Erste isochrone Massenmessung kurzlebiger Nuklide am ...

Erste isochrone Massenmessung
kurzlebiger Nuklide am
Experimentierspeicherring der GSI
Inaugural-Dissertation
zur Erlangung des
Doktorgrades der Naturwissenschaften
der Justus-Liebig-Universität Gießen
(Fachbereich 07 / Mathematik, Physik, Geographie)
vorgelegt von
Jens Stadlmann
geboren in Lübeck
Gießen, im Januar 2002

Dekan: Prof. Dr. A. Beutelspacher
I. Berichterstatter: Prof. Dr. H. Wollnik
II. Berichterstatter: Priv. Doz. Dr. H. Geissel
Tag der mündlichen Prüfung: 25.1.2002

Für Trude und Männe

Zusammenfassung
Die Massen der Kerne geben direkt Aufschluss über deren Bindungsenergie. Präzise
experimentelle Werte für die Kernmassen sind daher von großer Bedeutung
für das Verständnis der Struktur der Materie und als Grundlage für Modellrechnungen.
Viele der Kerne mit noch unbekannter Masse verfügen über eine sehr
kurze Lebensdauer und sehr kleine Produktionsquerschnitte. Im Rahmen dieser
Arbeit wurden erstmals die bisher unbekannten Massen der Nuklide 41 Ti,
44 V, 45 Cr und 48 Mn gemessen. Ein 84 Kr Schwerionenstrahl wurde mit Hilfe der
Beschleunigeranlage der GSI in Darmstadt erzeugt. Die durch Projektilfragmentation
erzeugten exotischen Nuklide wurden am Fragmentseparator (FRS) mit
der Bρ-∆E-Bρ-Methode separiert und die erzeugten heißen Fragmente in den
ESR injiziert. Die präzise Massenbestimmung dieser kurzlebigen Kerne wurde
mittels isochroner Massenmessung am Experimentierspeicherring (ESR) der GSI
durchgeführt. Das erreichte Massenauflösungsvermögen betrug m/∆m = 110000.
Das Verfahren wurde auf diese Weise erstmals angewendet, um eine Massenmessung
durchzuführen. Durch die Bestimmung der Kernmasse von 45 Cr mit einer
Halbwertszeit von lediglich 50 ms konnte gezeigt werden, dass die Methode für
Massenmessungen exotischer Kerne mit kurzer Lebensdauer geeignet ist. Trotz
der vergleichbar geringen Produktionsrate der untersuchten exotischen Kerne war
die Methode empfindlich genug, die gezeigten Resultate zu liefern. Zur Bestimmung
der Umlaufzeit wurde erstmals der eigens am II. Physikalischen Institut der
Justus-Liebig-Universität Gießen entwickelte Einzelteilchendetektor eingesetzt.
Die erforderliche Datenaufnahme wurde mittels eines digitalen Samplingoszilloskops
realisiert. Unterschiedliche Methoden und Werkzeuge für die Datenauswertung
wurden entwickelt, erprobt und erfolgreich eingesetzt. Die Kalibrierung
der Massenmessung erfolgt über gleichzeitig mit den zu untersuchenden Kernen
gespeicherte Nuklide bekannter Masse.

Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung und Motivation 1
2 Erzeugung und Separation von exotischen Kernen 5
2.1 Das ISOL Verfahren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
2.2 Die In-Flight Methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
2.3 Die GSI-Beschleunigeranlagen und der Fragmentseparator . . . . 8
2.3.1 Produktion und Separation exotischer Nuklide am Fragmentseparator
FRS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
3 Methoden zur Massenmessung 13
3.1 Massenbestimmung durch Q-Wert Messungen . . . . . . . . . . . 13
3.2 Direkte Massenmessungen mit MISTRAL, TOFI und SPEG . . . 14
3.3 Massenmessungen in Ionenfallen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
3.4 Schottky-Massenspektrometrie am ESR . . . . . . . . . . . . . . . 19
4 Isochrone Massenmessung am ESR 23
4.1 Die Grundlagen der isochronen Massenmessung am ESR . . . . . 23
4.1.1 Der Experimentierspeicherring ESR . . . . . . . . . . . . . 24
4.1.2 Von der Speicherung der Ionen zur Massenbestimmung . . 25
4.2 Der Flugzeitdetektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
4.3 Das Datenaufnahmesystem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
4.3.1 Datenaufnahme mit einem Digitaloszilloskop . . . . . . . . 35
vii

4.4 Vorteile der Methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
5 Experimentdurchführung 39
5.1 Pilotexperimente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
5.1.1 Skalierbarkeit der ESR Felder . . . . . . . . . . . . . . . . 39
5.1.2 Erster Test mit Fragmenten . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
5.1.3 Tests mit einer dünneren Detektorfolie . . . . . . . . . . . 43
5.2 Durchführung und Parameter des Hauptexperiments . . . . . . . 43
5.2.1 Einstellung genereller Experimentparameter . . . . . . . . 44
5.2.2 Einstellung auf das Zielnuklid 53 Fe . . . . . . . . . . . . . 46
5.2.3 Einstellung auf das Zielnuklid 48 Mn . . . . . . . . . . . . . 47
5.2.4 Massenmessung bei verbesserter Separation im FRS mit
Degrader . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48
5.2.5 Einstellung auf das Zielnuklid 47 Mn . . . . . . . . . . . . . 51
6 Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse 53
6.1 Die Methode der Auswertung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53
6.1.1 Detektorsignale und Zeitmarkenbestimmung . . . . . . . . 53
6.1.2 Umlaufzeitbestimmung für einzelne Teilchen . . . . . . . . 56
6.1.3 Filtern der Rohdaten zur Verbesserung der Peakform . . . 60
6.1.4 Umlaufzeitspektren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65
6.1.5 Berechnung der mittleren Umlaufzeit . . . . . . . . . . . . 67
6.1.6 Massenbestimmung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69
6.2 Überprüfung der Methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70
6.3 Die Massen von 70 Se und 71 Se . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71
6.4 Erste Massenmessung von 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn . . . . . . . 77
6.4.1 Messungen mit der 48 Mn Einstellung . . . . . . . . . . . . 77
6.4.2 Messungen mit der 47 Mn Einstellung . . . . . . . . . . . . 80
6.4.3 Das Nuklid 43 Ti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85

6.4.4 Ergebnisse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87
6.4.5 Astrophysikalische Konsequenzen . . . . . . . . . . . . . . 88
7 Diskussion und Ausblick 91
A Anhang 97
A.1 Die verwendeten Programmpakete . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97
Literaturverzeichnis 99

Abbildungsverzeichnis
1.1 Nuklidkarte mit bekannten und unbekannten Massen . . . . . . . . . . . . . . . 1
1.2 Vergleich mit Massenmodellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2
1.3 Nuklidkarte mit Lebensdauern der Kerne . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3
2.1 Übersicht ISOLDE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
2.2 Bei ISOLDE verfügbare Elemente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
2.3 Übersicht der GSI Beschleunigeranlage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
2.4 Separation exotischer Nuklide am FRS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
2.5 Kernreaktionen bei der In-Flight Methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
3.1 β-Endpunktbestimmung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
3.2 Bestimmung der Kernmasse mit Qα-Werten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
3.3 Massenspektrometer MISTRAL . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
3.4 Übersicht über das TOFI Spektrometer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
3.5 ISOLTRAP und Resonanzkurve . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
3.6 Schottky-Massenspektrometrie am ESR . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
3.7 Frequenzspektrum aus der Schottky Massenspektrometrie . . . . . . . . . . . . 20
3.8 Im Frequenzspektrum aufgelöstes Isomer von 143 Sm . . . . . . . . . . . . . . . 21
4.1 Der Experimentier Speicher Ring (ESR) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
4.2 Foto des Experimentierspeicherrings (ESR) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
4.3 Wahl des Transitionspunkts . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
4.4 Geschwindigkeitsabhängigkeit der Umlauffrequenz . . . . . . . . . . . . . . . . 29
4.5 Änderung der Umlauffrequenz in Abhängigkeit des Teilchenimpulses für verschiedene
Nuklide . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
4.6 Aufbau des Flugzeitdetektors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
xi

4.7 Foto des Flugzeitdetektors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
4.8 Bild der Detektorfolie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
4.9 Position des Flugzeitdetektors im ESR . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
4.10 Schema der Datenaufnahme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
5.1 Reproduzierbarkeit der ESR Einstellungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
5.2 Gemessene Umlauffrequenz im ESR als Funktion der Teilchengeschwindigkeit . 45
5.3 Detektorsignal einer sehr langen Speicherung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
5.4 Separation im FRS bei Verwendung eines Degraders . . . . . . . . . . . . . . . 49
5.5 Dispersionsverlauf des FRS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50
6.1 Signal des Flugzeitdetektors im ESR . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
6.2 Zwei einzelne Signale des Flugzeitdetektors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
6.3 Zeitmarkenbestimmung mit dem CFD Algorithmus . . . . . . . . . . . . . . . . 56
6.4 Zuordnung der Detektorsignale zu verschiedenen Teilchen . . . . . . . . . . . . 58
6.5 Bestimmung der Umlaufzeit eines Teilchens . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59
6.6 Histogramm der Fitparameter zweiter Ordnung . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
6.7 Korrelation der Fitparameter der zweiten und dritten Ordnung . . . . . . . . . 62
6.8 Auswirkung der Filterung auf die Linienbreite im Umlaufzeitspektrum . . . . . 63
6.9 Filterung am Beispiel von 45 V sowie Lage der Teilchen ohne quadratischen Parameter
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64
6.10 Das Isomer von 53 Fe mit und ohne Filterung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64
6.11 Massenauflösungsvermögen am Beispiel von 45 Ti . . . . . . . . . . . . . . . . . 65
6.12 Umlaufzeitspektrum bei der 48 Mn Einstellung ohne Degrader: Übersicht . . . . 66
6.13 Das Programm timeview . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
6.14 Ausschnitt aus dem Spektrum von Abb. 6.12 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
6.15 Umlaufzeitspektrum der 48 Mn Einstellung mit Degrader . . . . . . . . . . . . . 70
6.16 Vergleich der Messungen für bekannte Massen mit Literaturwerten . . . . . . . 71
6.17 Umlaufzeitspektrum aus 53 Fe Einstellung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72
6.18 Vergleich der Messung dieser Arbeit mit anderen Messungen von Selen . . . . . 75
6.19 Ausschnitt aus dem Umlaufzeitspektrum der 48 MnEinstellung.......... 77
6.20 Residuen des Fits zur Massenbestimmung von 48 Mn . . . . . . . . . . . . . . . 79
6.21 Konsistenzuntersuchung der Massenbestimmung von 48 Mn . . . . . . . . . . . . 79

6.22 Umlaufzeitspektrum aufgenommen in der 47 Mn Einstellung . . . . . . . . . . . 80
6.23 Ausschnitt aus dem Umlaufzeitspektrum der 47 Mn Einstellung . . . . . . . . . 81
6.24 Konsistenzuntersuchung zur Massenbestimmung von 44 V und 48 Mn . . . . . . . 82
6.25 Ausschnitt aus dem Umlaufzeitspektrum der 47 Mn Einstellung . . . . . . . . . 83
6.26 Vergleich der Linienform von 38 Ca mit benachbarten Linien . . . . . . . . . . . 83
6.27 Überprüfung der Kalibranten zur Massenmessung von 41 Ti und 45 Cr...... 84
6.28 Linienbreite von 43 Ti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
6.29 Auswirkungen der Massenmessungen auf den rp-Prozess . . . . . . . . . . . . . 89
7.1 Übersicht der untersuchten Kerne . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92
7.2 Vergleich der im Rahmen dieser Arbeit gemessenen Massen mit Modellrechnungen
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93
7.3 Teile der geplanten neuen GSI Anlage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95

Tabellenverzeichnis
6.1 Parameter der Zeitmarkenextraktion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
6.2 Minimalfehler der Umlaufzeiten bzw. Umlauffrequenzen . . . . . . . . . . . . . 69
6.3 Umlaufzeiten der Kerne in der 53 Fe Einstellung . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73
6.4 Ergebnisse der Massenmessung von 70 Se und 71 Se . . . . . . . . . . . . . . . . . 74
6.5 Vergleich der Ergebnisse mit Literaturwerten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75
6.6 Umlaufzeiten der Kerne aus der 48 Mn Einstellung . . . . . . . . . . . . . . . . . 78
6.7 Umlaufzeiten zur Bestimmung der Massen von 48 Mn und 44 V . . . . . . . . . . 81
6.8 Umlaufzeiten zur Bestimmung der Massen von 41 Ti und 45 Cr . . . . . . . . . . 84
6.9 Zusammenfassung der Resultate der Massenmessung für für 41 Ti, 44 V, 45 Cr und
48 Mn . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87
xv

Kapitel 1
Einleitung und Motivation
Kernmassen und damit die Bindungsenergien sind Basisgrößen für das Verständnis
der Struktur von Antomkernen. Nicht nur in der wichtigen Grundlagenforschung,
sondern auch in der Astrophysik und der Kosmologie, die durch populäre
Veröffentlichungen ( [Haw88, Wei97, Haw01]) in das Interesse der breiten Öffentlichkeit
gerückt sind, werden präzise Werte für die Kernmassen als Eingangsgrößen
der verwendeten Modelle benötigt. Abbildung 1.1 zeigt eine Übersicht der
Protonenzahl
8
20
8
28
20
28
50
50
Neutronenzahl
82
82
126
stabile Nuklide
bekannte Massen
unbekannte Massen T > 1s
unbekannte Massen T < 1s
Abbildung 1.1: Nuklidkarte mit bekannten und unbekannten Massen entnommen aus [AW95].
Gut zu erkennen ist, dass viele unbekannte Kerne weit ab von der β-Stabilität sehr kurzen
Lebensdauern haben. Eine feinere Abstufung der Lebensdauern ist in Abbildung 1.3 zu sehen.
1

2 1. Einleitung und Motivation
bisher entdeckten Nuklide, sowie deren Lebensdauer in Form einer Nuklidkarte.
Es ist zu erkennen, dass für viele der Kerne noch keine Information bezüglich ihrer
Kernmasse vorhanden ist. Insbesondere sind die Massen der instabilen Kerne
an den Rändern der Nuklidkarte unbekannt. Gerade diese Nuklide weit ab von
der β-Stabilität sind oftmals von besonderem Interesse. Beispielsweise für die
Astrophysik. Die Synthese der schweren Elemente findet unter anderem in explosionsartigen
kosmischen Ereignissen wie dem r-Prozess oder rp-Prozess unter Beteiligung
der exotischen Kerne statt ( [BBFH57]). Um die Zusammensetzung der
Materie, aus der unser Sonnensystem besteht, zu erklären, müssen diese Prozesse
verstanden werden. Zur Rekonstruktion der genauen Abläufe ist die Kenntnis der
Massen aller beteiligten exotischen Kerne nötig. Aber auch zum Erlangen tieferer
Einsicht in den Aufbau der Atomkerne selbst sind die Bindungsenergien wichtig,
weil zum Beispiel Schalenabschlüsse weit ab von der Stabilität verschwinden oder
sich verschieben können. Auch neue Phänomene, wie etwa sehr schwach gebundene
Nukleonen, die so genannte Halokerne bilden, treten nur bei diesen Nukliden
auf( [THH + 85a, THH + 85b]).
Sind keine experimentellen Erkentnisse über die Kernmassen vorhanden, werden
für die Vorhersage der Massen Modellrechnungen benutzt, deren Vorhersagekraft
gerade bei den exotischen Kernen gering ist (siehe Abbildung 1.2). Auch zur Ka-
Abweichung vom Modell [MeV]
5
0
-5
experimentell
bekannte Massen
40 60 80 100 120
N (Z=50)
Exp. Audi, Wapstra 95
Liran, Zeldes 76
Comay, Kelson
Tachibana
Jannecke, Masson
Masson, Jannecke
Pearson
Duflo
Moeller 95
Meyers-Swiatecki 94
Duflo, Zuker 95
GHT76
Duflo, Zuker 10
Abbildung 1.2: Vergleich gemessener Massen mit verschiedenen Massenmodellen. Die sehr
großen Abweichungen jenseits der bekannten Massen zeigen den Bedarf an präzise gemessenen
Massen zur Verbesserung der Modelle insbesondere bei den exotischen Kernen.
librierung und Verbesserung dieser Modellrechnungen sind präzise experimentelle
Messwerte für die Kernmassen weit ab von der Stabilität nötig.
Um Experimente mit solchen Kernen durchführen zu können, müssen sie erst

produziert werden, da sie in Sternexplosionen vorkommen aber in unserer Welt
der stabilen nichtradioaktiven Nuklide nicht zu finden sind.
Sowohl die Produktionsquerschnitte als auch Lebensdauer nehmen ab, je weiter
sich die Kerne von der β-Stabilität entfernen (siehe Abbildung 1.3).
10
10
20
20
30
30
40
40
50
50
Schalenabschlüsse
60
60
70
70
80
90
80
100
stabile Kerne
110
90
120
130
140
5s
1s
1ms
3
bekannte Massen
Halbwertzeiten der
Nuklide mit unbekannter
Masse
150
1 s
T½ unbekannt
Abbildung 1.3: Nuklidkarte mit den Lebensdauern der unbekannten Massen, entnommen aus
[ABBW97].

