PDF-File - GSI Helmholtzzentrum für Schwerionenforschung

AG Laser- und Plasmaphysik
am Institut für Kernphysik
Technische Universität Darmstadt
Vollständige Rekonstruktion und Transportsimulation
eines laserbeschleunigten Protonenstrahls
unter Verwendung von mikrostrukturierten Targetfolien
und radiochromatischen Filmdetektoren
Diplomarbeit von Frank Nürnberg
30. November 2006

Zusammenfassung
Die Entdeckung von hochenergetischen, gepulsten Protonenstrahlen, erzeugt durch intensive
Laserpulse (I > 10 18 W/cm 2 ), ließ das Interesse in Bezug auf die grundlegenden
Mechanismen zur Teilchenbeschleunigung durch Laser-Materie-Wechselwirkungen aufleben.
In Experimenten mit dünnen Targetfolien (10 - 50 µm) wurden beschleunigte Protonen,
die ursprünglich als Kohlenwasserstoffverunreinigungen auf der Targetoberfläche
vorhanden waren, mit Protonenenergien von bis zu 60 MeV nachgewiesen.
Beobachtungen zeigten, dass die Mehrzahl der Protonen von der Rückseite der Targetfolie
emittiert werden. Dieser Effekt wird durch das TNSA-Modell der Ionenbeschleunigung
(„Target Normal Sheath Acceleration“) beschrieben, dessen Basis ein durch austretende
Elektronen gebildetes elektrisches Feld in der Größenordnung von 10 12 V/m
bildet. Bei dieser Feldstärke werden Targetatome feldionisiert. Protonen werden wegen
ihres besseren Ladungs-zu-Masse-Verhältnisses bevorzugt beschleunigt und schirmen
für die nachfolgenden schwereren Ionen das Beschleunigungsfeld ab. Auf einer Strecke
im Bereich von wenigen Mikrometern können so Protonenenergien im Bereich von mehreren
MeV erzeugt werden.
Durch die geringe transversale Emittanz des Protonenstrahls ist es möglich, Mikrostukturen
in Form von Intensitätsmodulationen im Protonenstrahl in einem Filmdetektor
abzubilden. Hierzu wurden in dieser Arbeit mit verschiedenen Verfahren 10 - 30 µm dicke,
mikrostukturierte Gold- und Nickelfolien hergestellt, deren Linienstruktur einen
Abstand von 3-5 µm und eine Stukturtiefe von < 1 µm aufweist. Die lasererzeugten Protonen
werden durch ihre Energiedeposition in einem Film detektiert. Als Filmdetektor
werden radiochromatische Filme verwendet, die für Protonen unterschiedlicher Energien
kalibriert wurden. Stapelanordnungen dieser Filme ermöglichen energieaufgelöste
Messungen.
Weiterhin werden in dieser Arbeit experimentelle Daten von unterschiedlichen Lasersystemen
präsentiert und die Form des Protonenstrahls sowie die Qualität der Strahlparameter
untersucht. Bis zu einer maximalen Protonenenergie von 19 MeV wurden die
Quellgrößen der Protonen und die Öffnungswinkel der Strahleinhüllenden energieaufgelöst
bestimmt. Durch Abbildung der mikrostrukturierten Targetoberfläche in den Detektor
ließen sich die Linien auszählen und der kreisförmige Ort der Protonenemission
konnte bestimmt werden. Für steigende Protonenenergien wurde eine Quellgrößenverkleinerung
von 90 µm auf 20 µm beobachtet. Gleiches Verhalten zeigten die Öffnungswinkel
der Strahleinhüllenden. Auch hier fällt der Winkel von 44° auf 4° ab. Dieser Öffnungswinkel
ist jedoch nicht zu vergleichen mit der Divergenz des Strahls. Aus der Phasenraumdarstellung
der Protonen ergab sich eine energie- und quellortabhängige Divergenz
mit der oberen Grenze des Öffnungswinkels. Die Auftragung der Protonenenergien
über dem Radius der Quellgröße ergaben für mehrere Experimente einen gaussförmigen
Verlauf mit einer Halbwertsbreite zwischen 48 - 57 µm. Die gaussförmige Verteilung der
radialen Elektronendichte der beschleunigenden Elektronenschicht und die bestimmte
Quellgrößenverteilung unterstützen die Annahme einer radialsymmetrischen und auch
gaussförmigen Verteilung des elektrischen Feldes der Protonenbeschleunigung. In der
Phasenraumdarstellung der Protonen ist es möglich, die transversale Emittanz des Protonenstrahls
zu bestimmen. Über zwei Varianten, der Flächenminimierung der Ellipse
und der Vierecknäherung, konnte die Emittanz für drei verschiedene Protonenenergien

im Intervall von 5 - 13 MeV bestimmt werden. Für steigende Protonenenergien wurden
kleiner werdende Emittanzen von 0.1 π mm mrad bis 0.01 π mm mrad ermittelt.
Zum besseren Verständnis der Intensitätsmodulation im Protonenstrahl, auch Mikrofokussierung
genannt, wurde ein Transportcode für Protonen verwendet, der auf Basis der
quasineutralen Expansion die Bewegungsgleichungen diskretisiert und numerisch den
Orts- und Impulsraum berechnet. Durch Vergleich mit den Messergebnissen konnte dieses
angenommene Modell bestätigt und die Intensitätsmodulation des Protonenstrahls
durch die Mikrostrukturierung der Targetrückseite erklärt werden.
Im Rahmen dieser Arbeit wurde weiter ein Algorithmus entwickelt, der aus dem Stapeldetektor
der radiochromatischen Filme das Teilchenzahlspektrum bestimmt und den lasererzeugten
Protonenstrahl dreidimensional orts- und energieaufgelöst rekonstruiert.
Mit den gewonnenen Daten der Rekonstruktion und den bestimmten Strahlparametern
ist die Grundlage geschaffen für zukünftige Simulation der lasererzeugten Protonenquelle
zur Injektion in konventionelle Beschleunigerstrukturen.

Inhaltsverzeichnis
Inhaltsverzeichnis
1. Einleitung 1
2. Theorie der laserbeschleunigten Ionen 4
2.1. Laser-Plasma-Wechselwirkung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4
2.1.1. Wechselwirkung eines Elektrons mit einem Laserfeld . . . . . . . . 5
2.1.2. Kollektive Effekte von Plasmaelektronen . . . . . . . . . . . . . . . 6
2.2. Elektronenbeschleunigung in einem Plasma . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
2.2.1. Elektronenbeschleunigung an der kritischen Dichte des Plasmas . 8
2.2.2. Beschleunigung von Elektronen im unterdichten Plasma . . . . . . 9
2.2.3. Elektronen-Transport durch Materie . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
2.3. Beschleunigungsmechanismen für Ionen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
2.3.1. TNSA-Mechanismus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
2.4. Protonenstrahlmodulation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
2.5. Quellgröße, Öffnungswinkel und transversale Emittanz . . . . . . . . . . . 14
2.6. Transportcode für Protonen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
3. Herstellung von mikrostrukturierten Targetfolien 18
3.1. Geritze Struktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
3.2. Galvanotechnisches Abscheiden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
3.3. Stromloses Abscheiden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
3.4. Bedampfen eines Silizium-Wafers . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
3.5. Mikrostrukturierung mittels Laserablation . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
3.6. Fazit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
4. Strahldiagnostik 29
4.1. Ionenstrahl-Detektoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
4.2. CR39-Teilchendetektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
4.3. Radiochromatische Filme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
4.4. Auswertung der Filme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
4.4.1. Kalibrierung des Filmscanners . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
4.4.2. Kalibrierung der sensitiven Schicht des RCF . . . . . . . . . . . . . 37
5. Experimenteller Aufbau 43
6. Ergebnisse und Simulationen 48
6.1. Strahlcharakteristiken . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48
6.1.1. Die PHELIX Experimente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48
6.1.2. Die TRIDENT- und LULI-Experimente . . . . . . . . . . . . . . . . 51
6.1.3. Quellgröße und Öffnungswinkel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52
6.1.4. Transversale Emittanz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53
6.1.5. Elektrische Feldverteilung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
6.2. Transportsimulation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58

Inhaltsverzeichnis
7. Rekonstruktion des Protonenstrahls 62
7.1. Energiedeposition von Protonen im RCF-Stapel . . . . . . . . . . . . . . . 62
7.2. Teilchenzahlspektrum des lasererzeugten Protonenstrahls . . . . . . . . . 64
7.3. Orts- und energieaufgelöste Rekonstruktion . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
8. Zusammenfassung und Ausblick 73
A. Zu beachtende Badparameter bei der Galvanotechnik 75
B. Herleitung der Expositionszeit bei der galvanotechnischen Abscheidung 76
Literaturverzeichnis 77

1. Einleitung
Die Wechselwirkung von Licht hoher Intensität mit Materie ist seit der Erfindung des Lasers
1960 [1] ein intensiv bearbeitetes Forschungsgebiet. Besonders durch die „Q-Switch“-
Technik und das Einführen der CPA-Laser („chirped pulse amplification“ (1985) [2]), ist
es möglich geworden, ultraintensive Laser mit kurzen Pulsdauern zu entwickeln. Diese
Erneuerungen erlaubten es, den physikalischen Bereich der Laser-Materie-Wechselwirkung
näher zu untersuchen. Bei Intensitäten im Bereich von mehreren 10 18 W/cm 2
wird die Bewegung der Elektronen im elektromagnetischen Feld des Lasers relativistisch,
das heisst, Elektronen werden in nur einer Laserperiode durch die Oszillation im
Laserfeld auf Geschwindigkeiten nahe der Lichtgeschwindigkeit beschleunigt. Laserlabore
weltweit erreichen mittlerweile Pulsleistungen in der Größenordnung von einem
Petawatt, das entspricht 10 15 W [3], bzw. sind am Aufbauen solcher Systeme.
Wenn solch ein fokussierter Laserpuls mit Materie wechselwirkt, ist die Intensität der ansteigenden
Flanke des Pulses groß genug, um die Materie in ein Plasma (ionisiertes Gas)
zu verwandeln. Der Hauptteil des Pulses trifft dann auf ein stark ionisiertes und geheiztes
Plasma. Die aus dem Plasma beschleunigten Elektronen erzeugen kollektive Effekte
wie zum Beispiel elektrische Felder von mehr als 10 12 V/m [4, 5]. Diese Felder, die bis zu
vier Größenordnungen höher im Vergleich zu konventionellen Teilchen-Beschleunigern
liegen, können geladene Teilchen in den Bereich von mehreren 100 MeV auf einer Strecke
von nur 100 µm beschleunigen [6]. Dies macht solche Laser zu einer vielversprechenden
Alternative für herkömmliche RF-Beschleuniger.
Es wurde gezeigt, dass bei Laser-Plasma-Experimenten unterschiedliche Teilchentypen
beschleunigt werden können. Vorwiegend wird die Energie in kinetische Energie der
Plasmaelektronen umgewandelt. Dadurch ergeben sich kollimierte Elektronenstrahlen
mit einer Maximalenergie von einigen 100 keV bis über 200 MeV [6–10]. Neben Elektronen
wird auch γ-Strahlung im MeV-Bereich erzeugt [9, 11], Protonen [4, 5, 12–15] sowie
schwere Ionen [16] beschleunigt und Neutronen durch Fusionsreaktionen erzeugt
[9, 17, 18]. Im ATLAS-Laserlabor am Max-Planck-Institut für Quantenoptik gelang es sogar
auf diese Weise Positronen zu erzeugen [19].
Die Ionenbeschleunigung durch Wechselwirkung von intensiven Laserstrahlen mit Folientargets
wurde in den letzten 30 Jahren ausführlich studiert und vorangetrieben. Ende
der siebziger Jahre war die Erzeugung von Ionen bis zu Energien von einigen 100 keV
kein unbekanntes Ereignis [20–23]. Jedoch die Beschleunigung von Ionen, vorwiegend
Protonen, bis in den multi-MeV-Bereich [4, 12, 13, 15] lies einzigartige Eigenschaften
dieser Protonenstrahlen zu Tage kommen. Auf diese Protonen, die ihren Ursprung in
den Kohlenwasserstoff- und Wasserdampf-Verunreinigungen der Targetoberfläche haben,
wird in dieser Arbeit das Hauptaugenmerk liegen.
Der beschleunigte Protonenstrahl mit einer Teilchenzahl von typischerweise 10 13 Protonen,
zeitlich gebunden auf eine Pulslänge von einigen Pikosekunden, zeigt eine sehr
niedrige Emittanz und eine nahezu laminare Ausbreitung [24–26]. Oberflächenmodulationen
des Targets werden direkt auf den Strahl übertragen und durch die besonderen
1

1. Einleitung
Strahleigenschaften lassen sich diese resultierenden Intensitätsmodulationen des Protonenstrahls
in einem Detektor nachweisen [26, 27]. Bedingt durch die MeV-Energien können
diese Protonen überdichte Plasmen durchleuchten, wo optisches Licht nicht weiter
kommt (Protonen-Radiographie [28]). Der geladene Teilchenstrahl wird weiter als Diagnostikanwendung
zur Untersuchung der elektromagnetischen Feldverteilung in Plasmen
[29, 30] verwendet. Es wird auch diskutiert, ob in Zukunft lasererzeugte Protonenstrahlen
als neuartige Ionenquelle für die Injektion in konventionelle Beschleunigerstrukturen
[31] oder als Treiber im Fast-Ignitor-Konzept der Trägheitsfusion [32, 33] verwendet
werden können. Auch eine medizinische Anwendung der Protonenstrahlen bei
der Isotopenproduktion [34] oder der Tumortherapie [35, 36] wäre möglich.
Für all diese Anwendungen ist es wichtig, den Protonenstrahl und seine Abhängigkeit
von Laser- und Targetparametern zu charakterisieren (erste Experimente [37–39]). In der
Medizin muss ein solches System Stabilität und Zuverlässigkeit garantieren. Zur genaueren
Analyse ist es daher nötig, die Einflüsse der Laserparameter wie Intensität, Pulsenergie
und -dauer von unterschiedlichen Lasersystemen miteinander zu verknüpfen,
um über einen großen Bereich Aussagen treffen zu können, weil jeder Laser nur einen
schmalen Parameterbereich abdeckt. Hier sollte auch nicht die Stärke und Dauer des
Vorpulses in Verbindung mit der verstärkten, spontanen Emission (ASE) vernachlässigt
werden [37, 40].
Die Energieverteilung der beschleunigten Ionen ist über einen großen Bereich ausgedehnt
und hat eine exponentielle Form. Hegelich et al. [41] und Schwörer et al. [42] gelang
es vor kurzem erstmals quasi-monoenergetische Ionenstrahlen von laserbestrahlten
Folien nachzuweisen.
Neben der Abhängigkeit von unterschiedlichen experimentellen Parametern ist der eigentliche
Beschleunigungsvorgang der Protonen noch nicht detailiert verstanden. Hier
wird von zwei unterschiedlichen Mechanismen bei der Wechselwirkung hochintensiver
Laser mit dünnen Folien gesprochen: beschleunigte Protonen von der Targetvorderseite,
die Seite der Lasereinstrahlung [12, 14], oder von der Targetrückseite [15, 16]. Neuere
Experimente [43, 44] zeigen in Übereinstimmung mit multi-dimensionalen Simulationen
(PIC: „Particle-In-Cell“ Simulationen, [5, 45]) die Beschleunigung von Protonen
durch beide Mechanismen. Durch die rückseite Beschleunigung auf Grund des „TNSA“-
Effekts werden jedoch höhere Protonenenergien im Bereich von mehreren MeV erreicht
[46].
Das Hauptaugenmerk dieser Diplomarbeit liegt bei der erstmals von Snavely und Hatchett
et al. [4, 15] beschriebenen „TNSA“-Beschleunigung („Target-Normal Sheath Acceleration“)
von Protonen. Zur Untersuchung dieses Mechanismus werden mikrostrukturierte
Targetfolien im Detektorlabor der Universität Darmstadt und im Labor der Materialwissenschaften
an der GSI Darmstadt hergestellt. Die rückseitig aufgebrachte Struktur
bewirkt eine Mikrofokussierung des beschleunigten Protonenstrahls. Zur Optimierung
dieser Strahlmodulation sollte die Folienherstellung aus verschiedene Materialen verbessert
werden und durch die Möglichkeit von unterschiedlichen Strukturformen die
beste Mikrostuktur für diesen Effekt gefunden werden. Nach dem Prinzip der Energiedeposition
von Protonen in Materie dienen mehrere Schichten radiochromatischer Filme
als Strahldetektor. Neben einer Beschreibung der durchgeführten Protonenkalibration
der Filme am Tandem-Beschleuniger in Heidelberg werden die Filmeigenschaften und
die Digitalisierung der experimentellen Daten detailliert zusammengefasst. Die Intensitätsmodulation
im Filmdetektor ermöglicht es, den Öffnungswinkel des Strahls, die
2

transversale Emittanz und die Quellgröße der Protonen auf der Targetrückseite energieaufgelöst
zu bestimmen. Experimente zur Beschleunigung von Protonen mit den eigens
hergestellten Targets und den kalibrierten Filmen werden am PHELIX-Lasersystem bei
der Gesellschaft für Schwerionenforschung (GSI) in Darmstadt, am Trident Laser Laboratory
(LANL) in Los Alamos (USA) 1 und am 100-TW-System am Laboratoire pour l’Utilisation
des Lasers Intenses (LULI) an der École Polytechnique, Palaiseau (Frankreich) durchgeführt.
Die daraus gewonnen Erkenntnisse sollen mit den Simulationsergebnissen eines
Transport-Codes verglichen werden. Durch Lösen der Bewegungsgleichungen der Teilchen
soll die Entstehung der Mikrofokussierung beschrieben werden. Mit den zu Grunde
liegenden Daten des Filmdetektors wird das Teilchenzahlspektrum des Protonen bestimmt,
und mit Hilfe eines geschriebenen Algorithmus der Protonenstrahl vollständig
dreidimensional orts- und energieaufgelöst rekonstruiert. Hieraus erhofft man sich Informationen
über die spektrale und räumliche Protonenverteilung im Strahl zu erhalten.
1 Die Experimente am TRIDENT-Laser wurden von M.Schollmeier durchgefüht.
3

2. Theorie der laserbeschleunigten Ionen
2. Theorie der laserbeschleunigten Ionen
Bei der Wechselwirkung ultraintensiver Laserpulse (Iλ 2 =10 18 W/cm 2 µm −2 ) mit Materie
wechselwirkt der Großteil des Pulses mit ionisiertem, vorgeheiztem Plasma. Dies bildet
sich auf der Vorderseite des Targets durch den Vorpuls des Lasers, der durch ASE 1 und
der ansteigenden Flanke des Hauptpulses entsteht. Die Laserpulsenergie wird in diesem
Vorplasma teilweise in kinetische Energie der relativistischen Elektronen umgewandelt.
Wegen der ponderomotiven Kraft des Lasers werden sie aus dem Bereich des Laserfokus
verdrängt und hinterlassen einen positiven Raumladungsbereich aus Plasma-Ionen. Die
MeV-Elektronen sind im Stande, durch das Target zu propagieren und nach Verlassen
der Targetrückseite ein starkes elektrisches Feld zu erzeugen. Dieses quasistatische Feld
ist groß genug, Ionen bis zu Energien im MeV-Bereich beschleunigen zu können.
2.1. Laser-Plasma-Wechselwirkung
Um die Prozesse der Elektronen- und Ionenbeschleunigung zu verstehen, muss zuerst
die Wechselwirkung des Laserpulses mit dem Plasma bzw. die Wechselwirkung einer
elektromagnetischen Welle relativistischer Intensität mit einem einzelnen Elektron beschrieben
werden.
Licht als oszillierende elektromagnetische Welle mit der Ausbreitungsrichtung �ez lässt
sich durch das Vektorpotential
�A(z, t) = A0 ·�ey · sin(kLz − ωLt) , (2.1)
beschreiben, das in �ey-Richtung linear polarisiert ist, mit der Laserfrequenz ωL/2π, der
Wellenzahl kL=2πnr/λL, der Laserwellenlänge im Vakuum λL=2πc/ωL, dem Brechungsindex
nr (im Vakuum gilt: nr=1) und der Lichtgeschwindigkeit c. In Abwesenheit eines
elektrostatischen Potentials ergeben sich für das elektrische und magnetische Feld �EL
und �BL sowie die Intensität IL [47]
�EL = − ∂ �A
∂t = �E0 cos(kLz − ωLt), mit �E0 = �ey · ωLA0
nr
�BL = ∇ × �A = �B0 cos(kLz − ωLt), mit �B0 = �ex · kLA0 = �ex
�E0
c
IL = 〈| �S |〉 = 1
µ0
〈| �EL × �BL |〉 = ɛ0c
2 E2 0
mit dem über eine Laserperiode zeitlich gemittelten Poynting-Vektor 〈| �S |〉 und den
magnetischen und elektrischen Feldkonstanten µ0 und ε0.
4
1 Ungewünschte Intensitätserhöhung durch verstärkte spontane Emission eines Lasermediums, eng.: Am-
plified Spontaneous Emission (ASE)
(2.2)
(2.3)
(2.4)

2.1.1. Wechselwirkung eines Elektrons mit einem Laserfeld
2.1. Laser-Plasma-Wechselwirkung
Wenn ein Laserstrahl mit einem Plasma wechselwirkt, dann versetzt das transversale
elektromagnetische Feld mit der Frequenz des Laserfeldes Plasmaelektronen in Schwingungen.
Die dazugehörige Bewegungsgleichung für ein solches Elektron ergibt sich aus
der Lorentzkraft zu:
d�p
dt
d
=
dt (γme�v)
� �
= −e �E +�v × �B . (2.5)
�v, �p, e und me sind hier die Geschwindigkeit, der Impuls, die Ladung und die Masse
eines Elektrons und γ= √ 1 −�v 2 /c 2 der relativistische Lorentzfaktor. Für nichtrelativistische
Geschwindigkeiten ist die Komponente der magnetischen Kraft viel kleiner im Vergleich
zur Elektrischen und kann bei der Integration von Gleichung (2.5) vernachlässigt
werden. Man erhält für die Amplitude der Geschwindigkeit
�v = e�EL
meωL
. (2.6)
Die Geschwindigkeit der Elektronen nähert sich der Lichtgeschwindigkeit c, wenn das
sogenannte normalisierte Vektorpotential
a0 = − eE0 eA0
=
meωLc mec
gegen 1 geht. Dieses Potential teilt die Laser-Plasma-Wechselwirkung in unterschiedliche
Bereiche auf: für a0≪1 ist die Elektronenbewegung nicht-relativistisch, für a0≈1
relativistisch und für a0≫1 ultra-relativistisch. Mit (2.7) lassen sich die Amplituden von
(2.2), (2.3) und (2.4) umschreiben zu:
E0 = a0
λL
B0 = a0
λL
(2.7)
12 V
· 3.2 · 10 · µm (2.8)
m
· 1.07 · 10 4 T · µm (2.9)
IL = a2 0
λ2 18 W
· 1.37 · 10
cm L
2 · µm2 . (2.10)
Es ist offensichtlich, dass das elektische Feld bei a0=1 und λL=1 µm viel größer ist als das
Bindungsfeld des Valenzelektrons im Inneren eines Atoms, das in der Größenordnung
von 10 10 V/m liegt. Bei solch einem Laserpuls ist selbst die ansteigende Flanke schon intensiv
genug, um die Targetatome sehr schnell zu ionisieren und ein Plasma zu bilden.
Für andere Teilchen, wie zum Beispiel Protonen, sind die oben aufgeführten Gleichungen
auch erfüllt, jedoch mit der dazugehörigen Protonenmasse mp. Da in Gleichung (2.7)
die Masse im Nenner steht, ist ersichtlich, dass Elektronen im Vergleich zu schwereren
Ionen bevorzugt Energie aus dem Laserlicht aufnehmen können. Direkte Ionenbeschleunigung
durch Laserlicht ist somit nicht möglich. In einem Plasma führen kollektive Effekte
zu großen Raumladungsfeldern mit anschließender Ionenbeschleunigung. Diese Felder
entstehen durch Beschleunigung von Elektronen im Laserfeld. Hierfür ist es wichtig,
die Bewegung eines Elektrons näher zu betrachten.
Das oszillierende Feld der elektromagnetischen Laserwelle koppelt an die freien Elektronen,
die im Feld mitschwingen (zur Ausbreitungsrichtung transversale Schwingungen).
5

