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