4 1. Einleitung und Motivation

Kapitel 2
Erzeugung und Separation von
exotischen Kernen
Zur Bestimmung der Massen von exotischen Kernen müssen die zu untersuchenden
Kerne erzeugt werden. Zudem müssen die interessanten Kerne durch ein geeignetes
Separationsverfahren von den unbedeutenden getrennt werden, da letztere
in einigen Fällen in wesentlich größerer Anzahl produziert werden.
An dieser Stelle sollen nur die wichtigsten Produktions- und Separationsprozesse
erläutert werden, weitere Informationen sind beispielsweise in [GMR95] zu finden.
2.1 Das ISOL Verfahren
Die ISOL (isotope separation on-line) ist eine weit verbreitete Technik zur Erzeugung
von Strahlen exotischer Nuklide, die unter anderem an ISOLDE am
CERN [HHJ + 92] erfolgreich genutzt wird.
Ein hochenergetischer Ionenstrahl wird auf ein dickes Target (bis zu 100 g/cm 2 )
geschossen und darin gestoppt. Meist werden Protonen oder leichte Ionen auf
Targets geschossen, die schwerere chemische Elemente enthalten. Die schweren
Targetkerne werden dann durch die leichten Projektile fragmentiert oder zur
Kernspaltung angeregt. Beides führt zur Produktion einer Vielzahl unterschiedlicher
exotischer Nuklide.
Durch Stöße mit dem umgebenden Targetmaterial werden die produzierten Bruchstücke
thermalisiert. Sie diffundieren aus dem (meist sehr heißen) Target heraus
an die Oberfläche, desorbieren und werden in einer Ionenquelle ionisiert. Von
dort werden sie elektrostatisch extrahiert und dann durch Nachbeschleunigung
zu einem Sekundärstrahl geformt werden. An ISOLDE beispielsweise wird ein
Protonenstrahl von 1 GeV mit einer Intensität von 2 µA verwendet, die Wahl
des Targets hängt vom gewünschten Nuklid ab. Nach der Ionisation werden die
5

6 2. Erzeugung und Separation von exotischen Kernen
Abbildung 2.1: Die ISOL Anlage ISOLDE am CERN. Ein Protonenstrahl (von oben rechts)
trifft auf eins der beiden verfügbaren Targets, in dem durch Fragmentation und Spaltung exotische
Nuklide erzeugt werden. Diese werden dann, nachdem sie ionisiert sind, in dem jeweiligen
Separator selektiert und zu den verschiedenen Experimenten (im Bildvordergrund) gelenkt.
Zwei der Experimente sind in Abschnitt 3 näher erläutert.
Teilchen auf eine Energie von 60 keV beschleunigt, dies ist ein typischer Wert für
solche Anlagen.
Die Verwendung dicker Targets und Strahlen aus leichten Ionen, welche auch
mit sehr hoher Intensität erzeugt werden können, erlaubt vergleichsweise hohe
Produktionsraten. Die Intensität des Sekundärstrahls einer bestimmten Ionensorte,
die erzielt werden kann, hängt zusätzlich von der Effizienz der verwendeten
Kombination aus Target und Ionenquelle ab. Diese wird durch unterschiedliche
Faktoren wie Hochtemperaturchemie, Metallurgie und Ionisationsphänomene bestimmt
und kann für verschiedene Elemente sehr unterschiedlich sein.
Aus diesem Grund lassen sich kaum allgemeingültige Aussagen über die erreichbaren
Strahlintensitäten machen. Als Beispiel sei auf die Angaben aus der ISOLDE-
Datenbank [MSNG01] verwiesen, die in Abb. 2.2 zusammengefasst sind. Die Verweildauer
der Teilchen in der Target-Ionenquelleneinheit schränkt die Eignung der
Methode ein, wenn es sich um Nuklide weitab der Stabilität mit kurzen Lebens-

2.2 Die In-Flight Methode 7
Abbildung 2.2: Die bei ISOLDE verfügbaren Elemente in der Übersicht.
dauern handelt. Es wurden aber schon Nuklide mit Halbwertszeiten von weniger
als 10 ms untersucht [BDC + 99].
2.2 Die In-Flight Methode
Ein anderer Ansatz ergibt sich im Wesentlichen durch Umkehrung der Kinematik
der Produktionsreaktionen im Vergleich zur ISOL-Methode. Schießt man relativ
schwere Kerne mit Energien von einigen hundert bis einigen tausend MeV pro
Nukleon auf dünnere Targets (typisch wenige g/cm 2 ), so werden die Reaktionsprodukte
nicht im Target gestoppt, sondern fliegen mit nahezu der Projektilgeschwindigkeit
weiter. Im Target können dabei Projektilfragmentation, elektromagnetische
Dissoziation und die Spaltung der Projektilkerne auftreten, wobei alle
genannten Prozesse zu exotischen Kernen führen.
Bei der Projektilfragmentation verliert der Projektilkern in einer peripheren Kollision
mit einem Targetkern einen Teil seiner Nukleonen. Der verbleibende Rest
fliegt als angeregtes Präfragment weiter und wandelt sich durch Abgabe elektromagnetischer
Strahlung oder Abdampfen einzelner Nukleonen innerhalb von
etwa 10 −20 bis 10 −16 Sekunden in ein Projektilfragment um.
Die elektromagnetische Dissoziation beruht auf der Coulomb-Wechselwirkung
zwischen dem Projektilkern und einem Kern des Targets. Dabei wird der Projektilkern
angeregt und kann in der Folge Nukleonen abdampfen, oder es kann,
vorzugsweise wenn es sich um einen schweren Kern handelt, zur induzierten Kernspaltung
kommen. Auch hier fliegen die exotischen Kerne nach Durchqueren des
Targets weiter. Die induzierte Spaltung ist insbesondere für die Erzeugung neu-

8 2. Erzeugung und Separation von exotischen Kernen
tronenreicher mittelschwerer Nuklide geeignet.
In beiden Fällen verlassen die exotischen Kerne das Target mit vergleichsweise
hohen kinetischen Energien von einigen hundert MeV pro Nukleon und in einem
entsprechend hoch ionisierten Zustand. Somit ist keine weitere Ionisierung
notwendig und es steht direkt hinter dem Target ein Strahl exotischer Nuklide
zur Verfügung. Dieser enthält in der Regel noch eine Vielzahl unterschiedlicher
Nuklide, welche dann häufig in einem magnetischen Separator voneinander getrennt
werden. Um eine isotopenreine Trennung zu erzielen, wird zusätzlich der
Energieverlust solcher Strahlen in Materie als ordnungszahlabhängiges Separationskriterium
genutzt.
Die Separationszeit ist durch die Flugzeit im Separator bestimmt und liegt in der
Grössenordnung von Mikrosekunden.
2.3 Die GSI-Beschleunigeranlagen und der Fragmentseparator
An der Gesellschaft für Schwerionenforschung (GSI) in Darmstadt können Ionen
der meisten chemischen Elemente bis zum Uran in dem Linearbeschleuniger UNI-
LAC auf etwa 10 MeV pro Nukleon beschleunigt werden. Dieser Strahl kann dann
in das Schwerionensynchrotron SIS [BBFP85] (siehe Abb. 2.3) transferiert und
dort auf kinetische Energien von einigen Hundert MeV pro Nukleon beschleunigt
werden. Die Obergrenze der erreichbaren Energie ist durch die maximale magnetische
Steifigkeit von 18 Tm gegeben. Beispielsweise kann 238 U 73+ auf etwa ein
GeV/u beschleunigt werden. Leichtere neutronenarme und voll ionisierte Ionen
(z. B. Neon) können auf bis zu etwa 2 GeV/u beschleunigt werden. Anschliessend
werden die Teilchen extrahiert und zu verschiedenen Experimentaufbauten gelenkt.
Zu diesen zählen beispielsweise die Spektrometer KAOS [SAB + 93, DU01]
und ALADIN/LAND [lan01], aber auch der Bestrahlungsplatz der neu entwickelten
Tumortherapie mit Schwerionen [KBB + 91,KW01] und der Experimentierspeicherring
ESR [Fra87] (siehe Abbildung 2.3).
Zur Erzeugung von Sekundärstrahlen exotischer Nuklide wird der Primärstrahl
vom SIS auf ein Produktionstarget am Eingang des Fragmentseparators (siehe
Abbildung 2.3) fokussiert.
2.3.1 Produktion und Separation exotischer Nuklide am
Fragmentseparator FRS
Der FRS [GAB + 92] ist ein transversal dispersives Magnetspektrometer für relativistische
Schwerionen. Relativistische Primärstrahlen mit Teilchenenergien von

2.3 Die GSI-Beschleunigeranlagen und der Fragmentseparator 9
SIS
Injektion
vom
Linearbeschleuniger
UNILAC
ESR
FRS
Produktions
Target
B B - E-B E-B
Separation
Injektion der
separierten
exotischen
Kerne
Abbildung 2.3: Übersicht der GSI Beschleunigeranlage. Oben im Bild das Schwerionensynchrotron
SIS, darunter der Fragmentseparator FRS. Der kleinere Ring unten ist der Experimentierspeicherring
ESR. Die Ionen werden vom Linearbeschleuniger UNILAC in das Schwerionensynchrotron
(SIS) injiziert. Hier werden sie auf relativistische Geschwindigkeiten beschleunigt.
Nun können sie als Primärstrahl direkt zu den Experimenten extrahiert werden oder am Produktionstarget
des Fragmentseparators zur Erzeugung von exotischen Kernen benutzt werden.
Weiterhin lassen sich die Ionen im ESR speichern.

10 2. Erzeugung und Separation von exotischen Kernen
einigen hundert MeV pro Nukleon und Intensitäten, die bis zu etwa 10 11 Ionen pro
Schuss erreichen können, werden auf Produktionstargets aus Beryllium (für Projektilfragmentation),
Blei (für induzierte Spaltung) oder andere Materialien mit
einer typischen Flächenbelegung von einigen g/cm 2 geschossen. Neuerdings wird
auch ein Target aus flüssigem Wasserstoff verwendet ( [CFG + 97]). Wie schon in
dem Abschnitt 2.2 kurz beschrieben, entstehen im Target durch Projektilfragmentation
oder durch induzierte Projektilspaltung (siehe Abbildung 2.5) exotische
Kerne, welche dann im Flug separiert und zu verschiedenen Experimentierplät-
Produktionstarget
Primärstrahl
F1
Abbremser
F2
F3
Erste Stufe Zweite Stufe
20.000 m
Abbildung 2.4: Separation exotischer Nuklide am FRS: nach dem Target werden die Ionen in der
ersten Stufe ihrer magnetischen Steifigkeit entsprechend räumlich separiert. Dies führt im Wesentlichen
zu einer Trennung verschiedener Masse-zu-Ladungsverhältnisse and der Fokalebene
F2. Die dort mit Schlitzen ausgewählten Ionen verlieren dann im Abbremser (Degrader) einen
Teil ihrer kinetischen Energie. Dieser Energieverlust ist kernladungsabhängig (Z 2 ) und führt
so für verschiedene Kernsorten zu unterschiedlichen magnetischen Steifigkeiten. Diese werden
dann in der zweiten Separatorstufe analysiert und an der Fokalebene F4 räumlich getrennt.
zen transportiert werden können. Die Sekundärstrahlen verlassen das Target in
der Regel mit kinetischen Energien von einigen Hundert MeV pro Nukleon und
in einem hoch ionisierten Zustand. Leichtere Ionensorten sind meist vollständig
ionisiert, während beispielsweise Blei- oder Uranisotope das Target mit keinem,
mit einem oder mit zwei Elektronen verlassen.
Im Anschluss an die Erzeugung im Target werden die exotischen Kerne nach
ihrer magnetischen Steifigkeit (Bρ) separiert. Vollständig ionisierte Nuklide mit
der Kernladung Z haben auch die Ionenladung q = Z. Die Masse m hängt von
der Nukleonenzahl N ab. Die magnetische Trennung der Ionen ist umgekehrt
proportional zum Impuls pro Ladung. Ionen mit gleichem Verhältnis von m/q
(also auch gleichem Verhältnis von N/Z) werden auf die selbe Stelle fokussiert.
Zur Trennung von Ionen mit gleichem Verhältnis N/Z und unterschiedlichem Z
wird in der Fokalebene der Impulsanalysestufe ein Energieabsorber (Degrader)
F4

2.3 Die GSI-Beschleunigeranlagen und der Fragmentseparator 11
Projektilfragmentation
84
Kr
84
Kr
9
Be
Elektromagnetische Dissotiation
Induzierte Kernspaltung
238
U
238
U
208
Pb
207
Pb
137
Cs
n
n
98
Rb
n
n
n
83
Kr
83
Kr
Abbildung 2.5: Kernreaktionen bei der In-Flight Methode: bei der Projektilfragmentation
(oben) werden dem Projektilkern in einem periphären Stoss mit einem Targetkern einige Nukleonen
quasi abgeschert. Bei der elektromagnetischen Dissoziation (Mitte) wird der Projektilkern
durch Coulomb-Wechselwirkung angeregt und emittiert bei der Abregung wenige Nukleonen.
Bei schweren Projektilkernen kann es durch die elektromagnetische Anregung des
Projektilkerns auch zur induzierten Spaltung (unten) kommen.

12 2. Erzeugung und Separation von exotischen Kernen
plaziert [GAB + 92, SG98]. Die Abbremsung hängt dabei unter anderm von der
Ordnungszahl der Nuklide zum Quardrat ab. Ionen mit größerer Kernladungszahl
werden stärker abgebremst als solche mit kleinerer Kernladungszahl. Nach dem
durchfliegen des Degraders unterschieden sich die Nuklide mit unterschiedlichem
Z so stark in ihrer Geschwindigkeit, dass sie in der zweiten Stufe des FRS mit
einer weiteren magnetsichen Impulsanalye getrennt werden können. Durch eine
keilförmige Form des Degraders kann die erreichbare Trennung noch verbessert
werden.
Mit dieser Bρ− ∆E − Bρ-Methode lassen sich isotopenreine Strahlen quasi aller
am FRS erzeugbaren Nuklide herstellen, solange sie vollständig ionisiert sind. Bei
höheren Ordnungszahlen und niedrigeren Energien ist die vollständige Trennung
aufgrund der vielen auftretenden Ladungszustände schwieriger [MGV + 95].
Unter Verzicht auf den Abbremser in der Mittelebene lassen sich am FRS auch Sekundärstrahlen
erzeugen, die rein nach dem Masse-zu-Ladungsverhältnis getrennt
sind. Je nach Primärstrahl kommen so am Ende des Separators eine Vielzahl von
Teilchensorten an.
In der zweiten Stufe des FRS lassen sich durch Ein- und Ausschalten von Dipolmagneten
verschiedene (ionenoptisch weitgehend gleichwertige) Strahlführungen
auswählen, mit denen die separierten exotischen Kerne dann zu unterschiedlichen
Experimentierplätzen gelenkt werden können. Unter anderem kann der Sekundärstrahl
in den bereits erwähnten Speicherring ESR injiziert werden (siehe
Abbildung 2.3).

Kapitel 3
Methoden zur Massenmessung
An dieser Stelle sollen verschiedene Verfahren vorgestellt werden, die zur Massenmessung
exotischer Nuklide verwendet werden.
3.1 Massenbestimmung durch Q-Wert Messungen
Eine der klassischen Methoden der Massenbestimmung besteht darin, den Q-
Wert einer Reaktion oder eines radioaktiven Zerfalls zu messen, an der das zu
untersuchende Nuklid beteiligt ist. Voraussetzung ist natürlich, dass die Massen
aller beteiligten Teilchen bis auf das zu untersuchende Nuklid bekannt sind.
Messungen des Q-Wertes von Transferreaktionen bei niedriger Energie, bei denen
meist einige wenige Nukleonen ausgetauscht werden, zeichnen sich durch eine
hohe Präzision bis zu wenigen keV aus. Leider konnten bisher auf diese Weise im
wesentlichen nur Messungen an relativ leichten Ionen vorgenommen werden.
Eine häufig verwendete Methode ist die Messung des Q-Werts des β-Zerfalls.
Diese ist auf einen großen Teil der radioaktiven Nuklide anwendbar. Die Problematik
liegt hier in der Bestimmung des β-Endpunkts, der eigentlich immer
durch Extrapolation bestimmt werden muss (siehe Abbildung 3.1 und beispielsweise
[Bre01,TBZ + 01]). Weiterhin kann der Zerfall zu einem angeregten Zustand
des Tochterkerns führen. In diesen Fällen können zusätzlich γ-Detektoren eingesetzt
werden, um aus der Summe der Messungen den korrekten Q-Wert zu
erhalten (siehe [Bre01,TBZ + 01]). In jedem Fall muss das Zerfallsschema bekannt
sein. Für exotische Nuklide weitab der Stabilität ist oft dieses Zerfallsschema
nur unzulänglich untersucht. Daher sind solche Messungen an Kernen mit kleinen
Produktionsraten äußerst schwierig. Die erzielbare Präzision kann von etwa
10 keV bis zu 1 MeV reichen.
13

14 3. Methoden zur Massenmessung
N 1/2
20
15
10
5
0
Channel
71
Se
Abbildung 3.1: β-Endpunktbestimmung aus [Bre01]. An diesem Beispiel wird deutlich, dass der
Bestimmung des Endpunkts immer eine Extrapolation zu Grunde liegt.
Das Problem der Endpunktbestimmung entfällt für Messungen des α- oderProtonenzerfall-Q-Wertes,
so dass hierbei eine hohe Präzision von etwa 10 keV erreicht
werden kann. Ferner ist beispielsweise für den α-Zerfall von gg-Kernen der
Übergang in den Grundzustand des Tochterkerns dominant und somit auch das
Zerfallsschema einfach. In anderen Fällen muß jedoch auch hier ein komplexes
Zerfallsschema rekonstruiert werden. Als Beispiel ist in Abbildung 3.2 die Bestimmung
der Massen von 196 Po, 200 Rn, 204 Ra, 197 At und 201 Fr durch Kombination
direkter Massenmessungen der α-Tochterkerne in Verbindung mit gemessenen
Qα-Werten illustriert.
Spontane Protonenemission ist bisher nur an kurzlebigen sehr protonenreichen
Kernen beobachtet worden, bei denen das letze Proton so schwach gebunden ist,
dass es durch den Coulombwall hindurchtunneln kann. Bei diesen sehr exotischen
Nukilden sind oft die Massen der Tochterkerne nicht bekannt.
3.2 Direkte Massenmessungen mit MISTRAL, TO-
FI und SPEG
Neben den Q-Wertmessungen gibt es direkte Methoden zur Massenmessung an
exotischen Nukliden. Ein Verfahren, dass besonders für kurzlebige Kerne geeignet
ist, wird bei MISTRAL [CLGdSS + 88,LAB + 96] an ISOLDE als Neukonstruktion