2. Theorie der laserbeschleunigten Ionen
Die Atomkerne dagegen spielen wegen ihrer großen Masse bei der Wechselwirkung keine
Rolle. Zur näheren Betrachtung wird ein Laserpuls mit Gauss-Profil angenommen
und zwei unterschiedliche Elektronentrajektorien (Auslenkung über Ausbreitungsrichtung)
verglichen:
• Die Elektronenbewegung im Laserfeld enstpricht einer Oszillation um die Symmetrieachse,
die der Richtung der Wellenausbreitung entspricht. Bei Passieren des
Laserpulses erfährt das Elektron zusätzlich ein Versatz in Laserrichtung. Nach Abklingen
des Pulses ruht es wieder auf der Symmerieachse. Der Energiezuwachs des
Elektrons beträgt null.
• Bei Fokussierung des Laserstrahls verringert sich die laterale Ausdehnung des Laserpulses.
Sie bewirkt eine niedrigere Feldstärke am Ort der transversalen Maximalauslenkung
des Elektrons. Die Rückstellkraft ist nun zu gering, um das Elektron
wieder auf die Symmetrieachse zurück zu bringen. Dies hat einen allmählichen
Seitversatz aus dem intensiveren Zentrum des Gauß-Profils zur Folge, Energie
wird auf das Elektron übertragen. Es verlässt unter einem Winkel zur Laserachse
seine ursprüngliche Oszillationsbewegung mit einer endlichen Geschwindigkeit.
Das Herausdrängen von Elektronen aus Bereichen mit hoher lokaler Laserintensität
zu solchen mit niedriger Intensität nennt man ponderomotive Beschleunigung
[48]. Diese liegt dem ponderomotiven Druck des Laserpulses pL=2I/c zu
Grunde. Bei einer Intensität Iλ 2 =10 19 W/cm 2 µm −2 ergibt sich ein Druck im Bereich
von einigen Gigabar [49].
Eine Komponente der ponderomotiven Beschleunigung ist der „�v × �B“-Term der Lorentzkraft
(Gleichung (2.5)). Sie ist dafür verantwortlich, dass die im elektromagnetischen
Feld schwingenden Elektronen durch das Magnetfeld in Richtung der Lasersausbreitung
abgelenkt werden.
2.1.2. Kollektive Effekte von Plasmaelektronen
Bei Betrachtung der Plasmaelektronen muss die Bewegungsgleichung für das einzelne
Elektron (2.5) in Bezug auf Ladungsverteilungen und -ströme im Plasma modifiziert
werden.
Durch das vorhandene elektrische Potential Φ el bekommt das elektrische Feld �EL (2.2)
eine weitere Komponente: �E ′ L =�EL-�∇Φ el. Gleichung (2.5) geht dann über in die relativistische
Bewegungsgleichung des Plasmas und die Lösung führt zum ponderomotiven
Potential Φ pond im Fokus des Laserpulses [50]:
⎛�
Φpond = 511keV · ⎝
Lichtausbreitung im Plasma
1 +
ILλ 2 L
1.37 · 10 18 W/cm 2 · µm
2 − 1
⎞
⎠ (2.11)
Das durch den Vorpuls erzeugte Vorplasma generiert vor der Targetoberfläche einen
Elektronendichte-Gradienten, der bei der Lichtausbreitung im Plasma eine große Rolle
spielt. Wenn der Hauptpuls mit dem Plasma wechselwirkt, beginnen die Elekronen
kollektiv um die nahezu ruhenden Ionen des Plasmas zu oszillieren und regen dabei
6

2.1. Laser-Plasma-Wechselwirkung
Elektronen-Plasma-Wellen mit einer ganz bestimmten Frequenz ωep, der Elektronenplasmafrequenz,
an [51, 52]:
�
ωep =
nee2 , (2.12)
ɛ0me〈γ〉
die von der Elektronendichte ne und dem über eine Oszillationsperiode gemittelten γ-
Faktor abhängt. Hier werden drei verschiedene Fälle unterschieden:
• ωL>ωep: Ist die Laserfrequenz größer als die Elektronenplasmafrequenz können
die Elektronen der schnelleren Laserschwingung nicht folgen. Die Lichtwelle kann
weiter in das Plasma propagieren.
• ωL

2. Theorie der laserbeschleunigten Ionen
folgenden Abschnitt werden einige Beschleunigungsmechanismen von Elektronen beschrieben,
die die Grundlage der Ionenbeschleunigung bilden.
2.2. Elektronenbeschleunigung in einem Plasma
Plasmen sind in der Lage starke elektrische Felder durch Ladungstrennung zu erzeugen.
Die Elektronenoszillationen bedingen schnell veränderliche Felder. Für effiziente Ionenbeschleunigung
müssen jedoch quasistatische Felder vorliegen, weil die Ionen wegen ihrer
hohen Massenträgheit im Vergleich zu den Elektronen mehr Zeit zur Beschleunigung
benötigen. Die Erzeugung von quasistatischen Feldern ist möglich, wenn die Elektronen
komplett aus einem Bereich entfernt werden. Gesucht sind Prozesse, die imstande sind,
Elektronen zu hohen Energien zu beschleunigen und ein großes Raumladungspotential
zu erzeugen.
Abhängig von den experimentellen Bedingungen kann man Beschleunigungsmechanismen
von Elektronen in zwei Gruppen unterteilen: Beschleunigung von Elektronen nahe
der kritischen Dichte des Plasmas oder Beschleunigung im unterdichten Plasma vor dem
Target.
2.2.1. Elektronenbeschleunigung an der kritischen Dichte des Plasmas
Auf der Targetvorderseite wird durch den Vorpuls des Lasers ein Elektronen-Dichtegradient
von null im Vakuum bis hin zur Festkörperdichte von 10 23 cm −3 gebildet. Der
Hauptpuls kann nicht hinter die kritische Fläche (kritische Dichte von ∼ 10 21 cm −3 ) propagieren.
Hier ist der Feldgradient maximal und steht senkrecht auf dieser Fläche. Die
ponderomotive Kraft treibt nun Elektronen senkrecht zur Oberfläche der kritischen Plasmaschicht
in das Target hinein. Während der Wechselwirkung des Laserpulses mit den
Elektronen geht die Parallelität der Schicht zur Targetoberfläche verloren. Diese Effekt
wird „Laser-Loch-Bohrung“ genannt [56, 57]. Er ist auch dafür verantwortlich, dass die
Beschleunigungsrichtung nicht nur senkrecht zur Targetoberfläche ist [58]. Die mittlere
Energie bzw. die effektive Temperatur der so beschleunigten Elektronen kann mit dem
ponderomotiven Potential (2.11) abgeschätzt werden zu kBTe=Φ pond [8, 48]. Typischerweise
wird so ca. 25 % der Laserenergie in kinetische Energie (Temperatur) der Elektronen
umgewandelt [9].
Ein weiterer Beschleunigungsmechanismus ist die „Vakuum-Heizung“ [59]. Diese ist
bei schräger Einstrahlung von p-polarisiertem Laserlicht 2 auf ein Festkörpertarget mit
einem Dichtegradient in der Größenordnung der Laserwellenlänge zu beobachten. Elektronen
werden durch die vom Target wegzeigende Komponente des elektrischen Feldes
aus der Region der überkritischen Dichte ins Vakuum herausgezogen und mit der
nächsten Halbschwingung mit entgegengesetzter Feldpolariät wieder in das Target hineinbeschleunigt.
Bedingt duch das abgeschirmte Feld innerhalb des Targets fliegen die
beschleunigten Elektronen nahezu ungebremst weiter. Dieser Mechanismus ist nur bei
steilen Dichtegradienten dominant und beschleunigt Elektronen nicht unbedingt auf hohe
Energien.
8
2 d.h. der Vektor des E-Feldes der Lichtwelle schwingt in der Einfallsebene.

2.2. Elektronenbeschleunigung in einem Plasma
Wenn der Laser p-polarisiert ist und unter einem kleinen Winkel θ auf das Target trifft,
tritt die Resonanzabsorption als Beschleunigungsmechanismus für Elektronen auf. Hier
ist der Umkehrpunkt der Welle durch die Änderung des Brechungsindexes bedingt nicht
an der kritischen Dichte, sondern vorher bei ne = n krit · cos 2 (θ). Bei p-polarisiertem Licht
hat das elektrische Feld am Umkehrpunkt noch einen Anteil in senkrechter Richtung
zum Target. Ein Teil der Welle kann deshalb bis zur kritischen Dichte tunneln und dort
eine resonante Elektronplasmawelle treiben.
2.2.2. Beschleunigung von Elektronen im unterdichten Plasma
Wird ein Kurzpulslaser in ein unterdichtes Plasma (ne

2. Theorie der laserbeschleunigten Ionen
2.2.3. Elektronen-Transport durch Materie
Der Transport von lasererzeugten Elektronen durch Materie wird vorwiegend durch
Wechselwirkungen der Elektronen mit dem Targetmaterial sowie durch kollektive Effekte
der Elektronen untereinander beeinflusst [67]. Sie verlieren Energie durch Stöße mit
freien sowie gebundenen Elektronen, durch Stöße mit Atomkernen anhand von Bremsstrahlung
und in Plasmen durch Anregung von Plasmawellen. Zusätzlich werden sie
durch diese Stöße von ihrer ursprünglichen Bewegungsrichtung abgelenkt.
Durch die hohen Stromdichten der lasererzeugten Elektronen beeinflussen selbstgenerierte
elektrische und magnetische Felder 3 den Elektronentransport [60]. Das Magnetfeld
würde unter diesen Bedingungen die Elektonen senkrecht zu ihrer Bewegungsrichtung
ablenken, und kein Elektron würde die Targetrückseite verlassen. Elektronenrückströme
kompensieren jedoch das Feld und machen so den Transport durch das Target hindurch
möglich. Diese Rückströme werden durch elektrische Felder generiert, die einerseits
durch das sich selbst bildende magnetische Feld der Elektronen entstehen und andererseits
aufgrund der Ladungstrennung im Target vorhanden sind. Verschiedene Experimente
[68–71] über die Ausbreitung der Elektronen zeigen auf, dass noch viele Fragen
offen sind. Mit Details über Winkelverteilung der Elektronen beim rückseitigen Austritt
aus der Targetfolie könnten Aussagen über den Beschleunigungsvorgang von Ionen getroffen
werden. Im folgenden Abschnitt sollen jedoch zuerst die unterschiedlichen Möglichkeiten
der Ionenbeschleunigung beschrieben werden.
2.3. Beschleunigungsmechanismen für Ionen
Wie in Abschnitt 2.1.1 beschrieben ist die direkte Beschleunigung von Protonen oder
schwereren Ionen durch Laserpulsen nicht möglich, weil die erreichbaren Laserintensitäten
zu gering sind. Aber das Plasma kann als Energiekonverter zwischen Laserlicht
und Ionen fungieren. Die Plasmaelektronen übermitteln die Kräfte des Laserfeldes auf
quasi-statische Beschleunigungsfelder, die sich bedingt durch die lokale Ladungstrennung
bilden. Diese Felder ermöglichen wegen ihrer längeren Lebenszeit die Beschleunigung
von Ionen.
In der Vergangenheit wurden unterschiedliche Mechanismen zur Ionenbeschleunigung
diskutiert und untersucht:
• isotherme Plasmaexpansion ins Vakuum [72–75] erzeugt Ionenenergien im Bereich
einiger keV.
• Coulomb-Explosion [76, 77]: die Elektronenbeschleunigung durch die ponderomotive
Kraft bewirkt ein Zurückbleiben einer großen Anzahl positiver Ladungen
im Bereich des Laserfokus. Durch eine explosionsartige Abstoßung werden die Ionen
vorwiegend senkrecht zur Laserachse hin über Energien von 1 MeV beschleunigt.
• Explosion des durch Selbstfokussierung entstandenen Plasmakanals [17, 78].
• Ionenbeschleunigung durch Ladungstrennung verursacht durch ein starkes quasistatisches
Magnetfeld [79].
3 Da das Targetmaterial ein stromleitendes Metall ist, kann man diese Felder von ihrem Aussehen her mit
den elektromagnetischen Feldern eines elektrischen Leiters vergleichen.
10

2.3. Beschleunigungsmechanismen für Ionen
• Ionenbeschleunigung von der Targetrückseite einer Folie durch Wechselwirkung
mit einem intensiven Laserpuls: „Target-Normal Sheath Acceleration“ (TNSA).
Die unterschiedlichen Mechanismen teilen die Beschleunigung von Ionen in zwei Bereiche
auf: die Beschleunigung im Plasma auf der Targetvorderseite und die Ionenbeschleunigung
auf der Targetrückseite. Die Effekte auf der Vorderseite, die eher Ionen
mit moderaten Energien und großem Öffnungswinkel erzeugen, sollen hier nur kurz
genannt werden. Das Hauptaugenmerk dieser Arbeit liegt bei dem TNSA-Prozess, der
Ionenbeschleunigung in Richtung der Targetnormalen der Rückseite durch eine vorgelagerte
Elektronenschicht. Die Effektivität der vorder- sowie rückseitigen Beschleunigung
zeigt sich beim Vergleich der Feldstärken, die für die Beschleunigung verantwortlich
sind. Höherenergetische Ionen werden vorwiegend rückseitig erzeugt [49].
Laserpuls
Ort, Zeit
Vorplasma
kritische
Dichte
Gold-Folie
Ionenstrahl nach
Beschleunigung und
mitfliegende Elektronen
Abbildung 2.1.: Prinzip der drei laserinduzierten Beschleunigungsmechanismen von Ionen.
Targetvorderseite: isotherme Ionenexpansion aus dem Plasma ins Vakuum. Ionenbeschleunigung
durch das Target bedingt durch Ladungstrennung an der kritischen Dichte. Targetrückseite:
„TNSA“ der Ionen, der dominante Effekt.
2.3.1. TNSA-Mechanismus
Der TNSA-Mechanismus auf der Targetrückseite wurde erstmals von Snavely [15] und
Wilks [5] beschrieben und bei Kurzpulsexperimenten am Nova-Petawatt-Laser, Lawrence
Livermore National Laboratory [4], gezeigt, wobei 10 13 Protonen mit Energien von bis zu
60 MeV nachgewiesen wurden. Im Vergleich zu anderen Beschleunigungsmechanismen
ist die Konversionseffizienz von Laser- in Protonenstrahlenergie mit 8 % recht hoch.
Die vorwiegend ponderomotive Elektronenbeschleunigung bewirkt, dass die Elektronen
die Targetfolie durchfliegen und an der Rückseite austreten. Mit den heutigen Laserparametern
können so Elektronenpulse mit einer Teilchenanzahl von 10 11 Elektronen erzeugt
11

2. Theorie der laserbeschleunigten Ionen
werden [8]. Nach Fuchs et al. [80] würde das einer Elektronendichte auf der Targetrückseite
von ne≈10 21 cm −3 entsprechen. Beim Austritt der ersten Elektronen ins Vakuum
läd sich das Target auf, was zur Folge hat, dass nachfolgende Elektronen mit zu geringer
Energie durch die selbstinduzierten Felder zum Umdrehen gezwungen werden und in
die Folie wiedereintreten. Die Skalenlänge, auf der sich diese Bewegung auf der Targetrückseite
abspielt, ist in der Größenordnung der Debye-Länge λD
λD =
�
ɛ0kBTe
nee 2 , (2.15)
mit der Temperatur der Elektronen kBTe und der Elektronen-Dichte ne auf der Rückseite
des Targets. Die Debye-Länge ist in diesem Fall der charakteristische Abstand eines
Elektrons von der Targetoberfläche, bei der das Potential des dazwischenliegenden
elektrischen Feldes auf das 1/6 -fache abgefallen ist [47]. Es wird von einer sich aufbauenden
„Debye-Sheath“ heißer Elektronen auf der Rückseite des Targets in einem typischen
Bereich von 1 µm gesprochen. Folge der Laser-Materie-Wechselwirkung ist neben
Teilchenbeschleunigung die Erzeugung einer Stoßwelle, die durch das Target getrieben
wird und schlussendlich das Target zerstört. Die Ankunftszeit der durch das Target beschleunigten,
heißen Elektronen muss demnach vor der Stoßwelle sein, sonst wäre der
TNSA-Mechanismus nicht möglich.
Da einerseits eine negativ geladene Elektronenschicht existiert und sich andererseits
durch die Emission der Elektronen das Target positiv aufläd, kann man bei dieser Situation
mit der Näherung eines Plattenkondensators argumentieren („virtual cathode“
[81]). Eindimensional betrachtet mit den nach Boltzmann verteilten Elektronenenergien
[5, 75] ergibt sich die elektrische Feldstärke auf der Rückseite des Targets zu
E ≈ k bTe
eλD
. (2.16)
Für eine typische Elektronentemperatur von 1-2 MeV ergeben sich Felder in der Größenordnung
von 10 12 V/m [4, 5]. Die direkte Beschleunigung von Ionen durch den Laserpuls
ist, bedingt durch die kurze Lebensdauer des Beschleunigungsfeldes, nicht möglich. Das
elektrische Feld auf der Targetrückseite ist jedoch solange vorhanden, wie die heißen
Elektronen genügend Energie (kBTe) besitzen. Für die Beschleunigungszeit von Protonen
durch TNSA wurde empirisch t Feld=1.3τL bestimmt [80]. Dies entspricht ungefähr
der Einhüllenden des Laserpulses.
Die Größenordnung des elektrischen Feldes entspricht ungefährt dem des Lasers und
ist stark genug, um Targetatome zu ionisieren und von der Targetrückseite auf einige
MeV/u zu beschleunigen. Aufgrund der unvermeidlichen Targetoberflächenverunreinigungen
durch Wasser und Kohlenwasserstoffe werden vorwiegend Protonen beschleunigt,
weil sie das größte Ladung-zu-Masse Verhältnis haben. Sie schirmen das elektrische
Feld für die nachkommenden schwereren Ionen ab. Die Ladungsneutralität des entstehenden
Protonenstrahls wird durch die heißen Elektronen garantiert, die die Beschleunigung
verursachen und mit in das Vakuum expandieren. Sie kühlen nach Verlassen
des Targets innerhalb weniger 100 µm ab. Infolge der Expansion schwächen sich die
beschleunigenden elektrischen Felder ab und letzendlich bilden die Protonen mit den
Elektronen ein quasineutrales, expandierendes Plasma.
Durch Aufheizen des Targets auf Temperaturen von über 1000 °C werden die Verunreinigungen
auf der Targetoberfläche abgedampft. Dadurch ist es möglich, neben der Be-
12

2.4. Protonenstrahlmodulation
schleunigung von hochenergetischen Protonen auch Schwerionen wie Kohlenstoff, Sauerstoff
und Fluor mit Energien von bis zu 5 MeV/u [16, 82] nachzuweisen. Bei Verringerung
der Oberflächenkontaminationen um einen Faktor 10 zum Beispiel erhöht sich
die Kohlenstoffenergie um den Faktor 2.5 sowie deren Anzahl um 2 Größenordnungen
[49]. Neben Entfernen von Verunreinigungen durch Tagetheizung können Atomschichten
mit einer Ionenpistole abgesputtert werden. Allen et al. [83] entfernte so von der
Vorder- sowie Rückseite einer Goldfolie 30 nm Material. Die Reinigung der Vorderseite
(die Seite des Lasereinfalls) hatte keine Auswirkungen auf das Teilchenspektrum. Bei
Sputtern der Rückseite jedoch konnte festgestellt werden, dass die Protonenausbeute im
Vergleich zum unbehandelten Target nur noch 1% betrug. Das Entfernen der Verunreinigungen
durch Sputtern mit einer Ionenpistole zeigt ganz deutlich, dass die rückseitige
Beschleunigung von Ionen (TNSA) der dominante Prozess ist.
Andere Experimente haben gezeigt, dass das Aussehen und die Eigenschaften der beschleunigenden
Elektronenschicht beeinflusst werden können und dies direkte Auswirkungen
auf die Ionenbeschleunigung haben kann [71]. Ein Linienfokus des Lasers hat
zum Beispiel einen linienförmigen Protonenstrahl zur Folge, dessen Achse senkrecht zu
der des Lasers steht. Somit ist es möglich, nicht nur den eigentlichen Protonenstrahl zu
untersuchen, sondern es können auch Rückschlüsse auf die Elektronenschicht und den
Elektronentransport im Target gemacht werden.
2.4. Protonenstrahlmodulation
py
Laserpuls
Target-
Folie
Mikrofokussierung
pz
Beschleunigung
RCF-Stapel
Abbildung 2.2.: Prinzip der Bildentstehung im RCF-Stapel. Da die Protonen senkrecht zur
Oberfläche der strukturierten Targetrückseite emittiert werden, erhalten sie eine Impulskomponente
in py-Richtung (rote Pfeile), die zur Mikrofokussierung des Ionenstrahls führt. Mit
der „TNSA“-Beschleunigung (Impuls pz, grüne Pfeile) erhält man im Detektor eine räumliche
Modulation der Strahlintensität.
Zur genaueren Charakterisierung des Protonenstrahls ist es notwendig, Parameter wie
13

2. Theorie der laserbeschleunigten Ionen
Strahlemittanz, Öffnungswinkel und Quellgröße (siehe nächster Abschnitt) zu bestimmen.
Versuche wurden unternommen, mittels Projektion von scharfen Kanten [84] oder
Gittern [25], die in den Strahlgang gestellt wurden, Veränderungen in der Abbildung in
radiochromatischen Filmen (Abschnitt 4.3) zu erkennen und mit ihnen auf die Emittanz
und Quellgröße zurück zu schließen. Die transversale Strahlemittanz wurde so abgeschätzt
zu ≤ 0.16 π mm mrad. Bedingt durch Aufladungs- und Ablenkeffekte der zwischengestellten
Objekte war es unmöglich, die gewünschten Parameter genau genug zu
bestimmen.
Um diese Einschränkungen zu überwinden, machte man sich die Tatsache zu nutze,
dass die Protonenemission immer senkrecht zur Targetoberfläche erfolgt [71]. Bei kleinen
Targetunebenheiten oder eingebrachter Struktur hat dies eine Mikrofokussierung
des Strahls zur Folge (Abbildung 2.2), experimentell von [26, 81] gezeigt und von [85, 86]
theoretisch 4 beschrieben. Die Mikrofokussierung der Ionen kommt durch Überlagerung
von zwei Beschleunigungsrichtungen zustande. Zu Beginn der Protonenemission hat
die durch die Elektronen bestimmte Beschleunigungsschicht (rote Schicht Abbildung
2.2) annähernd die Form der Targetoberfläche. Durch die Beschleunigung senkrecht zur
Oberfläche wird die Dichte der Protonen in den Vertiefungen höher. Zu späteren Zeiten,
wenn sich die Elektronenschicht ausgebildet hat, sind die Einflüsse der Oberflächenstruktur
auf die Feldrichtung gering, die Protonen werden senkrecht zur „gemittelten“
Beschleunigungsschicht (grüne Schicht in Abbildung 2.2) beschleunigt. Diese bestimmt
auch die Richtung des resultierenden Strahls. Im Verlauf der Beschleunigung und der
anschließenden quasineutralen Expansion werden die Dichtemodulationen im Strahl
sichtbar. Durch Positionieren eines Detektors im Strahl ist es möglich, ein Abbild der
Modulation zu erhalten.
2.5. Quellgröße, Öffnungswinkel und transversale Emittanz
Durch das Abbild der Targetrückseite in einen radiochromatischen Film (Abbschnitt 4.3)
und die Veränderungen des Bildes, lassen sich wichtige Strahlparameter wie Quellgröße,
Öffnungswinkel und transversale Emittanz bestimmen [24–26].
Die Form der beschleunigenden Elektronenschicht und deren Verteilung bestimmt auf
der Targetrückseite einen Bereich, in dem die Targetprotonen feldionisiert werden. Bei
Aufbringen von Linienstruktur auf die Targetrückseite, ist ein eindeutiges Linienmuster
im Filmdetektor zu erkennen. Mit der Anzahl der sichtbaren Linien und dem charakteristischen
Linienabstand der Targetstruktur lässt sich durch Multiplikation die Quellgröße
der Protonen bestimmen.
Durch Vergleich der Quellgröße mit der Fleckgröße auf dem radiochromatischen Film
erhält man den Öffnungswinkel des Strahls. Der Öffnungswinkel eines Strahls gibt an,
wie sich sein Durchmesser mit wachsender Entfernung ändert.
Die räumliche Modulation des Protonenstrahls ermöglicht die Bestimmung einer weiteren
wichtigen Größe in der Beschleunigerphysik, der Emittanz. Die Emittanz, auch
Strahlungsdichte genannt, beschreibt das Auffächern bzw. die Parallelität des Protonenstrahls.
Es wird also nicht der Öffnungswinkel der Einhüllende betrachtet sondern die
Trajektorien der einzelnen Teilchen. Ein idealer Strahl geladener Teilchen besitzt laminare
Teilchen-Trajektorien, die zwei Bedingungen erfüllen: Teilchen an derselben Position
4 Details zur theoretischen Beschreibung siehe Abschnitt 2.6
14

2.5. Quellgröße, Öffnungswinkel und transversale Emittanz
besitzen die gleiche transversale Geschwindigkeit 5 und der Betrag der transversalen Geschwindigkeit
ist linear proportional zum Abstand des Teilchens zur Symmetrieachse
des Strahls [87]. Bei Auftragung der transversalen Geschwindigkeit vx (vy) oder des Impulses
px (py) über der Strahlposition x (y) ist dieser Phasenraum eines laminaren Strahls
immer eine Linie mit verschwindender Dicke (Abbildung 2.3). Nicht ideal-laminare Teilchenstrahlen
wie zum Beispiel lasererzeugte Protonenstrahlen unterliegen einer willkürlichen
Verteilung der transversalen Geschwindigkeit. Dies hat zur Folge, dass Protonen
an einer Position x unterschiedliche Werte für vx und eine Ausbreitung in unterschiedliche
Richtungen besitzen können. Aus der Linie im Phasenraum wird durch das vorhandene
∆vx eine viereckige Fläche.
z
Abbildung 2.3.: Phasenraumdarstellung geladenener Teilchenstrahlen. Im oberen Teil ist ein
laminarer Strahl und dessen Phasenraum-Darstellung skizziert. Die Pfeile symbolisieren die
Teilchentrajektorien vom Target in Richtung Detektor. Das nicht-laminare Verhalten im unteren
Teil der Skizze zeigt das Auffächern der Trajektorien. Teilchen, die an derselben Position
auf der Targetrückseite emittiert werden, können an unterschiedlichen Punkten auf dem
Detektor auftreffen, weil die transversale Geschwindigkeitskomponente eine willkürliche
Verteilung aufweist.
Da sich die Bestimmung der transversalen Geschwindigkeit oder des Impulses der Protonen
als schwierig erweist wird die Emittanz in Abhängigkeit der Position und des
transversalen Winkels formuliert, weil die Neigung der Teilchen-Trajektorien direkt gemessen
werden kann. Dieser Winkel der Teilchenbahnen zur Symmetrieachse ergibt sich
nach Abbildung 2.3 zu
x ′ = rx
z
r x
oder y ′ = ry
z
(2.17)
Die Emittanz ist mathematisch definiert als die Fläche im Ort-Divergenzwinkel-Phasenraum,
die von dem Protonenstrahl eingenommen wird [87]. Die zu berechnende Fläche
wird mit einer Ellipse minimaler Fläche abgeschätzt und ergibt sich zu
ɛ = βγ 1
� �
π
dx dx ′
(2.18)
5 Bei unterschiedlichen Geschwindigkeiten könnten die Trajektorien zweier Teilchen kreuzen obwohl sie
an der selben Position gestartet sind und sich auseinander bewegt haben.
15

