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