3.2 Direkte Massenmessungen mit MISTRAL, TOFI und SPEG 15
Abbildung 3.2: Bestimmung der Kernmasse mit Qα-Werten. Die Basispunkte der Ketten wurden
am ESR der GSI mittels Schottkymassenspektrometrie bestimmt (siehe Abschnitt 3.4
und [RKS + 97, RGM + 00, NAB + 01]).
nach dem Prinzip eines Smith-Filters verwendet. Dabei durchlaufen die Ionen
des ISOLDE Sekundärstrahls zwei Umläufe in einem homogenen Magnetfeld und
werden dabei zweimal einer Hochfrequenzmodulation ausgesetzt, wobei die erste
die Ionen leicht abbremst und die zweite diese Ionen nach Durchlaufen einer
360 Grad Ablenkung wieder um denselben Betrag beschleunigt. Dies stellt eine
ausserordentliche präzise Zeitmessung dar, da die zu untersuchenden Ionen genau
phasenrichtig die beiden Modulationen erleben müssen. Unter Verwendung
von Ionen, die in dem gegebenen Magnetfeld die 360 Grad Ablenkung in etwa
eine Mikrosekunde durchführen und mittels einer HF-Frequenz von ca. 10GHz
ergibt sich eine hochgenaue Ionengeschwindigkeitsanalyse (etwa 1ppm). Daher
können nur Ionen einer ganz bestimmet Masse am Ende den Austrittsspalt passieren
und werden am Detektor registriert. Die eigentliche Massenmessung erfolgt
durch abwechselnde Messung der Zyklotronfrequenzen eines Nuklids unbekannter
Masse und eines, dessen Masse bekannt ist. Dabei ist es vorteilhaft, ein Referenznuklid
mit möglichst ähnlicher Masse zu wählen. Die kurze Messzeit erlaubt,

16 3. Methoden zur Massenmessung
Massen weitab von der β-Stabilität zu messen. Bei Messungen an Natriumisotopen
mit Halbwertszeiten bis zu 31 ms ( 28 Na) wurde eine Massenauflösung von
m/∆m ≈ 50000 erreicht [TAB + ]. Dieser Wert hängt aber von den gewählten
Geräteparametern ab und kann auch mehr als 100000 erreichen [LMA + 01]. Genauigkeiten
von 0,4 ppm wurden erreicht [LMA + 01].
An SPEG [BFG + 89,GBC + 86,GMB + 87,OMF + 91,Sav01] und TOFI [WVW + 85,
Signal
Frequenz [kHz]
Ionendetektor
Vakuumpumpe
Magnet
HF Vakuumpumpe
Schlitz 0.4mm
HF
HF Modulator Details
HF
Referenzionenquelle
Strahl
60 keV
ISOLDE
Strahl
Abbildung 3.3: Das Massenspektrometer MISTRAL: die exotischen Nuklide von ISOLDE führen
zwei Umläufe in einem homogenen magnetischen Dipolfeld aus und werden dabei zweimal
einem Hochfrequenzfeld ausgesetzt. Für ein bestimmtes Masse-zu-Ladungsverhältnis kompensieren
sich die Effekte dieser beiden Modulationen und die Teilchen können den Schlitz am
Ausgang des Spektrometers passieren. Dahinter werden sie dann nachgewiesen. Links ist eine
typische Resonanzkurve, wie sie mit MISTRAL aufgenommen wurde, zu sehen.
SWV + 94,Sei93,VSW + 95] werden (bzw. wurden) Massen durch Messung der Flugzeit
der Teilchen durch das Spektrometer bestimmt. Für solch eine Massenbestimmung
muß der Einfluß der Ionenenergie K und Ladung q auf die Flugzeit
eliminiert werden. Im Falle von SPEG wird dies durch Bestimmung der Ionensteifigkeit
Bρ ∝ (m/q)(K/q) mit einem großen Magnetspektrometer erreicht. Bei
TOFI wird der gewünschte Effekt durch die energie-isochrone Anordnung der magnetischen
Sektorfelder [MCW81] erzielt. Aufgrund der begrenzten Flugstrecke
beträgt die Massenauflösung in beiden Fällen etwa 3 · 10 −4 , weshalb hauptsächlich
leichte Kerne (typ. bis Nickel) untersucht wurden. Die exotischen Nuklide
wurden dabei via Projektilfragmentation (SPEG) und Separation im Flug oder
durch Spallation und Spaltung in einem Thoriumtarget (TOFI) erzeugt. Vorteilhaft
ist, dass diese Methode die simultane Messung mehrerer Kerne erlaubt und
von daher besonders effizient ist.
An SPEG wurden kürzlich erstmals die Massen von 70,71 Se experimentell be-

3.3 Massenmessungen in Ionenfallen 17
stimmt [CMO + 95,CMO + 98], des weiteren wurden die Massen von neutronenreichen
Kernen im Bereich N =28untersucht [SSN + 00].
Abbildung 3.4: Übersicht über das TOFI Spektrometer. Durch Spallation und Spaltung im Target
(links im Bild) werden exotische Nuklide erzeugt und dann zum Spektrometer TOFI (rechts
im Bild) geleitet. Dort wird die Flugzeit durch das Spektrometer gemessen, die Isochronie erlaubt
dabei eine Massenbestimmung, die nicht von der Geschwindigkeitsbreite der Fragmente
abhängt.
3.3 Massenmessungen in Ionenfallen
Ausgesprochen erfolgreiche Massenmessungen sind des weiteren an ISOLDE/CERN
mit dem Fallensystem ISOLTRAP [SBB + 90] unternommen worden. Dabei wird
der 60 keV ISOLDE Strahl zunächst in einem mit Puffergas gefüllten Hochfrequenzquadrupol
(in Abbildung 3.5 unten) abgebremst und ’gebuncht’. Danach
werden die Ionen in die Kühlfalle, eine zylindrische Penningfalle, injiziert und
massenselektiv gekühlt. Das so von einigen Kontaminanten befreite Ensemble
von Ionen wird dann in eine hyperbolische Penningfalle, die Messfalle, transferiert
und dort einer Hochfrequenzanregung ausgesetzt. Die Zyklotronfrequenz
ωC = B/(γm/q) ist dabei ein Maß für das Masse-zu-Landungsverhältnis m/q.
Schließlich werden die Ionen axial aus der Falle extrahiert. Bei dieser axialen Ionenextraktion
durch das Streufeld des Solenoids der Pennigfalle, wird wegen der
Erhaltung des Drehimpulses die axiale Energie der Ionen in azimuthale Energie
umgewandelt. Die Ionenflugzeit zu einem Detektor (oben rechts in Abbildung 3.5)
charakterisiert somit Ionen die sich auf einer ganz bestimmten Kreisbahn in der
Pennigfalle bewegt hatten. Bei Verwendung von Anregungsfrequenzen im Bereich
der Zyklotronfrequenz zeigt sich eine Resonanz in der gemessenen Flugzeit (siehe
Abbildung 3.5). Auf diese Art konnte beispielsweise die Masse des kurzlebigen

18 3. Methoden zur Massenmessung
Flugzeit [ms]
160
140
120
100
ISOLDE
Strahl
60 keV
Resonanzkurve
Messfalle
0 40 80 120
nRF -2757232 (Hz)
RFQ Struktur
Kühlfalle
lineare Paulfalle
Hochspannungsplattform
MCP
Detektor
B
B
90° Ablenker
Abbildung 3.5: Schematische Darstellung des ISOLTRAP-Experiments. Der ankommende
ISOLDE-Strahl (unten links) wird in dem System aus drei Fallen zunächst ’gebuncht’ und
separiert, danach wird durch Anregung mit der Zyklotronfrequenz in der Messfalle und Messung
der Flugzeit zum MCP-Detektor eine Resonanzkurve (oben links) aufgenommen. Die
Resonanzfrequenz enthält die Information über die Masse.
Nuklids 33 Ar (T1/2 = 174 ms) mit einer Genauigkeit von nur 4,2 keV gemessen
[HDK + 01a,HDK + 01b] werden. Es ist anzumerken, dass durch die zu Grunde
liegende ISOL-Technik die Grenze der erreichbaren Lebensdauern stark von den
chemischen Eigenschaften des jeweiligen Elements abhängt (siehe Abschnitt 2.1).

3.4 Schottky-Massenspektrometrie am ESR 19
3.4 Schottky-Massenspektrometrie am ESR
Die Schottky-Massenspektrometrie (SMS) als Verfahren der Massenmessung wurde
in den letzten Jahren am ESR der GSI entwickelt und erfolgreich eingesetzt
[FGM87,GBB + 92,FBE + 95,RKS + 97,BS97,GRA + 98,RGA + 99,SAB + 99,RGM + 00,
GW01, GAB + 01, LAB + 01].
Sie beruht auf der Messung der Umlauffrequenzen f von Ionen mit unterschiedli-
(m/q)
1
>
(m/q) 2
Schottky
Rauschsonden
>
(m/q)
3
>
(m/q)
gekühlte Fragmente
4
Injektion
Septum
Elektronenkühler
v
v
0
Abbildung 3.6: Prinzip der Schottky Massenspektrometrie am Experimentierspeicherring
(ESR). Zu erkennen sind verschiedene Teilchensorten, die durch den Elektronenkühler auf die
gleiche Geschwindigkeit gekühlt werden. Die Kerne mit größerem m/q beschreiben längere Bahnen
und haben somit eine niedrigere Umlauffrequenz als solche mit kleinerem m/q.
chen Masse-zu-Ladungsverhältnissen m/q. Exotische Kerne werden dabei durch
Projektilfragmentation (oder Spaltung) im Target am Eingang des Fragmentseparators
FRS erzeugt und durch den FRS im Flug getrennt. Ein Teil der erzeugten
exotischen Nuklide wird in den ESR eingeschossen und dort gespeichert. Durch

20 3. Methoden zur Massenmessung
Verwendung der Elektronenkühlung werden dabei alle Teilchen gezwungen, mit
der gleichen mittleren Geschwindigkeit im Ring umzulaufen. Ionen mit größerem
Masse-zu-Ladungsverhältnis laufen dabei auf weiter außen liegenden und
somit längeren Bahnen um als solche mit einem kleineren Wert von m/q. Da
die Geschwindigkeitsverteilungen der einzelnen Ionensorten aufgrund der Elektronenkühlung
sehr schmal (δv/v =10 −6 )sind[SBE + 96], können so präzise Massen
verschiedenener Nuklide durch Mesung der Umlauffrequenz bestimmt werden
(siehe auch Gleichung 4.7).
Amplitude, willk. Einheit
10
5
204 84+
187 77+
Po
Au
187 77+
Pt
199 82+
Bi
199 82+
Pb
182 75+
Ir
194 80+
Pb
194 80+
Tl
194 80+
Hg
189 78+
189 78+
Hg
Au
189 78+
Pt
Po
201 83+
Bi
201 83+
184 76+
184 76+
Ir
Os
0
80 90 100 110 120 130 140 150 160
196 81+
Tl
Frequenz / kHz
191 79+
Hg
191 79+
Au
203 84+
Po
bekannte unbekannte Masse
186 77+
186 77+
186 77+
198 82+
Au
198 82+
Pt
Bi
Pb
Abbildung 3.7: Umlauffrequenzspektrum einer Schottky-Massenmessung erzeugt durch Fouriertransformation
der Signale von den Schottkyrauschsonden. Gezeigt ist ein Ausschnitt. Das
gesamte Spektrum hat etwa die dreifache Breite. Die bekannten und unbekannten Kerne vom
Fragmentseparator befinden sich gleichzeitig im Speicherring. Die Kerne mit bekannten Massen
werden zur Kalibrierung der Massenmessung verwendet.
Die Messung der Umlauffrequenz erfolgt zerstörungsfrei durch die Schottky-Diagnose
[BBH + 74], bei der die Ladung gemessen wird, die auf den Elektroden
eines Kondensators influenziert wird, wenn ein geladenes Teilchen zwischen den
Kondensatorplatten hindurchfliegt [BCFS90, Sch91].
Dieses Signal ist zwar als solches nicht direkt messbar, da seine Amplitude im
Rauschen verschwindet, aber es kehrt periodisch wieder. Zerlegt man das tatsächliche
farbige Rauschen der Sonde in seine Frequenzkomponenten, so findet
man eine Häufung bei der Frequenz, die der Umlauffrequenz des Ions entspricht.
Zusätzlich findet man ähnliche Häufungen bei den Vielfachen dieser Umlauffrequenz.
Letztere werden Harmonische genannt. Dieses Verfahren kann nun auch
auf den Fall mehrerer verschiedener Ionen im Ring angewendet werden. Die Zerlegung
in die Frequenzkomponenten erfolgt durch eine Fast Fourier Transformation
(FFT) [PTVF92].
Aus technischen Gründen wird meist eine Harmonische der Umlauffrequenz zunächst
mittels eines Mischers auf einen Frequenzbereich zwischen Null und wenigen
hundert kHz abgebildet und dann mittels FFT analysiert. Um das Signal-
Rausch-Verhältnis zu verbessern, wird dabei zusätzlich ein Resonator verwendet.
Ir
181 75+
Ir
181 75+
181 75+
Os
Re
193 80+
Pb
193 80+
Tl
193 80+
Hg

3.4 Schottky-Massenspektrometrie am ESR 21
Auf diese Art konnte eine Sensitivität erreicht werden, die Messungen an einzelnen
Teilchen erlaubt, wie beispielsweise in [Sch97] demonstriert wird. Das Auflösungsvermögen
bei diesen Messungen erreicht inzwischen den beachtlichen Wert
von m/δm = 700000 [LAB + 01] (Siehe auch Abbildung 3.8). Ferner erlaubt die
Amplitude / willk. Einheiten
0.70
0.65
0.60
0.55
0.50
0.45
0.40
143m 62+
Sm
(1 Teilchen)
143m 0+
T( ½ Sm )=66s
-
J = 11/2
IT = 100%
754 keV
143g 62+
Sm
(1 Teilchen)
143g 0+
T ½(
Sm ) = 8.8 min
+ J = 3/2
+
= 100%
0.35
0.30
m
m
= 700 000
33800 33900 34000 34100 34200 34300 34400 34500
Frequenz / Hz
Abbildung 3.8: Als Beispiel für eine hochgenaue Schottky-Massenmessung ist ein aufgelöstes
Isomer von 143 Sm gezeigt. Die Linienbreite entspricht einem Massenauflösungsvermögen
von 700000. Die erreichte Messgenauigkeit der Massen mit dieser Methode liegt bei 5 · 10 −7
([LAB + 01]). Bemerkenswert ist die Sensitivität: beide oben gezeigten Linien entsprechen jeweils
einem einzigen Teilchen.
Methode, die Massen vieler verschiedener Nuklide in vergleichsweise kurzer Zeit
zu messen, da mehr als hundert Ionensorten gleichzeitig im ESR gespeichert werden
können. Weiterhin ergibt sich hierdurch eine sehr zuverlässige Kalibrierung,
weil sich die Kalibrationsmassen gleichzeitig mit den zu messenden Kernen im
Speicherring befinden.
Der Nachteil der Methode liegt in der notwendigen Kühlzeit und der Zeit begründet,
die für die Frequenzmessung benötigt wird. Beide liegen in der Größenordnung
von Sekunden und beschränken die Anwendung der Technik daher auf
Kerne mit Lebensdauern von mehr als einer Sekunde.
Bei der Auswahl der zu untersuchenden Kerne ist zu beachten, dass die Ionen im
allgemeinen nur wenige oder gar keine Elektronen mehr besitzen. Somit sind Zerfallsmoden,
die zwingend auf ein solches Hüllenelektron angewiesen sind, stark
unterdrückt, dass die Lebensdauer verlängern kann (siehe z.B. [IGN + 95]). Andererseits
ergibt sich ein neuer Zerfallsmode, der gebundene β-Zerfall, der nur
dann ablaufen kann, wenn ein freier Platz in der Elektronenhülle vorhanden
ist [JBB + 92, BFF + 96, OBG + 01].