2. Theorie der laserbeschleunigten Ionen
mit den relativistischen Parameter des Strahls β und γ.
In der Beschleunigerphysik ist man bestrebt, den Teilchen-Strahl einerseits sehr klein in
den Abmessungen zu halten, andererseits die Winkel der einzelnen Protonen im Strahl
zu minimieren. Je kleiner die Emittanz, umso besser ist die Qualität des Strahls. Die
transversale Emittanz laserbeschleunigter Protonenstrahlen wurde mehrfach im Bereich
von

2.6. Transportcode für Protonen
„Particle-in-Cell“-Simulationen von H.Ruhl zeigten im Bereich von t = 300 fs bis t = 613 fs
die wichtigsten Veränderungen des Protonenphasenraums in Bezug auf die Intensitätsmodulationen
im Filmdetektor. Auf der Grundlage dieser Ergebnisse wurde ein Transportcode
entwickelt, der die Bewegungsgleichungen der im expandierenden Strahl propagierenden
Protonen analytisch löst. Folgende Gleichungen beschreiben dieses Modell:
pyi(0) = Sy (yi(0) − y0) + δpyi
dyi
dt
= pyi
mp
dpyi
dt = Cy (yi − y0) (2.20)
pzi(0) = Sz (zi(0) − z0)
dzi
dt
= pzi
mp
dpzi
dt = Cz (2.21)
Die Größen pyi(0), pzi(0), yi(0) und zi(0) beschreiben die Protoneneverteilung zum Zeitpunkt
t = 0. Die eingebetteten sinusförmigen Impulsstörungen mit der Amplitude ay
werden gegeben durch
δpyi = Ay sin � kyyi(0) � . (2.22)
Gleichung (2.20) beschreibt die laterale Impulsverbreiterung, die größer wird je weiter
das Proton vom Targetmittelpunkt entfernt ist. Die Größen yi und y0 bestimmen die lateralen
Positionen des Protons und des Targetmittelpunkts. Die longitudiale Position des
Protons wird duch zi gegeben und z0 beschreibt den Ort der Targetrückseite. Die für die
Beschleunigung notwendigen Kräfte werden durch Cz und Cy für die jeweilen Richtungen
ausgedrückt. Sz und Sy beschreiben die anfängliche Neigung der Impulseinhüllenden.
Ab dem Zeitpunkt t > t beschl hat sich das elektrische Feld der beschleunigenden Elektronenschicht
aufgelöst und die Protonen expandieren quasineutral mit den Elektronen
weiter, Cy = Cz = 0 in (2.20) und (2.21). Es werden nur noch die Bewegungsgleichungen
für den Ort und nicht mehr für den Impuls gelöst, da die Impulsänderung gleich null
ist.
Anhand des Transportcodes soll gezeigt werden, wie die Strahlmodulation durch Mikrofokussierung
das Bild im radiochromatischen Film entstehen lässt. Besonders von Interesse
sind die Voraussetzungen, dass überhaupt ein moduliertes Bild entsteht und welche
Protonenenergien dazu beitragen. Dadurch wird es möglich sein, über die beschleunigenden
Felder und die quasineutrale Expansion der Protonen detailierte Aussagen zu
treffen.
17

3. Herstellung von mikrostrukturierten Targetfolien
3. Herstellung von mikrostrukturierten
Targetfolien
Unterschiedliche eingebrachte Struktur in Targetfolien bewirkt verschiedene Abbildungen
im radiochromatischen Film. Deshalb soll in diesem Abschnitt untersucht werden,
welches Herstellungsverfahren die beste Struktur und Mikrofokussierung ergibt.
Zur Herstellung von mikrostrukturierten Targetfolien wurden verschiedene Verfahren
angewandt:
• direktes Einritzen der Struktur mit einem Diamanthobel (Ultrahochpräzisionszerspanung)
• Einritzen der Struktur in ein Kupfer- oder Messingsubstrat, galvanotechnisches
oder chemisches Abscheiden des gewünschten Folienmaterials und Wegätzen des
Substrates
• Bedampfen eines lithographisch strukturierten Silizium-Wafers, galvanotechnisches
Abscheiden des gewünschten Folienmaterials und Abziehen der Folie
• Strukturierung durch Laserablation des Kupfer- oder Messingsubstrates, galvanotechnisches
oder chemisches Abscheiden des gewünschten Folienmaterials und
Wegätzen des Substrates
Als Folienmaterial wurde Gold und Nickel verwendet. Gold als sehr weiches Metall ist
problemlos zu strukturieren im Vergleich zu Aluminium. Außerdem besteht die Möglichkeit
vor Ort Goldfolien galvanotechnisch herzustellen. Zum Beschleunigen von schwereren
Ionen (siehe Abschnitt 2.3.1) ist das ebenfalls einfach abzuscheidende Nickel geeignet,
da es einen höheren Schmelzpunkt besitzt und deshalb durch Heizen gereinigt
werden kann.
3.1. Geritze Struktur
Die einfachste Art Strukturen in die Oberfläche einer Folie zu bringen, ist das direkte
Einritzen mit einem Diamanthobel. Hierzu wurde eine 50 µm dicke Goldfolie mit einem
Diamanthobel (Abbildung 3.1) am Forschungszentrum Karlsruhe, Institut für Mikroverfahrenstechnik
(IMVT), strukturiert. Um die Folie wegen ihrer geringen Dicke besser bearbeiten
zu können, wurde sie auf einen Messingträger geklebt und nach dem Strukturieren
mit einem passenden Lösungsmittel vom Träger gelöst.
Neben der aufgebrachten Linienstruktur mit einem Linienabstand von 5 µm und einer
Linientiefe von

(a) (b)
3.2. Galvanotechnisches Abscheiden
Abbildung 3.1.: (a) Aufnahme der Spitze des Diamanthobels zum Einritzen der Struktur;
(b) REM-Aufnahme einer 50 µm dicken Goldfolie mit einer Linienstruktur im Abstand von
5 µm und einer Grabentiefe von

3. Herstellung von mikrostrukturierten Targetfolien
sie selbst nicht besitzen. Hier jedoch beruht das Prinzip der Folienherstellung mit Hilfe
der Galvanotechnik auf der Beschichtung eines mikrostukturierten Metallsubstrates
mit Gold oder Nickel und anschließendem Wegätzen des Trägermaterials, um eine mikrostrukturierte
Folie zu erhalten.
Als Metallsubstrat wird ein Messing- oder OFHC 1 -Kupferzylinder mit einem Durchmesser
von 75 mm und einer Dicke von 3 mm verwendet. Diese wurden nach dem in
Abschnitt 3.1 beschriebenen Verfahren am Forschungszentrum Karlsruhe, Institut für Mikroverfahrenstechnik
(IMVT), sowie an der Universität Bremen, Labor für Mikrozerspanung
(LFM), strukturiert. Bei der Zerspanung wurde die Oberfläche mit dem Diamanthobel
spiralförmig abgefahren. Die IMVT-Substrate haben einen Linienabstand von 5 µm (Abbildung
3.3) und die LFM-Substrate von 3 µm.
Abbildung 3.3.: REM-Aufnahme eines mikrostukturierten Messing-Substrats � 75 mm mit
Linienstruktur im Abstand von 5 µm, Quelle: Forschungszentrum Karlsruhe - Institut für Mikroverfahrenstechnik
(IMVT).
(a) (b)
Abbildung 3.4.: (a) strukturierte Oberfläche des Messingsubstrates (LFM). Die Farbskala des
Bildes entspricht unterschiedlichen Tiefen, Maximalunterschied 1500 nm; (b) strukturierte
Oberfläche des Kupfersubstrates (LFM). Die Farbskala des Bildes entspricht unterschiedlichen
Tiefen, Maximalunterschied 1600 nm. Das Messingsubstrat ist in seiner Struktur wesentlich
ungenauer. Dies lässt der Skalenwert „weiss“ erkennen.
Nach mehreren Testversuchen wurde festgestellt, dass die Struktur erst bei größeren
Spiralradien homogen wird und sich eher für Folientargets empfiehlt. Der Vorteil der
1 hochreines (Reinheitsgrad 99,99 %), sauerstofffreies Kupfer
20

3.2. Galvanotechnisches Abscheiden
Bearbeitung von OFHC-Kupfer gegenüber Messing-Legierungen liegt in dem geringeren
Schneidkantenverschleiß der eingesetzten Diamantwerkzeuge. Dadurch ist eine definierte
Zerspanung über einen längeren Schnittweg bzw. über eine größere Werkstückfläche
möglich. Die bei Mikrostrukturen störende Gratbildung ist für beide Materialien
nie ganz auszuschließen. Dies liegt bei Messing unter anderem an dem Legierungsbestandteil
Blei, das mit bis 3,5 % als separate Phase vorliegen kann und größere Körner
bildet (siehe Abbildung 3.4). Zum galvanotechnischen Abscheiden von Gold wurde
von der Firma Umicore Galvanotechnik GmbH das Goldbad AURUNA® 552 verwendet
[88]. Der Cyanokomplex des Goldes, Dicyanoaurat(I), ist die Grundlage der am meisten
und auch hier verwendeten Goldelektrolyte. Er ist als Kaliumsalz, Kaliumdicyanoaurat
(KAu(CN)2) früher Kaliumgoldcyanid genannt, im Handel erhältlich (11,73 g/l Salz
entspricht einem Goldgehalt von 8 g/l). Mit dem AURUNA® 552 Goldbad erhält man
feinkörnige Schichten mit einem Goldfeingehalt von 99,99 %. Da die galvanotechnische
Abscheidung von etlichen Parametern abhängt, und jede Änderung einen Einfluss auf
die hergestellte Folie hat, ist es wichtig, die bestimmten Badparameter einzuhalten (Details
siehe Anhang A).
Der während des galvanotechnischen Abscheidens einzustellende Strom I richtet sich
nach der eingetauchten Fläche F des zu beschichtenden Substrates und nach der gewünschten
Abscheidegeschwindigkeit i:
I = i · F . (3.1)
Die Expositionszeit bei der galvanotechnischen Abscheidung ergibt sich zu:
t =
ρ · d
, (3.2)
i · η · Äe
mit der Golddichte ρ, der gewünschten Foliendicke d, einer Stromdichte i, dem Wirkungsgrad
η und dem elektrochemischen Äquivalent Äe (detaillierte Herleitung von
Formel (3.2) findet sich im Anhang B, Formel (B.4)). Alle Werte für Gold sind in Tabelle
3.1 zusammengefasst.
Größe Wert
Stromdichte i 2 mA
cm 2
Golddichte ρ 19,3 g
cm 3
Wirkungsgrad η 95 %
elektrochemisches Äquivalent Äe 7,36 g
Ah
Tabelle 3.1.: Werte für die galvanotechnische Beschichtung mit Gold.
Nach dem galvanotechnischen Abscheiden des Goldes auf dem Substrat wird das Messing/Kupfer
mit 85 %iger Salpetersäure (HNO3) aufgelöst. Es ist zu beachten, dass der
Ätzvorgang in einem Labor unter einem Filterabzug stattfinden muss, da nitrose Gase
entstehen. Um zu große Bewegungen und Zerreißen der Folie im Ätzbad zu vermeiden,
wird eine verdünnte Lösung verwendet. Bei sichtbarem Nachlassen des Ätzprozesses -
keine Gasbildung mehr - kann die Konzentration der Säure durch vorsichtiges Auffüllen
von neuer Salpetersäure erhöht werden.
Mit Hilfe der Galvanotechnik wurden eine 15 µm dicke Goldfolie von einem IMVT-
Messingsubstrat und jeweils eine 10 µm und 30 µm dicke Goldfolie von einem LFM-
21

3. Herstellung von mikrostrukturierten Targetfolien
Kupfersubstrat (Abbildung 3.5) hergestellt. Bedingt durch das indirekte Einbringen der
Struktur durch das galvanotechnische Abscheiden ist die Form der Folienstruktur das
negative Abbild des Metallsubstrates, eine „Berg“-Struktur (siehe Abbildung 3.9).
(a) (b)
Abbildung 3.5.: 3 µm Linienstruktur (a) und Profil (b) einer 10 µm Goldfolie eines Messingsubstrates
(LFM), REM-Aufnahme. Die hergestellte Goldfolie zeigt sehr homogene Linienstruktur
mit gleichbleibender Strukturtiefe.
Für das Beschleunigen von schwereren Ionen ist ein Material mit einem höheren Schmelzpunkt
als Gold (1064,4 °C [47]) notwendig, da durch ohmsches Heizen oder Laserheizen
Verunreinigungen auf der Targetoberfläche entfernt werden sollen. Nickel mit dem
Schmelzpunkt von 1453 °C ist wie Gold galvanotechnisch einfach abzuscheiden. Nach
dem gleichen Prinzip wie zur galvanotechnischen Herstellung der mikrostrukturierten
Goldfolien wird das Elektrolysebad mit dem Watts-Elektrolyt für Nickelabscheidungen
benutzt. Der Watts-Elektrolyt ist eine Lösung von Nickelsulfat (NiSO4, 240 g/l), Nickelchlorid
(NiCl2, 20 g/l) und Borsäure (H3BO3, 20 g/l) [89].
Bei dem Testdurchlauf zur Beschichtung eines Kupferblechs mit den Werten für die galvanotechnische
Beschichtung mit Nickel aus Tabelle 3.2 zeigte sich das eigentliche Problem.
Das folgende Auflösen des Kupfers konnte nicht mit Salpetersäure durchgeführt
werden, weil diese Säure nicht nur Kupfer und Messing angreift sondern auch Nickel.
Da keine andere Ätzsäure gefunden werden konnte, musste dieses Verfahren aufgegeben
werden.
Größe Wert
Stromdichte i 3 mA
cm 2
Nickeldichte ρ 8,9 g
cm 3
Wirkungsgrad η 98 %
elektrochemisches Äquivalent Äe 1,09 g
Ah
Tabelle 3.2.: Werte für die galvanotechnische Beschichtung mit Nickel.
3.3. Stromloses Abscheiden
Neben der galvanotechnischen Abscheidung von Nickel besteht die Möglichkeit eine
stabilere Nickelschicht chemisch abzuscheiden. Diese reduktive Abscheidung ist durch
22

3.3. Stromloses Abscheiden
die unterschiedlichen Potentiale der Metalle möglich. Taucht ein Metall in eine wäßrige
Salzlösung eines anderen Metalls, hier Nickel, so können Ionen (Kationen) aus der Salzlösung
auf dem Metall als Metallatome abgeschieden werden. Diese Schicht nennt sich
chemisch Nickel. Der chemisch Nickelelektrolyt wird mit dem Reduktionsmittel Natriumhydrophosphit
verwendet (NaH2PO2 - eine weiße, kristalline, leicht wasserlösliche
Substanz). Neben der eigentlichen Nickelabscheidung läuft immer eine Nebenreaktion
ab. Dabei wird das Hypophosphit unter Bildung von elementarem Phosphor reduziert.
Der Phosphor wird in den Nickel-Niederschlag eingebaut (Phosphor-Gehalt 3-15 %). Die
zu vernickelnde Oberfläche muss die Nickel-Abscheidung zunächst katalytisch einleiten.
Hier unterscheidet man zwischen eigenkatalytisch und fremdkatalytisch wirkenden
Metallen. Die Oberfläche von Messing und Kupfer müssen vor dem chemischen Vernickeln
durch Keime eines eigenkatalytisch wirkenden Metalls aktiviert werden. Da Kupfer
und Messing edlere Metalle als Nickel sind, wird hier zum Beispiel durch Berühren
des Werkstückes mit einem unedleren Metall wie Eisen die Reaktion aktiviert [90].
Gegenüber galvanischen Schichten, bei denen bei zunehmender Schichtdicke im Kerbtal
eine dickere Schicht als auf den Kerbrändern vorliegt, ist die Schichtverteilung beim
chemisch Nickel überall auf der Oberfläche gleichmäßig. Bei Schichtdicken über 10 µm
wurde beobachtet, dass bei der galvanischen Goldabscheidung die Struktur eingeebnet
wird. Bei der stromlosen Nickelabscheidung jedoch ist die Struktur auf beiden Seiten der
Folie vorhanden.
Beim chemisch Nickel-Verfahren ist es wichtig, die Nickelkonzentration, den pH-Wert,
die Badtemperatur und die Badqualität zu kontrollieren, um Nickel-Haftung, Porösität,
Abscheidegeschwindigkeit und -gleichmäßigkeit zu garantieren. Im abgeschiedenen
Zustand ist das chemisch Nickel drei mal härter als das galvanotechnische Nickel, durch
Tempern 2 sogar sieben mal [91]. Das Beschichten eines Kupfersubstrats (LFM) mit einer
20 µm dicken chemisch-Nickel Schicht wurde von der Firma Schlötter Galvanotechnik,
Geislingen, durchgeführt.
Elektroätzung des Kupfersubstrates
Die stabilere chemisch Nickelfolie wird aufgrund der schlechten Ätzeigenschaften mit
einer anderen Methode vom Kupfersubstrat getrennt. Elektroätzen ist ein chemisches
Bearbeitungsverfahren mit dem Metalle mit Unterstützung des elektrischen Stroms abgetragen
werden können. Grundlage hierfür ist die anodische Polung des beschichteten
Kupfersubstrates in einem zyanidischen Elektrolyt (Kaliumzyanid-Lösung, KCN 98 %,
Konzentration 100 g/l).
Das Elektolytbad arbeitet bei einer Temperatur von 30 °C, mit einer Spannung von 1 V
und einer maximalen Stromstärke von 1 A, dies entspricht einer Rate von 2-3 g/h. Höherer
Strom führt zwar zu einer schnelleren Abtragung von Kupfer, jedoch wird bei diesen
Stromstärken auch das Nickel angegriffen. Im Ätzbad sind zwei Edelstahlelektroden
horizontal, einander gegenüber positioniert. Auf die untere Anode wird das Kupfersubstrat
mit der beschichteten Seite nach unten gelegt. Somit ist der elektrische Kontakt
gewährleistet, ohne dass die Folie beschädigt wird, und die Kupferionen können problemlos
nach oben in Lösung gehen. Die gelösten Kupferionen fallen aus der Lösung als
2 Tempern bedeutet, dass das chemisch Nickel auf eine Temperatur unterhalb der Schmelztemperatur erhitzt
wird. Nach einigen Stunden bis hin zu einigen Tagen werden Strukturdefekte ausgeglichen und
die Kristallstruktur in der Nah- und Fernordnung verbessert.
23

3. Herstellung von mikrostrukturierten Targetfolien
goldgelber Niederschlag aus. Deshalb ist es notwendig das Bad während des Elektroätzens
auf einem Magnetrührtisch in Bewegung zu halten, so dass sich auf der Kupferoberfläche
kein Film bildet, der weiteres Auflösen unmöglich macht. Abbildung 3.6 zeigt eine
mikrostrukturierte, 20 µm dicke chemisch Nickelfolie von einem LFM-Kupfersubstrat.
(a) (b)
Abbildung 3.6.: Foto (a) und REM-Aufnahme (b) einer mikrostrukturierten, 20 µm dicken
chemisch Nickelfolie von einem Kupfersubstrat (LFM). In der Mitte des Foto sind noch eindeutig
Kupferrückstände zu sehen. Aber im äußeren Bereich ist die gewünschte Struktur
zu erkennen. Wie auch bei den galvanotechnisch hergestellten Goldfolie zeigt das REM-Bild
eine einwandfrei homogene Linienstruktur.
Das Problem der beidseitigen Strukturierung der chemisch Nickelfolie löst sich von selbst.
Da das Kupfersubstrat mit der beschichteten Seite nach unten auf der Edelstahlanode
liegt und während des Elektroätzens leichte Vibrationen und Bewegungen entstehen,
verliert sie auf der Liegefläche ihre Struktur. Da die Nickelfolie sehr hart und porös ist,
entstehen durch falsche Bewegungen sofort Knicke und sie kann durchaus einreißen.
Deshalb empfiehlt sich anstelle der konventionellen Technik des Skalpellschneidens die
passende Targetgröße (10 mm x 2 mm) duch Laserschneiden herzustellen.
Alle galvanotechnisch oder chemisch hergestellten Folien besitzen die negative Struktur
des geritzten Substrates. Da jedoch bei gewissen Laserparametern die geritzte Struktur
eine bessere Mikrofokussierung des Ionenstrahls zeigte (siehe Abschnitt 6), werden auch
dünne Folien mit einer „Graben“-Struktur benötigt.
3.4. Bedampfen eines Silizium-Wafers
Zur Herstellung von „Graben“-Strukturen auf dünnen Goldfolien wurde als Substrat
ein strukturierter Silizium-Wafer mit einem Durchmesser von 75 mm verwendet [92].
Der vom Institut für Halbleitertechnik der Technischen Universität Darmstadt angefertigte
Wafer wurde mit einer Siliziumoxidschicht versehen und dann photolithographisch eine
Maske aufgebracht, die die Struktur durch anschließende Ätzung mit einem Gemisch
aus Fluss- und Salpetersäure auf den Wafer überträgt. Über die Dauer des Ätzvorganges
erhält man die definierte Tiefe der Struktur. Da Siliziumoxid nicht stromleitend ist,
kann die Goldschicht nicht galvanotechnisch aufgebracht werden. Neben der chemischen
Abscheidung gibt es noch die Möglichkeit, eine dünne Goldschicht aufzudampfen
und dann galvanotechnisch mit dieser jetzt vorhandenen leitenden Schicht die Dicke bis
zur gewünschten Stärke abscheiden zu lassen.
24

3.5. Mikrostrukturierung mittels Laserablation
Im Detektorlabor des Instituts für Kernphysik, TU Darmstadt wurde der Wafer mit einer
160 nm dicken Goldschicht bedampft. Dazu waren ca. 0,5 g Gold nötig. Um zu gewährleisten,
dass die Struktur gänzlich beschichtet ist und eine durchgängige Leiterschicht
zum galvanotechnischen Beschichten vorhanden ist, wurde der Wafer unter zwei verschiedenen
Winkeln zu je 80 nm Dicke bedampft. Die Qualität der Goldschicht hängt
besonders von der Reinheit des Siliziumwafers und des Goldes ab. Der Wafer wurde
deshalb vorher in einer eigens für Wafer vorhandenen Reinigungsmaschine gesäubert
und das Gold wurde durch Schmelzen von anderen Metall- und Schmutzeinschlüssen
gereinigt.
Durch anschließendes galvanotechnisches Abscheiden (siehe Abschnitt 3.2) wurde eine
10 µm dicke mikrostrukturierte Goldfolie mit der passenden „Graben“-Struktur hergestellt
(Abbildung 3.7).
(a) (b)
Abbildung 3.7.: (a) mikrostrukturierte 10 µm dicke Goldfolie abgelöst von einem Silizium-
Wafer; (b) Querschnitt der Folie: Linienabstand 10 µm, Linientiefe 800 nm.
Durch Umpolen der Spannung am Ende des Beschichtens löste sich die Folie größtenteils
selbst ab, jedoch ist es sehr schwer, die Folie vor dem Einknicken zu schützen. Eine
kostenintensivere aber sichere Möglichkeit ist das mechanische Abziehen der Folie [92].
Vorteil dieser Herstellungsmethode ist die Wiederverwendbarkeit des Silizium-Wafers,
was sich im Preis pro Target niederschlägt. Die Sicherheit, dass das Lösen der Goldfolie
vom Silizium-Wafer problemlos funktioniert, kann jedoch nicht gegeben werden.
3.5. Mikrostrukturierung mittels Laserablation
Eine einfache Methode feine Strukturen in dünne Folien einzubringen, ist die Mikrostukturierung
mittels Laserablation. Hierbei ist wichtig, dass die zu strukturierende Oberfläche
eben ist, weil jede noch so kleine Krümmung zu unterschiedlichen Linientiefen
führt. Deshalb ist es besser, die negative Struktur zuerst in ein Kupfersubstrat einzubringen
und galvanotechnisch die Folie herzustellen, da die Handhabung von dünnen
Folien sehr schwierig ist.
Auf dem Gebiet der dreidimensionalen Materialstrukturierung ist die Entwicklung des
Laser Zentrum Hannover e.V. in den letzten Jahren soweit voran geschritten, dass es möglich
geworden ist, Metalle im Nanometerbereich zu bearbeiten. Ein frequenzverdoppelten
Nd:YAG-Laser (λ = 532 nm, f = 500 kHz, Pulsdauer im Pikosekundenbereich) wird
auf die Arbeitsebene fokussiert und trägt nach dem „Laser-Scan-Verfahren“ pro Schuss
25

3. Herstellung von mikrostrukturierten Targetfolien
1
4
µm Material ab. Da jedoch die gewünschte Strukturtiefe 800 nm beträgt, und das Material
in Schichten abgetragen wird, ist es für die Genauigkeit besser, eine niedrigere
Abtragrate zu wählen.
(a) (b)
Abbildung 3.8.: REM-Aufnahmen des laserstrukturierten Messingblocks: (a) neben der ungenauen
horizontalen Linienstruktur ist die Substruktur bedingt durch die entstehende
Schmelze bei der Laserablation zu erkennen; (b) Durch Abfahren des zu strukturierenden
Bereichs zeigen sich bei den Umkehrpunkten des Laserweges durch die hohe Repetitionsrate
des Lasers Kraterbildungen. Hier sind besonders die Spritzspuren der Metallschmelze zu
sehen.
Zum Test des Verfahrens und der gewünschten Struktur („Berg“-Struktur, Linienabstand
5 µm, Linientiefe 800 nm) wurde ein Kupfer- und Messingsubstrat eingeschickt. Das Ergebnis
ist in Abbildung 3.8 zu sehen. Es zeigt sich, dass die Laserpulslänge im Pikosekundenbereich
für dieses Verfahren immer noch zu lang ist. Während dem Ablationsprozess
entsteht zu viel Metallschmelze, die die eigentliche Struktur überlagert. Der
nächste Schritt ist also die Verwendung eines Femtosekunden-Systems. Der Aufwand
und die hier entstehenden Kosten sind aber nicht unerheblich. Jedoch würde man mit
einer niedrigeren Repetitionsrate von 1 KHz für die Strukturierung einer vergleichbaren
Probe das 100fache der Zeit benötigen.
3.6. Fazit
Abbildung 3.9.: Hergestellte Folienstrukturen:
„Graben“-, „Berg“- und „Rechteck“-Struktur. Die
„Graben“-Struktur wird durch direktes Ritzen oder
Laserablation hergestellt. Die „Berg“-Struktur ergibt
sich aus der galvanotechnischen oder chemischen Beschichtung
eines Substrates mit „Graben“-Struktur.
Und die „Rechteck“-Struktur erhält man durch Bedampfung
und galvanotechnischer Beschichtung des
photolithographisch strukturierten Silizium-Wafers.
Im Verlauf der Targetproduktion hat sich herausgestellt, dass mit den Methoden des
Einritzens, der galvanotechnisch und chemischen Abscheidung, sowie der Laserablation
drei verschiedene Strukturtypen hergestellt werden können (Abbildung 3.9). Mit
jeder Struktur lässt sich die Mikrofokussierung der lasererzeugten Ionenstrahlen zeigen.
26

