarter Isotope. Au erdem<br />
werden die Orts- und Impulsverteilungen unter Umstanden in unkontrollierter Weise beschnitten. Als Ausweg<br />
bietet sich hier das Energieverlustsignal der Ionisationskammer in Abhangigkeit vom Ort am Ende des Separators<br />
an (vergl. Abb. 5.3 auf Seite 58). Die voll-ionisierten Kerne unterscheiden sich von den entsprechenden<br />
Ladungszustanden zwar aufgrund unterschiedlicher magnetischer Stei gkeit im Ort, jedoch n<strong>ur</strong> wenig im Energieverlustsignal,<br />
das in guter Naherung n<strong>ur</strong> die Kernladung re ektiert. Das Ergebnis einer solchen Analyse z<strong>ur</strong><br />
Unterdruckung der Ladungszustande ist in Abb. 5.3 exemplarisch f<strong>ur</strong> einige Iridium-Isotope dargestellt. Z<strong>ur</strong><br />
Auswertung der Parallelimpuls-Verteilungen w<strong>ur</strong>den n<strong>ur</strong> die vollstandig ionisierten Kerne herangezogen. Die<br />
Verteilungen am Rande der mittleren Bildebene sind d<strong>ur</strong>ch die (Winkel- und) Impuls-Akzeptanz des Separators<br />
im Ort angeschnitten und w<strong>ur</strong>den deshalb nicht in die Analyse der Parallelimpulsbreiten einbezogen.<br />
7.4 Die Diskussion der Ergebnisse<br />
Abb. 7.4 zeigt die experimentell ermittelten Breiten des Beitrages der nuklearen Reaktion z<strong>ur</strong> Verteilung der longitudinalen<br />
Impulse transformiert in das Schwerpunktsystem f<strong>ur</strong> die Fragmente aus den Reaktionen 0.8 A GeV<br />
136 Xe auf Beryllium- und 1.0 A GeV 197 Au auf Aluminiumtargets als Funktion der Gesamtzahl der vom Projektil<br />
entfernten Nukleonen. Der Bereich gro er Anregungsenergien, in dem Pragleichgewichtsvorgange erwartet<br />
werden, wird von diesen Daten nicht erfa t, er wird in [Web93] diskutiert. Die hier vorliegenden Daten zeigen<br />
das unterschiedliche Verhalten zweier Klassen von Reaktionsprodukten: Der " hei e\ bzw. " kalte\ Charakter<br />
der Reaktion spiegelt sich in den beobachteten Breiten der Parallelimpuls-Verteilungen wieder. Man kann einen<br />
klaren Unterschied zwischen den Verteilungen der sog. Prafragmente und der Endfragmente feststellen.<br />
Die Impuls-Verteilungen der ersten Gruppe, die Protonen-Verlust Produkte (identisch mit den Prafragmenten),<br />
sind entsprechend dem kalten Fragmentationsproze ausschlie lich d<strong>ur</strong>ch den Fermiimpuls der im Abrasionschritt<br />
abgescherten Protonen bestimmt und tendieren dazu, die Breite die d<strong>ur</strong>ch das Goldhaber Modell<br />
vorhergesagt wird (Glg. 2.31), zu erreichen. Die zweite Gruppe, reprasentativ f<strong>ur</strong> die am hau gsten auftretenden<br />
Reaktionskanale, ist charakterisiert d<strong>ur</strong>ch Parallelimpulsbreiten die deutlich kleiner oder etwa gleich<br />
gro sind wie die Werte, die d<strong>ur</strong>ch die empirische Systematik von Morrissey (Glg. 2.30) beschrieben werden.<br />
Sie entsprechen hohen Anregungsenergien der Prafragmente. Da die Impulse von abgedampften Nukleonen im<br />
Mittel kleiner sind als die Fermiimpulse von Nukleonen im Kern, sind die resultierenden Verteilungen hei er<br />
Fragmentationen vergleichsweise schmaler, wenn man Fragmente mit jeweils gleichem Massenverlust einander<br />
gegenuberstellt.<br />
Diese Interpretation wird d<strong>ur</strong>ch Monte-Carlo Berechnungen auf der Basis des statistischen Abrasion-Ablation<br />
Modelles unterstutzt. Diese reproduzieren quantitativ die experimentellen Daten in Abb. 7.4. Die Impulse der<br />
Prafragmente werden hier nach Goldhaber mit den oben festgelegten Fermiimpulsen berechnet. Die Rucksto impulse<br />
der abgedampften Teilchen sind uber eine konventionelles Abdampfungsprogramm bestimmt. Zusatzlich<br />
zu den Abrasion - Ablation Prozessen ist die elektromagnetische Dissoziation [OlB81] der Projektile berucksichtigt.<br />
Zu diesem Zweck wird die Anregungsenergieverteilung der Projektile uber die Starke der elektrischen<br />
Dipol-Riesenresonanz (GDR) mit Lorenz-Form und globalen Parametern nach [BeF75, MyS77] berechnet. Das<br />
entsprechende Spektrum der virtuellen Photonen wird mit der Weizsacker - Williams Methode [BeB88] berechnet.<br />
Im Falle der hier vorliegenden schweren, neutronenreichen Projektile und der leichten Targetkerne fuhrt<br />
die EMD zu einer schwachen Verringerung der beobachteten Breite der Verteilung der Parallelimpulse, in der<br />
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