22 3. Methoden zur Massenmessung

Kapitel 4
Isochrone Massenmessung am ESR
Wie in Kapitel 1 dargestellt, sind insbesondere die Massen von Nukliden weitab
von der β-Stabilität bislang nicht experimentell bekannt. Jede Massenmessung
solcher exotischer Kerne ist prinzipiell mit zwei Hauptschwierigkeiten konfrontiert:
Schwierigkeiten die aus der kurzen Lebensdauer der zu untersuchenden
Kerne resultieren sowie aus deren geringen Produktionsquerschnitten. Die bisher
bekannten und diskutierten Verfahren haben den Nachteil, dass sie vorzugsweise
schnell oder empfindlich messen, aber nicht beide Bedingungen in einem Messverfahren
für kurzlebige Nuklide bei hinreichender Messgenauigkeit vereinigen.
Von den im vorigen Kapitel beschriebenen Techniken ist beispielsweise die Schottky
Massenspektrometrie sensitiv genug, um Messungen an einzelnen Teilchen
durchzuführen (siehe [Sch97,LAB + 01]). Allerdings wird dabei sowohl für die Elektronenkühlung
als auch für die Frequenzmessung mittels Schottkydiagnose jeweils
eine Zeit von einer Sekunde oder mehr benötigt. Daher ist diese Methode auf Nuklide
mit einer Lebensdauer von derzeit einigen Sekunde beschränkt.
Im Folgenden soll daher eine andere Methode zur präzisen Massenmessung am
ESR beschrieben werden, die sowohl ausreichend schnell ist, um Nuklide mit
Halbwertszeiten bis hinunter zu einigen µs zu erfassen, als auch sensitiv genug
ist, um mit wenigen Teilchen auszukommen.
4.1 Die Grundlagen der isochronen Massenmessung
am ESR
Bei einer isochronen Massenmessung wird die Flugzeit der Ionen in einem ionenoptischen
System bestimmt in dem die Ionenflugzeit nur von der Ionenmasse
jedoch nicht von der Ionenenergie abhängt. Im Falle der isochronen Massenbestimmung
im ESR der GSI werden die zu untersuchenden Kerne mittels Pro-
23

24 4. Isochrone Massenmessung am ESR
jektilfragmentation (oder auch Projektilspaltung) erzeugt, im Fragmentseparator
(FRS) mit der in Referenz [GAB + 92] beschriebenen Methode getrennt und zur
Massenbestimmung in den ESR eingeschossen. Durch die Separation im Flug beträgt
die Zeit, die von der Erzeugung der Kerne bis zur Injektion in den ESR
vergeht, nur etwa 500 ns und stellt somit keine Einschränkung für die Messung
sehr kurzlebiger Kerne dar.
Durch die isochrone Einstellung des Speicherrings (siehe unten) wird dabei eine
sofortige Separation der verschiedenen eingeschossenen Nuklide in ihrer Umlaufzeit
erreicht. In Verbindung mit einer schnellen Messung dieser Umlaufzeit führt
dies dann zu einer Massenmessmethode, die auch für kurzlebige exotische Nuklide
geeignet ist.
4.1.1 Der Experimentierspeicherring ESR
Der Experimentierspeicherring ESR wurde gebaut, um relativistische Schwerionen
zu speichern. Der ESR besteht aus 6 Dipolen, die den Strahl auf eine geschlossene
Umlaufbahn bringen, sowie 20 Quadrupolen und 8 Hexapolen (Siehe
Abb. 4.1). Die mittlere Bahnlänge beträgt 108.36 m. Der Speicherring kann Fragmente
vom Fragmentseparator FRS oder Primärstrahl mit einer magnetischen
Steifigkeit von 0.5-10 Tm speichern. Der Ring ist auf den Betrieb unter Ultrahochvakuumbedingungen
ausgelegt. Der Druck beträgt ca. 5 · 10 −11 mbar, was
Ionenspeicherzeiten bis zu einigen Stunden ermöglicht. Die Apertur der Dipolmagnete
beträgt 220 mm in horizontaler und 70 mm in vertikaler Richtung. Die
entsprechenden Werte für die Quadrupole sind 300 mm horizontal bzw. 120 mm
vertikal. Diese verhältnismäßig große horizontale Apertur ermöglicht die gleichzeitige
Speicherung von Ionen mit einer Impulsbreite von etwa 2,5% um den
Sollwert (bei der nichtisochronen ionenoptischen Einstellung). Zum Speichern
des Strahls werden die Ionen durch den Septummagneten (in der Abb. 4.1 oben
rechts) auf die Injektionsbahn eingeschossen und dann vom Kickermagneten auf
eine geschlossene Bahn eingelenkt.
Der ESR ist mit einem Elektronenkühler (bis 240000eV Elektronenenergie; 1A
Elektronenstrom) ausgestattet, mit dem die Ionen gekühlt werden können. Am
internen Gastarget können Stoßexperimente, Umladungen etc. durchgeführt werden.
Ferner gibt es eine Hochfrequenzbeschleunigungsstrecke, die hauptsächlich
für Abbremsversuche verwendet wird.
Die Stabilität der Magnetfelder ist etwa 10 −6 . Diese ausgezeichnete Stabilisierung
ist insbesondere für Präzisionsexperimente, zu denen Massenmessungen gehören,
wichtig.

4.1 Die Grundlagen der isochronen Massenmessung am ESR 25
zurück zum SIS
Gasstrahltarget
Quadrupoltriplet
Dipolmagnet
Quadrupoldublet
HF-Beschleunigungsstrecke
Elektronenkühler
Hexapolmagnete
Septummagnet
schneller
Kickermagnet
vom SIS
Extraktionsstrecke
Abbildung 4.1: Bild des Experimentierspeicherring (ESR). Das interne Gastarget, die HF-
Beschleunigerstrecke sowie die Möglichkeit zur Extraktion in Richtung der Targethalle bzw.
zurück in das Schwerionensynchrotron (SIS) werden für die Massenmessung nicht verwendet.
4.1.2 Von der Speicherung der Ionen zur Massenbestimmung
Die Umlaufzeit T eines gespeicherten Ions mit der Ruhemasse m und der Ladung
q beträgt in etwa 500ns. Sie hängt von der Geschwindigkeit v und der jeweiligen
Bahnlänge L der Teilchen ab
T = L
. (4.1)
v

26 4. Isochrone Massenmessung am ESR
Abbildung 4.2: Panoramabild des Experimentierspeicherrings. Einer der Dipolmagnete ist orange
im Vordergrund zu sehen. Links hinter den zwei dunkelroten Quadrupolmagneten befinden
sich der Flugzeitdetektor und das interne Gastarget (Foto von Jürgen Mai).
Daraus erhält man durch differenzieren
dT
T
= dL
L
dv
− . (4.2)
v
In der Synchrotrontheorie (z.B. [BJ93]) benutzt man die Abhängigkeit der Bahnlänge
von der magnetischen Steifigkeit Bρ
dL
L = αp · d(Bρ)
. (4.3)
(Bρ)
Dabei ist αp der sogenannte momentum compaction factor und beschreibt die
Bahnlängenänderung bei Änderung der magnetischen Steifigkeit. Für die magnetische
Steifigkeit gilt
mit dem Lorentzfaktor γ =(1−β2 ) −1/2 . β = v
c
Bρ = m
βγc, (4.4)
q
gibt die Geschwindigkeit der
Teilchen relativ zur Vakuumlichtgeschwindigkeit c an. Setzt man Gleichung 4.3

4.1 Die Grundlagen der isochronen Massenmessung am ESR 27
in Gleichung 4.2 ein erhält man:
dT
T = αp · d(Bρ)
dT
T
=
dv
−
(Bρ) v
d(m/q) d(βγ)
αp + −
(m/q) (βγ)
dv
dT
T
=
v
d(m/q) dv
αp + γ2 −
(m/q) v
dv
v
dT
T
=
d(m/q)
αp
(m/q) +(αpγ 2 − 1) dv
v
Führt man den Transitionspunkt
γt = 1
√
αp
ein, so ergibt sich
dT
T
(4.5)
(4.6)
d(m/q)
= αp
(m/q) +
2 γ
γ2
dv
− 1 . (4.7)
t v
Sobald der geschwindigkeitsabhängige Term auf der rechten Seite von Gleichung
4.7 verschwindend klein ist, wird die Umlaufzeit zu einem direkten Maß für das
Masse-zu-Landungsverhältnis.
Bei der in Abschnitt 3.4 beschriebenen Schottky Massenmessung wird dies durch
Kühlung der Ionen mit dem Elektronenkühler erreicht. Der Einsatz des Kühlers
führt dazu, dass die Breite dv/v der Geschwindigkeitsverteilung der gespeicherten
Teilchen sehr klein wird. Die Abkühlung der zu untersuchenden Fragmente
benötigt jedoch einige Sekunden und steht somit der Untersuchung von sehr kurzlebigen
Kernen im Wege.
Ein geeigneter Ansatz für kurzlebige Nuklide wurde von Wollnik in [Wol87] vorgeschlagen.
Durch die Erfüllung der Isochroniebedingung γ = γt wird ebenfalls der
geschwindigkeitsabhängige Term in Gleichung 4.7 minimiert. Anschaulich argumentiert
werden Teilchen, welche sich schneller als die mittlere Geschwindigkeit
bewegen, in den auf Abbildung 4.1 oben bzw. unten liegenden Dipolen auf eine
Außenbahn und somit auf einen Umweg geschickt. Genauso bewegen sich die etwas
langsameren Ionen an gleicher Stelle auf einer Abkürzung. Diese Abweichung
in der Bahnlänge ist bei γ = γt genauso bemessen, dass sie den Geschwindigkeitsunterschied
kompensiert, so dass Ionen mit gleichem Mass-zu-Ladungsverhältnis
identische Umlaufzeiten haben, unabhängig von ihrer Geschwindigkeit.
Beim ESR ist im Standardbetrieb γt ≈ 2, 5. Für die meisten Ionen würde jedoch
ein γ von 2.5 außerhalb der einstellbaren Strahlsteifigkeit des ESR liegen. Daher
wird zur Erfüllung der Isochroniebedingung γt durch Verstellen der Quadrupolstärke
auf einen Wert von etwa 1.4 gesenkt und γ auf den verringerten Wert

28 4. Isochrone Massenmessung am ESR
8
2
Protonenzahl Z
20
2 8
28
20
28
50
Neutronenzahl N
50
82
82
10 Tm, = 1.4
9Tm, =1.4
126
9Tm, =1.5
Masse bekannt (Unsicherheit m
< 250 keV)
Masse unbekannt, T > 1 Min.
1/2
Masse unbekannt, 1 Min. > T > 5 Sek.
1/2
Masse unbekannt, 5 Sek. > T > 1 Sek.
1/2
Masse unbekannt, 1 Sek. > T > 0,1 Sek.
1/2
Masse unbekannt, 0,1 Sek. > T 1/2
Abbildung 4.3: Nuklidkarte mit der Beschränkung der Speicherbarkeit der Nuklide im ESR
durch dessen maximal einstellbare Strahlsteifigkeit, die bis maximal 10 Tm reicht. Nuklide
oberhalb der Grenzlinien sind speicherbar. Bei einem vorgegebenem γ von ≈ 1.4 sind fast alle
Kerne speicherbar. Bei dem Betrieb des ESR am Transitionspunkt des Standardmodes mit
γ = γt =2.5 wären lediglich einige wenige Kerne speicherbar.
exakt eingestellt. Wie man in Abbildung 4.3 sieht, sind damit fast alle Kerne
des Periodensystems speicherbar. Die Verkleinerung von γt erreicht man durch
Veränderung der ionenoptischen Einstellung des ESR wie in [DVE + 96,HBD + 98,
Hau99, HAB + 00] beschrieben.
Zur Überprüfung der Isochroniebedingung kann der Elektronenkühler des Speicherrings
benutzt werden. Es werden Primärstrahlionen injiziert. Der Elektronenkühler
prägt ihnen eine schmale Geschwindigkeitsverteilung, mit dem Mittelwert
bestimmt durch die Elektronengeschwindigkeit, auf. Durch Variation der Kühlerspannung
ändert sich die Geschwindigkeit der umlaufenden Ionen. Für jede
Einstellung des Elektronenkühlers wird die Umlauffrequenz der Teilchen gemessen.
Aus Abbildung 4.4 ist ersichtlich, wie durch die isochrone Einstellung die
Geschwindigkeitsabhängigkeit der Umlauffrequenz drastisch verkleinert wird. Allerdings
variiert die Umlauffrequenz auch im isochronen Fall etwas mit der Geschwindigkeit.
Dies ist im Wesentlichen darauf zurückzuführen, dass γt für unterschiedliche
Bahnen verschiedene Werte annimmt. Begründet wird die Abweichung
durch Komponenten höherer Ordnung der Magnetfelder. Bei Berücksichtigung
dieser Abweichungen werden in Gleichung 4.7 weitere Terme höherer Ordnung

4.1 Die Grundlagen der isochronen Massenmessung am ESR 29
-5
f/f [10 ]
100
50
0
-50
-100
0
-0.5
-1.0
-1.5
-2.0
-2.5
-3.0
-3.5
Isochroner Modus
ESR Standardeinstellung
Injektionsfenster
V/V
Abbildung 4.4: Im oberen Teil wird der Frequenzverlauf gespeicherter Ionen im ESR als Funktion
der Teilchengeschwindigkeit für die isochrone Einstellung (γ = γt) und für die Standardeinstellung
(γ ≪ γt) verglichen. Dabei tritt für die Standardeinstellung eine deutliche Geschwindigkeitsabhängigkeit
zu Tage, welche für die isochrone Einstellung fast vollständig verschwindet.
Im unteren Teil sieht man die verbleibende Geschwindigkeitsabhängigkeit bei isochroner Einstellung.
aufgenommen. Als alternativer Ansatz ist γt kein konstanter Wert sondern eine
Funktion der magnetischen Steifigkeit beziehungsweise der Bahnlänge. Weiterhin
ist die Isochroniebedingung natürlich jeweils nur für eine Teilchenart exakt erfüllt.
Eine zweite Teilchenart mit anderem Masse-zu-Ladungsverhältnis muss, um
auf der gleichen Bahn zu fliegen, naturgemäß die gleiche magnetische Steifigkeit
und damit eine andere Geschwindigkeit haben. Dies führt für verschiedene Teilchensorten
zu unterschiedlichen Zusammenhängen zwischen der Geschwindigkeit
eines Teilchens und seiner Umlauffrequenz. Ein Beispiel dafür ist in Abbildung
4.5 gezeigt. In der Auswertung der Daten werden diese Abweichungen von der
idealen Isochronie, die das Massenauflösungsvermögen des Speicherrings begren-

30 4. Isochrone Massenmessung am ESR
zen, mit einer ausführlichen Fehlerbetrachtung und Eingrenzung berücksichtigt
(siehe Abschnitt 6.1).
f/f
0
-0.002
-0.004
-0.006
Ni
Co
Fe
Mn
Cr
V
Ti
Sc
-0.004 -0.002 0 0.002 0.004
p/p
Abbildung 4.5: Die Impulsabhängigkeit der Umlauffrequenz für verschiedene Nuklide. 58 Ni ist
das Nuklid, für welches die Isochronieeinstellung angepasst ist. Die Kurven der anderen Nuklide
ergeben sich durch die Transformation dieser Daten. Mit zunehmendem Abstand vom Sollnuklid
ist die Isochroniebedingung γ = γt schlechter erfüllt.
4.2 Der Flugzeitdetektor
Im vorhergehenden Abschnitt (4.1.2) wurde erläutert, wie aufgrund der Isochronie
die Umlaufzeit der zu untersuchenden Ionen schon direkt beim Einschuss in
den ESR ein direktes Maß für das Masse-zu-Ladungsverhältnis darstellt (siehe
Gleichung 4.7). Zur Bestimmung der Umlaufzeit benötigt man nun einen Detektor,
der sowohl in der Lage ist die Umlaufzeit einzelner Ionen innerhalb weniger
Umläufe der Kerne im ESR zu bestimmen, als auch den hohen Anforderungen an
die Vakuumtauglichkeit im ESR erfüllt. Die Sensitivität des Detektor für einzelne
Teilchen ist notwendig, um bei den geringen Produktionsraten der exotischen
Nuklide eine Messung zu ermöglichen. Daher wurde am II. Physikalischen Institut
der JLU Gießen ein dedizierter Einzelteilchendetektor für die isochrone
Flugzeitmassenmessung entwickelt ( [TBE + 92, Trö93, Rad94]).
Der Detektor beruht auf einem Prinzip, das in [BH78] beschrieben wurde. Der
Aufbau besteht aus einer dünnen Kohlenstoffolie (etwa 20 µg/cm 2 ), die beidseitig
mit etwa 10 µg/cm 2 CsJ bedampft ist ( [THKL99]). Die nachzuweisenden
Ionen erzeugen bei der Durchdringung dieser Folie Sekundärelektronen, die von

4.2 Der Flugzeitdetektor 31
MCPs
Anode
Ion
E
Sekundär-
Elektronen
Folie
Potential
Platten
Abbildung 4.6: Schematischer Aufbau des Flugzeitdetektors. Es ist lediglich eine Seite des Aufbaus
gezeigt. Weiterhin fehlen die Helmholtzspulen, die sich beim realen Aufbau unter- und
oberhalb der Vakuumkammer befinden. Die Ionen treffen die mit CsJ bedampfte Kohlenstoffolie
und lösen Sekundärelektronen aus. Diese werden durch senkrecht aufeinander stehende
magnetische und elektrische Felder isochron auf die Multi Channel Plate Detektoren (MCP)
transportiert und dort verstärkt.
senkrecht aufeinander stehenden elektrischen und magnetischen Feldern zu Multi
Channel Plate Detektoren (MCP) in Chevron Anordnung transportiert werden.
Die MCPs arbeiten nach dem Prinzip der Sekundärelektronenvervielfachung als
Verstärker. Die senkrechte Anordnung der Felder und die Ablenkung um 180
Grad zwingt die Sekundärelektronen auf Zykloidenbahnen, die zu einer winkelund
energieisochronen Abbildung führen. Dadurch wird eine Beeinflussung der
Zeitinformation durch unterschiedliche Austrittswinkel oder Energien der Elektronen
vermieden.
Das elektrische Feld wird hierbei durch eine Anordnung von Potentialplatten erzeugt,
die sich im Vakuum der Detektorkammer befinden. Das Magnetfeld von
etwa 0.5 · 10 −2 - 1 · 10 −2 Tesla wird durch ein Paar Helmholtzspulen erzeugt, die
ober- und unterhalb der Detektorkammer angebracht sind.
Die Elektronen treffen auf die Kanalplatten und lösen in deren Kanälen weitere
Elektronen aus, die durch die dort angelegte Hochspannung beschleunigt werden
und durch erneute Stöße mit den Wänden der Mikrokanäle weitere Elektronen
auslösen. Der auf diese Weise generierte Lawineneffekt verstärkt die einfallende
Ladung, so dass letztendlich von den Anoden hinter den Kanalplatten Signale
von einigen Volt Amplitude mit einer Signalbreite von wenigen Nanosekunden
B

32 4. Isochrone Massenmessung am ESR
abgegriffen werden können. Die Signale werden mit hochwertigen Koaxialkabeln
aus dem Vakuum herausgeführt. Die erzielte Zeitauflösung beträgt ca. 60ps und
die Nachweiseffizienz, die von der Ladung der Ionen abhängt, beträgt 30-50%.
Der Energieverlust, den die Ionen beim Durchdringen der Folie erleiden, beträgt
Abbildung 4.7: Foto des Flugzeitdetektors für den Isochronen Modus des ESR. Der Detektor ist
ohne die Verkabelung und das Paar Helmholtzspulen, zur Erzeugung des Magnetfeldes, gezeigt.
Aus vakuumtechnischen Gesichtspunkten (Ausheizbarkeit, Oberflächenbeschaffenheit) ist der
Detektor aus elektropoliertem Edelstahl, sowie Keramik und Glas aufgebaut ( [TBE + 92,Trö93,
Rad94]).
etwa 50-100 keV pro Umlauf und ist somit klein gegenüber der Gesamtenergie
von einigen hundert MeV/u der umlaufenden Ionen. Die isochrone Einstellung
des ESR verhindert in erster Ordnung eine Beeinflussung der Umlaufzeit durch
den Energieverlust (siehe Abschnitt: 4.1.1). Auch eine Umladung der Ionen (alle
Z, γ = 1.37) ist unwahrscheinlich genug, um diese über mehrere hundert Umläufe
zu beobachten. Bei den durchgeführten Experimenten wurden sogar Speicherzeiten
von bis zu mehreren tausend Runden beobachtet (Siehe Abbildung 5.3). Der
Detektoraufbau mit Testkammer, Messkammer und Antrieb ist gegenüber des
Elektronenkühlers in Strahlrichtung vor dem Gastarget in den Speicherring eingebaut.
Weil der ESR darauf ausgerichtet ist, stabile oder langlebige Ionen auch
über Stunden zu speichern, ist der gesamte Ring für den Betrieb unter Ultrahochvakuum
(UHV) ausgelegt. Der Druck im betriebsbereiten ESR beträgt nur einige
10 −11 mbar. Das gesamte Detektorsystem ist so aufgebaut, dass es auch diesen
Anforderungen genügt. Der Detektor besteht nur aus elektropoliertem Edelstahl,
Keramik und Glas, um die hohen Temperaturen bis 400 Grad Celsius beim Ausheizen
des ESR zu überstehen und optimale Oberflächeneigenschaften für den
Vakuumbetrieb zu gewährleisten.