3.6. Fazit
Welche nun die besten Ergebnisse zeigt, lässt sich nicht so einfach voraussagen, weil die
Laserparameter einen größeren Einfluss auf die Mikrofokussierung haben als die Strukturart.
Wichtig ist nur, dass eine Impulskomponente der Ionen parallel (px) zur eigentlichen
Ausbreitungsrichtung des Ionenstrahl (pz) vorhanden ist (siehe Abbildung .....).
Dies ist durch alle drei Oberflächenstrukturen gewährleistet.
Jede Methode zur Folienherstellung hat seine Vor- und Nachteile, die im Folgenden kurz
beschrieben werden sollen:
Geritze Struktur: Vom Aufwand der Herstellung gesehen ist diese Methode die Einfachste
von allen. Für die Homogenität der Struktur ist es wichtig, dass die Goldfolie
möglichst eben auf den Träger aufgeklebt wird, weil durch Unebenheiten
unterschiedliche Linientiefen entstehen. Der große Nachteil der Goldfolie ist die
Substruktur, die durch das Walzen entsteht. Sie verwischt das resultierende Bild
des Ionenstrahls im Detektor. Die Ungenauheit des Walzprozesses kann auch dafür
verantwortlich sein, dass die Foliendicke nicht an jeder Stelle gleich ist. Durch
das Ablösen der strukturierten Folie vom Träger wird die Folie zusätzlich durch
Zugkräfte verformt.
Galvanotechnisches Abscheiden: Die Linienstruktur der galvanotechnisch hergestellten
Goldfolie ist von der Qualität her ein ganzes Stück besser als die Geritzte.
Grund hierfür ist, dass die Goldfolie durch Abscheidung von Gold auf Kupfer oder
Messing ihre Struktur bekommt. Das geritzte Substrat ist im Vergleich zum direkt
geritzen Gold ein viel härteres Metall, was zur Folge hat, dass beim Ritzen bedingt
durch die geringere Gratbildung die Linienstruktur störungsfreier ist. Dafür müssen
beim galvanotechnischen Abscheidevorgang die Parameter wie Elektrolytqualität,
pH-Wert, Temperatur, Reinheit, Stromdichte und Beschichtungszeit genaustens
kontrolliert werden, um eine qualitativ gute Goldfolie zu erhalten. Auch beim
Ätzen des Substratmaterials Messing oder Kupfer mit Salpetersäure ist Vorsicht
geboten, sonst wird die Folie schnell durch die extreme Gasentwicklung zerstört.
Stromloses Abscheiden: Wie beim galvanotechnischen Abscheiden muss auch beim chemischen
Abscheiden auf die Badparameter geachtet werden, um eine reine, gleichmäßige
Nickelschicht zu erhalten. Der entscheidende Faktor hier ist die Elektroätzung
des Kupfers. Wenn hierbei der fließende Strom zu hoch ist, wird das Nickel
auch angegriffen und löst sich auf. Desweiteren ist die Nickelfolie sehr porös, was
die Handhabung während und nach der Herstellung sehr erschwert.
Bedampfen eines Si-Wafers: Die umständlichste und am längsten dauernde Methode
der Herstellung von mikrostrukturierten Goldfolien ist die Bedampfung und die
folgende galvanotechnische Abscheidung von Gold auf einen strukturierten Silizium-Wafer.
Neben der Reinheit der Materialien und der Genauigkeit der Dicke
beim Aufdampfen ist das Abziehen der fertigen Goldfolie vom Silizium-Wafer die
eigentliche Schwierigkeit. Es war unmöglich, sie knitterfrei aus dem Bad zu holen.
Der Vorteil bei dieser Variante ist die Wiederverwendbarkeit des Silizium-Wafers,
die bei größerer Targetproduktion kosten einsparen würde.
Laserablation: Der Vorteil der Mikrostrukturierung durch Laserablation ist die Herstellung
von unterschiedlichen gewünschten Strukturen. Um gleiche Linientiefe zu
gewährleisten ist eine ebene Bearbeitungsfläche notwendig. Da die Handhabung
von sehr dünnen Folien problematisch ist, wird auch hier ein Kupfersubstrat mit
der negativen Struktur versehen, um dann darauf galvanotechnisch eine Goldschicht
abzuscheiden. Die Benutzung von ps-Lasersytemen zeigt die Problematik
27

3. Herstellung von mikrostrukturierten Targetfolien
mit der Metallschmelze, die die Struktur überlagert. Bei fs-Laserablation spielen
andere Faktoren wie Zeit und Kosten eine Rolle. Außerdem ist hier die gewünschte
Struktur nach der Bearbeitung durch den Laser mit einer Strukturstörung im
Nanometerbereich überlagert.
Bei der Herstellung von mikrostrukturierten Targetfolien hat sich gezeigt, dass die Methode
des Struktureinritzens in ein Substrat und anschließend galvanotechnisches Abscheiden
eines Metalls bis jetzt das kostengünstigste sowie vom Aufwand her gerechtfertigste
Verfahren ist. Um nun aus der hergestellten Folien passende Targets zu erhalten,
empfiehlt es sich 1 cm x 2 mm große Stücke laserschneiden zu lassen. Herkömmliches
Schneiden mit einem Skapell führt nämlich zu ungenauen Schnittkanten und Verformungen
des Targets.
28

4. Strahldiagnostik
In diesem Kapitel sollen zuerst die verschiedenen Detektionsmöglichkeiten von lasererzeugten
Protonenstrahlen vorgestellt werden. Darauf folgt eine detailierte Beschreibung
von CR39-Teilchendetektoren und GafChromic® radiochromatischen Filmen [93], mit denen
die Experimente dieser Arbeit durchgeführt werden.
4.1. Ionenstrahl-Detektoren
Für das Verfahren zur Messung von geladenen Teilchen 1 sind einige Techniken schon
langjährig erprobt. In der Forschung, Medizin und der Industrie werden benutzt [94,
95]:
• Ionisationskammern
• Faraday-Tassen
• Diamantdetektoren
• eine Methode basierend auf Aktivierung von 12 C durch die Reaktion
12 C(p,pn) 11 C
• Thermolumineszenzdosimeter (TLD)
• Dioden
• radiographische Filme
Bei der Dosimetrie, vor allem bei der Behandlung von Patienten mit Protonenstrahlen,
ist die Genauigkeit der Messungen von großer Bedeutung. Die Detektorgenauigkeit sollte
laut dem Internationalen Dosimetrie Protokoll [96] bei ±5% oder geringer liegen sowie
eine räumliche Auflösung von mindestens 0,5 mm besitzen. Bei vielen Verfahren können
jedoch diese Genauigkeitsgrenzen nicht eingehalten werden [94].
Ionisationskammern, Diamantdetektoren und Dioden können kein schnelles quantitatives
Modell der Strahlungsverteilung über das Targetvolumen ausgeben und haben ein
schlechtes räumliches Auflösungsvermögen. Mit Thermolumineszenzdosimetern ist es
nur möglich, einen absoluten Energieeintrag zu bestimmen. Radiographische Filme messen
die Dosisverteilung zwar 2-dimensional, aber die Lichtempfindlichkeit und der nötige
Entwicklungsprozess nach dem Belichten von großem Nachteil [95, 97].
Der gewünschte Detektor für laserbeschleunigten Protonenstrahlen sollte eine hohe Orsauflösung
besitzen (Bedingung für die Rekonstruktion) und ein instantanes Ergebnis
1 Es gibt zwei Möglickeiten der Teilchendetektion: der Einzelteilchennachweis oder die Dosismessung. Im
zweiten Fall wird aus der deponierten Energie in einem Material auf die Teilchenzahl zurückgeschlossen.
29

4. Strahldiagnostik
liefern. Einzelteilchennachweis ist hier nicht notwendig. Vergangene Experimente haben
gezeigt, dass CR39-Teilchendetektoren und GafChromic® radiochromatische Filme
die Voraussetzungen erfüllen.
4.2. CR39-Teilchendetektor
Der Teilchendetektor CR39 [98, 99], der aus einer Verbindung des Monomers Allyl-Diglykol-Carbonat
(ADC) besteht, ist ein farbloser Kunststoff, der für sichtbares Licht transparent
und für den infraroten und ultravioletten Bereich des Spektrums nahezu lichtundurchlässig
ist. Deshalb wird dieser Kunststoff in der Produktion von Brillengläsern als
Grundstoff genutzt.
Einfallende Ionen zerstören lokal die Poly-
merstruktur des CR39. In ∼80 °C heißer 6molarer
NaOH-Lösung werden die entstandenen
Defekte in der Struktur ∼45-90 min
lang weggeätzt. Die entstandenen Löcher im
Kunststoff (Abbildung 4.1), wenige Mikrometer
groß, können mikroskopisch detektiert
werden. Die Ätzrate des Kunststoffes unterscheidet
sich zwischen Bereichen mit störungsfreier
Polymerstruktur und Bereichen, in de-
Abbildung 4.1.: unbelichteter CR39-
Detektor - belichtet und geätzter CR39..
nen die Teilchen die Polymerketten aufgebrochen haben. Deshalb ist es wichtig den
CR39 nicht zu lange zu ätzen, da ansonsten auch der störungsfreie Bereich angegriffen
und das auszuwertende Signal verfälscht wird. Jedes dieser Löcher, auch „Pits“ genannt,
entspricht einem Teilchen. Diese Möglichkeit des Einzelteilchennachweises kann
bei hohen Teilchenstrahlintensitäten zum Nachteil für diesen Detektor werden. Durch
Überlappung einzelner Löcher wird das Auszählen unmöglich.
Die Größe der Löcher ist abhängig vom jeweiligen Energieeintrag. Am Größten ist dieser
in der Nähe des Bragg-Maximums, das von Teilchensorte, Teilchenenergie und CR39-
Materialeigenschaften abhängt. Wenn dieses tiefer im CR39 liegt, so ist das Loch auf der
Oberfläche kleiner als wenn sich das Maximum direkt an der Oberfläche befindet. Das
Teilchen selbst wird in seinem Bragg-Maximum gestoppt, bei genügend hoher Energie
ist es jedoch möglich, dass im CR39 nur ein dünner Tunnel zu sehen ist, weil das Teilchen
auf der Rückseite den Detektor wieder verlässt. Für Protonen zum Beispiel ergibt sich
hieraus die Detektionsbeschränkung auf kinetische Energien von 100 keV bis 5 MeV bei
der CR39-Dicke von 1 mm, Breite 50 mm und Höhe 100 mm [100].
4.3. Radiochromatische Filme
Zur Rekonstruktion des laserbeschleunigten Ionenstrahls ist es notwendig einen hochauflösenden
Detektor zu haben, mit dem räumlich aufgelöste Dosis-Verteilungen in Ionenstrahlen
gemessen werden können. Es hat sich gezeigt, dass GafChromic® radiochromatische
Filme (RCF) genau für diese Anwendung besonders gut geeignet sind.
GafChromic® radiochromatische Filme 2 der Typen HD-810 und MD-55 haben mittlerwei-
2 von International Specialty Products, Wayne, New Jersey
30

4.3. Radiochromatische Filme
le ein breites Anwendunggebiet bei der radiographischen Abbildung, der Dosimetrie
bei Strahlungsbehandlung, der Lebensmittel-Strahlungskontrolle sowie in industriellen
Strahlungsprozessen [101].
Die RCF werden zur Messung von absorbierter Dosis von energiereichen Photonen (γund
Röntgen-Strahlung) oder Teilchenstrahlung wie Neutronen, Elektronen oder Ionen
bis zur Größenordnung von 10 5 Gy benutzt [102]. Bei den Energiedosisgrenzen der Filme
gibt es jedoch unterschiedliche Angaben [97, 102–104]. Der Hersteller [93] gibt für den
MD-55 (2-100) Gy und für den HD-810 (10-400) Gy an. Beide wurden aber auch schon
bei höheren Dosen verwendet. Einigkeit herrscht jedoch bei der unteren Grenze. Da der
MD-55 der sensitivere Typ ist, kann man mit ihm niedrigere Dosen messen, die der HD-
810 nicht detektieren kann (siehe Abschnitt 4.4.2).
Abbildung 4.2.: Aufnahme eines Rasterelektronenmikroskops
von den Kristallen
der sensitiven Schicht eines GafChromic®
MD-55 (ein 5 µm-Balken zeigt die
Skala) [105].
Der eigentliche Vorteil dieses Dosimeters ist
die hohe räumliche Auflösung der absorbierten
Dosis für Dosis-Verteilungs-Studien bis
in den Mikrometerbereich. Dies ist möglich
aufgrund der Submikrometergröße der Kristalle
(siehe Abbildung 4.2) der strahlungsempfindlichen
Komponenten der Filme [102].
Die hohe Auflösung wurde von McLaughlin
et al. [103] mit einem 20keV Elektronenstrahl
(� 0,1 µm) untersucht. Hierbei konnte man
ein Gitter-Bild mit 1200 Linien/mm produziert
werden. Der Hersteller [93] spricht von
einer räumlichen Auflösung von >10000 dpi,
das entspricht

4. Strahldiagnostik
Zusammensetzung der Filme
GafChromic® HD-810 und MD-55 basieren in ihrer Zusammensetzung auf Polydiacetylen.
Ein dünner, flexibler Polyester-Film ist mit sensitiven, organischen, mikrokristallinen
Monomeren in einer Gelatine-Trägersubstanz [97, 101, 104] beschichtet, Filmzusammensetzung
ersichtlich aus Abbildung 4.3 und Tabelle 4.1. Die Filme sind zuerst farblos, bei
Abbildung 4.3.: GafChromic® MD-55 und HD-810: Filmstruktur.
Dichte [g/cm 3 ] Zusammensetzung [%]
C H O N
Polyester 1,35 45,44 36,36 18,20 0,00
sensitive Schicht 1,08 29,14 56,80 7,12 6,94
Klebemittel 1,20 33,33 57,14 9,53 0,00
Gelatine-Überzug 1,20 22,61 53,52 11,12 12,75
Tabelle 4.1.: GafChromic® MD-55 und HD-810: Zusammensetzung.
Abbildung 4.4.: 1,4-trans-Polymerisation (oben) und Polykonjugation (unten) in der aktiven
Schicht [101].
Belichtung mit ionisierender Strahlung stellt sich eine Blaufärbung ein. Der chemische
Mechanismus der Umwandlung ist in erster Ordnung eine langsame (∼103 1
s ) durch Bestrahlung
ausgelöste partiale 1,4-trans-Polymerisation, die eine homogene, planare Poly-
32

4.3. Radiochromatische Filme
konjugation entlang der Kohlenstoffketten im Molekül zur Folge hat. Diese Blaufärbung
ist charakteristisch für polymerisierende Diacetylene.
Bei Beginn der Polymerisation ordnen sich die Molekülketten hauptsächlich in gleicher
Richtung an, die Diacetylen-Verbindungen, die der 1,4-trans-Polymerisation unterliegen,
rotieren, translatieren oder beides (siehe Abbildung 4.4 oben). Vermutlich läuft dieser
Prozess nach dem vereinfachten Modell, gezeigt in Abbildung 4.4 unten, ab, mit dem
Endprodukt einer kontinuierlichen, treppenstufenförmigen Verbindung, die leicht zur
Kettenhauptachse verkippt ist [101].
Wellenlänge [nm]
relative Absorption
Abbildung 4.5.: Charakteristisches Absorptionsspektrum
eines unbelichteten (unten)
und belichteten (oben) GafChromic® radiochromatischen
Films [105]. Aufgetragen ist
die optische Dichte (OD) über der Wellenlänge.
Abbildung 4.6.: Relative Absorption eines belichteten MD-55 im Verlaufe der Zeit übernommen
von Vatnitsky et al. [95]. Klassen et al. [105] beschreibt die Änderung der optischen Dichte
des Filmes durch den folgenden Zusammenhang: ∆ OD = a·log(Zeit)+b.
Das entstehende blaufarbige Polymer besitzt seine Absorptionsmaxima (-banden) bei
den Wellenlängen 615 nm und 675 nm, siehe Abbildung 4.5. Die Intensität der Einfärbung
ist proportional zur absorbierten Energie im Film. Das Vorteilhafte an der durch
die Bestrahlung bedingten Farbänderung ist, dass keine weiterführende thermische, optische
oder chemische Entwicklung wie bei anderen Filmen benötigt wird. Direkt nach
33

4. Strahldiagnostik
dem Experiment können Probleme festgestellt und sofort behoben werden, ohne länger
auf die zu entwickelnden Filme zu warten.
Die fast vollständige Färbung (ca. 90 %) des Filmes stellt sich sehr schnell innerhalb von
ein paar Millisekunden ein. Jedoch benötigen strahlungschemische Effekte im RCF nach
der Belichtung etwas Zeit, Minuten bis zu ein paar Stunden, bis der chemische Prozess
des Einfärbens abgeschlossen ist. Demnach ist nicht nach Beendigung der Bestrahlung
die Färbung des Films abgeschlossen, sondern schreitet mit abfallender Rate voran, die
dazu bei einer Filmtemperatur von ungefähr 40 °C am Stärksten ist. Während der ersten
24 Stunden nach der Belichtung der Filme kann die Absorption des Films bis zu 16 % zunehmen,
mit einem anschließenden 2-wöchigen Anstieg von 4 % [93, 97, 102–104], siehe
Abbildung 4.6. Die endgültige Farbe des Filmes nach der Belichtung entsteht leider erst
nach einem eher langen Zeitraum. Dafür ist sie dann lange Zeit sehr stabil vorhanden,
bedingt durch die lange Haltbarkeit der Filme.
4.4. Auswertung der Filme
Zur Auswertung der radiochromatischen Filme werden in der Praxis Transmissions-
Densitometer, Film-Scanner oder Spektrophotometer benutzt [93]. Beim Einlesen wird
der Film in eine Sequenz von Pixeln konvertiert, deren Werte die Absorption bzw. optischer
Dichte an jedem Punkt des Filmes repräsentiert [103].
Das Ansprechverhalten des Dosimetriefilms ist am stärksten bei Scannen mit einer roten
Lichtquelle, also wenn die Absorptionsmaxima des Films (Abbildung 4.5) mit den Maxima
des Lampenspektrums des Scanners (Abbildung 4.7) übereinander liegen. Bei dieser
Wellenlänge sättigt der Film am frühesten, weil die Anzahl der Photonen, die den Detektor
erreichen am geringsten ist. Das heisst aber auch, das bei langen Wellenlängen nur
niedrige optische Dichten aufgelöst werden können. Dafür ist die Auflösung der niedrigeren
Dichten aber auch ziemlich genau. Alva et al. [107] empfiehlt daher für das Scannen
eine Farb-Aufteilung (rot-grün-blau): die rote Komponente für Dosen unter 50 Gy,
und bis zu 300 Gy blau. Zu beachten ist jedoch, dass bei gefilterten Weißlicht-Quellen
mit Intensitätsverlust gerechnet werden muss. Um höheren optischen Dichten messen
zu können, muss die Lampenintensität des Scanners erhöht werden [97]. Bei Messungen
von optischen Dichten ist eine höhere Auflösung in der Farbtiefe noch wünschenswert.
Deshalb sollte man zum Beispiel Graustufen mit 16 Bit (65536 Kanäle) und nicht mit 8
Bit (256 Kanäle) Auflösung scannen.
Neben den angesprochenen Verunreinigungen der radiochromatischen Filme ergeben
sich beim Einscannen noch andere Probleme wie Newtonsche Ringe oder der Moiré-
Effekt [108]. Der Moiré-Effekt zeigt sich in Interferenzartefakten bedingt durch teilweise
Lichtreflektionen an Schichten unterschiedlicher Brechungsindizies im RCF, macht sich
jedoch nur bis zu einer optischen Dichte von 0.8 bemerkbar. Newtonschen Ringe kommen
vorwiegend wegen den Interferenzen zwischen Film und Glassplatte vor. Um diesem
Effekt entgegen zu wirken, wäre diffuses Glas oder eine Antireflexbeschichtung der
Scannerplatte eine Möglichkeit.
Je nach Scanner und dem dazugehörigen Anwendungsbereich sollte auf folgende Angaben
der Lichtquelle und des Detektors geachtet werden:
34

Lichtquelle des Scanners:
• Emissionsspektrum
• Größe (besonders bei
bewegten Systemen)
• Gleichmäßige Intensität
• Lichtstärke
Lichtdetektoren:
• Empfindlichkeit
• spektrale Effizienz
• Linearität
• Signalauflösung
4.4. Auswertung der Filme
Ein detaillierter Vergleich von unterschiedlichen Scannertypen findet sich in [97].
Es gibt zwei unterschiedliche Möglichkeiten der 2-dimensionalen Datenerfassung. Entweder
man benutzt eine kleine Lichtquelle und ein Mikroskop und rastert den Film
mit Einzelpunktmessungen ab oder macht eine Aufnahme des gleichmäßig beleuchteten
ganzen Films, zum Beispiel mit einer Kamera. Im Vergleich ist die zweite Methode
eine sehr schnelle Messung, jedoch ist sie bedingt durch die Pixel-Größe auflösungsbegrenzt.
Die gleichmäßige Beleuchtung wäre mit mehreren Reihen Leuchtdioden (LEDs)
hinter einer Mattscheibe optimal zu realisieren.
4.4.1. Kalibrierung des Filmscanners
Der Hersteller der radiochromatischen Filme empfiehlt für das Einlesen der belichteten
Filme den Industriescanner Epson 1600, der bei einer Wellenlänge von 610 nm arbeitet.
Bei den Auswertungen der hier durchgeführten Experimenten wurde jedoch der USB 2.0
Scanner ArtixScan 1800f von Microtek benutzt, in Verbindung mit der Software SilverFast
Ai v.6 von LaserSoft Imaging. Die eingescannten Tif-Bilder wurden dann mit Matlab v.7
von The MathWorks und OriginPro v.7.5 von OriginLab weiterverarbeitet.
������������������������
1 6 0 0 0
1 4 0 0 0
1 2 0 0 0
1 0 0 0 0
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6 0 0 0
4 0 0 0
2 0 0 0
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4 0 0 5 0 0 6 0 0 7 0 0
�
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������
�����������������
Abbildung 4.7.: Spektrum der Weißlicht-Lampe des Microtek ArtixScan 1800f gemessen mit
einem OceanOptics HR 4000 Spektrometer.
�
35

4. Strahldiagnostik
Für den Durchlichtscanner finden sich die Spezifikationen in Tabelle 4.2 und die genauen
Einstellungen der Scannersoftware sowie in Abbildung 4.7 das Spektrum der Scannerlampe.
Hersteller Microtek
Model ArtixScan 1800f
Typ USB-2.0
Durchsichtscanner
Scanmodus Normal
Original Durchsicht
Pos./Neg. Positiv
Scan-Typ 16 Bit Graustufen
Filter Keine
Bildtyp Standard
Q-Faktor 1,5
Raster 667
Auflösung 1000 dpi
Filter (Blindfarbe) Weiß
Lampenhelligkeit 0 oder 100
HiRePP ��
Gamma-Steigung
beschränken
Tabelle 4.2.: Spezifikationen und die genauen Einstellungen der Scannersoftware
Um die optischen Dichten der belichteten RCFs in Strahlungsdosen umzurechnen, ist es
nötig, einerseits den Scanner in Bezug auf seine Einleseeigenschaften und andererseits
den RCF in Bezug auf seine Zusammensetzung und seine Sensitivität zu kalibrieren.
Hierzu wurde von der Firma Stouffer Graphic Arts ein Graustufenfilm (#250915) mit 41
Schritten der optischen Dichte 1 bis 4 in Intervallen von ∆ OD = 0.1 verwendet. Mit Matlab
wurde für jede Stufe über einen Bereich konstanter optischer Dichte gemittelt, und
die vom Graustufenfilm gegebene optische Dichte wurde über der berechneten Pixelhelligkeit
aufgetragen, siehe Abbildung 4.8. Dies wurde einmal für die Scanner-Lampenhelligkeit
0 und für die Lampenhelligkeit 100 durchgeführt, weil es möglich ist, mit höherer
Helligkeit höhere optische Dichten aufzulösen. Die unterschiedliche Einstellmöglichkeit
der Lampenhelligkeit entspricht unterschiedlicher Belichtungszeiten des CCD-
Chips. Da die Angaben prozentual sind, heisst Lampenhelligkeit 100 die doppelte Belichtungszeit.
Mit den vorher bestimmten Ausgleichskurven ergeben sich die Kalibrierungsfunktionen
für Lampenhelligkeit 0 (Formel (4.1)) und Lampenhelligkeit 100 (Formel (4.2)) zu
36
OD = 3, 9496 · exp(−5, 3493 · 10 −3 · PH 0,5525 ) +
��
+ 1, 8257 · exp(−1, 0687 · 10 −10 · PH 2,8638 ) −
− 0, 2727 · exp(0, 0004 · PH 0,2912 ) (4.1)

