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5. Die Identi zierung<br />
jeweiligen Auftre ort an den Szintillationsdetektoren korrigieren mu : bei einer e ektiven Lichtausbreitungsgeschwindigkeit<br />
von ca. 12 cm/ns betragt die Breite der Flugzeitverteilung bei einer Gro e der Szintillatorplatte<br />
von 20 cm bereits 1.5 ns, was bei Energien von ca. 500 A MeV ca. 1% der Flugzeit der Kerne von S2 nach S4<br />
ausmacht.<br />
D<strong>ur</strong>ch Anwendung der vollen kinematischen Analyse nach den obigen Beziehungen und unter Verwendung<br />
des in dieser Arbeit beschriebenen Detektorsystems, ist es moglich, einen mono-isotopischen Sekundarstrahl zu<br />
separieren, wie in Abb. 5.5 und Abb. 5.7 verdeutlicht. Auf diese Weise wird nicht n<strong>ur</strong> der geringe Untergrund (<<br />
1%) von Produkten aus Sekundarreaktionen, die im intermediaren Abbremser erzeugt werden, stark unterdruckt,<br />
sondern auch die Beitrage d<strong>ur</strong>ch nicht vollstandig ionisierte Fragmente eliminiert, wie Abb. 5.3 zeigt.<br />
Im 86Kr-Experiment konnten selbst solche Kerne eindeutig identi ziert werden, die infolge fehlerhafter Strahlablenkung<br />
d<strong>ur</strong>ch Reaktionen des Primarstrahles in der Targethalterung am Eingang des FRS erzeugt w<strong>ur</strong>den.<br />
Bei den Einstellungen auf 60Ga und 59Zn (vergl. Abb. 5.5) machen sie den Hauptteil der selektierten Reaktionsprodukte<br />
aus. Die erzielte Isotopenau osung d<strong>ur</strong>ch die E {B%{TOF-Methode bleibt uber gro e Bereiche<br />
des Massenverlustes in der Reaktion nahezu konstant. Die erzielbare Massenau osung (Glg. 5.1) betragt im<br />
Falle von 86Kr-Fragmenten in Abb. 5.5 ( A<br />
A ) 0.53 0.03. F<strong>ur</strong> die Goldfragmente aus 1.0 A GeV 197Au gilt<br />
nach Abb. 5.7 im Falle von 182Pt ( A<br />
A ) 0.81 0.08.<br />
5.2.2 Die B%{ E{B%+TOF-Methode<br />
Abb. 5.8 zeigt die Trennung von 1.0 A GeV 238 U-Fragmenten f<strong>ur</strong> eine Einstellung des FRS auf die Selektion<br />
von 221 Th. Im Gegensatz zum Falle des 197 Au Projektiles wird hier die Information aus dem Energieverlustsignal<br />
in der Ionisationskammer d<strong>ur</strong>ch die au erordentliche Breite der Ionenladungsverteilung der Fragmente so<br />
stark verfalscht, da sie unbrauchbar wird. N<strong>ur</strong> mit Hilfe der Zeit-Information, unter Verwendung der B%{ E{<br />
B%+TOF-Methode, ist es moglich, die verschiedenen Massen der Fragmente voneinander zu unterscheiden. Dies<br />
ist im Falle von Aktinium Isotopen, die im Ortsspektrum (Abb. 5.2) stark uberlappen, mit einer Au osung von<br />
A/ A 407 moglich, wie in Abb. 5.8 gezeigt. Auf diese Weise sind auch die Ladungszustande von Protaktiniumund<br />
Radon-Isotopen abtrennbar, die am selben Ort wie das ausgewahlte Fragment auftreten, aber in der Flugzeit<br />
gut separiert sind. Die Zahlen in der rechten oberen Ecke der Elementsymbole zeigen die atomaren Ladungszustande<br />
der jeweiligen Fragmente nach demTarget bzw. nach dem Degrader an. Anzumerken bleibt ein kleiner<br />
Untergrund (< 6%) d<strong>ur</strong>ch das Radium Isotop 216 Ra 87=87+ ,dasdasTarget im wassersto ahnlichen Ladungszustand<br />
87 + verlassen hat und diesen nach der Passage d<strong>ur</strong>ch den Degrader beibehalten hat. Da es dieselbe<br />
magnetische Stei gkeit aufweist wie 220 Ac 89�89+ taucht es am selben Ort in der dispersiven Mittelebene auf.<br />
Unglucklicherweise hat es auch nochinetwa die gleiche Geschwindigkeit und kann deshalb nicht d<strong>ur</strong>ch eine<br />
kinematische Analyse von 220 Ac 89�89+ unterschieden werden. Ganz allgemein gilt, da alle Fragmente, die ihren<br />
atomaren Ladungszustand nach Verlassen des Targets bis zum Ausgang des FRS beibehalten, diese Probleme<br />
hervorrufen. Es ist deshalb wichtig, ein Targetmaterial mit gro er Stripping-E zienz und moglichst gro e<br />
Primarenergien zu verwenden, um den Anteil der voll ionisierten Ladungszustande zu maximieren. Wenn man<br />
ein Kupfertarget mit 1 g/cm 2 Dicke verwendet, wie im Beispiel in Tab. 4.3 gegeben, und einen Primarstrahl von<br />
1.0 A GeV 238 U,soverla t das (selektierte) Fragment 220 Th das Target zu 84% vollstandig ionisiert und bleibt<br />
nach einem 5 mg/cm 2 dicken Aluminium Degrader zu 51% in diesem Zustand. Lediglich 6% dieses Fragments<br />
sind dann im Wassersto -ahnlichen und n<strong>ur</strong> 0.05% im Helium-ahnlichen Zustand nach dem Target und behalten<br />
diesen Ladungszustand auch bei D<strong>ur</strong>ch iegen des Degraders bei. Diese geringen Beimischungen unerwunschter<br />
Isotope der Sekundarstrahlen lassen sich nicht vermeiden oder d<strong>ur</strong>ch die hier dargestellten Methoden abtrennen.<br />
Eine weitere Anmerkung betri t systematische Abweichungen in der Bestimmung der Neutronenzahl f<strong>ur</strong> Isotope,<br />
die neutronenarmer sind als das jeweils eingestellte Sollfragment. Wie man beispielsweise in Abb. 5.5<br />
erkennt, erzielt man dann keine geradzahligen Werte der Neutronenzahl mehr, es ergeben sich systematisch<br />
kleinere Werte. Diese Abweichungen sind mit dem Ort der betre enden Kerne am Endfokus des FRS korreliert<br />
und hochstwahrscheinlich auf eine fehlerhafte Bestimmung der nach Glg. 5.6 berechneten Bahnradien<br />
z<strong>ur</strong>uckzufuhren, wod<strong>ur</strong>ch auch die damit ermittelten Flugzeiten verfalscht werden. Dies konnte anhand von<br />
Einstellungen mit dem Primarstrahl bei fester kinetischer Energie und verschiedenen Magnetfeldstarken in der<br />
zweiten Stufe veri ziert werden. Daruber hinaus verbessert sich die Zuordnung, wenn man n<strong>ur</strong> Schitte in den<br />
einzelnen magnetischen Stufen zula t, was ein weiteres Indiz f<strong>ur</strong> eine nicht vollstandig ermittelte Korrekt<strong>ur</strong><br />
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