4.3 Das Datenaufnahmesystem 33
Abbildung 4.8: Bild einer mit CsJ bedampften Kohlenstoffolie, aus der von den zu untersuchenden
Kernen Elektronen ausgelöst werden.
Im Standardbetrieb des ESR befindet sich der Detektor in einer Testkammer außerhalb
des Ringes, die mit einem Ventil vom Speicherring abgetrennt ist. Dort
kann dessen Funktion mit einem Laser überprüft werden. Zu isochronen Massenmessungen
wird der Detektor mittels eines Antriebs in den Ring gefahren. Die
Folie hat einen nutzbaren Durchmesser von 40 mm was die Apertur des ESR an
dieser Stelle entsprechend begrenzt.
Die Hochspannungsversorgung und auch der Magnetstrom können während des
Experiments ferngesteuert werden.
4.3 Das Datenaufnahmesystem
Die isochrone Massenmessung mit dem Flugzeitdetektor stellt besondere Herausforderungen
an die Datenaufnahme.
Die Zeitgenauigkeit des Detektors und damit die Präzision der Massenmessung
soll nicht durch die Schaltgenauigkeit der Elektronik beschnitten werden. Weiterhin
sollen die Ionen während vieler Umläufe im ESR beobachtet werden. Die
Umlaufzeit im ESR beträgt etwa 500 ns, wohingegen die Zeitauflösung des Detektors
etwa 60ps ist. Bei der Messung müssen Zeitmarken mit einigen ps Genauigkeit
über einen Zeitraum von einigen µs aufgenommen werden. Weiterhin
können die Ionen Signale in sehr schneller Folge im Flugzeitdetektor auslösen,
weil in einer Injektion mehrere Ionen gleichzeitig im Ring gespeichert werden.
Die Datenaufnahme darf keine lange Totzeit nach einer aufgenommen Zeitmarke

34 4. Isochrone Massenmessung am ESR
Meßposition
Ventil
Umlaufrichtung
des Strahls
Magnete
1m
Faltenbalg
Testposition
Flugzeitdetektorsystem
Abbildung 4.9: Der Einbau des TOF Detektor im ESR. Die Detektorkammer ist gegenüber des
Elektronenkühlers in Strahlrichtung vor dem internen Gastarget montiert (im Bild links). Der
Detektor kann ausserhalb des Strahlgangs mit einem Laser getestet werden. Zu diesem Zweck
hat die Kammer ein Fenster für den Laser und ein zweites Paar Magnetspulen.
haben, weil die Detektorsignale mit wenigen Nanosekunden Abstand aufeinander
folgen können. Kommerzielle Lösungen zur Zeitmarkenbestimmung erfüllen in der
Regel nur eine der beiden Vorgaben. Entweder sie messen die Zeit sehr genau,
aber nur während eines entsprechend kurzen Zeitraums oder sie liefern Daten
über den erforderlichen Zeitraum ohne ausreichende Genauigkeit. Weiterhin haben
die Systeme oft eine lange Totzeit. Bei der Planung des Experimentes wurde
demzufolge direkt mit der Entwicklung eines dedizierten Zeiterfassungssystems

4.3 Das Datenaufnahmesystem 35
begonnen ( [Sch94, KB95]). Keines der Systeme konnte jedoch bis zu den ersten
Testexperimenten fertig gestellt werden.
Mit dem Picosecond Time Analyzer 9308 der Firma Ortec gab es inzwischen
ein Produkt, das eingeschränkt einsetzbar erschien. Das Auflösungsvermögen beträgt
80ps bei einer Messzeit von 20 µs. Die Gesamtmesszeit entspricht etwa 40
Runden im ESR. Der pTA der Firma Ortec wurde bei den Testexperimenten im
Mai 1999 zur Onlinedatenaufnahme eingesetzt (siehe Abschnitt 5.1), wegen der
kurzen Messzeit wurde es jedoch nicht zur Massenmessung benutzt. Parallel dazu
stellten uns die Firmen LeCroy und Tektronix leihweise digitale Oszilloskope
zur Verfügung. Diese haben eine Speichertiefe, die es ermöglicht, die Signale des
Detektors über mehrere hundert Umläufe der Ionen im ESR aufzunehmen und
verfügen inzwischen über so hohe Abtastraten (2-8GS/s), dass die sehr kurzen
Signale von den Kanalplatten aufgenommen werden können.
4.3.1 Datenaufnahme mit einem Digitaloszilloskop
Bei Tests erwies sich das Oszilloskop vom Typ LC584AM der Firma LeCroy als
geeignet für die Datenaufnahme, insbesondere, weil es der Firma LeCroy kurzfristig
gelang eine Steuersoftware für Transientenrekorder an ihr Gerät anzupassen,
die in der Lage ist, die Daten vom Oszilloskop auf die Festplatte eines über GBIB
Bus (IEEE488.1) angeschlossenen PC zu schreiben. Die Software erzeugt dabei
nach jedem Triggerimpuls und für jeden Kanal, der aktiviert ist, eine Datei. Die
Speichertiefe des Geräts erlaubt eine Messzeit von 200 µs auf zwei Kanälen bei
4GS/s(GS=Giga-Sample). In dieser Zeit laufen die gespeicherten Ionen etwa
400 mal im ESR um, was ausreichend für die Zuordnung der Impulse zu den verschiedenen
Ionen und zur Bestimmung der Umlaufzeit ist (siehe auch Abschnitt
6.1). Die Genauigkeit des internen Oszillators ist kleiner als 10 ppm. Dieser Wert
ist exakter als die intrinsische Genauigkeit des Detektors von etwa ca. 60ps. Sie
wurde abgeschätzt durch den Vergleich der Signaldifferenz der beiden Detektorseiten
[Rad94]).
Es wäre möglich durch den Ausbau des Samplingspeichers noch länger zu messen,
jedoch stellt die Übertragungsrate vom GBIB-Bus von maximal 1 MB/s
eine Beschränkung dar. Das Oszilloskop muss in der Lage sein, die Daten einer
Messung innerhalb eines Zyklus des SIS-ESR, der zwischen 3 und 10s dauert, zu
übertragen. Aus diesem Grund ist es bei Benutzung des GBIB Interfaces zum
Speichern der Daten in seiner jetzigen Form nicht sinnvoll, die Speichertiefe wesentlich
weiter zu erhöhen, weil das Auslassen von Strahlzyklen natürlich zur
Verschlechterung der Statistik führen würde, die durch die Mehrinformation zur
Umlaufzeitbestimmung nicht aufgewogen wird.
Der Detektor liefert sehr kurze Pulse. Um die Flanken der Signale und damit die

36 4. Isochrone Massenmessung am ESR
ESR
8GS/s , 4GS/s 2 Kanäle
Le Croy
LC584AM
Trigger durch Pulszentrale;
"Injektion"
HKR
Steuerung und
Überwachung
der Datenaufnahme
E
Ion
Digital
Oszilloskop
PC
2
Daten
GBIB-Bus
Steuerung
1 2345.45
2 4378.45
3 4578.65
4 1443.56
5 1784.54
6 4777.72
7 2789.38
B
Ethernet
PC
1
Visualisierung
der Daten
Fernsteuerung
Abbildung 4.10: Schematischer Aufbau der Datenaufnahme
Zeitinformation nicht durch lange Kabel unnötig zu verschlechtern, wurde das
Oszilloskop und der PC für die Messdatenspeicherung in unmittelbarer Nähe des
Detektors im ESR betrieben. Die Datenaufnahme wurde mittels einer Software
zur Computerfernsteuerung (Remote Desktop von McAfee) aus dem Hauptkontrollraum
über das Datennetz der GSI ferngesteuert. Die Daten wurden schon
während der Experimente auf den Linuxcluster der GSI übertragen und auf dem
zentralen Bandroboter gespeichert (siehe Anhang A.1).
Datenspeicherung

4.4 Vorteile der Methode 37
4.4 Vorteile der Methode
Die vorstehend beschriebene Methode der isochronen Massenmessung ist aufgrund
der Verwendung der In-Flight-Methode (siehe Abschnitt 2.2), der kurzen
Messzeit und der Tatsache, dass zur Messung einzelne Ionen des untersuchten Nuklides
verwendet werden, auf Massenmessungen an kurzlebigen Nukliden weitab
der β-Stabilität ausgelegt.
Für Messungen an den Isotopen sämtlicher chemischer Elemente vom Wasserstoff
(Z =1)biszumUran(Z =92) bestehen keine Einschränkungen. Im Gegensatz
zu Massenmessungen mit Geräten, die die zu untersuchenden Kerne mittels der
ISOL-Methode erzeugen, ist die Produktion unabhängig von den chemischen oder
metallurgischen Eigenschaften der Kerne.
Aufgrund der kurzen Flugzeit vom Produktionstarget zum ESR und der Messzeit
von nur wenigen zehn µs ist es möglich, die Massen von Nukliden mit Halbwertszeiten
bis in dem µs-Bereich zu messen und somit gibt es nur sehr wenige Nuklide,
die auch für diese Methode zu schnell zerfallen. Die Empfindlichkeit auf einzelne
gespeicherte Ionen erlaubt Messungen an kurzlebigen Nukliden mit sehr geringen
Produktionsraten. Die Vorteile der vorgestellten Methode liegen eindeutig
in Massenmessungen am Rand des derzeit bekannten Bereichs der Nuklidkarte
(siehe Abbildungen 1.1 und 1.3).
Ein weiterer grosser Vorteil der Massenmessungen im Speicherring allgemein besteht
darin, dass zur Bestimmung neuer Massenwerte eine Kalibrierung mittels
mehrerer bekannter Massen aus dem gleichen Spektrum erfolgt. Hierdurch wird
eine Konsistenzuntersuchung der Messung ermöglicht (siehe Abschnitt 6.1) und
den letztlich ermittelten Wert auf eine breitere Basis aus mehreren Kalibrationsmassen
stellt und somit unempfindlicher gegen mögliche Fehler in diesen Referenzmassen
macht. Insbesondere Q-Wert Messungen oder Experimente, die genau
zwei Massen miteinander vergleichen, erfordern in viel höherem Mass eine spezielle
Wahl der Referenzmassen.

38 4. Isochrone Massenmessung am ESR

Kapitel 5
Experimentdurchführung
Dieser Abschnitt befasst sich mit der Durchführung des Experiments zur ersten
isochronen Massenmessung kurzlebiger Nuklide am ESR. Zunächst sollen einige
vorher durchgeführte Pilotexperimente beschrieben werden.
5.1 Pilotexperimente
Zur Vorbereitung der eigentlichen Massenmessungen an kurzlebigen Nukliden
wurden mehrere kurze Pilotexperimente zur Untersuchung der einzelnen Komponenten
durchgeführt.
5.1.1 Skalierbarkeit der ESR Felder
Die oben beschriebene isochrone Einstellung des ESR zeichnet sich durch einen
niedrigen Wert des Transitionspunkts γt ≈ 1, 37 aus.
Zur Erfüllung der Isochroniebedingung muss zusätzlich die Geschwindigkeit der
eingeschlossenen Ionen so angepasst sein, dass γ = γt gilt. Dies legt die magnetische
Steifigkeit der Ionen im ESR fest. Eine für ein bestimmtes Nuklid benutzte
Einstellung der absoluten Magnetfeldstärken des ESR kann daher nicht
zur Massenmessung an einem Nuklid mit deutlich unterschiedlichem Masse-zu-
Ladungsverhältnis benutzt werden.
Dennoch ist es nicht möglich, die Eigenschaften einer solchen Einstellung mit
kurzlebigen exotischen Nukliden zu vermessen. Daher wurde in einem ersten
Schritt nach der grundsätzlichen Entwicklung einer isochronen Einstellung der
ESR-Magnete untersucht, inwieweit es möglich ist, durch Skalieren aller Felder
eine bei einer bestimmten magnetischen Steifigkeit etablierte und überprüfte Einstellung
auf einen anderen Wert der magnetischen Steifigkeit zu übertragen.
39

40 5. Experimentdurchführung
Dazu wurden Einstellungen für die Nuklide 52 Cr und 44 V mit Hilfe eines Bleistrahls,
dessen magnetische Steifigkeit genau der der jeweiligen leichten Chromoder
Vanadiumisotope entsprach, untersucht. Aufgrund seines wesentlich größeren
Masse-zu-Ladungsverhältnisses, konnte und sollte der Bleistrahl bei den
untersuchten Einstellungen die Isochroniebedingung nicht erfüllen (da diese ja
für die neutronenarmen Chrom- und Vanadiumisotope gelten sollte). Aus dem
gemessenen Frequenzverlauf der Bleiionen konnte als Funktion ihrer (durch den
Elektronenkühler aufgeprägten) Geschwindigkeit die entsprechende Kurve für die
Nuklide berechnet werden, die jeweils die Isochroniebedingung erfüllen sollten.
Bei diesem Experiment konnte gezeigt werden, dass eine Skalierung der Magnetfelder
des ESR prinzipiell möglich ist, und dabei die Isochronie gut erhalten
bleibt. Zusätzlich hat sich gezeigt, dass die Absolutwerte der Umlaufzeiten dabei
von der Vorgeschichte der Magnete (d.h. welche Feldstärke vorher eingestellt
worden war) abhängen (siehe Abbildung 5.1). In der Folgezeit wurde daher in
Anlehnung an die Praxis am FRS ein festgelegtes Schema etabliert, nach dem die
Magnete (vor allem die Dipole) auf die gewünschten Felder eingestellt werden.
Dabei durchlaufen alle Magnete zunächst zweimal ihre Hysteresekurve (d.h. sie
werden im Wechsel auf verschwindende und maximale Feldwerte gestellt), bevor
schließlich der Sollwert angefahren wird. Dies hat zu einer wesentlich verbesserten
Reproduzierbarkeit der absoluten Umlaufzeiten geführt.
5.1.2 Erster Test mit Fragmenten
In einem weiteren Test wurden erstmals Umlaufzeiten exotischer Fragmente mit
dem beschriebenen Detektorsystem untersucht. Es wurde ein 52 Cr Strahl mit
Energien zwischen 415 und 440 MeV/u auf ein Target am Eingang des FRS fokussiert.
Der Fragmentseparator und der Experimentierspeicherring wurden einmal
auf den abgebremsten Primärstrahl und dann auf verschiedene Fragmente
eingestellt. Es wurden die vorher etablierten und mit dem Bleistrahl überprüften
ESR Einstellungen für 52 Cr und 44 V benutzt.
Zunächst wurde die Einstellung für 52 Cr mit diesem Strahl vermessen und dabei
die vorherigen Ergebnisse im Wesentlichen bestätigt. Danach wurden die Einstellungen
für neutronenarme Fragmente entsprechend dem oben beschriebenen
Verfahren (Durchlaufen der Hysteresekurve) eingestellt und erste Untersuchungen
mit Fragmenten durchgeführt. Wie erwartet, konnten ohne Degrader fast nur
langlebige leichtere Kerne beobachtet werden, da diese wesentlich größere Produktionsquerschnitte
haben als die oben genannten Sollfragmente.
Zur Produktion dieser kurzlebigen Kerne musste die Strahlintensität erhöht werden.
Um bei diesen Randbedingungen die Datenrate am Detektor in vertretbaren
Grenzen zu halten, indem man die langlebigen Nuklide unterdrückt, wurde in der
mittleren Fokalebene des FRS ein Degrader mit einer Flächenbelegung von etwa

5.1 Pilotexperimente 41
Umlauffrequenz [MHz]
Umlauffrequenz [MHz]
1.7272
1.7271
1.727
1.7269
1.7268
1.7267
1.7266
1.7265
1.7259
1.7258
1.7257
1.7256
1.7255
1.7254
1.7253
1.7252
1.7251
gleiche ESR Einstellung,
ESR Magnete
"gerampt"
"gleiche"
ESR Einstellung
ohne "ramping"
141800 142000 142200 142400 142600 142800 143000 143200 143400 143600
Kühlerspannung [v]
Abbildung 5.1: Gemessene Umlauffrequenz im ESR als Funktion der Kühlerspannung. Die
Variation der Kühlerspannung ändert die mittlere Teilchengeschwindigkeit der gespeicherten
Bleiionen. Im unteren Teil des Bildes wurde der ESR zweimal direkt auf die gewünschte Strahlsteifigkeit
gesetzt, nachdem er zwischenzeitlich verstellt wurde. Die Einstellung lässt sich nicht
reproduzieren. Im oberen Teilbild wurde jeweils vor der endgültigen Festlegung der Magnetfelder
das Eisen der Magnete durch die Hysterese gefahren und somit mit einer definierten
Anfangsmagnetisierung versehen. Die beiden Kurven zeigen die Übereinstimmung der beiden
Einstellungen.