OD = 4, 9186 · 10 5 · exp(−2, 0647 · 10 −3 · PH) +
4.4. Auswertung der Filme
+ 5, 1371 · exp(−9, 4213 · 10 −3 · √ PH) (4.2)
mit der optischen Dichte OD und der Pixelhelligkeit PH.
O p tis c h e D ic h te
4 ,0
3 ,5
3 ,0
2 ,5
2 ,0
1 ,5
1 ,0
0 ,5
M ic ro te k A rtix S c a n 1 8 0 0 f H e llig k e it 0
M ic ro te k A rtix S c a n 1 8 0 0 f H e llig k e it 1 0 0
0 ,0
0 1 0 0 0 0 2 0 0 0 0 3 0 0 0 0 4 0 0 0 0 5 0 0 0 0 6 0 0 0 0 7 0 0 0 0
P ix e lh e llig k e it
Abbildung 4.8.: Scannerkalibration Microtek ArtixScan 1800f mit Hilfe des Graustufenfilms
für die Lampenhelligkeit 0 und 100.
Bei der Fehlerbetrachtung der Daten ist anzumerken, dass beim Auswählen des zu mittelnden
Bereichs auf dem Graustufenfilm bei mehrmaligem Ausführen kleine Abweichungen
aufgetreten sind, die jedoch nicht berücksichtigt werden müssen. Die optische
Dichte ist bei Lampenhelligkeit 0 ist nach unten 0.1 und nach oben 3.2 begrenzt. Bei einer
Lampenhelligkeit von 100 ist die untere Grenze bei 0.4 und die obere Grenze bei 3.5.
Radiochromatische Filme auf Basis der Polymerisation können bis zu einer optischen
Dichte von ungefähr 5 ausgewertet werden und damit weit über dem Limit der meisten
Spektrometer [102]. Auch hier ist die maximale optische Dichte aufgrund der Scannersättigung
begrenzt.
4.4.2. Kalibrierung der sensitiven Schicht des RCF
Im Verlaufe der letzten Jahre hat sich die Zusammensetzung der sensitiven Schicht der
RCFs regelmäßig geändert [97, 101, 104, 109], ohne dass die Änderungen den Benutzern
bekannt gegeben wurde. Deshalb ist für die Kalibrierung wichtig, dass man weiß, um
welche Film-LOT-Nummer es sich handelt. Die hier beschriebenen Experimente wurden
mit den RCF-Typen GafChromic® HD-810 (Code 61409303897, LOT M0347MD18) und
GafChromic® MD-55 (Code 61409353897, LOT N2052H810) durchgeführt.
Die Kalibrierungsdaten der Filme variieren von Labor zu Labor, abhängig vom Einlesesystem
der Filme, der Gleichmäßigkeit der Filmdicke sowie von den Laborbedingungen,
weil bei unterschiedlichen Temperaturen die Filme unterschiedliche Sensitivität besitzen.
So ist für jede Temperatur eine Kalibrierung der Filme notwendig [97, 103, 105].
37

4. Strahldiagnostik
Zur Kalibrierung der radiochromatischen Filme, also zur Bestimmung der deponierten
Energie (Dosis) aus der optischen Dichte, wurde eine Strahlzeit am Protonen-Tandembeschleuniger
des Max-Planck-Institutes für Kernphysik in Heidelberg durchgeführt. Die
RCF wurden für kurze Zeit in den Strahl (� 1 cm) gehalten, der Teilchenstrom wurde mit
einer Faraday-Tasse und die Zeit mittels einer Stoppuhr gemessen. In Abbildung 4.9 ist
ein bestrahlter MD-55-Film gezeigt. Die Protonenenergien lagen bei 8 MeV bzw. 15 MeV.
Aus den gemessenen Werten wurde die deponierte Energie der Protonen beim Durchgang
durch den RCF bestimmt:
E dep =
I · t · ESRIM
A · e
mit dem Strahlstrom I, der Bestrahlungszeit t, der Strahlfläche A und der Elementarladung
e. Edep ist hier in Einheiten von keV
mm2 . Mit dem Programm SRIM2006 [110, 111]
wurde der differenzielle Energieverlust ESRIM eines Protons auf dem Weg durch den
RCF bestimmt und für die aktive Schicht aufintegriert (siehe auch Abschnitt 7.1).
Abbildung 4.9.: Filmkalibrierung in Heidelberg: Typ MD-55 (Film 6). Protonenenergie
8 MeV, Strahlstrom 30 pA, Zeit der Bestrahlung von links nach rechts: 40 s, 20 s, 10 s, 5 s, 2 s.
Analog wie bei der Scannerkalibrierung wird auch hier mit Matlab der kreisrunde bestrahlte
Fleck auf dem RCF ausgeschnitten, für jeden Pixel mit der voher bestimmten
Kalibrationskurve des Scanners die optische Dichte (OD) berechnet und mit den aus
dem Experiment ermittelten E dep aufgetragen. In Abbildung 4.10 ist dies für den Filmtyp
MD-55 inklusive einer von OriginPro bestimmten Ausgleichskurve getan, in Abbildung
4.11 für den Typ HD-810, und in Abbildung 4.12 wurden alle Werte zusammen
eingetragen.
Bei dieser Auswertung muss auch die vorhandene Untergrundfärbung der radiochromatischen
Filme beachtet werden. Wie schon angesprochen sind die Filme sehr sensitiv
gegenüber ultraviolettem Licht. Sobald man sie aus ihrer lichtdichten Verpackung
nimmt, fangen sie an einzufärben. Deshalb ist es notwendig den Untergrund vor dem
Auswerten der Filme abzuziehen [109]. Bei näherer Betrachtung kann man feststellen,
dass der Untergrund bei Lampenhelligkeit 100 überstrahlt wird und nur bei dem Typ
MD-55 bei Lampenhelligkeit 0 zu erkennen ist. Er ist in der Größenordnung von OD = 0.2,
vergleiche auch [105]. Dieser Wert wird bei der Matlab-Auswertung von den eingelesenen
Filmen abgezogen.
In doppelt-logarithmischer Auftragen ist als Schwärzungsfunktion eindeutig eine Gerade
erkennbar, das heißt als Ausgleichsfunktion bietet sich eine Potenzfunktion der
Form:
Edep = a · OD b
(4.4)
an. Die Datenpunkte bei niedrigen sowie bei hohen optischen Dichten weichen von der
Ausgleichskurve aufgrund der Ungenauigkeiten der Messung und Auswertung ab. Um
Messpunkte bei niedrigen optischen Dichten zu erhalten, wurde der RCF über einen
sehr kurzen Zeitraum (maximal 3 Sekunden) belichtet. Durch die Ungenauigkeit der
38
(4.3)

2 )
2 (k e V /m m
E d e p /m m
1 E 1 3
11 EE 11 22
1 E 1 1
1 E 1 0
1 E 9
1 E 8
1 ,9 8 4 5 6
M D -5 5 H e llig k e it 0 y = 1 ,1 7 1 1 E 1 1 * x
2 ,4 8 7 5 4
M D -5 5 H e llig k e it 1 0 0 y = 6 ,7 1 9 6 E 1 0 * x
0 ,1 1
O p tis c h e D ic h te
4.4. Auswertung der Filme
2 3
Abbildung 4.10.: Deponierte Energie aufgetragen über der optischen Dichte des radiochromatischen
Films Typ MD-55 für die Scanner-Lampenhelligkeit 0 und 100 inklusiver der Ausgleichskurven.
Bei linearer Auftragung ähneln sie Sättigungskurven.
2 )
2 (k e V /m m
E d e p /m m
1 E 1 3
1 E 1 2
1 E 1 1
1 E 1 0
1 E 9
1 E 8
2 ,2 0 7 4 3
H D -8 1 0 H e llig k e it 0 y = 1 ,2 7 0 2 E 1 1 * x
2 ,6 7 5 8 9
H D -8 1 0 H e llig k e it 1 0 0 y = 1 ,0 4 2 9 E 1 2 * x
0 ,1 1
O p tis c h e D ic h te
2 3
Abbildung 4.11.: Deponierte Energie aufgetragen über der optischen Dichte des radiochromatischen
Films Typ HD-810 für die Scanner-Lampenhelligkeit 0 und 100 inklusiver der
Ausgleichskurven.
39

4. Strahldiagnostik
2 )
2 (k e V /m m
E d e p /m m
1 11 E EE 1 11 3 33
1 E 1 2
1 11 E EE 1 11 1 11
1 E 1 0
1 E 9
1 E 8
y = 1 ,1 0 0 9 E 1 1 * x
1 ,9 8 9 2 2
0 ,1 1
O p tis c h e D ic h te
M D -5 5 H e llig k e it 0
H D -8 1 0 H e llig k e it 0
M D -5 5 H e llig k e it 1 0 0
H D -8 1 0 H e llig k e it 1 0 0
2 3
Abbildung 4.12.: Deponierte Energie aufgetragen über der optischen Dichte der radiochromatischen
Filme Typ HD-810 und MD-55 für die Scanner-Lampenhelligkeit 0 und 100 inklusiver
der gemeinsamen Ausgleichskurven.
Verschlusszeit des Strahlblockers ergibt sich ein Fehler in der Zeitmessung von ∆t = 1 s.
Bei Datenpunkten mit niedrigen Zeiten macht sich dies natürlich stark bemerkbar (siehe
Fehlerbalken in Abbildung 4.12). Die Strommessung mit der Faraday-Tasse hat im
Vergleich zur Zeitmessung nur einen geringen Beitrag am Fehler geleistet. Eine weitere
Fehlerquelle in den Datenpunkten ist die Inhomogenität der belichteten Stellen des RCF
bzw. das inhomogene Strahlprofil des gelieferten Protonenstrahls aus dem Beschleuniger,
siehe Abbildung 4.9. Mit einer 1 cm großen Lochblende vor den Filmen wurde ein
Teil des aufgeweiteten Strahls ausgeschnitten und detektiert. Bei der Weiterverarbeitung
der Daten wurde über den Fleck auf dem RCF gemittelt. Je inhomogener dieser war, je
größer wurde der Fehler, aber im Vergleich zur Ungenauigkeit in der Zeitmessung zu
vernachlässigen. Natürlich kommen hier noch die in Abschnitt 4.4 besprochenen Faktoren
wie Filmverschmutzung und Inhomogenität der Scannerlampe hinzu.
In Abbildung 4.12 wurden alle Datenpunkte der radiochromatischen Filme MD-55 und
HD-810 eingezeichnet. Es ist nicht überraschend, dass alle Werte übereinander liegen,
weil alle Filme dieselbe aktive Schicht haben. Der Unterschied ist nur die Schichtdicke,
und die spielt bei dieser Auftragung keine Rolle - Ordinate in keV
gute Abschätzung für alle Werte ergibt sich zu: E dep ∝ OD 2 .
mm2 und nicht in keV
mm3 . Eine
Im Großteil aller Veröffentlichungen ist nicht die Energiedeposition über der optischen
Dichte aufgetragen, sondern die Dosis über der optischen Dichte, bedingt durch den
medizinischen Gebrauch der Filme. Die Dosis berechnet sich mit Formel (4.3) zu:
D = E dep · e
d · ρ
= I · t · ESRIM
A · d · ρ
mit der Dicke d und der Dichte ρ der aktiven Schicht (siehe Abbildung 4.3) sowie der
40
(4.5)

Elementarladung e.
O p tis c h e D ic h te
3
2
1
0 ,1
0 ,4 8 8 1 3
M D -5 5 H e llig k e it 0 y = 0 ,0 4 4 9 3 * x
0 ,4 2 7 6 2
M D -5 5 H e llig k e it 1 0 0 y = 0 ,0 8 4 2 7 * x
0 ,4 6 8 8 9
H D -8 1 0 H e llig k e it 0 y = 0 ,0 2 3 7 6 * x
0 ,3 5 5 7 2
H D -8 1 0 H e llig k e it 1 0 0 y = 0 ,0 6 0 9 4 * x
4.4. Auswertung der Filme
1 0 1 0 0 1 0 0 0 1 0 0 0 0 1 0 0 0 0 0
D o s is (G y )
Abbildung 4.13.: Optischen Dichte aufgetragen über der Dosis beider RCF Typen für die
Scanner-Lampenhelligkeit 0 und 100 inklusiver der Ausgleichskurven.
Aus Abbildung 4.13 ist ersichtlich, dass die Datenpunkte beider Scanner-Helligkeiten jeweils
für einen Filmtyp nahezu übereinander liegen. Der Grund hierfür ist die Unabhängigkeit
der optischen Dichten von der Lampenhelligkeit. Der Unterschied in der Lampenhelligkeit
wurde mit den Kalibrationskurven des Scanners (siehe Abschnitt 4.4.1)
korrigiert. Der eigentliche Unterschied zur vorherigen Auftragung (Abbildung 4.12) ist
die jetzt beinhaltete Volumenabhängigkeit der RCF. Die Dosis ist definiert als deponierte
Energie pro Volumen. Da der Typ MD-55 mit seiner Dicke der aktiven Schicht (2x 16 µm)
um den Faktor 5 größer ist als der Typ HD-810 (6.5 µm), das heisst Typ MD-55 ist viel
sensitiver, liegen die Datenpunkte für die gleiche Dosis bei höheren optischen Dichten.
Die durchgelegten Ausgleichskurven wurde ohne die Datenpunkte mit leeren Symbolen
(�, ♦, △, �) angepasst. Die Steigung der Kalibrierungskurve fällt bei ansteigender
Dosis, diese Werte befinden sich also im Sättigungsbereich des RCF/Scanners und verfälschen
das Ergebnis, siehe auch [97, 109]. Auch hier gelten wieder für die Datenpunkte
niedriger optischer Dichte die gleichen Fehlergrenzen wie bei der vorherigen Auftragung:
Zeitmessung und Inhomogenität der Strahlflecken.
Die radiochromatischen Filme MD-55 sowie HD-810 habe in ihrer Anwendung eindeutige
Grenzen. Bei einer Lampenhelligkeit von 100 ist die untere Grenze der optischen Dichte
bei beiden Filmen 0.5, wobei bei der oberen Grenze der MD-55 bis zu OD von 3 messen
kann, im Vergleich zum HD-810, der nur OD von 2.2 erreicht. Die hohe untere Grenze
ergibt sich deshalb, weil die Lampenhelligkeit niedere optische Dichten überstrahlt. Bei
der Lampenhelligkeit von 0 verhält sich die obere Grenze analog zur Lampenhelligkeit
100.
41

4. Strahldiagnostik
Aufgrund des unempfindlicheren Typs HD-810 ist es möglich, Dosen im Bereich von
30 kGy zu messen. Dies sind weit höhere Dosen (zwei Größenordnungen) als sie in der
medizinischen Radiographie gemessen werden, siehe [94, 95, 97, 101].
Bei den Experimenten in dieser Arbeit dienten die radiochromatischen Filme in Stapelanordnung
zur Detektion von Ionen vorwiegend von Protonen. Durch Verunreinigungen
auf der Targetrückseite wurden bei dem Beschleunigungsmechanismus in erster Linie
Protonen beschleunigt und in mehreren Film-Schichten detektiert. Schwerere Ionen wie
zum Beispiel Kohlenstoffe oder Sauerstoffe, die bei Targetheizung vor dem Laserschuss
größtenteils beschleunigt werden, waren jedoch nur in den ersten Film-Schichten des
Stapels sichtbar, weil nach der Bethe-Bloch-Formel [112]
− dE (¯hc)2 Z
= 4πα2 ne
dx mec2 ′2
β2 � �
2mec
ln
2β2 (1 − β2 �
)I
Z ′ � � ��
−130β
= Z · 1 − exp
Z 2/3
− β 2 − δ
�
2
mit (4.6)
der Energieverlust dE eines Teilchens auf dem Wegstück dx durch das Filmmaterial vom
Ladungszustand des einfallenden Ions Z quadratisch abhängt. Da der Gleichgewichtsladungszustand
von Kohlenstoff und Sauerstoff auf jeden Fall höher liegt als bei Protonen
(Z=1), werden die schwereren Ionen schon in den ersten beiden Filmschichten
gestoppt.
42
α Feinstruktur-Konstante
me
β = v
c
Elektronenmassen
relativistischer Parameter
v Teilchengeschwindigkeit
I mittleres Ionisationspotential
Z ′ effektiver Ladungszustand des einfallenden Teilchens [113]
Z Ladungszustand des einfallenden Teilchens
δ Dichtekorrektur [114]
Tabelle 4.3.: Parameter der Bethe-Bloch-Formel (4.6)
(4.7)

5. Experimenteller Aufbau
Die Experimente für diese Diplomarbeit mit den eigens hergestellten mikrostrukturierten
Targetfolien und den kalibrierten radiochromatischen Filmdetektoren wurden an
drei verschiedenen Lasersystemen durchgeführt:
• PHELIX-System an der Gesellschaft für Schwerionenforschung Darmstadt, 5 J in 550 fs
• TRIDENT-Laser am Los Alamos National Laboratory, 22 J in 500 fs
(durch M. Schollmeier)
• LULI 100 TW Laser am Laboratoire pour l’Utilisation des Laser Intense, École Polytechnique
Palaiseau, 30 J in 300 fs
Die Bauart aller drei Hochenergie-Laser-Systeme entspricht der typischen MOPA-Architektur
(„master oscillator - power amplifier“): der Laserpuls wird in einem Oszillator
erzeugt und durchläuft eine Kette von Verstärkermedien. Im folgenden Kapitel
wird der Aufbau des Lasers und das Ionenbeschleunigungs-Experiment exemplarisch
am PHELIX-System erklärt. Detailierte Beschreibungen des Systems findet sich in [115,
116].
Die im Aufbau befindliche größte Laseranlage Deutschlands PHELIX (Petawatt-Hochenergie-Laser
für Schwerionen-Experimente) an der Gesellschaft für Schwerionenforschung
(GSI) in Darmstadt soll in Zukunft in Kombination mit dem Schwerionenbeschleuniger
heiße, dichte Materie und Ionenstoppen in heißen, dichten Plasmen untersuchen.
Der bei 1.06 µm emittierende Laser kann auf zwei verschiedene Arten betrieben
werden: der Hochenergie-Modus mit 1-20 ns langen Pulsen bei Energien bis zu 5 kJ und
der Petawatt-Kurzpuls-Modus mit Pulsdauern von ∼ 500 fs, Energien bis zu 500 J und
Fokal-Intesitäten bis zu 10 21 W/cm 2 (beide im Aufbau).
Der PHELIX-Laser besteht aus fünf Komponenten:
Zwei Frontends: Ein Frontend auf Titan-Saphir Laserbasis für die fs-Pulse und ein Frontend
auf Fasertechnologie-Basis für die ns-Pulse. Die Pulsverstärkung liegt ungefähr
bei einem Faktor von 10 7 , und die Pulsenergie beträgt für beide Frontends bei
40 mJ.
Vorverstärker: In dieser Verstärkerkette entstehen Pulsenergien bis zu 10 J und das gewünschte
Pulsprofil wird mit einer mit gezacktem Rand versehenden Blende („Serrated
Aperture“) geformt, Verstärkung einige 100.
Hauptverstärker: Doppel-Weg-Scheibenverstärker mit einer Verstärkungsfaktor von 100
für die fs-Pulse und 200 für die ns-Pulse (in der Testphase).
Booster: Doppel-Weg-Scheibennachverstärker von 10 ns Pulsen auf bis zu 4 kJ im einfachen
Durchgang (im Aufbau).
CPA-System: Pulsstrecker und -komprimierer zur Erzeugung kurzer Pulse mit hoher
Energie („chirped pulse amplification“), im Aufbau.
43

5. Experimenteller Aufbau
Bedingt durch die noch im Aufbau befindlichen Hauptverstärker sind die maximalen
Laserparameter in den folgenden Experimenten im Kurzpulsmodus E=10 J bei τ=0.7 ns
und nach dem Kompressor-Modul des CPA-Systems E=5 J bei τ=550 fs (Kompressor-
Effizienz ∼ 50 %) 1 .
Ultraintensive Laserpulse stellten wegen der niedrigen Zerstörschwelle der optischen
Elemente im Strahlengang lange Zeit eine unlösbare technische Herausforderung dar.
Bis 1985 Strickland und Mourou das CPA-Verfahren [2] für Kurzpulslaser entwickelten.
Hierbei wird die Intensität des Laserpulses vor der Verstärkung in einem Pulsstrecker
(Abbildung 5.1) um einen Faktor 10.000-30.000 reduziert. Die einzelnen Wellenlängen,
aus denen sich der kurze Puls zusammensetzt, legen bei der Reflektion an einem Gittern
verschieden lange Wegstrecken zurück, passieren den Strecker somit in unterschiedlich
langer Zeit. Aus einem zuerst 130 fs Puls aus dem Oszillator wird ein 1.7 ns Puls. Dies
verhindert nicht nur die Zerstörung der Laserverstärker und anderer optischer Komponenten
wie Spiegel und Linsen durch zu hohe Intensität, sondern vermeidet auch nichtlineare
Effekte, die bis zur Selbstfokussierung eines Laserstrahls führen können. Nach der
Verstärkung des Laserpulses wird er in einem Vakuumtank (Kompressor) durch Mehrfachreflektion
an einem Gitter auf τ=550 fs rekomprimiert und zum Experiment weitergeleitet.
Das fs-Frontend
Der bei einer Wellenlänge von 1054 nm betriebene Kerrlinsen-modengekoppelte Ti:Sa-
Laseroszillator wird von einem 10 W Nd:YVO-Laser gepumpt und emittiert ca. 130 fs
kurze Pulse mit einer Wiederholrate von 76 MHz und einer Energie von 5 nJ. Die Pulse
werden dann in einem Gitter-Strecker (1480 l/mm, 8 Durchläufe, 10 % Transmission)
auf eine Pulsdauer von ca. 1.7 ns gestreckt. Ein Einzelpuls mit einer Repetitionsrate von
10 Hz wird mit einer Pockelszelle herausgepickt und in den ersten regenerativen Ti:Sa-
Verstärker eingekoppelt. Die Pulsenergie beträgt hier 0.5 nJ. Der von einem Nd:YAG-
Laser gepumpte Kristall wird mit einer fest eingestellten Anzahl von 100 Umläufen
durchlaufen. Pro Umlauf ergibt sich eine Verstärkung von 1.17. Mit einer Endenergie
von ca. 6 mJ wird der Puls in die zweite Verstärkerstufe - ein Nd:YAG-gepumpter, regenerativer
Ti:Sa-Ring-Verstärker - eingekoppelt. Nach ca. 22 Durchläufen und Pulsenergien
von 30-40 mJ wird der Puls mit einer Pockelszelle aus dem Ring ausgeschaltet. Nach
zeitlicher Pulsfilterung 2 und räumlicher Pulsformung wird er in den 10 J-Vorverstärker
injiziert.
Der 10 J-Vorverstärker
Die Verstärkerkette besteht aus drei Nd-dotierten Phosphatglas-Stäben, zwei mit 19 mm
Duchmesser (V19) und einer mit 45 mm (V45), siehe Abbildung 5.1. Die wassergekühlten
Verstärkerstäbe werden mit Blitzlampen gepumpt, die die Repetitionsrate des ganzen
Systems auf 1 Schuss alle 15 min begrenzen. Da bei der Strahlpropagation starke Modulationen
auftreten, wird der Strahl mittels Abbildungsteleskopen (Relay-Teleskope)
weitergeleitet. Sie wirken als Raumfrequenzfilter. Die unter Vakuum stehenden Teleskope
passen den Strahldurchmesser in drei Stufen an, um die Energiedichte klein zu halten.
Im Ausgang des Vorverstärkers vor dem Kompressor beträgt der Strahldurchmesser
65 mm FWHM (Halbwertsbreite: „Full Width Half Maximum“).
1Laserparameter nach der Fertigstellung der Hauptverstärker: E = 1.3 kJ bei τ=1 ns, nach Komprimieren
τ=420 fs
2Kontrastminimierung Vorpuls-Hauptpuls durch Pockelszelle zwischen zwei gekreuzten Polarisatoren
44

Strahldiagnostik
ns-Frontend
Strahldiagnostik
Kompressor
V19 V19
Gitter
Faraday Faraday
V45
Abbildung 5.1.: fs-Frontend und Vorverstärker (zwei optische Tische 2 m x 6 m) sowie Kompressortank
und Targetkammer des PHELIX-Lasersystems.
7
0.5 nJ, 1.7 ns
Targetkammer
45

5. Experimenteller Aufbau
CPA-Kompressor
Der „gechirpte“ Puls des Kurzpuls-Frontend, der durch die Verstärkerdurchläufe schon
auf die Pulslänge von 0.7 ns beschnitten wurde, muss nach der Verstärkung rekomprimiert
werden, um einen kurzen, hochintensiven Puls zu erhalten. Ein vierfach durchlaufenes
Gitter in einem Vakuumtank wirkt wie ein inverser Pulsstrecker und komprimiert
den 0.7 ns langen Puls auf ca. 550 fs. Das CPA-Verfahren verhindert zwar die
Zerstörung der Verstärkerkomponenten durch zu hohe Intensität, dies gilt jedoch nicht
für die Komponenten nach der Pulskomprimierung. Zu diesen kritischen Optiken zählen
vor allem das Gitter des Kompressors, alle Umlenkspiegel auf dem Weg in die Targetkammer
und schlussendlich die Fokussierparabel. Der Kompressortank im PHELIX-
Experimentierlabor befinden sich in unmittelbarer Nähe zur Targetkammer, damit die
Anzahl der Strahloptiken gering gehalten werden kann. Gittereffekte während der Pulsreflektion
führen einen Energieverlust des Pulses mit sich. Mit einer für diesen Kompressor
ermittelten Effizienz von ∼ 50 % stehen für das Experiment nur Laserparameter von
ca. 5 J bei 550 fs zur Verfügung. Dieser CPA-Kompressor wurde extra für diesen Vorverstärker
konstruiert und muss für spätere Experimente mit anderen Energien, Strahlquerschnitten
und Intensitäten ersetzt werden.
Die Targetkammer
Abbildung 5.2.: Experimenteller Aufbau in der PHELIX-Targetkammer. Rot eingezeichnet
ist der von rechts aus dem Kompressortank kommende Laserstrahl. Über drei Umlenkspiegel
wird der Strahl mit einer Parabel auf das Target fokussiert. Der blau eingezeichnete Laserstrahl
sowie das rechts unterhalb des Targets befindliche Objektiv wurden zur Targetund
Fokusjustage verwendet. Der Protonenstrahl (grüne Einfärbung) wird mit einem Stapel
von radiochromatischen Filmen 25 mm vom Target entfernt (im Bild unterhalb).
Die zylinderförmige Targetkammer (Durchmesser 1 m, Höhe 30 cm) mit direktem Anschluss
an den Kompressortank befindet sich während des Experimentes unter Vakuum
bei ca. 5 · 10 −5 mbar. In der Strahlebene können kreisförmig um die Targetkammer
Spektrometer und weitere Justageelemente montiert werden. Über drei Umlenkspiegel
wird der von rechts (Abbildung 5.2) aus dem Kompressor kommende Laserstrahl mit
46

einer goldbeschichteten „off-axis 45°“ Parabel (f = 150 mm, d = 60 mm, Janos Technology)
auf das Target fokussiert. Die Targetleiter, auf der sich vier übereinander angeordnete
Folientargets (2 mm x 10 mm) befinden, ist zur besseren Positionierung auf einem x-y-z-
Verschiebetisch montiert und lässt sich zusätzlich um die z-Achse rotieren. Der Schattenwurf
der Seitansicht (blauer Strahl) ermöglicht die Positionskontrolle. Mit den computergesteuerten
Schrittmotoren der Fokussierparabel und dem rechts unterhalb des Targets
befindlichen Objektivs wurde die Fokuseinstellung durchgeführt. 25 mm hinter dem
Target wird der Protonenstrahl (grün) mit radiochromatischen Filmen detektiert. Zur
Messung des Protonenspektrums wurde der Filmdetektor mit einem Loch versehen und
40 cm hinter dem Target eine Thomson-Parabel positioniert.
ASE-Vorpuls
Eine vorzeitige Zerstörung der Targetfolie durch Vorpulse konnte während des Experimentes
beobachtet werden. Eine sehr schnelle Pockelszelle, die dem Frontend nachgeschaltet
ist, soll möglichst alle Vorpulse abschneiden. Im Verlaufe der Experimente
konnte die Pockelszelle so genau eingestellt werden, dass nur ein Vorpuls durch die verstärkte
Spontanemission („amplified spontaneous emission‘“, ASE 3 ) vorhanden war. Er
trat 1 ns vor dem Hauptpuls mit einem Intensitätsverhältnis von 10 −5 auf.
Der TRIDENT-Laser
Der TRIDENT-Laser am Los Alamos National Laboratory (USA) ist wie der PHELIX ein
CPA-Kurzpulslaser [117]. Ein bei 1054 µm arbeitender, modengekoppelter Nd:YLF-Oszillator
emittiert Laserpulse in einen Gitter-Strecker. Mit einer Repetitionsrate von 5 Hz
wird der Puls in einen Nd:YAG-gepumpten, regenerativen Ti:Sa-Vorverstärker eingekoppelt.
Mit einem zweiwege 16 mm-Stabverstärker, einem 25 mm- und 45 mm-Stabverstärker
und folgenden Scheibenverstärkern auf Glasbasis wurden im Experiment nach
dem Kompressor Energien von 22 J in 500 fs (44 TW) erreicht.
Das LULI 100 TW Laser-System
Der Kerrlinsen-modengekoppelte Ti:Sa-Oszillator des LULI 100 TW Laser [118] am Laboratoire
pour l’Utilisation des Laser Intense, École Polytechnique Palaiseau (Frankreich), emittiert
Laserpulse bei einer Wellenlänge von 1057 µm. Auch dieses CPA-System besitzt
einen Gitter-Strecker sowie einen regenerativen Ti:Sa-Vorverstärker mit einer Repetitionsrate
von 10 Hz. Der Hauptverstärker besteht aus drei Stabverstärkern (16, 25, 45 mm)
aus Phosphat- und Silikat-Glas. Der abschließende 108 mm Phosphat-Scheiben-Verstärker
und der nachgeschaltete Kompressor liefern für Experimente Pulsenergien von 30 J in
300 fs (100 TW).
3 ASE: Erreicht man durch das Pumpen des Lasermediums eine Besetzungsinversion, so entsteht eine
spontane Emission von Photonen in alle Richtungen. Da das Lasermedium ein Glaszylinder ist, regen
Photonen, die sich annähernd parallel der Längsachse bewegen durch den längeren Weg eine stärkere
induzierte Emission hervor. Hier kann jedoch noch nicht von einer “Laseremission‘“ gesprochen werden,
sondern eher von einer verstärkten Spontanemission.
47

6. Ergebnisse und Simulationen
6. Ergebnisse und Simulationen
6.1. Strahlcharakteristiken
Im folgenden Abschnitt werden die Ergebnisse der Strahlzeiten an den Lasersystemen
PHELIX, TRIDENT und LULI-100-TW beschrieben. Es wurde die Funktion der mikrostrukturierten
Folien untersucht sowie Strahlparameter wie Quellgröße, Öffnungswinkel,
Emittanz und Energiespektren der Protonen charakterisiert.
6.1.1. Die PHELIX Experimente
Bei den ersten Schüssen zur Protonenbeschleunigung am PHELIX überhaupt konnte
mit dem 25 mm hinter dem Target platzierten RCF-Stapel kein Protonensignal detektiert
werden. Die Aluminiumfolie (Dicke 17.8 µm), in die der Filmstapel zur Abschirmung
von Targetpartikeln und UV-Licht während des Schusses gepackt wurde, absorbierte
die gesamte Energie der Protonen. Daraus lässt sich mit SRIM2006 eine obere Grenze
48
Schuss 34 Schuss 48 Schuss 53
Abbildung 6.1.: CR39-Bilder. Untere Reihe: Ausgewertete Mikroskop-Bilder des CR39-
Mikroskops am Max-Planck-Institutes für Quantenoptik, Garchingen (MPQ). Obere Reihe:
Auflichtscans mit ArtixScan 1800f von Microtek (doppelte Vergrößerung).

6.1. Strahlcharakteristiken
der Protonenenergie bestimmen, bei dieser Aluminiumdicke ergab sich 1.2 MeV. Alternativ
wurde als neuer Detektor CR39-Kernspurplatten eingebaut. Da dieser lichtunempfindlich
ist wurde die Aluminiumfolie nicht mehr benötigt, und die niederenergetischen
Protonen konnten detektiert werden (Abbildung 6.1, Schussparameter in Tabelle 6.1).
Die niedrige Protonenenergie wurde mit einem Thomson-Parabel-Spektrometer (von J.
Schreiber, MPQ) verifiziert. In diesem Spektrometer werden Teilchen entsprechend ihrem
Ladung-zu-Masse-Verhältnis in parallelen elektrischen und magnetischen Feldern
separiert und mit einer CR39-Kernspurplatte detektiert. Hierfür wurde in den CR39-
Detektor, der sich zwischen Target und Thomson-Parabel befindet, ein Loch (� 2 mm) gebohrt,
das wiederum wie eine Lochblende für das Spektrometer wirkt. Schuss Nr. 11
ergab eine maximal auflösbare Protonenenergie von 0.7 MeV, Abbildung 6.2.
]
P r o to n e n a n z a h l p r o E n e r g ie [M e V -1
1 0 7
1 0 6
1 0 5
1 0 4
1 0
0 ,0 0 ,1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5 0 ,6 0 ,7
3
P r o to n e n e n e r g ie [M e V ]
Abbildung 6.2.: Thomson-Parabel-Spektrum von PHELIX Schuss Nr. 11.
Wie aus Abbildung 6.1 ersichtlich, wurde die Protonenstrahlmodulation (siehe Abschnitt
2.4) mittels selbst gefertigten, strukturierten Targetfolien bei den PHELIX Experimenten
erfolgreich durchgeführt. Anhand der Linienanzahl, die aus den Auflichtscans bestimmt
werden kann, ist es möglich, auf die Quellgröße der Protonen im Energieintervall von
0-0.7 MeV zurück zu schließen. Aus dem Produkt der Linienanzahl und des Strukturabstandes
auf der Targetfolie ergeben sich für Schüsse 34, 48 und 53 Quellgrößen von
54 µm, 48 µm und 45 µm. Diese Werte sind jedoch mit einem großen Fehler behaftet. Dies
zeigt sich am Vergleich der Auflichtscans mit den Mikroskop-Aufnahmen des MPQ.
Die CR39-Auszählroutine (beschrieben in Abschnitt 4.2) zeigt größere Flecken mit höherer
Intensität. Die ungenaue Justierung des Mikroskops bewirkte beim Einlesen der
CR39 eine Überlagerung von unterschiedlich ausgelesenen Sektoren des CR39. Deshalb
war es unmöglich, die verwaschenen Linienstrukturen auszuzählen oder einen Unterschied
im Vergleich zu den Auflichtscans herauszuarbeiten. Der einzige brauchbare Unterschied
ergibt sich bei der Bestimmung des Öffungswinkels des Protonenstrahls durch
den Fleckdurchmesser. Am Beispiel von Schuss 34 erhält man für den Öffnungswinkel
des Strahls 34° (Auflichtscan) bzw. 45.5° (Mikroskop-Aufnahme). Das nicht kreis-
49

6. Ergebnisse und Simulationen
50
Tabelle 6.1.: Schussparameter der Experimente zur Protonenbeschleunigungs.
Schuss-Nummer TRIDENT 18500 LULI 25
Laserenergie (J) 18.7 15.4
Pulslänge (fs) 600 350
Intensität (W/cm2 ) 2 · 1019 5.61 · 1019 Fokusdurchmesser FWHM (µm) 14 µm 8 µm
Targetmaterial, -dicke Au, 10 µm Au, 50 µm
Targetstruktur, Linienabstand LFM-Struktur, 3 µm IMVT-Struktur, 5 µm
Detektor RCF-Stapel mit Absorber RCF-Stapel mit Absorber
Abstand Target-Detektor (mm) 30 47
Schuss-Nummer PHELIX 11 PHELIX 34 PHELIX 48 PHELIX 53
Laserenergie (J) 1.54 3.83 3.24 2.5
Pulslänge (fs) 699 ca. 580 ca. 580 ca. 580
Intensität (W/cm2 ) 4.4 · 1018 1.3 · 1019 1.1 · 1019 8.6 · 1018 Fokusdurchmesser FWHM (µm) 8 µm 8 µm 8 µm 8 µm
Targetmaterial, -dicke Au, 20 µm Au, 30 µm Au, 30 µm Au, 30 µm
Targetstruktur, Linienabstand photolithographisch, 10 µm LFM-Struktur, 3 µm LFM-Struktur, 3 µm LFM-Struktur, 3 µm
Detektor CR39 CR39 CR39 CR39
Abstand Target-Detektor (mm) 25 24 24 24

6.1. Strahlcharakteristiken
runde Aussehen des Schusses 48 kommt dadurch zustande, dass auf die Vorderseite
Aluminium-Filter unterschiedlicher Dicken aufgebracht wurden, um eine Energieauflösung
der Protonen zu erhalten (Filterdicken und resultierende Mindestenergie: linksoben:
0.8 µm, Emin=95 keV; rechts-oben: 1.6 µm, Emin=190 keV; links-unten: 3 µm, Emin=
320 keV; rechts-unten: kein Filter).
Ein weiteres auffälliges Merkmal der CR39-Bilder ist die auftretende Ringstruktur. Vor
dem Auslösen des Hauptpulses blockt eine schnelle Pockelszelle am Ende des Frontend
alle Signale, so auch das 10 Hz-Signal des Oszillators. Da jedoch kein 100 %iger Blockierung
gewährleistet werden kann, könnten diese Pulse einen Krater in die Vorderseite der
Targetfolie verursacht haben, eventuell sogar ein Loch. Diese Ergebnisse konnten aufgrund
der Demontage des Kompressors am PHELIX-Laser leider nicht verifiziert werden.
6.1.2. Die TRIDENT- und LULI-Experimente
Exemplarisch wurde für die Experimente am TRIDENT- und LULI-100TW-Laser jeweils
ein Schuss untersucht. Abbildung 6.3 zeigt die einzelnen Filme des TRIDENT-Schusses
18500. Der RCF-Stapel war zusammengesetzt aus 19 HD-, 9 MD-Filmen und zwischenliegenden
Messing-Absorberschichten (Dicke 25 µm). Das Protonensignal ist bis zum 22.
Film sichtbar. Die restlichen Filme zeigen keinerlei Signal. Die Protonen verlieren beim
1.16 MeV 3.16 MeV 4.45 MeV 5.50 MeV 6.41 MeV 7.23 MeV
8.53 MeV 9.25 MeV 9.89 MeV 10.49 MeV 11.06 MeV 12.03 MeV
12.58 MeV
16.53 MeV
13.48 MeV
17.39 MeV
13.99 MeV
18.23 MeV
14.82 MeV
19.05 MeV
15.30 MeV 16.08 MeV
Abbildung 6.3.: TRIDENT Schuss 18500 (RCF-Größe: 2.5 x 2.5 cm). Die letzten 4 etwas dunkleren
Filme sind vom Typ MD-55. Die vorderen 19 sind HD-810-Filme.
Passieren der einzelnen Filme Energie bzw. werden in bestimmten Schichten gestoppt.
51

6. Ergebnisse und Simulationen
Die angegebenen Energien auf den Filmen entsprechen der Protonenenergie für die Teilchen,
die in diesem Film gestoppt werden. Diese Werte werden durch die Energiedepositionskurven
der Protonen bestimmt (siehe Abschnitt 7).
1.37 MeV 4.65 MeV 6.73 MeV 8.38 MeV 9.81 MeV 11.08 MeV
12.25 MeV 13.33 MeV 14.34 MeV 15.30 MeV 16.21 MeV
Abbildung 6.4.: LULI Schuss 25 (RCF-Größe: 3 x 3.5 cm). Stapelzusammensetzung: ein HDund
10 MD-Filme. Die eingetragenen Energien entsprechen der Energien der in diesen Filmen
gestoppten Protonen.
Mit dem ArtixScan 1800f von Microtek wurden die Filme mit denselben Einstellungen,
mit denen die Kalibrierung des Scanners und der Filme (Abschnitt 4.4) durchgeführt
wurde, eingelesen. Die Farbe der Filme direkt nach dem Experiment entspricht der Abbildung
des TRIDENT-Schuss Nr. 18500, zur Auswertung werden die Filme wie auch
LULI-Schuss 25 (Abbildung 6.4) in 16-bit-Graustufen bei einer Auflösung von 1000 dpi
eingescannt. Dieser Film-Stapel bestand aus einem HD- und 10 MD-Filmen. Die Laserund
Targetparameter zu beiden Schüssen befinden sich in Tabelle 6.1.
6.1.3. Quellgröße und Öffnungswinkel
Durch Veränderung der Bildhelligkeit und des Kontrastes ist es möglich, die vorhandene
Linienstruktur der Protonenstrahlmodulation in den RCF-Bildern hervorzuheben und
die Anzahl der Linien zu ermitteln. Die energieaufgelöste Quellgröße der Protonen ergibt
sich aus der Multiplikation des Strukturabstandes auf der Targetfolie mit der Anzahl
der Linienzwischenräume auf dem RCF (Abbildung 6.5) und fällt zu hohen Energien hin
ab.
Mit der Größe des Quellortes der Protonen lassen sich Aussagen über das � Beschleuni- �
� �
gungsfeld der Protonen machen, da für die Protonenenergie gilt: Eprot∼��E
elek�.
Da nur
aus dem Bereich der Quellgröße Protonen emittiert werden, ergibt sich mit einer gaussförmigen
Verteilung des elektrischen Feldes in radialer Richtung eine gute Näherung.
Zur Bestimmung der Halbwertsbreite werden zwei gaussförmige Ausgleichskurven (Abbildung
6.6) in die Auftragungen Energieverhältnis x=EProton/Emax über Radius r des
Quellflecks von TRIDENT-18500 und LULI-25 gelegt.
�
x18500 = exp − 1
� � �
2
r
(6.1)
2 20.55µm
�
x25 = exp − 1
� � �
2
r
(6.2)
2 24.13µm
52

(a)
�����������������
9 0
8 0
7 0
6 0
5 0
4 0
3 0
2 0
1 0
6.1. Strahlcharakteristiken
T R ID E N T 1 8 5 0 0
L U L I 2 5
0 ,2 0 ,3 0 ,4 0 ,5 0 ,6 0 ,7 0 ,8 0 ,9
x = E p ro t /E m a x
Abbildung 6.5.: (a) Auszählen der Linien im RCF Nr. 7 (TRIDENT 18500); (b) Quellgröße
der Protonenstrahlen LULI Schuss 25 und TRIDENT Schuss 18500. Die Bestimmung der
Linienanzahl und der Fleckgröße wurde durch die Intensitätsmodulation im RCF-Detektor
erschwert. Als Fehler für die Quellgröße wurde ein einfacher Linienabstand und für die
Energie die Halbwertsbreite der Energiedepositionskurve für den jeweiligen Film bestimmt.
Daraus lässt sich die Halbwertsbreite w= √ 8 ln 2 σ der radialen Gauss-Verteilung der
Feldstärke zu 48.39 µm (Schuss 18500) und 56.82 µm (Schuss 25) bestimmen. Die Beschleunigung
dieses Feldes wirkt in z-Richtung.
Neben der Quellgröße sinkt auch der Öffnungswinkel für größer werdende Protonenenergien,
vergleiche [24]. Durch Abmessen des Strahldurchmessers auf dem radiochromatischen
Film kann mit dem Abstand des Filmstapels von der Targetfolie die Aufweitung
des Strahls bestimmt werden (Abbildung 6.7). Untersuchungen von Bambrink et al.
[119] fanden einen parabolischen Zusammenhang zwischen dem Öffnungswinkel (Divergenzwinkel
der Strahleinhüllenden) und der Protonenenergie, der auch bei Schuss
18500 und 25 mit den Messwerten besser übereinstimmt als der von Breschi et al. angegebene
lineare Verlauf [120].
Zusammengefasst ergaben die Untersuchungen der Quellgröße und der Öffnungswinkel
von lasererzeugten Protonenstrahlen kleiner werdende Quellgrößen und abnehmende
Öffnungswinkel der Strahleinhüllenden für ansteigende Protonenenergien.
6.1.4. Transversale Emittanz
Die räumliche Modulation des Protonenstrahls ermöglicht weiter die Bestimmung der
transversalen Emittanz, siehe Abschnitt 2.5. Die dort beschriebene Ellipse im Phasenraum
kann zur Vereinfachung der Rechnung durch ein Viereck genähert werden [92]
und aus Gleichung (2.18) ergibt sich für die normierte Emittanz ε:
ε ≈ βγ 1
∆x ∆x′
π
(b)
(6.3)
�
53

6. Ergebnisse und Simulationen
54
E p ro t /E m a x
1 ,0
0 ,9
0 ,8
0 ,7
0 ,6
0 ,5
0 ,4
0 ,3
��������������
������������������������
��������
������������������
0 ,2
-5 0 -4 0 -3 0 -2 0 -1 0 0 1 0 2 0 3 0 4 0 5 0
�
����������������
Abbildung 6.6.: Auftragung des Energieverhältnisses Eprot/Emax über dem Radius des
Quellflecks mit den dazugehörigen auf eins normierten Gauss’schen Ausgleichskurven (6.1)
und (6.2). Für die Halbwertsbreiten ergeben sich 48.39 µm und 56.82 µm.
����������������������
2 4
2 2
2 0
1 8
1 6
1 4
1 2
1 0
8
6
4
2
Θ 25 (x ) = 2 0 ,3 2 + 9 ,2 2 x - 2 4 ,2 2 x 2
Θ 18500 (x ) = 1 8 ,8 8 - 9 ,3 7 x - 7 ,7 0 x 2
T R ID E N T 1 8 5 0 0
P a ra b e l-F it T R ID E N T
L U L I 2 5
P a ra b e l-F it L U L I
0
0 ,0 0 ,2 0 ,4 0 ,6 0 ,8 1 ,0
x = E p ro t /E m a x
Abbildung 6.7.: Öffnungswinkel (halber Winkel) der Protonenstrahl-Einhüllenden LULI
Schuss 25 und TRIDENT Schuss 18500. Durch die Messwerte wurden parabolische Ausgleichskurven
gelegt. Als Fehler wurde ein Ablesefehler von 1 mm und somit ein Winkelfehler
von 1° bestimmt, und für die Energie die Halbwertsbreite der Energiedepositionskurve
für den jeweiligen Film gewählt.
�

6.1. Strahlcharakteristiken
mit der Quellgröße ∆x und dem maximalen Fehler des Divergenzwinkels ∆x ′ der Linienstrukturen.
Die relativistischen Parameter γ und β berechnen sich nach
γ = 1 + Eprot
E0,prot
und β =
mit der Ruheenergie des Protons E0,prot = 981 MeV.
�
1 − 1
γ 2
Da sich die Protonen-Trajektorien aus verschiedenen Bereichen der Targetstruktur nicht
kreuzen - die Folge wäre eine verwaschene Struktur - kann für jede Linienstruktur der
Quelle durch Vergleich mit dem RCF-Bild ein Divergenzwinkel angegeben werden (Abbildung
6.8). Der Fehler dieses transversalen Winkels ergibt sich aus der Verbreitung der
Linienstruktur, ablesbar aus der Linienabbildung im Film. Für beide Schüsse wurden jeweils
drei Filme, also drei bestimmte Energien, ausgewertet und aufgetragen. In Tabelle
6.2 sind die ermittelten transversalen Emittanzen aufgelistet.
TRIDENT 18500
Film / Eprot Emittanz (Ellipse) Emittanz (Viereck)
(π mm mrad) (π mm mrad)
Nr.5 / 6.1 MeV 0.1009 0.0317
Nr.9 / 9.9 MeV 0.0485 0.0308
Nr.14 / 13.5 MeV 0.0169 0.0251
LULI 25
Film / Eprot Emittanz (Ellipse) Emittanz (Viereck)
(π mm mrad) (π mm mrad)
Nr.2 / 4.7 MeV 0.1887 0.0255
Nr.5 / 9.8 MeV 0.0737 0.0282
Nr.8 / 13.3 MeV 0.0283 0.0203
Tabelle 6.2.: Transversale Emittanzen für TRIDENT Schuss 18500 und LULI Schuss 25. Hierbei
wurde einmal mit der Fläche der Ellipse und einmal mit dem genäherten Viereck gerechnet.
Abbildungen 6.8(a) und 6.8(b) zeigen eine nichtlineare Abhängigkeit des transversalen
Winkels x ′ von der Quellposition, entgegen den Erwartungen der Definition der Emittanz
(Abbildung 2.3). Bei höheren Quellradien x knickt die Gerade ab. Somit nimmt
der Winkelzuwachs x ′ i+1 − x′ i
(6.4)
bei größer werdenden Radien langsam ab und die Kur-
venkrümmung setzt ein. Bei höheren Protonenenergien (> 10 MeV) fallen diese Randeffekte
nicht mehr ins Gewicht und die Kurve nähert sich wieder einer Geraden.
Die angedeutete Kurvenkrümmung macht es schwierig, mit der einfachen Annahme
eines Vierecks die Emittanz zu bestimmen. Der hierfür nötige maximale Fehler des Divergenzwinkels
ist viel zu klein für eine Flächenbildung, die alle Messwerte beinhalten
würde. Bei den ermittelten Ergebnissen wurde bedingt durch die Ableseungenauigkeit
mit einem Fehler von 6-9 mrad gerechnet. Andererseits liefert die Methode der Ellipse
minimaler Fläche zur Bestimmung der transversalen Emittanz nur eine obere Grenze.
Bei niedrigen Protonenenergien ist die Kurvenkrümmung und die somit anwachsende
55

6. Ergebnisse und Simulationen
56
(a)
(b)
LULI 25
Abbildung 6.8.: Transversale Emittanzen für jeweils drei verschiedene Protonenenergien
von TRIDENT Schuss 18500 (a) und LULI Schuss 25 (b). Zusätzlich eingezeichnet sind die in
Abschnitt 2.5 definierten Ellipsen.