42 5. Experimentdurchführung
400 mg/cm 2 und mehr benutzt.
Primärstrahlenergie, Target und Degrader wurden dabei so eingestellt, dass das
jeweilige Sollfragment mit γ =1, 37 in den ESR injiziert wurde. Dort wurden die
Fragmente bei eingefahrenem Detektor (siehe Abschnitt 4.2) gespeichert.
Für diese Messung der Umlaufzeit einzelner Teilchen im ESR wurde dabei der
oben beschriebene Detektor verwendet. Es wurden zwei verschiedene Datenaufnahmesysteme
betrieben.
In einem Zweig der Datenaufnahme wurden die Signale zunächst an einen Constant-Fraction
Discriminator (CFD) [TEN89] geleitet. Dieser analysiert die vordere
Signalflanke und gibt ein NIM-Standard Signal zu einem Zeitpunkt aus, der die
Signalzeit wiederspiegelt. Für den Vorgang ist von besonderer Bedeutung, dass
diese Sorte Diskriminatoren relativ unempfindlich auf Schwankungen der Signalamplitude
reagiert, da diese Schwankungen bei den verwendeten MCP-Signalen
gross sind.
Die CFD Ausgangssignale der beiden Detektorhälften wurden dann in eine Koinzidenzschaltung
eingespeist, und deren Ausgangssignal wurde an einen Multistop
TDC der Firma Ortec (pTA 9308) [Ort01] geleitet. Dieser TDC hat eine Auflösung
von 80ps pro Kanal bei einer Messzeit von 20µs (andere Einstellungen sind
möglich, wären aber weniger sinnvoll gewesen). Das erste Signal startete dabei
den TDC und für die folgenden Signale wurden die Zeiten relativ zu diesem ersten
Signal gemessen. Die so bestimmten Zeiten der einzelnen Signale wurden an
einen angeschlossenen Rechner weitergegeben und dort gespeichert.
Mit dieser Anordnung konnten die von den Ionen über etwa 40 Umläufe ausgelösten
Signale registriert werden. Wie sich im Experiment herausstellte, absolvierten
die Ionen wesentlich mehr als 40 Umläufe im ESR.
Das andere benutzte Datenaufnahmesystem sieht wie folgt aus: Die unverstärkten
MCP-Signale werden mittels hochwertiger Koaxialleitungen in ein schnelles
Digitaloszilloskop (LeCroy Typ LC584AM [LeC01]) eingespeist und dort mit einer
Abtastrate von 4GS/s digitalisiert. Gestartet wurde die Messung zu diesem
Zeitpunkt von der vorerwähnten Koinzidienzstufe (dies entspricht nicht mehr dem
heutigen System, die Messung wird jetzt durch die Injektionszykulus der Ionen
in den ESR gestartet). Die digitalisierten Signale beider Detektorhälften wurden
dann zu einem Rechner transferiert und als Daten auf Festplatte gespeichert.
Dabei wurde das Oszilloskop, das sich im unzugänglichen Experimentierbereich
befand, über den angeschlossenen und seinerseits ferngesteuerten (mittels Remote
Desktop der Firma McAffee, weil sich diese Lösung als schneller und zuverlässiger
erwies als vergleichbare Produkte [NA01, Tur99]) Rechner mit der Software
LcView der Firma LeCroy bedient.
Die Speichertiefe des Oszilloskops erlaubte die Aufnahme von 800000 Punkten
pro Kanal, das typisch einer Zeit von 200 µs (bei 4GS/s) entsprach. Theoretisch
hätten bis zu etwa 400 Umläufe im ESR beobachtet werden können. Tatsächlich
konnten bis zu etwa 200 Runden im ESR registriert werden.

5.2 Durchführung und Parameter des Hauptexperiments 43
Die Analyse der so aufgenommenen Daten entsprach im wesentlichen der weiter
unten beschriebenen Auswertung des eigentlichen Experiments. Schon in diesem
Test konnten dabei einige exotische Nuklide beobachtet werden, wobei sogar
einzelne Kernsorten mit bislang unbekannter Masse identifiziert werden konnten
[SGH + 00]. Eine Messung der Massen dieser Nuklide war nicht möglich. Dies
lag an der relativ geringen Statistik und auch daran, dass viele der beobachteten
Teilchen einfach zu wenige Umläufe im ESR absolviert haben. Weiterhin konnten,
sofern die Statistik der zu messenden Kerne ausreichte, keine passenden Referenzkerne
beobachtet werden. Letzteres war insbesondere dann der Fall, wenn im FRS
ein zu dicker Degrader verwendet worden war.
5.1.3 Tests mit einer dünneren Detektorfolie
Um die Anzahl der zu beobachtenden Umläufe der einzelnen Teilchen zu erhöhen,
wurde die Detektorfolie, die ursprünglich eine Flächenbelegung von etwa
50µg/cm 2 Kohlenstoff plus einer unbekannten Menge aufgedampften CsJ hatte,
durch eine dünnere ersetzt, die nur noch eine Belegung von etwa 17µg/cm 2 Kohlenstoff
(zuzüglich etwa 10µg/cm 2 CsI auf jeder Seite) aufwies.
Mit einem Argon Primärstrahl wurde diese Folie getestet. Als Datenaufnahme
wurde dabei das vorgenannte Oszilloskop verwendet. In diesem Experiment konnten
bis zu 1500 Umläufe der Ionen im ESR nachgewiesen werden. Diese Modifikation
stellt eine wesentliche Verbesserung dar, denn bei der Analyse dieses
Pilotexperiments konnte erstmals gezeigt werden, dass sich die Umlaufzeit der
Ionen im Ring schon während der ersten 400 Umläufe (die Beobachtungsdauer
war bei den meisten Messungen auf diesen Bereich begrenzt) leicht ändert. Auf
diese Variation wird in der Analyse der eigentlichen Experimentdaten noch eingegangen
werden. An dieser Stelle sei nur hervorgehoben, dass dieser Effekt erst
durch die größere Anzahl von Umläufen infolge der Verwendung der dünneren
Folie untersucht werden konnte.
5.2 Durchführung und Parameter des Hauptexperiments
In diesem Abschnitt soll das eigentliche Experiment zur Massenmessung kurzlebiger
Nuklide dargestellt werden. Das Hauptziel der Messungen war, die Masse
von 48 Mn zu messen. Dieser Kern hat eine bisher unbekannte Masse, ist kurzlebig
und liegt bereits in der Nähe des astrophysikalisch interessanten rp-Prozesses.
Dazu wurde ein 84 Kr-Strahl im Schwerionensynchrotron SIS auf etwa 400 MeV/u
beschleunigt und in einem Bunch schnell (d.h. innerhalb von etwa 400 ns) extra-

44 5. Experimentdurchführung
hiert.
Der Strahl wurde dann durch den Fragmentseparator FRS zum Experimentierspeicherring
ESR geleitet und dort zur Durchführung der Messungen gespeichert.
Im SIS wurde das Krypton im Ladungszustand 34+ beschleunigt. Bevor der
Strahl die FRS Target Position erreichte, durchlief er ein Vakuumfenster zwischen
SIS und FRS sowie einen Strahlintensitätsmonitor (SEETRAM). Dadurch
wurde er leicht abgebremst und vor allem höher ionisiert. Nach Durchqueren
beider Materieschichten war der Strahl fast vollständig ionisiert.
5.2.1 Einstellung genereller Experimentparameter
Zu Beginn des Experiments wurde zunächst die generelle Funktionsfähigkeit der
Beschleunigeranlage überprüft. Dazu wurde der Kryptonstrahl zunächst mit einer
Energie von 345.15 MeV/u aus dem SIS extrahiert. Nach Durchqueren des
Vakuumfensters und des SEETRAM hatte der Strahl die gewünschte Energie von
344.655 MeV/u und wurde ohne ein Produktionstarget in den ESR injiziert.
Der Ring wurde dabei auf 84 Kr 36+ mit einer Energie von 344.655 MeV/u (das
entspricht γ =1, 37) eingestellt.
Der Strahl wurde zuerst in der üblichen ionenoptischen Einstellung (d.h. mit
γt ≈ 2, 5) gespeichert und es wurden einstellungsunabhängige Komponenten wie
beispielsweise die Synchronisation der Kicker optimiert. Danach wurde der Primärstrahl
auch im isochronen Mode (d.h. mit γt =1, 37) gespeichert.
Nachdem so die prinzipielle Funktion des Aufbaus sichergestellt war, wurde am
Eingang des FRS ein 9 Be Target mit einer Flächenbelegung von 2512 mg/cm 2
in den Strahlweg positioniert und die Energie des darauf fokussierten Strahls so
angepasst, dass der Primärstrahl hinter dem Target wieder eine mittlere Energie
von 344.655 MeV/u hatte. Dazu wurde der Primärstarhl im SIS auf eine Energie
von 443.659 MeV/u beschleunigt.
Im nächsten Schritt wurde die horizontale Lage des Strahls auf der geraden
Strecke, auf der sich der Detektor für die Massenmessungen kurzlebiger Nuklide
befindet, überprüft. Dazu wurden Scraper schrittweise von der Ringaußenseite in
den Strahlweg gefahren und so Schritt für Schritt die Strahlintensität bis auf null
reduziert. Aufgrund der Betatronoszillationen der Strahlteilchen gibt die Scraperposition,
bei der der Strahl verschwindet, die Strahlmitte an. Mit einer solchen
Messung vor und hinter der Detektorposition konnte so die korrekte horizontale
Strahlposition am Detektor durch Interpolation verifiziert werden. Die dafür nötige
Einstellung der horizontalen Korrekturspulen war schon aus vorhergehenden
Tests bekannt.
Mit dieser Einstellung wurde die isochrone Ringeinstellung, d.h. die Abhängigkeit
der Umlauffrequenz des gespeicherten 84 Kr 36+ von seiner Geschwindigkeit untersucht.
Für dieses Experiment wurde die Geschwindigkeitsverteilung der Ionen,

5.2 Durchführung und Parameter des Hauptexperiments 45
die durch die Wechselwirkung mit dem Target wesentlich verbreitert wurde, mit
Hilfe des Elektronenkühlers drastisch reduziert und dann die mittlere Geschwindigkeit
der Teilchen durch änderung der Kühlerspannung variiert. Bei jeder so
eingestellten Geschwindigkeit wurde die Umlauffrequenz der Ionen mit Hilfe der
Schottky-Diagnose gemessen. Das Ergebnis dieser Messung ist in Abbildung 5.2
dargestellt. In dieser Kurve ist zu erkennen, dass die Umlauffrequenz über den
Umlauffrequenz [MHz]
1.89006
1.89004
1.89002
1.89000
1.88998
1.88996
1.88994
1.88992
1.88990
1.88988
1.88986
0.682 0.683 0.684
Abbildung 5.2: Gemessene Umlauffrequenz im ESR als Funktion der mittleren Teilchengeschwindigkeit
β in Einheiten der Vakuumlichtgeschwindigkeit.
gesamten Variationsbereich der Teilchengeschwindigkeit nur um etwa 10 −4 variiert.
Es ist zu beachten, dass der größte Teil dieser Variation Bahnen entspricht,
die bei der Injektion nicht bevölkert werden. Der Strahl konnte nur mit dem
Elektronenkühler auf diese Bahnen verlagert werden. Aus diesem Grund spielt
dieser Teil der Kurve in Abbildung 5.2 für die isochrone Massenmessung keine
Rolle, wie schon in Abbildung 4.4 (die auf einer früheren Messung beruht) ersichtlich
ist. Der etwas ungünstigere Frequenzverlauf, der hier gezeigt ist, kann
unterschiedliche Ursachen haben. Da dieser Verlauf schon auf kleinste Änderungen
des magnetischen Systems reagiert, können Remanenzeffekte und kleine Einstellungsungenauigkeiten
hier schon eine Rolle spielen. Weiterhin wurde zwischen
der Messung der beiden Kurven die Anpassung der horizontalen Strahllage an der
Detektorposition verändert. Dies wurde aber nicht weiter untersucht, da erstens
die Kurve in Abbildung 5.2 ausreichend gute Isochronie anzeigt und zweitens
die eigentlichen Messungen bei einer anderen magnetischen Steifigkeit durchgeführt
wurde, so dass der Frequenzverlauf dort schon wieder anders hätte aussehen

46 5. Experimentdurchführung
können.
5.2.2 Einstellung auf das Zielnuklid 53 Fe
Nach Abschluss der Einstellungen mit Kryptonprojektilen wurden FRS und ESR
auf das Fragment 53 Fe 26+ eingestellt. Aufgrund der Beobachtungen vorangegangener
Experimente, dass beim Skalieren der Einstellung durch kleinste Ungenauigkeiten
die Transmission deutlich sinken kann, wurde zunächst die Energie
des Kryptonstrahls beim Ausschuss aus dem SIS so gewählt (380,82 MeV/u), dass
der abgebremste Primärstrahl genau die magnetische Steifigkeit des Sollfragments
53 Fe 26+ bei der gewünschten Geschwindigkeit von γ =1, 37 hatte. Aufgrund der
höheren Intensität und der kleineren Emittanz des Primärstrahls war es so möglich,
den Einschuss in den ESR effektiv zu überprüfen und gegebenenfalls die
Transmission zu optimieren. Das Feld des letzten Dipolmagneten vor dem ESR
(TE5MU0) wurde in kleinen Schritten variiert und das Maximum des Verhältnisses
der gespeicherten Strahlströme von ESR und SIS eingestellt. Nachdem auf
diese Weise die Parameter für die optimale Transmission gefunden wurden, konnte
die Ausschussenergie der Ionen vom SIS auf 445,3 MeV/u erhöht werden, um
in Verbindung mit dem Target von 2512 mg/cm 2 Flächenbelegung die mittlere
Energie des Strahls der 53 Fe 26+ -Ionen nach dem Target auf 344.655 MeV/u
einzustellen. In dieser Einstellung auf ein Zielfragment, das nicht allzu weit von
der Stabilität entfernt ist, wurden noch keine Nuklide mit Lebensdauern unterhalb
einer Sekunde erwartet. Vielmehr sollte hierbei die generelle Tauglichkeit
der Methode und das Auflösungsvermögen anhand des Isomers von 53 Fe ’online’
verifiziert werden.
Der Flugzeitdetektor wurde in den ESR eingefahren, auf der optischen Achse positioniert
und mit den in [Rad94] angegebenen Parametern (Magnetstrom, elektrische
Spannungen) in Betrieb genommen. Die Spannungen an den MCPs wurden
um 1% reduziert. Zur Datenaufnahme wurde die in 4.3.1 beschriebene Lösung mit
einem digitalen Oszilloskop verwendet. Die Signale beider Detektorzweige wurden
mit einer Abtastrate von jeweils 4 GS/s digitalisiert, und es wurden bei jeder
Injektion pro Kanal 800000 Datenpunkte aufgenommen und auf einer Festplatte
gespeichert.
Nach der Injektion der Fragmente konnten die Signale der umlaufenden Ionen beobachtet
und gespeichert werden. Um die Signale trennen zu können, wurde die
Intensität des Primärstrahl so eingestellt, dass letztlich etwa 10 Ionen gleichzeitig
im ESR gespeichert wurden. Mit diesen Einstellungen wurden etwa 700 Injektionen
aufgenommen. Es wurde ein Umlaufzeitspektrum akkumuliert. Die einzelnen
Linien darin wurden identifiziert (siehe Abschnitt 6.1.4), und die Identifikation
wurde anhand des oben schon erwähnten 53 Fe-Isomers verifiziert. Das akkumulierte
Umlaufzeitspektrum, welches etwa 100 verschiedene Ionensorten enthält, wird

5.2 Durchführung und Parameter des Hauptexperiments 47
in Abschnitt 6.3 präsentiert (Abbildung 6.17), die Abbildung 6.10 zeigt dabei den
Ausschnitt des Spektrums mit dem Sollfragment und seinem Isomer.
Im Anschluss wurden die Felder aller Magnete zwischen dem Produktionstarget
des Fragmentseparators und dem Experimentierspeicherring um 0,1% nach
oben skaliert. Dadurch sollte untersucht werden, ob eine solche Änderung zu einer
unterschiedlichen Form der Linien im Umlaufzeitspektrum führt. Mit dieser
modifizierten Einstellung wurden dann etwa 800 Injektionen aufgenommen. Die
Anzahl der Teilchen pro Injektion gegenüber der vorigen Teilmessung hat sich nahezu
verdoppelt. In der Tat konnte eine Veränderung der Linienform festgestellt
werden und in der Datenauswertung wurden beide Teilmessungen schließlich getrennt
behandelt (siehe Abschnitt 6.3).
5.2.3 Einstellung auf das Zielnuklid 48 Mn
Signal [V]
0
-0.5
-1
-1.5
etwa 3500 Umläufe
0 0.0005 0.001 0.0015 0.002
Zeit [s]
Abbildung 5.3: Detektorsignale einer sehr langen Speicherung. Die Abtastrate des Oszilloskops
reicht bei sehr langen Messzeiten nicht mehr aus, die Signale sicher zu erfassen. Präzise Zeitinformationen
lassen sich nicht mehr extrahieren. Zu erkennen ist, dass das letzte sichtbare
Signal nach etwa 1.8 ms aufgenommen wurde, das etwa 3500 Umläufen entspricht.
Nachdem mit den vorangegangenen Experimenten die komplette Messapparatur
einem prinzipiellen Test unterzogen, wurde das System auf den eigentlichen Zielkern
48 Mn in seinem vollständig ionisierten Ladungszustand eingestellt.
Zunächst wurde wieder der Primärstrahl mit der magnetischen Steifigkeit des
Zielfragments gespeichert und dann die Transmission optimiert, wie oben bereits