6.1. Strahlcharakteristiken
kleine Halbachse der eingezeichneten Ellipse dafür verantwortlich, dass eine sehr große
Fläche berechnet wird. Erst bei höheren Energien mit niedriger Kurvenkrümmung lässt
sich eine gute Näherung finden. Hier stimmen auch die Werte der beiden Verfahren
ziemlich gut überein. Weiter zeigt sich, dass gerade für höhere Energien die Emittanz
sehr klein ist, weil zur angesprochenen besseren Näherung noch die kleinere Quellgröße
hinzukommt, wodurch die Fläche generell abnimmt.
Trotzdem konnten für die transversale Emittanz des Protonenstrahls Werte im Bereich
von 0.01-0.1 π mm mrad für Protonenenergien von 6-13 MeV ermittelt werden. Sie stimmen
in der Größenordnung sehr gut mit bereits durchgeführten Experimenten mit gleichen
Laser-Parametern an den gleichen Laser-Systemen überein [92]. Diese so bestimmten
Emittanzen für TRIDENT-Schuss 18500 und LULI-Schuss 25 stellen eine obere Abschätzung
dar, da die Linien sehr klar zu erkennen sind. In verschiedenen Experimenten
[26, 92] waren schon kleinere Strukturen sichtbar, die der in Abschnitt 3.1 angesprochenen
Walzstruktur der Targetfolie sehr ähnlich sehen. Durch die kleinere Strukturgröße
würde sich auch eine kleinere Emittanz ergeben, und man nähert sich den Ergebnissen
von Cowan et al. [26], der eine transversale Emittanz von < 0.0013 π mm mrad gemessen
hat.
Die Projektion der Messwerte auf die Winkelachse (Quellgröße→0) ergibt die Divergenz
der Strahleinhüllenden. Für größer werdende Protonenenergien nimmt diese ab. Dieser
Wert gibt jedoch keine Auskunft über das Divergenzverhalten des gesamten Strahls. Protonen
von unterschiedlichen Orten auf dem Target besitzen unterschiedliche Divergenzwinkel
x ′ . Entgegen dem Divergenzverhalten der Strahleinhüllenden steigt an einem
Ort x für größer werdende Protonenenergien der Winkel an. In Abbildung 6.8 macht
sich dies durch die Drehung der Ellipse zu höheren Energien bemerkbar.
6.1.5. Elektrische Feldverteilung
Die experimentellen Ergebnisse ermöglichen Rückschlüsse auf das beschleunigende Feld
und dessen Verteilung:
• Die energieaufgelöste Quellgrößenbestimmung und die daraus bestimmte gaussförmige
Feldverteilung beschreiben die Protonenbeschleunigung in z-Richtung
(senkrecht zum Target). Höherenergetische Protonen werden vorwiegend im Zentrum
des Strahls bei höheren Feldern beschleunigt, und in den äußeren Bereichen
entstehen durch das abfallende elektrische Feld Protonen mit niedrigeren Energien.
• Es lässt sich weiter zeigen, dass die gaussverteilte Elektronenschicht (Gleichung
(6.5)) einen linearen Zusammenhang zwischen radialer Position und radialem, elektrischen
Feld bedingt [71]:
�
ne = n0 exp − r2
2σ2 �
E beschl,rad = −∇Φ = − kTe
e
∇ne
ne
(6.5)
= kTe
· r (6.6)
eσ2 • Die Mikrostukturierung der Targetfolie bewirkt zu Beginn der Beschleunigung eine
Störung des elektrischen Feldes in y-Richtung (senkrecht zur Linienstruktur
57

6. Ergebnisse und Simulationen
und Targetoberfläche). Der Betrag der Feldstärke bleibt gleich, nur die Richtung
des Feldes ist eine andere, weil die Oberfläche gekrümmt ist.
• Durch die Drehung der Phasenraumellipse lässt sich eine z-Abhängigkeit des elektrischen
Feldes in radialer Richtung zeigen. Für einen bestimmten Ort wurden
unterschiedliche Divergenzwinkel für Protonen unterschiedlicher Energie beobachtet.
Wenn man annimmt, dass die höheren Protonenenergien aus den oberen
Schichten des Targets erreicht werden, und so die Nachfolgenden nur durch ein
leicht abgeschirmtes Feld beschleunigt werden, ändert sich die transversale Impulskomponente
(Gleichung (2.19)). Diese Änderung der Impulskomponente kann
nur durch eine Änderung des elektrischen Feldes zustande kommen.
6.2. Transportsimulation
Mit dem beschriebenen Transportcode von H. Ruhl, der die Schlussfolgerungen des letzten
Kapitels beinhaltet, sollen die experimentellen Ergebnisse beschrieben werden. Die
genauen Startparameter für den Transportcode entsprechen ermittelten Werten von „Particle-In-Cell“-Simulationen
von H. Ruhl.
Die zu beschleunigende und expandierende Protonenschicht wird als Protonenfilm der
Größe 280 µm x 280 µm x 1 nm mit einer Dichte von 6.65·10 10 Protonen/µm 3 definiert.
Die Protonen sind normalverteilt bei einer mittleren Starttemperatur von Tp = 20 eV. Der
Code berechnet ein Zeitfenster von 60 ps in 800 Zeitschritten zu je 75 fs. Die Beschleunigungsstrecke
von 120 µm wird in 1.4 ps durchlaufen und bis zum Zeitpunkt t = 60 ps
expandieren die Protonen quasineutral. Für 5·10 6 Quasiteilchen wurden die Bewegungsgleichungen
auf einem Gitter gelöst, das entspricht 5.76·10 12 Protonen. Die sinusförmige
Störung bedingt durch die strukturierte Targetoberfläche wurde durch eine Impulsänderung
in y- und z-Richtung bei der Lösung der Bewegungsgleichungen eingebracht. Mit
diesen Parametern wurden in dieser Simulation Protonenenergien bis 13 MeV erreicht.
Hieraus ergibt sich eine longitudinale Emittanz des Protonenstrahls von 1.8·10 −5 eV s,
die in der Größenordnung von der von Cowan et al. [81] bestimmten Emittanz liegt,
und ist im Vergleich zu konventionellen Beschleunigern wie zum Beispiel CERN SPS
(∼0.5 eV s) um einige Größenordnungen besser.
58
(a) (b)
Abbildung 6.9.: Normalisierte, laterale Impulsverteilung in y-Richtung zu zwei verschiedenen
Zeitpunkten für die Protonenenergie 8 MeV.

6.2. Transportsimulation
Die Frage, ab wann genau die Intensitätsmodulation des Strahls im RCF sichtbar ist, lässt
sich am Besten anhand der normalisierten Phasenraum-Darstellung py/pz über y (Abbildungen
6.9(a) und 6.9(b)) erklären. Zu Beginn der Simulation ist eine horizontale Kurve
zu sehen. Die Sinusmodulationen entsprechen den Störungen im py/pz-Phasenraum
durch die Targetstrukturierung. Zu späteren Zeitpunkten ist die Verzerrung der Kurve
in py/pz-Richtung zu erkennen, die der Ellipsenrotation (Abbildung 6.8) entspricht. Bei
Projektion auf die Impulsachse ergeben sich bei beiden Kurven unterschiedliche Kontrastbilder.
Bei Abbildung 6.9(a) ist ein Bereich mit geringer Intensitätmoduation zu sehen.
Bei Abbildung 6.9(b) hingegegen entstehen durch das Auseinanderwandern der
Sinusstörungen Bereiche unterschiedlicher Intensität (Punktmuster hell-dunkel). Sobald
eindeutig trennbare Muster sichtbar werden entsteht das modulierte Bild. Dieses Verhal-
(a) (b)
Abbildung 6.10.: Entwicklung und Strukturbildung des Protonenstrahls im Ortsraum zu
frühem (a) und spätem (b) Zeitpunkt.
ten zeigen auch die Ortsdarstellungen in Abbildungen 6.10(a) und 6.10(b). Die Struktur
im Strahl wird erst nach einer gewissen Zeit bzw. Flugstrecke von einigen µm sichtbar.
Die schon zu Beginn der Simulation eingebrachte Störung im Impulsraum ist im expandierenden
Strahl eingebettet, und bei Erreichen des Punktes, an dem sich der Strahl
stark genug aufgeweitet hat, werden die Störungen im Impulsraum bzw. Protonenstrahl
sichtbar.
Die Verkleinerung des Protonenflecks im RCF bei größer werdenden Protonenenergien
lässt dich mit den Abbildungen 6.11(a)-(c) erklären. Während der Beschleunigungsphase
bis zur Zeit t = 1.4 ps nehmen die Energien und die Impulskomponenten zu. Im Verlauf
der anschließenden, kräftefreien Expansion (t > 1.4 ps, Abbildung 6.11(c)) ändert sich die
Protonenverteilung nicht mehr. Das Bild im RCF entspricht einem Schnitt bei konstantem
Ez durch Abbildung 6.11(c). Für Protonenenergien > 6 MeV ist die Abnahme des
Öffnungswinkels wie in Abbildung 6.7 zu erkennen. Da die Startparameter der Simulation
nicht den Schussparametern von TRIDENT 18500 und LULI 25 entsprechen, wären
es in diesen Fällen 3 MeV und 5 MeV. In den Bereichen kleiner als dieser Energie sind im
Experiment sowie in der Simulation kleinere Strahldurchmesser zu beobachten.
Das Zusammenrückens der Linienstruktur im RCF bewirkt das Abknicken der Gerade
in den Phasenraumdarstellungen aus Abschnitt 6.1.4. In Abbildung 6.11(c) ist das nahe
Zusammenliegen der einzelnen Strukturen am Rand sichtbar. Ein mit dem Transportco-
59

6. Ergebnisse und Simulationen
60
(a)
(b)
(c)
Abbildung 6.11.: Entstehung der Strukturen für unterschiedliche Protonenenergien Ez im
py/pz-Impulsraumraum zu Beginn (a), im Verlauf (b) und am Ende (c) des Beschleunigungsvorgangs.

6.2. Transportsimulation
de bestimmtes RCF-Bild für eine Protonenenergie von 8 MeV (Abbildung 6.12(a)) zeigt
analog zu den Experimenten, dass der Abstand der Linien in den äußeren Bereichen
kleiner wird. Für größere Energien von 12 MeV (Abbildung 6.12(b)) werden durch die
kleinere Quellgröße weniger Linien abgebildet. Hier fallen die Randeffekte nicht mehr
ins Gewicht und alle Linienabstände sind annähernd gleich. Der Phasenraum px-x (Ab-
¢¡¤£
bildung 6.12(c)) zeigt gleiches Verhalten wie die experimentell ¥§¦©¨� erhaltenen ����
Phasenräume,
siehe Abbildungen 6.8(a) und 6.8(b).
p y /p z
0.2
0.1
0
−0.1
−0.2
−0.2 −0.1 0
p /p
x z
0.1 0.2
(a)
(c)
p y /p z
0.2
0.1
0
−0.1
−0.2
−0.2 −0.1 0
p /p
x z
0.1 0.2
Abbildung 6.12.: Simulierte RCF-Bilder für Protonenenergieen von 8 MeV (a) und 12 MeV
mit zugehöriger Phasenraumdarstellung (c).
Abschließend lässt sich sagen, dass die Simulationen mit dem Transportcode die experimentellen
Daten sehr gut widerspiegeln und somit die Protonenstrahlmodulation durch
mikrostukturierte Targetfolien erklären können.
(b)
61

7. Rekonstruktion des Protonenstrahls
7. Rekonstruktion des Protonenstrahls
Neben den Strahlparametern wie Quellgröße, Öffnungswinkel, Divergenz und transversale
Emittanz ermöglicht der RCF-Detektor eine genauere Untersuchung des Teilchenzahlspektrums
des lasererzeugten Protonenstrahls. Mit den kalibrierten radiochromatischen
Filmen und einer Matlab-Routine von M. Schollmeier 1 wird das Teilchenspektrum
konstruiert. Anschließend wurde ein auf Matlab basierender Algorithmus entwickelt,
um ein dreidimensionales Bild des Protonenstrahls zu rekonstruieren und somit Aussagen
über die räumliche und energetische Verteilung der Protonen treffen zu können.
Zuvor werden einige Anmerkungen zur Energiedeposition von Protonen in radiochromatischen
Filmen getroffen, die einerseits für den Matlab-Algorithmus sowie für das Verständnis
der Rekonstruktion notwendig sind.
7.1. Energiedeposition von Protonen im RCF-Stapel
Durchdringt ein Proton einen radiochromatischen Film, so findet auf atomarer Ebene
eine Wechselwirkung mit den Filmatomen statt. Neben Umladung und Streuung der geladenen
Teilchen soll hier das Hauptaugenmerk auf der Abbremsung und dem damit
resultierenden Energieverlust der Protonen im Film liegen. Quantitativ wird der Ener-
d e p o n ie rte E n e rg ie p ro P ro to n (M e V /m m )
2 4
2 2
2 0
1 8
1 6
1 4
1 2
1 0
8
6
4
2
1 0 M e V
1 2 .5 M e V
1 5 M e V
0
0 1 2 3 4 5
E in d rin g tie fe (m m )
(a)
1 7 .5 M e V
2 0 M e V
��������������������������������������
1 0 0
9 0
8 0
7 0
6 0
5 0
4 0
3 0
2 0
1 0
0
-1 0
� � �
�
�������
��������
������
������
0 5 1 0 1 5 2 0 2 5
������������������
Abbildung 7.1.: (a) Bragg-Kurven für unterschiedliche Protonenenergien. Als absorbierendes
Material wurde die Zusammensetzung der sensitiven Schicht eines RCF gewählt,
Daten-Tabelle 4.1; (b) Bragg-Kurven in einem radiochromatischen Film des Typs HD-810. A:
Gelatine-Schicht, B: sensitive Schicht, C: Polyester. Höherenergetische Protonen werden in
der sensitiven Schicht nicht gestoppt, deponieren jedoch ein Teil ihrer Energie. Alle Kurven
wurden mit SRIM2006 berechnet.
gieverlust als der Verlust an kinetischer Energie des Protons dEprot pro durchlaufendem
Streckenelement dx im Film beschrieben und mit dem differenziellen Energieverlust
1 Dissertation von M. Schollmeier, to be published 2007
62
(b)
�

7.1. Energiedeposition von Protonen im RCF-Stapel
dEprot/dx bezeichnet. Durch das Aufgetragen über der Eindringtiefe x erhält man die
Bragg-Kurve von Protonen einer bestimmten Energie Eprot (Abbildung 7.1). Charakteristisch
für die Bragg-Kurve von Protonen und schwereren Ionen ist das scharfe Maximum
am Ende der Depositionsstrecke. An dieser Stelle wird der Hauptteil der Protonenenergie
deponiert und das Ion schlussendlich „gestoppt“. Der Effekt der auf null abfallenden
Dosis nach dem Maximum wird zum Beispiel auch bei der Ionentherapie an der GSI
Darmstadt genutzt. Dabei wird das empfindliche Gewebe hinter einem Tumor nicht beschädigt.
Die stoßbedingte Streuung der Protonen während der Propagation durch die
Materie hat zur Folge, dass für höhere Protonenenergien die maximale Energiedeposition
abnimmt und die Bragg-Kurve sich verbreitert.
Mit mehreren Computercodes ist es möglich, die differenziellen Energieverluste und
Reichweiten von Protonen in den verschiedensten Materialien zu berechnen. In dieser
Arbeit wurde der schon in Abschnitt 4.4.2 angesprochene SRIM2006-Code [110, 111]
verwendet. Aus den ausgelesenen Tabellen lassen sich durch iterative Rechnungen die
deponierte Energie E dep als Funktion der Eindringtiefe x in den Film berechnen (siehe
Abbildung 7.1).
Für das Spektrum und die Rekonstruktion werden die ermittelten SRIM-Werte in ein
Matlab-Algorithmus importiert, der für jeden radiochromatischen Film im Detektorstapel
die deponierte Energie E dep pro Proton für jede einzelne Protonenenergie berechnet
und in einem Diagramm dargestellt (Abbildung 7.2). Nicht eingezeichnet sind die Ener-
Deponierte Energie im RCF (MeV)
1
0.8
0.6
0.4
0.2
RCF Typ HD−810
RCF Typ MD−55
0
0 5 10
Protonenenergie (MeV)
15 20
Abbildung 7.2.: Energiedepositionskurven für den RCF-Stapel des TRIDENT Schusses
18500. Zusammensetzung: 19x HD-810, 3x MD-55. Jede Kurve entspricht einem RCF des
Stapels. Der Maximalwert einer Kurve findet sich bei der charakteristischen Protonenenergie
mit der größten Deposition (siehe Abbildung 6.3).
giedepositionskurven für die Aluminium-Schutzfolie sowie für die Messing-Absorberfolien,
die sich teilweise als Schicht zwischen den RCF befanden. Diese Zwischenschichten
haben es ermöglicht, mit wenigen Filmen hohe Protonenenergien zu detektieren.
Für die folgende Auswertung werden ihre Energiedepositionskurven jedoch nicht benötigt.
Auch die der nicht-sensitiven Schichten der radiochromatischen Filme wurden
63

7. Rekonstruktion des Protonenstrahls
nicht eingezeichnet. Nur die sensitive Schicht erfährt durch die Protonenbestrahlung eine
Farbänderung und kann ausgewertet werden. Die Polyester, Gelatine- und Klebemittelschichten
wirken wie die Messing-Folien als Absorber und haben keinen Einfluss auf
die weiteren Berechnungen.
Das Aussehen der Kurven in Abbildung 7.2 ähnelt sehr einer gespiegelten Bragg-Kurve.
Das Maximum entspricht der Protonenenergie, bei der die Protonen vollständig im Film
gestoppt werden. Das entspricht der Bragg-Kurve in Abbildung 7.1 (rechts), die die größte
Fläche im Bereich der sensitiven Schicht aufweist. Alle Protonenen mit Maximalenergien
vor dem Schichtwechsel A-B erreichen den sensitiven Film nicht, und alle höheren
Energien bewirken eine zusätzliche Energiedeposition und somit eine zusätzliche
Färbung des Filmes. Bei späteren Rechnungen muss dieser Effekt aus den Filmen herausgerechnet
werden. Dadurch, dass der RCF-Typ MD-55 zwei sensitive Schichten besitzt,
sind in der Energiedepositionskurve auch zwei Maxima zu beobachten. Da diese
Schichten zusätzlich eine größere Dicke besitzen, liegt die Energiedeposition aufgrund
des größeren absorbierenden Volumens im Vergleich zum Typ HD-810 höher.
7.2. Teilchenzahlspektrum des lasererzeugten Protonenstrahls
Der Film-Stapel bietet sich alternativ zu einer Thomson-Parabel als Teilchenzahldetektor
an. Da der Betrag der deponierten Energie in einem radiochromatischen Film von genau
einem Proton beliebiger Energie bekannt ist, kann mit der gesamten deponierten Energie
auf die Anzahl der Protonen zurückgeschlossen werden, die im RCF gestoppt wurden.
Einlesen der Daten
Um das Arbeiten mit den Datentabellen und den digitalisierten Filmen zu vereinfachen,
wurde in Matlab eine Verzeichnisstruktur angelegt, um einfacher auf die Parameter zugreifen
zu können, berechnete Werte problemlos zwischenspeichern zu können und vor
allem nicht die Übersicht über alle Variablen zu verlieren. Vor- und Nachteile dieser Methode
werden später diskutiert. Nach Einlesen der Laser- und Targetparameter sowie der
ASCII-Datentabellen mit den Energiedepositionswerten werden die gescannten Filme
digitalisiert, und als x- und y-Koordinaten mit dem zugehörigen Intensitätswert gespeichert.
Eingescannt wurden die Filme mit den durch die Kalibration bestimmten Werten:
Graustufen 16-bit, Auflösung 1000dpi, Lampenhelligkeit 0. Da die digitalen Filmwerte
in eine Matrix abgelegt werden, ist es wichtig, dass alle Bilder dieselben Abmessungen
haben, sonst gibt es im Laufe der Routine Komplikationen bei Rechenoperationen.
Umwandlung in optische Dichten
Mit der Scannerkalibration (Abschnitt 4.4.1) werden die Intensitätswerte der Strahlflecken
in optische Dichten umgewandelt und neu abgespeichert.
Matlab-Bildbearbeitung
Da beim Umgang mit den radiochromatischen Filmen nicht garantiert werden kann,
dass sie vor Verunreinigungen geschützt sind, befinden sich Staub- und Schmutzpartikel
auf ihnen. Sie verfälschen die Ergebnisse für die Teilchenzahlen und müssen deshalb
nachträglich entfernt werden. Des weiteren wird von allen Bildern der Untergrund subtrahiert.
Es hat sich gezeigt, dass die Untergrundbelichtung bei dem Filmtyp HD-810
64

7.2. Teilchenzahlspektrum des lasererzeugten Protonenstrahls
vernachlässigt werden kann. Bei dem sensitiveren Typ MD-55 hingegen muss er subtrahiert
werden. Da außerhalb des Strahlflecks nach der Bildbearbeitung immer noch Störungen
vorhanden sind, wird ein unterer Schwellenwert gesetzt, der eigentliche Fleck
ausgeschnitten und die Restwerte gleich 0 gesetzt.
Umwandlung in deponierte Energie pro Pixel
Mit den Kalibrationskurven aus Abschnitt 4.4.2 werden die optischen Dichten der unterschiedlichen
Filmtypen umgewandelt in deponierte Energie (in MeV pro Pixel).
Protonenspektrum
Die gesamte im Film deponierte Energie E dep,ges wird durch Summation über alle Pixelwerte
errechnet. Die Anzahl der gestoppten Protonen pro Energieintervall in jedem Film
ergibt sich aus dem Quotienten E dep,ges/Eprot,max mit der Protonenenergie Eprot,max des
Maximums in der Energiedepositionskurve. Bei dem Filmtyp MD-55 mit zwei Maxima
wurde der Mittelwert für die Protonenenergie und die Summe für die Energiedeposition
genommen. Diese charakteristischen Werte befinden sich auch als Beschriftung in Abbil-
dung 6.3 und 6.4. Durch die berechneten Werte dN(Eprot)
dE
gelegt:
dNexp(Eprot)
dE
dN Fuchs(Eprot)
dE
= N0
�
· exp
Eprot
=
− Eprot
kTp
�
N0
� · exp
2EprotkTp
werden zwei Ausgleichskurven
�
−
�
2Eprot
Sie beschreiben mit der Protonentemperatur Tp den Verlauf der Protonenanzahl pro
Einheitsenergie-Intervall. Gleichung (7.1) entspricht einem exponentiellen Verlauf der
Teilchenzahl, wohingegen Gleichung (7.2) den modifizierten Verlauf von J. Fuchs et al.
[80] widergibt (Einheitsenergie E), siehe Abbildung 7.3.
dN(E Proton )/dE
10 11
10 10
10 9
10 8
10 7
10 6
Exp. Funktion Gleichung (5.6) :
N 0 = 2.43e12
kT p =1.83 MeV
J.Fuchs−Funktion Gleichung (5.7) :
N 0 = 1.62e14
kT p = 0.15 MeV
kTp
2 4 6 8 10 12 14 16 18 20
E (MeV)
Proton
�
Experimentelle Daten
exponentieller Verlauf
J.Fuchs−Verlauf
Abbildung 7.3.: Protonenspektrum TRIDENT Schuss 18500.
(7.1)
(7.2)
65

7. Rekonstruktion des Protonenstrahls
66
Dosis(E Proton ) (MeV)
10 11
10 10
10 9
10 8
10 7
10 6
gemessene Dosis im RCF
ermittelte Dosis aus dem
angepassten Spektrum (exp.)
ermittelte Dosis aus dem
angepassten Spektrum (J.Fuchs)
4 6 8 10 12 14 16 18 20
E (MeV)
Proton
Abbildung 7.4.: Dosisvergleich der experimentellen und theoretischen Werte des TRIDENT
Schusses 18500. Die letzten drei Messwerte liegen bedingt durch das höhere Depositionsvolumen
des Filmtyps MD-55 über dem Verlauf der HD-810 Filme. Zur besseren Darstellung
wurden die ermittelten Dosen aus dem angepassten, exponentiellen Spektrum durch eine
Linie verbunden.
dN(E Proton )/dE
10 12
10 11
10 10
10 9
10 8
10 7
J.Fuchs−Verlauf
exponentieller Verlauf
Exp. Funktion Gleichung (5.6) :
N 0 = 7.28e12
kT p =1.89 MeV
Fuchs−Funktion Gleichung (5.7) :
N 0 = 5.85e14
kT p = 0.15 MeV
2 4 6 8 10 12 14 16 18 20
E (MeV)
Proton
Abbildung 7.5.: Entfaltetes Protonenspektrum TRIDENT Schuss 18500.