48 5. Experimentdurchführung
beschrieben. Im Anschluss daran wurde die eigentliche Mess-Einstellung mit einer
Primärstrahlenergie von 449,0 MeV/u angelegt. Mit dieser Einstellung wurde
untersucht, wie viele Umläufe der Ionen im ESR zu beobachten sind. Dazu mussten
die Parameter der Signalabtastung angepasst werden: die Abtastrate wurde
verkleinert, um bei unveränderter Speichertiefe die Signale über einen längeren
Zeitraum aufnehmen zu können. Es hat sich gezeigt, dass etwa 3500 Umläufe
einzelner Teilchen beobachtet werden konnten, siehe Abbildung 5.3.
Nach den vorher mit MOCADI [SGM + 88, IGM + 97] durchgeführten Simulationen
sollten in dieser Einstellung hauptsächlich Kerne beobachtet werden können,
die leichter als das Zielfragment sind. Dabei wurden in der Umgebung der Stelle
im Umlaufzeitspektrum, an der sich 48 Mn befinden sollte, hauptsächlich leichtere
Kerne aus der benachbarten Isospingruppe (N = Z − 1) erwartet.
Diese Erwartung hat sich in dem Umlaufzeitspektrum (Abbildung 6.14) bestätigt.
Mit dieser Einstellung wurden 1000-1500 Injektionen durchgeführt, die Linien in
dem Spektrum wurden noch während des Experiments identifiziert, um für die
folgenden Messungen bei unveränderter Ringeinstellung optimale Anfangsbedingungen
zu schaffen.
Für eine zweite Messung wurden die Magnete zwischen Target und ESR um 0,1%
in ihrem Feld erhöht. Diese zweite Messung lief über ca. 500 Injektionen. Insgesamt
konnten bei beiden Einstellungen lediglich ein Teilchen 48 Mn und zweimal
44 V nachgewiesen werden.
5.2.4 Massenmessung bei verbesserter Separation im FRS
mit Degrader
In der im vorigen Abschnitt beschriebenen Messung traten das Sollfragment 48 Mn
und Kerne aus seiner direkten Umgebung viel seltener auf als die leichteren Nuklide
mit ähnlichem Masse-zu-Ladungsverhältnis. Um dieses Verhältnis zu verbessern
wurde in der mittleren Fokalebene des FRS ein Degrader im Strahlweg
platziert, wie dies schon in dem Pilotexperiment (Abschnitt 5.1.2) getan worden
war. In diesem Degrader werden die Ionen abgebremst, wobei das Mass dieser
Abbremsung vom Quadradt der Kernladung abhängig ist. Für Ionen mit deutlich
verschiedener Ordnungszahl, die vor dem Degrader die gleiche magnetische
Steifigkeit hatten, ergibt sich so ein Steifigkeitsunterschied, der am Ende der Separatorstufe
zu einem Unterschied in der horizontalen Strahlposition führt. Eine
transversale Begrenzung der Apertur (beispielsweise durch bewegliche Schlitze)
resultiert dann in einer Selektion eines eingeschränkten Kernladungsbereichs. Dies
ist in Abbildung 5.4 illustriert. Ab dem Degrader an der Fokalebene S2 sind nur
die Strahlen dargestellt, die vor dem Degrader die gleiche magnetische Steifigkeit
hatten. Nach dem Degrader werden daraus aufgrund der unterschiedlichen Abbremsung
drei Strahlen unterschiedlicher Steifigkeit, die hier durch verschiedene

5.2 Durchführung und Parameter des Hauptexperiments 49
Target
S1
Degrader
S2
S3
S5
20.000 m
Septum
Abbildung 5.4: Ionenoptisches Schema des FRS bis vor den ESR. In der ersten Stufe (Target
bis S2) werden die Ionen nach ihrer magnetischen Steifigkeit horizontal getrennt und treffen
an S2 dann auf den Degrader. Dort erfahren sie eine ordnungszahlabhängige Abbremsung, die
zu verschiedenen Steifigkeiten beim Durchflug der zweiten Stufe führt, welche dann an der
Fokalebene S6 wiederum horizontal separiert sind. Der Übersicht halber sind in der zweiten
Stufe nur die Strahlen gezeigt, die in der ersten Stufe die Sollsteifigkeit hatten. Die Rechnungen
wurden mit dem Program GICO [WHB88] durchgeführt.
Farben dargestellt sind (jeder Strahl kommt wieder drei Mal vor, da für je drei
verschiedene Austrittswinkel aus dem Degrader gerechnet wurde). An der Fokalebene
S6 sieht man die Strahlen der drei verschiedenen Farben alle fokussiert und
horizontal getrennt.
In dem Experiment, welches zu den Ergebnissen dieser Arbeit führte, wurden
dünnere Degrader verwendet als in dem Pilotexperiment. In der Vorbereitung des
Pilotexperiments war man davon ausgegangen, dass die angesprochene Selektion
hauptsächlich durch bewegliche Schlitze an der Fokalebene S6 des FRS stattfinden
würde. Die Analyse dieses Tests und neuere Simulationsrechnungen haben
gezeigt, dass die Strahlführung hinter der Fokalebene S6 und der Injektionskanal
des ESR mit seiner relativ kleinen horizontalen Akzeptanz eine weitere Selektion
erzeugt. Schon in Abbildung 5.4 ist zu erkennen, dass ein Teil des Strahls
aufgrund einer Abweichung von der Sollsteifigkeit kurz nach S6 verloren geht.
Dies ist auf den Verlauf der Dispersion in diesem Bereich zurückzuführen, deren
Betrag verhältnismäßig grosse Werte annimmt (siehe Abbildung 5.5). Die horizontale
Ablage eines bestimmten Nuklids, die vom Energieverlust im Degrader
verursacht wird, wird die ionenoptische Dispersion und der Energieverlustunterschiede,
d.h. der Dicke des Degraders bestimmt. Da die in diesem Bereich vorhandenen
ionenoptischen Elemente unabdingbar zur Anpassung des Phasenraums an
die ESR-Akzeptanz benötigt werden, ist es nicht möglich, die Dispersionskurve
hier so anzupassen, dass die Separation ausschließlich in der Fokalebene erfolgen
würde.
S6

50 5. Experimentdurchführung
+10.0
-10.0
0.0 +98.1 m
10.000 m
S2
S1 S3 S5 S6
Abbildung 5.5: Dispersionsverlauf des FRS. In Schwarz ist die Dispersion ausgehend vom Target
angegeben. Die Dispersion ausgehend vom Degrader ist in Rot dargestellt, diese beschreibt die
horizontale Ablage, die ein Ion haben kann, wenn sein Energieverlust im Degrader nicht dem des
Sollteilchens entspricht. Zur Orientierung sind die Magnete mit ihren horizontalen Aperturen
skizziert.
Die grosse Dispersion in Verbindung mit den relativ dicken Degradern haben in
dem Pilotexperiment dazu geführt, dass nur wenige verschiedene Nuklide im ESR
beobachtet wurden: die übrigen lagen außerhalb der horizontalen Akzeptanz bei
der Injektion. Simulationsrechnungen haben gezeigt, dass dünnere Degrader die
größere Dispersion kompensieren und zu einer größeren Vielfalt in den Umlaufzeitspektren
führen sollten.
Von einer detaillierten Optimierung der Degraderdicke in Simulationsrechnungen
wurde aus folgendem Grund abgesehen: die ionenoptischen Eigenschaften
des Injektionskanals zum ESR waren nicht genau bekannt, das zum Teil daran
liegt, dass der Strahl bevor er das Septum erreicht, das Streufeld eines der ESR-
Dipolmagnete (es handelt sich um C-Magnete) durchläuft und dass für dieses
Streufeld keine genaue Beschreibung verfügbar war 1 . Damit war auch die Dispersionkurve
an dieser Stelle mit einer gewissen Unsicherheit behaftet, natürlich galt
dies auch für die zu erwartende Separation/Selektion.
Die Simulationen haben gezeigt, dass Degraderdicken von einem Millimeter und
weniger benötigt würden. Gleichzeitig mussten die Degrader eine grosse transversale
Ausdehnung haben. Die kleinste verfügbare Degraderdicke betrug daher
0,3mm (Aluminium). Die zu erwartenden Fertigungstoleranzen zusammen mit
der Unsicherheit in der Berechnung der Dispersion haben exakte Vorrausberechnung
der optimalen Degraderdicke wenig aussichtsreich erscheinen lassen. Hinzu
kommt noch, dass die Strahlanalyse im FRS bei schneller Extraktion des Strahls
eingeschränkt ist, und auch von daher eine ganz exakte Übereinstimmung zwischen
Simulation und Experiment sich nicht nachprüfen ließ. Dies alles führte
letztlich zur Verwendung mehrerer unterschiedlich dicker Degrader.
1 Aus diesem Grund wurden kürzlich (nach den hier vorgestellten Experimenten) Messungen
durchgeführt, mit denen eine zuverlässige Beschreibung des Injektionskanals erreicht werden
sollte. Diese konnten aber noch nicht berücksichtigt werden.

5.2 Durchführung und Parameter des Hauptexperiments 51
Die zweite Separatorstufe (vom Degrader bis vor den ESR) wurde in ihrer Einstellung
nicht verändert. Der Strahl wurde vom SIS in seiner Energie so angepasst,
dass das Sollfragment nach dem jeweiligen Degrader immer die Energie
von 344.655 MeV/u hatte, damit erübrigte sich eine Optimierung der Transmission
mittels des Dipolmagneten TE5MU0 für jede einzelne Messung, wie sie oben
beschrieben worden ist.
Zuerst wurde ein Degrader von 270 mg/cm 2 Flächenbelegung (das entspricht einer
Dicke von einem Millimeter) zusammen mit einer Energie des Kryptonstrahls
von 458,2 MeV/u verwendet. In Folge wurden Degrader mit unterschiedlicher
Flächenbelegung ausprobiert: Zum Einsatz kamen neben dem 1 mm dicken Degrader
noch solche von 0.8 mm und 0.5 mm Dicke. Die Einstellungen des FRS
wurden entsprechend angepasst. Alternativ wurde der geänderte Degrader bei
unveränderter Einstellung in den Strahlweg gefahren. Es zeigte sich, dass es in
einigen Fällen möglich war, ohne Anpassung des FRS Ionen zu speichern. Bei
der Auswertung zeigte sich, dass in diesen Fällen andere Ionensorten in den Ring
gelangten als bei den entsprechenden angepassten Einstellungen.
Die Experimente wurden durchgeführt, um eine optimale Einstellung experimentell
zu finden, weil die Simulationen, wie oben beschrieben, wenig aussagekräftig
sind. Weiterhin sollten andere Ionensorten gespeichert werden, um als zusätzliche
Kalibranten zu dienen. Die Gesamtzeit der Messung in dieser Einstellung betrug
etwa 30 Stunden.
Zusammenfassend wurde festgestellt, dass der Degrader so dünn wie möglich sein
sollte, sofern keine Abschwächung des primären Strahlstroms erforderlich ist, um
die Zahl der gespeicherten Ionen im ESR auf das geforderte Maß von etwa 10
Teilchen pro Injektion zu begrenzen.
5.2.5 Einstellung auf das Zielnuklid 47 Mn
Zum Abschluss wurden FRS und ESR auf das neue Zielfragment 47 Mn eingestellt.
Zunächst wurde erneut mit dem Primärstrahl (bei nicht eingefahrenem
Flugzeitdetektor) die Transmission optimiert und die Einstellung für die eigentliche
Messung etabliert. Die Primärstrahlenergie betrug dafür 452,9 MeV/u, es
wurde der dünnste verfügbare Degrader mit einer Dicke von nur 0,3 mm (das entspricht
einer Flächenbelegung von 81 mg/cm 2 ) verwendet. Mit dieser Einstellung
sollten sowohl 48 Mn als auch exotischere Nuklide mit N = Z − 3 erfasst werden
(siehe Spektrum in Abbildung 6.22). Mit dieser Einstellung wurde etwa 11 Stunden
gemessen. Es wurden Daten von 4000-5000 Injektionen aufgenommen. Es ist
gelungen, die angestrebten exotischen Nuklide mit N = Z − 3 zu erzeugen und
zu speichern.

52 5. Experimentdurchführung

Kapitel 6
Datenauswertung und
experimentelle Ergebnisse
6.1 Die Methode der Auswertung
Die isochrone Massenmessung exotischer Nuklide unter Einsatz des Einzelteilchendetektors
wurde im Rahmen dieser Arbeit erstmals durchgeführt. Es wurden
verschiedene Ansätze und Werkzeuge zur Datenauswertung entwickelt und erprobt.
Im Folgenden werden die ausgewählten Methoden, die zu den Ergebnissen
dieser Arbeit führen, erläutert.
6.1.1 Detektorsignale und Zeitmarkenbestimmung
Die vom Oszilloskop aufgenommenen Daten dienen als Rohdaten für die Massenbestimmung.
Die Signalamplitude des Detektors ist über die Zeit in 250 ps
Schritten aufgetragen (Abbildungen 6.1). Der erste Schritt der Analyse der aufgenommenen
Daten ist die Bestimmung exakter Zeitmarken für die aufgenommenen
Signale. Die Zeitmarke eines detektierten Ions wird durch die steigende
Flanke des Detektorsignals bestimmt. Die Amplituden der Kanalplattensignale
variieren stark. Die Lage der Zeitmarken sollte davon möglicht nicht beeinflusst
werden. Aus diesem Grund wird ein Algorithmus benutzt, der die Funktionsweise
eines Constant Fraction Discriminators nachbildet. Zuerst wird der Nullpunkt
der Signale, die Baseline, bestimmt. Hierzu wird die Amplitude des Signals histogrammisiert.
Das aufgenommene Rauschen ist in der Form einer Gauss’schen
Glockenkurve um die Baseline verteilt. Die relativ zur Gesamtzahl der Daten-
53

54 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Signal [V]
1.0
0.5
0.0
-0.5
-1.0
-1.5
-2.0
Zeit [µs]
Abbildung 6.1: Detektorsignale verschiedener Ionen die während einer Injektion im ESR umlaufen.
Mit dem verwenden Oszilloskop können Daten wärend 200 µs mit 4 GS/S gespeichert
werden. Das entspricht etwa 400 Umläufen im ESR.
punkte seltenen Signale, die von Ionen hervorgerufen werden, erzeugen eine Verbreiterung
dieser Verteilung in Richtung der negativen Werte. Die Baseline befindet
sich somit in dem Zentrum der Gaussverteilung.
Zur Bestimmung der Zeitmarke wird nun das Signal invertiert und um einen konstanten
Faktor abgeschwächt. Zu dem so erhaltenen Signal wird das ursprüngliche
addiert, jedoch verschoben um die halbe Flankenanstiegszeit. Die Flankensteilheit
der gemessenen Signale ist im Moment begrenzt durch die analoge Eingangsbandbreite
des verwendeten Oszilloskops von 1 GHz (siehe Abb. 6.2). Die daraus
resultierenden Anstiegszeiten liegen im Bereich 1 - 1.5 ns. Als Verschiebung wurden
500 - 750 ps gewählt, das entspricht 2 - 3 Kanälen bei vier Gigasamples pro
Sekunde. Die resultierende Summe der Signale besitzt nun einen Nulldurchgang,
aus dessen Position die Zeitmarke für das Betreffende Ion festlegt wird (siehe Abbildung
6.3. Diese Marke liegt immer an der gleichen Stelle der steigenden Flanke,
unabhängig von der Signalhöhe des ursprünglichen Signals. Die verwendeten Algorithmen
zur Extraktion der Zeitmarken bestimmen den Nulldurchgang aus der
linearen Interpolation der Messpunkte um die Nullstelle. Weil die Daten durch Digitalisierung
in dem verwendeten Speicheroszilloskop aufgenommen sind, haben
diese diskrete Punkte mit einem festen Abstand von 250 ps. Hierdurch können
sich Probleme bei der Bestimmung der Nullstelle ergeben. Sollte zum Beispiel
ein positiver Messpunkt näher als die Amplitude des Rauschens an der Nullinie
liegen, würde die einfache Interpolation zum nächsten negativen Messpunkt die
Nullstelle fast zwangsläufig an die Position dieses positiven Punktes legen, auch
wenn unter Einbeziehung eventuell vorhandenen weiterer Punkte in der Flanke
ein anderer Wert ermittelt würde. Das verwendete Programm versucht in solchen
Fällen tatsächlich andere Punkte zu verwenden. Wenn sich aufgrund ungünstiger
Lage der Signale zu dem vorgegebenen Raster der Digitalisierung keine sinnvolle

6.1 Die Methode der Auswertung 55
Signal [V]
Zeit [µs]
Abbildung 6.2: Zoom auf zwei Detektorsignale. Die Schrittweite des Oszilloskops bei der Abtastung
beträgt 250ps. In der steigenden Flanke der Signale sind 4-6 Datenpunkte, die für die
Bestimmung des exakten Zeitpunktes ausreichen. Man sieht, dass die beiden Signale nur 15ns
auseinander liegen. Die Verwendung von anderen Datenaufnahmesystemen mit langer Totzeit
wird hierdurch unmöglich.
Zeitmarke für ein Signal festlegen lässt, wird es nicht verwendet.
Aus dem numerischen Fehler der Nullstellenbestimmung ergibt sich die Unsicherheit
der Zeitmarke für die weitere Auswertung. Weiterhin werden bei der Extraktion
der Zeitmarken nur solche Signale benutzt, deren Amplitude um einen minimalen
festgelegten Schwellwert von der Baseline abweichen. Es wurden Testreihen
zur Optimierung der Parameter durchgeführt, die daraus ermittelten Einstellungen
sind aus Tabelle 6.1 zu entnehmen. Der Algorithmus hat sich als sehr robust
erwiesen und ist auch in der Lage, Signale mit kleiner Amplitude zu finden und
diesen zuverlässig eine Zeitmarke zuzuordnen.