7.3. Orts- und energieaufgelöste Rekonstruktion
Durch den Wurzelterm in Gleichung (7.2) weicht der Fuchs-Verlauf bei niedrigen und
hohen Protonenenergien von den Messwerten ab, wobei die exponentielle Ausgleichskurve
eine bessere Genauigkeit zeigt. Dieses Teilchenzahlspektrum ist jedoch nur eine
sehr grobe Näherung. Höherenergetische Protonen werden im Filmstapel erst in den
hinteren Filmen gestoppt. Beim Durchgang der vorderen Filme deponieren sie jedoch
auch Energie. Um diesen Fehler im Spektrum zu beheben, muss dieser Energiebeitrag
herausgerechnet werden 2 .
Da Abbildung 7.3 erkennen lässt, dass das Protonenspektrum einem exponentiellen Verlauf
folgt, wird eine solche Funktion (Gleichung (7.1)) mit beliebigen Startwerten für N0
und kTp zu Beginn definiert. Mit den Energiedepositionskurven (Abbildung 7.2) und den
ermittelten Teilchenzahlen des angenommenen Spektrums wird die Energiedeposition
aller Protonen einer bestimmten Energie berechnet. Durch Zuhilfenahme der Simpson-
Regel der numerischen Integration wird die gesamte durch alle Protonenenergien verursachte
Dosis ermittelt, die theoretisch in jedem Film deponiert wurde. Durch Vergleich
der berechneten Dosen der radiochromatischen Filme mit den theoretisch ermittelten
Werten (Abbildung 7.4) wird die Summe der quadratischen Abweichungen bestimmt.
Solange dieser Wert nicht unter einer festgelegten Grenze liegt, wird dieser Vorgang mit
neuen Startparametern für N0 und kTp wiederholt.
7.3. Orts- und energieaufgelöste Rekonstruktion
Nach der Bestimmung des Spektrums des lasererzeugten Protonenstrahls ist auch die
räumliche Verteilung der Protonen von Interesse. Aus der Änderung der Quellgrößen
und der Divergenzwinkel konnte gezeigt werden, dass die niederenergetischen Protonen
einen großen Quellfleck besitzen und unter großem Winkel (Einhüllende des Strahls)
emittiert werden. Für Protonen höherer Energien nehmen beide Größen ab. Nun soll die
Protonenverteilung am Beispiel des TRIDENT Schusses 18500 bestimmt werden.
Wünschenswert wäre es, für jede Protonenenergie (auf jedem RCF) eine räumliche Verteilung
zu haben. Es ist jedoch unmöglich, dieses mit radiochromatischen Film-Detektoren
zu erreichen, da durch die fabrikationsbedingte Dicke der Filmtypen keine engere
Packung der sensitiven Schichten erreicht werden kann. Die Energieintervalle zwischen
den Filmen liegen für niedrige Protonenenergien bei ca. 2 MeV und gehen bei hohen
Energien herunter bis zu 0.7 MeV. Die Energiedifferenz zwischen zwei Filmen sinkt wegen
des nicht-linearen Verlaufs der Eindringtiefe in Abhängigkeit von der anfänglichen
Protonenenergie. Dies hat zur Folge, dass nicht alle Intervalle zwischen Filmen gleichen
Typs gleich groß sind, sondern zu höheren Protonenenergien kleiner werden. Unterschiedliche
Intervallgrößen werden zusätzlich noch durch Einbringen von Absorbern
zwischen die einzelnen Filmschichten verursacht. Bei Schuss 18500 wurden zum Beispiel
nach Film 6, 11, 13, 15, 17 und 19 eine Messingfolien mit einer Dicke von 25 µm
eingefügt (siehe Abbildung 7.6).
Die gewünschte höhere Energieauflösung wird durch einen Matlab-Algorithmus erreicht,
der durch Interpolationen von RCF-Bildern die Energieintervalle in kleinere Intervalle
aufteilt. Desweitern berücksichtigt der Algorithmus die durch Protonen unterschiedlicher
Energien verursachte Deposition in einem Film. Durch die Subtraktion der einzel-
2 dies entspricht einer numerischen Entfaltung
67

7. Rekonstruktion des Protonenstrahls
nen RCF-Bilder voneinander wird gewährleistet, dass nur Protonen in einem kleinen
Energieintervall für die Schwärzung des Filmes verantwortlich sind.
Abbildung 7.6.: Kontur-Zeichnungen der einzelnen Filme des Schusses 18500. Der erste
Film wurde wegen der Farbdarstellung nicht gezeichnet. Deutlich erkennbar sind die unterschiedlichen
Filmabstände aufgrund der Absorberschichten.
Die Vorgehensweise zur Rekonstruktion des laserbeschleunigten Protonenstrahls lässt
sich wie folgt kurz beschreiben:
1. Einlesen der vorhandenen digialen Bilddaten der radiochromatischen Filme und
deren Energiedepositionskurven.
2. Aufteilung des Energieintervalls zwischen zwei RCF in eine bestimmte Zahl von
Unterintervallen und Definition der charakteristischen Energien E für die interpolierten
RCF-Bilder.
3. Ermittlung von Energieverlustkurven für die eingefügten Filme.
4. Bestimmung der richtigen Radien r für die interpolierten Filme mit Hilfe einer parabolischen
Ausgleichsfunktion r(E) durch die Fleckradien der vorhandenen Filme.
5. Ausschneiden der richtigen Fleckgröße aus dem vorhergehenden Film und Einfügen
des Bildes bei der vorgesehenen Energie.
6. Korrektur der Dosis des eingefügten Films durch kubische „Spline“-Interpolation.
7. Gewichtete Subtraktion der Filme voneinander zur Herausrechnung der Energiedeposition
von höherenergetischen Protonen.
8. Dreidimensionale Darstellung des Protonenstrahls (energie- und ortsaufgelöst).
Zur einfacheren Weiterverarbeitung wurden die eingelesenen Datentabellen und Bilder
in mehrdimensionale Matrizen abgespeichert - ein fortlaufender Index für die Filmnummer,
die Position (x,y) und der Wert des Pixels in Einheiten von MeV sowie die Energiedepositionstabellen.
Wegen des hohen Arbeitsspeicherbedarfs von Matlab mussten die
68

7.3. Orts- und energieaufgelöste Rekonstruktion
Bilder auf eine Auflösung von 500dpi komprimiert werden, um fehlerfrei weiterarbeiten
zu können.
Zur Bestimmung der Energiedepositionskurven für die interpolierten Filme wurde das
gleiche Aussehen der Kurven für denselben Filmtyp ausgenutzt. Aus der Mittelung
zweier Datentabellen von vorhandenen Filmen entstand eine neue Energiedepositionskurve
für einen Film in deren Intervallmitte, Abbildung 7.7. Die charakteristische Ener-
Energiedeposition pro Proton (MeV)
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
RCF Typ HD−810
eingefügte Filme
0
3 3.5 4 4.5
Protonenenergie (MeV)
5 5.5 6
Abbildung 7.7.: Drei interpolierte Energiedepositionskurven zwischen den ersten drei HD-
810-Filmen des TRIDENT Schusses 18500.
gie En für den eingefügten RCF ergibt sich somit zu En=0.5·(En−1+En+1). Da pro Schleifenlauf
des Matlab-Algorithmus nur eine Datentabelle interpoliert werden kann, nimmt
die Anzahl der eingefügten Filme zwischen zwei gegebenen RCF nur bestimmte Werte
an=2 n -1 (für n ∈ N) an. Bei einem Filmstapel von 21 Filmen ermöglicht die Arbeitsspeicherbeschränkung
nur das Einfügen von drei interpolierten Filmen. Zur Bestimmung
der richtigen Bildgröße der interpolierten Filme muss zuerst der Radius bestimmt
werden. Dies ist nötig, weil für höhere Protonenergien der Strahleinhüllende bzw. der
Radius des Protonenflecks abnimmt (siehe Abschnitt 6.1.2). Der gemittelte Radius jedes
Filmes wird über die jeweilige Energie aufgetragen. Über eine parabolische Ausgleichskurve
(wie in Abbildung 6.7) können die benötigten Radien bestimmt werden. Aus dem
Bild des radiochromatischen Films der Energie En−1 wird nun ein Fleck mit dem Radius
rn ausgeschnitten und an die Position En gesetzt. Die so ermittelten interpolierten Filme
werden nun in eine erweiterte Matrix zusammen mit den gegebenen RCF richtiger
Reihenfolge sortiert.
Da der eingefügte Film nur eine ausgeschnittene Kopie des vorherigen Films ist und
noch keine Aussage über die deponierte Energie an der Position En macht, muss die
Dosis angepasst werden. Durch eine „Spline“-Interpolation zwischen zwei gegebenen
Filmen wird die Dosis für den eingefügten Film bestimmt und hieraus durch Vergleich
mit der aktuellen Dosis der Korrekturfaktor für diesen Film berechnet. Die Anpassung
der einzelnen Filme erfolgt durch Multiplikation jedes Bildpixels mit dem zugehörigen
Faktor. Der nächste Schritt im Rekonstruktions-Algorithmus ist, analog zur Bestimmung
des Teilchenspektrums, die Entfaltung oder das Herausrechnen der Energiedeposition
höherer Protonenenergien. Hierzu werden die insgesamt 81 Filme des modifizierten
RCF-Stapels von TRIDENT Schuss 18500 vom Ende beginnend voneinander subtrahiert.
69

7. Rekonstruktion des Protonenstrahls
Da die höheren Protonenenergien unterschiedliche Beiträge zur deponierten Energie in
einem Film beigeben, muss die Subtraktion gewichtet durchgeführt werden. Die Koeffizienten
k werden, wie in Abbildung 7.8 gezeigt, durch Division von Energiedepositio-
Abbildung 7.8.: Bestimmung der Wichtungsfaktoren zur Subtraktion der Filme (Bildausschnitt
von Abbildung 7.7). Die Koeffizienten ergeben sich aus der Division der deponierten
Energie der Minuenden (schwarz) durch die maximal deponierbare Energie des Subtrahenden
(grün-gestrichelt).
nen bestimmt: k=E dep(M,ES,max)/E dep(S,ES,max). Die Indizes M und S stehen für den Minuend
und den Subtrahend der Filmsubtraktion. Beide Depositionen werden bei der Protonenenergie
ES,max, der Energie des Subtrahenden mit der maximalen Energiedeposition, bestimmt.
Da von Anfang an nicht gewährleistet werden konnte, dass die Mittelpunkte
aller Filme übereinander liegen, ist es möglich, dass während der Subtraktion negative
Pixelwerte auftreten. Da die Energiedeposition pro Pixel bei den radiochromatischen
Filmen Typ MD-55 höher ist, entstehen selbst bei der gewichteten Subtraktion negative
Werte. Deshalb wird bei den folgenden Darstellungen der Filmtyp MD-55 herausgenommen.
Die Summe der entstehenden negativen Pixelwerte bei der Subtraktion der
HD-810-Filme im Vergleich zur Summe der positiven Werte ist kleiner 1%. Sie wurden
zur weiteren Verarbeitung auf den Wert 0 gesetzt.
Abbildung 7.9 zeigt eine Montage aller 71 voneinander subtrahierten Filme des TRI-
DENT Schusses 18500. Zur dreidimensionalen Darstellung des Protonenstrahls wird
durch Stapelbildung der Filme ein Volumen erzeugt, Abbildung 7.10. Die Einfärbung
entspricht hier einer Protonenzahl. Sie ergibt sich aus dem Quotienten der jeweiligen
Filmdosis und der deponierten Energie pro Proton der charakteristischen Protonenenergie
des zugehörigen Films.
Das Hauptziel der Rekonstruktion ist die dreidimensional orts- und energieaufgelöst
Darzustellung des Protonenstrahls. Hierzu ist notwendig, die dritte Raumachse in Protonenenergien
umzuwandeln. Eine Schnittdarstellung (Abbildung 7.11) gibt Aufschluss
70

7.3. Orts- und energieaufgelöste Rekonstruktion
über Protonenverteilung. Das entstandene dreidimensionale, energieaufgelöste Bild des
Protonenstrahls ist keinesfalls mit der dreidimensionalen Darstellung im x-y-z-Ortsraum
zu vergleichen (simulierte Bilder hierzu gibt es im folgenden Abschnitt). Hier wurde ein
zweidimensionales Bild energieaufgelöst gezeigt.
Abbildung 7.9.: Montage des TRIDENT Schuss 18500. Die eingerahmten Filme entsprechen
den ursprünglich gegebenen RCF Typ HD-810 mit den dazugehörigen charakteristischen
Energien aus Abbildung 6.3. Die Färbung wird logarithmisch dargestellt, weil sonst für hohe
Energien keine Bilder sichtbar wären.
10 13
10 12
10 11
10 10
10 9
10 8
10 7
10 8
10 7
10 6
10 5
deponierte Energie (MeV)
71

7. Rekonstruktion des Protonenstrahls
72
Abbildung 7.10.: Volumendarstellung des TRIDENT Schuss 18500.
Abbildung 7.11.: Orts- und Energieauflösung des Protonenstrahls TRIDENT Schuss 18500
in der Schnittdarstellung. Die Form des Strahls ähnelt sehr einem Kegel.

8. Zusammenfassung und Ausblick
Das Hauptaugenmerk der vorgelegten Arbeit liegt auf der targetrückseitigen Beschleunigung
von Protonen ausgelöst, durch Wechselwirkung von hochintensiven Laserpulsen
mit dünnen Targetfolien. Experimente und Simulationen trugen zum genaueren Verständnis
des TNSA-Effekts sowie der Mikrofokussierung des Strahls bei und ermöglichten
detailierte Aussagen über die Protonenpropagation.
Die Notwendigkeit der mikrostukturierten Targetfolien zur Messungen von Quellgröße
und Emittanz wurde gezeigt. Bis jetzt ist es unmöglich, die Targetfolien der Experimente
zur Ionenbeschleunigung vollständig zu charakterisieren. Von zentralem Interesse ist
hier die genaue Zusammensetzung, die Oberflächenbeschaffenheit und die Genauigkeit
der Folie in Bezug auf ihre Dicke. Denn nur so kann eine vollständige Auswertung der
Messwerte erfolgen, und es können optimale Startparameter für Simulationen bestimmt
werden. Die Homogenität der Linienstrukturen der hergestellten Gold- und Nickelfolien
konnte in den Experimenten gezeigt werden. Der Wunsch nach spezielleren Mikrostrukturen
in sehr dünnen Folien macht das Verfahren der Laserablation interessant.
Ein fs-Lasersystemen mit hoher Repetitionsrate ermöglicht es, sehr präzise Strukturen
gleichmäßig einzubringen. Erste Teststrukturierungen sind in Arbeit.
Die absolut kalibrierten radiochromatischen Filme zeigten im Vergleich zu anderen Detektoren
eine sehr hohe räumliche Auflösung. Die Eigenschaft der Stapelanordnung von
mehreren Filmschichten und der daraus resultierenden energieaufgelösten Protonendetektion
ist für die Bestimmung der Strahlparameter ein das entscheidende Hilfsmittel.
Durch die benötigten Polyester-Trägerschichten für die sensitive Schicht, die alleine für
die Filmschwärzung verantwortlich ist, ist die Energieauflösung begrenzt. Selbst die bis
jetzt verfügbaren Filmtypen entsprechen nicht dem gewünschten Film für diese Experimente.
Optimal wäre ein radiochromatischer Film, der nur einen sensitiven Film und
nur eine Trägerschicht, die zusätzlich auf ein Minimum ihrer Dicke begrenzt ist, besitzt.
Eine andere Möglichkeit wäre die Verwendung eines sensitiven Gels. Würde der Protonenstrahl
in ein Volumen aus diesem Gel eindringen, könnten sofort Aussagen über die
Protonenverteilung getroffen werden, da die Volumenschwärzung instantan eintreten
würde. Zur späteren Auswertung könnte das Gel-Volumen in dünne Scheiben geschnitten
werden und wie radiochromatische Filme behandelt werden.
Mittels der hergestellten mikrostrukturierten Targetfolien und den kalibrierten Filmdetektoren
konnten an drei verschiedenen Lasersystemen Protonenstrahlparameter wie
Quellgröße, Öffungswinkel der Strahleinhüllenden und transversale Emittanz des Strahls
bestimmt werden. Die ermittelten Werte liegen in den gleichen Größenordnungen wie
die Vergleichswerte von Roth [37], Cowan [26] und Borghesi [49], wobei die transversale
Emittanz eine obere Abschätzung darstellt. Da wesentlich kleinere Strukturen aufzulösen
sind, ist die Emittanz von lasererzeugten Protonenstrahlen in der Regel noch eine
Größenordnung besser. Die Phasenraumdarstellung gab Aufschluss über die quellortabhängige
Divergenz der Protonen und den Unterschied zur Ausbreitung der Strahleinhüllenden.
Diese experimentellen Daten ermöglichen Aussagen über das beschleunigende
73

8. Zusammenfassung und Ausblick
elektrische Feld bezüglich seiner Richtung, Form und Störungen. Daraus können weiter
Rückschlüsse über die targetrückseitige Elektronenverteilung und den Elektronentransport
durch das Target gezogen werden.
Mit den Ergebnissen des Transportcodes für Protonen konnte die Intensitätsmodulation
im Bild des radiochromatischen Films erklärt werden. Die Impulsstörung der Mikrofokussierung
in transversaler Richtung, bedingt durch die strukturierte Targetoberfläche,
ist in den Protonenstrahl eingebettet und die Dichtemodulationen im Strahl werden im
Verlauf der quasineutralen Expansion der Protonen sichtbar. Die Modellannahmen der
Simulation wurden durch den Vergleich mit den übereinstimmenden experimentellen
Daten bestätigt und können somit zum Verständnis der beschleunigenden elektrischen
Felder beitragen.
Die zweidimensionale und energieaufgelöste Rekonstruktion des Protonenstrahls mit
dem dazugehörigen Teilchenzahlspektrum beschreibt die Protonenverteilung im Strahl.
Der hierfür geschriebene Algorithmus berücksichtigt die Entfaltung der verschiedenen
Protonenenergien in den einzelnen Filmen des RCF-Stapels und verkleinert durch berechnete
Zwischenbilder die Energieintervalle zwischen zwei gegebenen Filmen. Bei der
Filmsubtraktion zeigte sich jedoch die Problematik bei Filmstapeln mit Filmtypen unterschiedlicher
Zusammensetzungen. Deshalb bieten sich zur Weiterentwicklung der Routine
einheitliche Stapel an oder eine Modifizierung des Algorithmus.
Auf dem Weg zu immer kürzer werdenden Laserpulsdauern (wenige fs) werden Intensitäten
von 10 20 -10 22 W/cm 3 erreicht, und es werden bei Wechselwirkung mit dünnen
Folien sehr hohe Elektronenzahlen mit Elektronentemperaturen in der Größenordnung
von 10 MeV erzeugt. Solche Elektronenverteilungen wären in der Lage, noch stärkere
elektrische Felder auf der Targetrückseite zu erzeugen, die neben Protonen schwerere
Ionen wie Kohlenstoffe oder Sauerstoffe beschleunigen könnten, ohne das Target vorher
zu heizen oder sputtern zu müssen. Zur Beschreibung der Verteilung schwerer Ionen
wäre hier dann die Rekonstruktion eines solchen Strahls von Interesse.
Die Möglichkeit mit mikrostrukturierten Targetfolien und einer orts- und energieaufgelösten
Rekonstruktion einen laserbeschleunigten Protonenstrahl vollständig zu beschreiben,
können diese Strahlparameter zum Beispiel als Startwerte für Simulationen
zur Injektion in konventionelle Beschleunigerstrukturen verwendet werden. Bei der GSI
Darmstadt wird aktuell das PHELIX Lasersystem aufgebaut. Nach Fertigstellung der
Strahlführung zum Z6-Messplatz, der direkt neben der Einschusssektion des Synchrotrons
liegt, könnte die direkte Einkopplung eines laserbeschleunigten Protonenstrahls
demonstriert werden. Dies ist auch eines der Hauptforschungsziele des gegründeten Virtuellen
Institutes „VIPBUL“ der GSI und der Technischen Universität Darmstadt. Mit einer
Repetitionsrate von einem Schuss pro Stunde ist man aber noch weit unter den möglichen
Einschussfrequenzen des Synchrotrons (bis 30 Hz). Es ist jedoch absehbar, dass es
bald solche hochrepetitierenden Systeme geben wird. Denn nur dann wäre eine lasererzeugte
Ionenquelle interessant für die Injektion und die anschließenden Experimente.
Neben der Anwendung als Teilchenquelle könnten laserbeschleunigte Protonenstrahlen
als Treiber im Fast-Ignitor-Konzept der Trägheitsfusion [32, 33] oder bei medizinischen
Anwendungen wie zum Beispiel der Isotopenproduktion [34], Strahlenbehandlungen
oder Onkologie [35, 36] verwendet werden. Denn gerade bei diesen Anwendungen ist
es wichtig, den dafür zu verwendenden Protonenstrahl vorher vollständig zu charakterisieren.
74

A. Zu beachtende Badparameter bei der
Galvanotechnik
Um eine fehlerfreie Goldschicht zu gewährleisten sind folgende Punkte zu beachten:
Reinigung: Die Oberfläche des zu beschichtenden Substrates ist mit Staub und Fetten
verunreinigt, die beim Anfassen zurückgeblieben sind. Hierzu werden alle Substrate
mit einem speziellen Reinigungsbad gesäubert, um perfekte Deckfähigkeit
zu gewährleisten. Nicht zu beschichtende Flächen werden mit einem Toluol-PVC-
LackGalvano-Resist mit der Bezeichnung SLOTOWAX von der Firma Schlötter Galvanotechnik
versehen, der einerseits vom Elektrolyten nicht angegriffen wird und
sich nachher ohne Probleme abziehen lässt.
pH-Wert: Der pH-Wert sollte zwischen 5.8 und 6.2 liegen. Mit 30 %-iger Kaliumhydroxidlösung
kann der Wert angepasst werden.
Arbeitstemperatur: Der Elektrolyt wird auf einem Heiztisch automatisch auf die optimale
Arbeitstemperatur von 70 °C geregelt.
Badverunreinigungen: Um Verunreinigungen im Elektrolyten vorzubeugen, ist es immer
wieder wichtig, alle Werkzeuge und Materialien, die mit dem Bad in Kontakt
kommen, mit entionisiertem Wasser oder einem speziellen Reinigungsbad zu säubern.
Als Anode wird eine platinierte Steckmetallanode aus Titan verwendet. Sie
wird vom Elektrolyten nicht angegriffen. Alle nötigen Halterungen wurden aus
unempfindlichem Teflon gefertigt.
Stromdichte: Laut Hersteller sollte das Bad mit einer Stromdichte von (1.5-5.0) mA pro
cm 2 des zu beschichtenden Substrates betrieben werden. Es hat sich herausgestellt,
dass der optimale Wert bei 2 mA/cm 2 liegt [121]. Bei höheren Werten wird die
Goldabscheidung nicht mehr gleichmäßig und die sowieso während des gesamten
Prozesses stattfindende Wasserstoffbildung wird beschleunigt. Bei der elektrochemischen
Metallabscheidung wird die Größe der Kristallite durch Keimbildung
(Einbau der absorbierten Atome in das Kristallgitter des Substrates) und Keimwachstum
bestimmt. Ist die Keimbildungszahl groß und das Keimwachstum klein
entstehen viele kleine Kristallite, das Gefüge ist feinkörnig. Umgekehrt ergibt sich
ein grobkörniges Gefüge. Deshalb ist es auch von Bedeutung, die Stromdichte nicht
zu hoch zu wählen [89].
Elektrolytbewegung: Die Lösung wird mit einem Magnetrührer ständig in Bewegung
gehalten, um gleichmäßige Konzentration im ganzen Bad zu gewährleisten. Bei
senkrechter Montage von Anode und der zu beschichtenden Kathode, das strukturierte
Substrat, bewirkt die Elektrolytbewegung den Abtransport von Luft- und
Wasserstoffbläschen auf den Elektroden, die zu schlechter Makrostreufähigkeit führen.
Makrostreufähigkeit ist ein Maß für die Schichtdickenverteilung auf dem Substrat.
Sie wird beeinflusst durch Elektrolyttemperatur, pH-Wert, Stromdichte, Elektrolytbewegung,
Metallionenkonzentration und Leitfähigkeit [89].
75

B. Herleitung der Expositionszeit bei der galvanotechnischen Abscheidung
B. Herleitung der Expositionszeit bei der
galvanotechnischen Abscheidung
Die Grundgesetze der Elektrolyse wurden 1832 von M. Faraday zu den Faradayschen
Gesetzen zusammengefasst. Sie besagen, dass die abgeschiedene Stoffmenge proportional
zur geflossenen Ladung ist. Des weiteren werden bei unterschiedlichen Elementen
bei einer festen elektrischen Ladung Stoffmengen abgeschieden, die proportional zum
Atomgewicht und umgekehrt proportional zur Wertigkeit (Ladungszustand) sind.
Somit ergibt sich für die geflossene Ladung Q mit der Stoffmenge n und der Ladungszahl
z:
Q = n z F , (B.1)
wobei für die Faraday-Konstante F gilt: F=e·NA=96485.34 C
mol . Mit der Definition der molaren
Masse M und dem Produkt des Stroms I mit der Zeit t als die geflossene Ladung
Q werden die Faradayschen Gesetze zusammengefasst zu:
It = m
m z F
z F oder t = . (B.2)
M I M
Die abgeschiedene Masse m während des galvanotechnischen Verfahrens lässt sich mit
der Schichtdicke d, der Oberfläche A und der Materialdichte ρ ersetzen und aus Glei-
chung (B.2) wird:
t =
ρ d A
I
· z F
M
. (B.3)
Bei der elektrochemischen Abscheidung von metallischen Niederschlägen wird bei dem
Term M
z·F von dem elektrochemischen Äquivalent Äe eines Stoffes gesprochen. Als weiterer
Faktor muss in Gleichung (B.3) der Wirkungsgrad η eingefügt werden, der ein Maß
für die Stromausbeute ist. Während des Abscheidens entsteht Wasserstoff im Elektrolyt,
der für einen Wirkungsgrad η≤1 verantwortlich ist. Mit der Stromdichte i= I
A ergibt sich
die Expositionszeit bei der galvanotechnischen Abscheidung zu:
t =
oder umgestellt erhält man die Schichtdicke d:
76
d =
ρ d
, (B.4)
i η Äe
t i η Äe
ρ
. (B.5)

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2005. Diplomarbeit.

Danksagung
Zu guter Letzt möchte ich mich an dieser Stelle bei all denen bedanken, die mich bei
der Durchführung dieser Diplomarbeit mit Rat und Tat unterstützt haben.
Zuerst sei Herr Prof. Dr. M. Roth genannt, unter dessen Leitung diese Arbeit entstand.
Für seine Unterstützungen in allen Belangen bin ich ihm sehr dankbar, und die gelegentlichen,
privaten Zusammenkünfte bleiben unvergessen.
Mein Dank gilt auch dem Leiter der Plasmaphysik Herrn Prof. Dr. Dr. hc./RUS D.H.H.
Hoffmann für die freundliche Aufnahme in die Arbeitsgruppe an der GSI Darmstadt
und die vielen fachübergreifenden Diskussionen.
Besonders bedanken möchte ich mich bei dem Betreuer meiner Arbeit Herrn Dipl.-Ing.
M. Schollmeier. Ohne sein großes Engagement wäre diese Arbeit nur schwer zu bewältigen
gewesen. Mit seinen Fachkenntnissen und Anregungen half er mir bei unzähligen
Diskussionen weiter.
Weitere Unterstützung bei Experimenten und Auswertungen erhielt ich von den Herren
Dr. A. Blaˇzević, Dr. J. Schreiber, Dr. E. Brambrink, PhD K.A. Flippo und Dipl.-Phys. T.
Toncian. Dank gilt auch den Strahlzeit-Teams am PHELIX- und LULI-100TW-Lasersystem
sowie Herrn Prof. Dr. H. Ruhl zur Bereitstellung des Transportcodes.
Besonders Herr cand.phys. K. Harres war mir als zweiter Diplomand in diesem Themenbereich
ein wertvoller Diskussionspartner und ein täglicher Begleiter durch mein ganzes
Studium.
In Verbindung mit der Targetproduktion bedanke ich mich bei Frau T. Dettinger und
vor allem bei Herrn Dipl.-Phys. T. Hessling. Durch die Hilfe von Herrn von Kalben im
Detektorlabor der Universität Darmstadt und der Abteilung Materialwissenschaften am
GSI-Labor konnten qualitativ gute Folien hergestellt werden.
Für fruchtvolle Diskussionen, tatkräftige Unterstützungen und angenehmes Zusammenarbeiten
danke ich allen Mitarbeitern der AG Laser- und Plasmaphysik, genannt seien
die Herren Dipl.-Phys.: G. Schaumann, A. Pelka, M. Günther, F. Wamers und Herr M.Sc.
G. Rodriguez-Prieto, Herr Dipl.-Ing. H. Wahl sowie die Damen Dipl.-Phys. R. Knobloch-
Maas und Dr. B. Rethfeld. Allen ungenannten Mitarbeitern der GSI-Plasmaphysikgruppe
danke ich ebenfalls.
Zum Schluss gilt meiner Familie für ihr Vertrauen und die Unterstützung meines Studiums
mein ganz besonderer Dank. Auch meiner Freundin Antje bin ich für ihre Geduld
und Motivation sehr dankbar.

Ehrenwörtliche Erklärung
Hiermit versichere ich, die vorliegende Diplomarbeit ohne die Hilfe Dritter nur mit den
angegebenen Quellen und Hilfsmitteln angefertigt zu haben. Diese Arbeit hat in gleicher
Form noch keiner Prüfungsbehörde vorgelegen.
Darmstadt, den 30. November 2006