56 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Signal [V]
2
1.5
1
0.5
0
-0.5
-1
-1.5
-2
2ns 2ns
Abbildung 6.3: Zeitmarken mit CFD Algorithmus. Es ist jeweils das Ausgangssignal und die
Summe mit dem abgeschwächten, verschobenen und invertierten Signal gezeigt. Die Zeitmarken
ergeben sich aus dem Nulldurchgang des Summensignals. Der Zeitfehler ist der numerische
Fehler der Nullstellenbestimmung. Der Betrag des Fehlers ist sehr klein im Vergleich zur gewählten
Darstellung und nicht zu erkennen. Gut zu erkennen ist, dass der Algorithmus mit den
gewählten Extraktionseinstellungen die Zeitmarken immer kurz vor das Maximum des Signals
legt, obwohl sich die Signalhöhe unterscheidet.
Tabelle 6.1: Die für die Auswertung verwendeten Parameter der Zeitextraktion
Parameter Wert
Schwellwert -0.06 V
Abschwächungsfaktor 0.5
Verzögerung 3 Kanäle (entspricht 750 ps)
6.1.2 Umlaufzeitbestimmung für einzelne Teilchen
Nachdem so für jedes Signal eine Zeitmarke bestimmt wurde, gilt es im nächsten
Schritt, aus diesen Zeitmarken die Umlaufzeiten der einzelnen gespeicherten Teilchen
zu gewinnen. Als erstes müssen dazu die Zeitmarken (oder die Signale) den
einzelnen Ionen zugeordnet werden. Aufgrund der starken Amplitudenschwankungen,
die man beim Einsatz von MCPs beobachtet, und aufgrund der statistischen
Auslösung von Elektronen aus der Detektorfolie kann die Signalamplitude
nicht als Kriterium benutzt werden, um beispielsweise Signal von Teilchen mit
deutlich unterschiedlicher Kernladung zu unterscheiden. Die einzige Möglichkeit,
die Zeitmarken den Ionen zuzuordnen, resultiert daher aus der Periodizität der
Signale, die von einem Ion ausgelöst werden.
Nicht alle Teilchen bleiben über die volle Beobachtungszeit von typisch 0,2 ms
Zeit
2ns

6.1 Die Methode der Auswertung 57
gespeichert, manche gehen deutlich früher verloren und einige Teilchen können
nur über wenige Runden im ESR gehalten werden. Die Signaldichte ist daher am
Anfang des Beobachtungszeitraums höher als am Ende (siehe Abbildung 6.1).
Aus diesem Grund wird mit der letzten Zeitmarke begonnen und eine Periodizität
in den Zeitmarken von hinten nach vorne gesucht.
Für diesen Ablauf werden alle möglichen Umlaufzeiten in einem Intervall (typischerweise
von 500 bis 600 ns) berechnet, die sich aus der letzten und einer der
davor liegenden Zeitmarken ergeben, wenn angenommen wird, dass dazwischen
nur ganze Umläufe liegen können. Für jede dieser möglichen Perioden werden
dann weitere Zeitmarken gesucht, die innerhalb eines Fensters von typisch 0.6 ns
zu der anfänglich bestimmten Umlaufzeit passen und gezählt. In den meisten
Fällen gibt es eine Umlaufzeit, zu der viele Zeitmarken (typisch 150) periodisch
erscheinen, während für die anderen nur einige wenige Signale zufällig auf dem
richtigen Vielfachen der Umlaufzeit liegen. Die Umlaufzeit mit den meisten passenden
Zeitmarken wird dann gewählt, und es werden alle passenden Zeitmarken
als zu dieser Periode gehörig markiert. Auf der Basis der verbliebenen (nicht einem
Ion zugeordneten) Zeitmarken wird diese Prozedur dann so lange wiederholt,
bis keine weiteren Umlaufzeiten mehr gefunden werden. Dabei ist anzumerken,
dass die Suche nach Zeitmarken, die zu einem Teilchen gehören, abgebrochen
wird, wenn über einen Bereich von typisch 25 Umläufen kein passendes Signal
zu finden ist. Ferner werden keine Sequenzen mit weniger als sieben Zeitmarken
verwendet.
Als nächstes werden alle Zeitmarken daraufhin untersucht, ob sie bei Verwendung
des oben angesprochenen Zeitfensters möglicherweise zwei verschiedenen
Teilchen hätten zugeordnet werden können. Solche Zeitmarken wurden dann ausgeschlossen.
Auf diese Art können die gemessenen Signale den jeweiligen Teilchen
zugeordnet werden, wie es in Abbildung 6.4 illustriert ist.
Nachdem so die Zeitmarken den gespeicherten Ionen zugeordnet sind, wird für
jedes Ion die Umlaufzeit bestimmt. Jede Zeitmarke erhält einen Fehlerbalken und
eine ganzzahlige Umlaufnummer zugeschrieben und dann werden die Zeiten der
Signale unter Berücksichtigung der Fehlerbalken als Funktion der Umlaufnummern
durch ein Polynom genähert. Die Fehlerbalken setzten sich quadratisch aus
dem Jitter des Detektors (70 ps) und den Fehlerbalken der Zeitmarkenextraktion
(siehe voriger Abschnitt) zusammen. Als Näherungs-oder Fitfunktion wäre der
naheliegenste Ansatz die Verwendung einer linearen Funktion gewesen. Es hat
sich jedoch gezeigt, dass diese die Daten zwar näherungsweise beschreibt, dass
aber deutliche Abweichungen von dieser Linearität zu beobachten sind (siehe
Abbildung 6.5). Daher wird zunächst ein Polynom dritten Grades an die Daten

58 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Signal [V]
0.2
0
-0.2
-0.4
-0.6
-0.8
1 Runde 3 Runden 2 Runden
13.5 14.0 14.5 15.0 15.5 16.0 16.5 17.0 17.5
Zeit [µs]
Abbildung 6.4: Ausschnitt aus den Rohdaten des Oszilloskops. Farblich Teilchen. Es sind vier
unterschiedliche Ionen identifiziert. Nicht bei jedem Auftreffen der Ionen wird ein Signal ausgelöst.
Die Nachweiswahrscheinlichkeit liegt zwischen 25-50 Prozent.
gefittet. In manchen Fällen erweist sich dabei die führende Ordnung als nicht
aussagekräftig, d.h. der Betrag des Polynomparameters ist kleiner als seine Standardabweichung.
Daraufhin wird stattdessen ein Polynom zweiter Ordnung verwendet.
Auch dessen führende Ordnung wird dann mit ihrer eigenen Standardabweichung
verglichen und wenn diese wieder nicht aussagekräftig ist, wird die
Fitfunktion auf eine Gerade reduziert.
Die Steigung des so ermittelten Polynoms stellt die Umlaufzeit des zugehörigen
Teilchens dar. Außer im Fall der linearen Fitfunktion ist diese Steigung nicht konstant,
sondern ändert sich von Umlauf zu Umlauf. Um den Einfluss von Effekten,
wie des Energieverlusts in der Folie (siehe Abschnitt 6.1.3) zu minimieren, wird
dem Teilchen dann als Umlaufzeit die Steigung der Fitfunktion am ersten Signal
aus seiner Sequenz (mit dem entsprechenden Fehlerbalken) zugeordnet.
Auf der Basis dieses Fits lässt sich nun weiterhin für jede einzelne Zeitmarke
untersuchen, ob sie wirklich in die Sequenz passt oder bei der ersten Suche nur
zufällig in dem Suchfenster gelegen hat, da dabei eine vorläufige Umlaufzeit verwendet
wurde. Daher werden solche Zeitmarken, die um mehr als drei (durch
quadratische Addition der Fehler von Fitfunktion und Zeitmarke gebildete) Standardabweichungen
vom Wert der Fitfunktion an dieser Stelle abweichen, ausgeschlossen
und der Fit gegebenenfalls wiederholt. Diese Umlaufzeiten können so
mit einer Genauigkeit von etwa einer Pikosekunde (d.h. δt/t ≈ 2·10 −6 )bestimmt
werden.

6.1 Die Methode der Auswertung 59
Zeit [ns]
Zeit - linearer Fit [ns]
200000
180000
160000
140000
120000
100000
80000
60000
40000
20000
0
0.5
0
-0.5
-1
0 50 100 150 200 250 300 350 400
Umläufe im ESR
Fit dritter
Ordnung
Abbildung 6.5: Bestimmung der Umlaufzeit durch einen Fit der Zeit gegen die Anzahl der
Umläufe. Im oberen Teil der Abbildung sind die Daten zusammen mit der linearen Näherung
gezeigt. Die Steigung der Geraden entspricht der Umlaufzeit. Betrachtet man die Residuen im
unteren Teil, ist ersichtlich, dass es eine Abweichung von der Linearität gibt. Daher wurden die
Daten mit einem Polynom dritter Ordnung genähert, der im unteren Teil ebenfalls eingezeichnet
ist. Dessen Steigung beim Beginn der Speicherung wird als Umlaufzeit benutzt. Die gezeigten
Daten stammen von einem Teilchen, dass außergewöhnlich stark von der Linearität abweicht,
um die Benutzbarkeit der Fitfunktion zu demonstrieren. Die besondere Behandlung solcher
Teilchen ist in Abschnitt 6.1.3 beschrieben.
Danach wird untersucht, ob eventuell zwei (oder mehr) Zeitmarkensequenzen so
zueinander passen, dass sie von dem gleichen Teilchen stammen könnten, aber im
Zuge der oben angesprochenen Begrenzung von Sequenzlücken auf 25 Umläufe

60 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
getrennt wurden. Solche Fälle werden dann wieder zu einer Sequenz vereint, wenn
sowohl die Umlaufzeiten als auch die Absolutzeiten der Signale dies nahelegen.
Für so entstandene neue Sequenzen wird selbstverständlich der Fit wiederholt.
Anschließend werden für alle so gefundenen Sequenzen statistische Daten gesammelt:
die Anzahl der gefundenen Zeitmarken, die Anzahl der nachgewiesenen Umläufe
im ESR, erstes und letztes Signal sowie die beobachtete Effizienz (Zahl der
vorhandenen Signale geteilt durch die Zahl der zu erwartenden Signale). Danach
werden Teilchen mit zu geringer Anzahl an Zeitmarken oder Umläufen, zu geringer
Effizienz oder bei denen der Fit kein gutes Ergebnis geliefert hat (χ 2 -Test)
ausgeschlossen. Abschließend wird die Statistik vervollständigt.
6.1.3 Filtern der Rohdaten zur Verbesserung der Peakform
Wie im unteren Teil der Abbildung 6.5 zu erkennen ist, gibt es Teilchen, deren
Umlaufzeit sich während der Speicherung ändert. Diese Abweichung ist durch
den Energieverlust in der Detektorfolie (Abb. 4.8) zu erklären, den die Ionen bei
jedem Umlauf erfahren. Im Prinzip sollte die Geschwindigkeitsänderung aufgrund
dieses Energieverlusts durch die isochrone Einstellung des Speicherrings kompensiert
werden. Tatsächlich ist die Isochroniebedingung nicht vollständig erfüllt,
und geringe Abweichungen von der idealen Energieunabhängigkeit werden durch
die Verwendung eines Polynoms dritter Ordnung zur Bestimmung der Umlaufzeit
kompensiert (siehe Abschnitt 6.1.2). Betrachtet man die Verteilung der Häufigkeiten
der quadratischen Parameter der Fitfunktion aus der Zeitbestimmung
in Abbildung 6.6, so kann man erkennen, dass die Mehrzahl der aufgetragenen
Teilchen nur wenig von der Linearität abweichen. Dies schlägt sich in einem kleinen
Fitparameter zweiter Ordnung nieder. Die grosse Anzahl Werte mit einem
quadratischen Parameter von genau 0 ergibt sich, weil einigen Teilchen kein signifikanter
Parameter zweiter Ordnung zugeordnet werden kann, z.B. weil das
betreffende Ion nur wenige Umläufe absolviert hat.
Es ist davon auszugehen, dass die Umlaufzeit für ideal isochrone Teilchen unabhängig
von dem Energieverlust in der Detektorfolie ist. Eine starke Krümmung
der Fitfunktion deutet auf ein Teilchen hin, für welches dieses die Isochroniebedingung
nur schlecht erfüllt ist. Durch den Fragmentationsprozess haben die zu
untersuchenden Ionen eine sehr breite Geschwindigkeitsverteilung und somit können
Fragmente in den ESR gelangen, die sich aufgrund ihrer sehr hohen oder sehr
niedrigen Geschwindigkeit relativ zum Sollwert, außerhalb des Isochroniebereichs
des Speicherrings befinden (siehe Abb. 4.4). Aus diesem Grund wurde der Fitparameter
zweiter Ordnung als Filterkriterium zum Ausschluss nicht isochroner

6.1 Die Methode der Auswertung 61
Häufigkeit
100
0
Nullwerte
10 5 0 -5 -10
-5
Quadratischer Parameter [10 ]
Abbildung 6.6: Histogramm der Fitparameter zweiter Ordnung. Dieser Parameter wird als Kriterium
für die Filterung benutzt, weil er ein Maß dafür ist, wie gut die Isochroniebedingung
für das jeweilige Teilchen erfüllt ist. Die Spitze bei Null stammt von Teilchen, denen, z.B. aufgrund
der kurzen Speicherzeit, kein signifikanter quadratischer Fitparameter zugeordnet werden
konnte. Die beiden senkrechten Linien markieren die Filtergrenzen.
Teilchen aus der Massenbestimmung benutzt. Wie in Abbildung 6.7 zu erkennen
ist, kann man auf die Betrachtung des Fitparameters der dritten Ordnung verzichten,
weil dieser offensichtlich mit der zweiten Ordnung korreliert ist. Die in
Abbildung 6.6 gezeigte Verteilung verschiebt sich zu größeren bzw. kleineren Werten,
wenn man nur solche Teilchen betrachtet, die weitab des Sollnuklids liegen,
auf welches die Isochroniebedingung des Speicherrings optimiert wurde. Auch Änderungen
der Einstellungen des Fragmentseparators beeinflussen die Verteilung.

62 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Kubischer Parameter
0.0008
0.0006
0.0004
0.0002
0
-0.0002
-0.0004
-0.0006
-0.0008
-0.02 -0.015 -0.01 -0.005 0 0.005 0.01 0.015 0.02
Quadratischer Parameter
Abbildung 6.7: Korrelation des Fitparameters der zweiten und dritten Ordnung beim Bestimmen
der Umlaufzeit. Je weiter sich die Parameter vom Nullpunkt entfernen umso schlechter
ist die Isochroniebedingung für das jeweilige Teilchen erfüllt. Aufgrund der starken Korrelation
wurde jeweils nur der quadratische Parameter als Filterkriterium verwendet.
Diese Fakten deuten darauf hin, dass die Verwendung der Fitparameter zweiter
Ordnung als Maß für die Erfüllung der Isochroniebedingung richtig ist.
Als Grenzwert wurde der Bereich von −2 · 10 −5 bis 2 · 10 −5 gewählt. Der Wert
ergab sich, weil die Mehrzahl der untersuchten Verteilungen genau diese Breite
bei halbem Maximalwert aufwies. Bei zukünftigen Experimenten kann es jedoch
nötig sein, diesen Wert neu festzulegen, weil sich Parameter wie Foliendicke oder
Kernladung geändert haben. Mit dieser Filterbedingung werden etwa 40% der
gefundenen Teilchen aus der Auswertung entfernt.
Zunächst wurden also die Teilchen mit starker Änderung der Umlaufzeit während
der Speicherung eliminiert. Das Resultat war eine deutliche Verringerung
der Linienbreite (siehe Abbildungen 6.8 und 6.9) in den erzeugten Umlaufzeitspektren
(siehe Abschnitt 6.1.4). Die Teilchen, bei deren Umlaufzeitbestimmung
kein signifikanter Parameter für die zweite Ordnung festgelegt werden kann, befinden
sich noch in der Auswertung. Die genauere Untersuchung dieser Teilchen
ergibt jedoch, dass es sich nicht etwa ausschließlich um ideal isochron gespeicherte
Teilchen handelt, sondern dass sie ähnliche Linienbreiten ergeben wie auch
die ungefilterten Daten (siehe Abb. 6.9). Viele dieser Teilchen haben nur wenige
Runden im ESR überstanden. Ohne quadratischen Parameter ist es offensicht-

6.1 Die Methode der Auswertung 63
Gewichtete Häufigkeit
20
18
16
14
12
10
8
6
4
2
gefiltert
42
Ti
ungefiltert
533.05 533.06 533.07 533.08 533.09 533.1
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.8: Auswirkung der Filterung auf die Linienbreite im Umlaufzeitspektrum. Zu erkennen
ist die deutliche Verringerung der Linienbreite durch die Filterung. Insbesondere die
Ausläufer der Linie in der Umgebung werden vollständig unterdrückt. Rauschuntergrund gibt
es bei diesen generierten Spektren nicht, weil alle eingehenden Daten von tatsächlich detektierten
Teilchen stammen.
lich nicht möglich, eine Aussage über die Qualität der betreffenden Teilchen zu
machen. Die Isochronieeigenschaften dieser Teilchen scheinen in etwa so verteilt
zu sein wie die der ungefilterten Rohdaten. Daher werden auch diese weiteren
Teilchen (etwa 15% bis 20%) aus der Datenauswertung zur Massenbestimmung
entfernt.
Das Resultat des Filteralgorithmus ist eine Verbesserung des Massenauflösungsvermögens
und auch eine Verringerung des Zeitfehlers der kombinierten Teilchen
einer Ionensorte. So ist z.B. das Isomer von 53 Fe nun durch die Filterung deutlich
vom entsprechenden Grundzustand zu trennen (Abbildung 6.10). Das erreichbare
Massenauflösungsvermögen liegt im Bereich von m/∆m = 100000. Einzelne
Spektrallinien deuten auf deutlich höhere Werte bezogen auf die volle Breite bei
halbem Maximum hin, jedoch sind die Linien meist an der Basis in Richtung der
höheren Umlaufzeiten verbreitert, womit eine Trennung bei eng liegenden Nukliden
mit sehr unterschiedlichen Intensitäten erschwert wird. Die Abbildung 6.11
zeigt die Spektrallinie von 45 Ti aus dem Umlaufzeitenspektrum der 53 Fe Einstellung
mit einem Massenauflösungsvermögen von m/∆m ≈ 110000.

64 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Gewichtete Häufigkeit
35
30
25
20
15
10
5
45
V
quadratischer
Parameter = 0
ungefiltert
gefiltert
540.2 540.21 540.22 540.23 540.24 540.25 540.26 540.27
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.9: Die deutliche Verringerung der Linienbreite durch die Filterung ist zu erkennen.
Zusätzlich aufgetragen ist die Spektrallinie der Teilchen, denen kein quadratischer Parameter
zugeordnet werden konnte. Die Breite und Form ist mit derer der ungefilterten Teilchen vergleichbar.
Aus diesem Grund werden auch solche Teilchen aus der Auswertung entfernt.
Teilchenzahl
10
8
6
4
2
Ungefiltert
Gefiltert
53g
Fe
3.04 MeV
m
53m
Fe
528.76 528.78 528.8 528.82 528.84 528.86
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.10: 53 Fe Isomer mit und ohne Filterung der Daten. Die Anregungsenergie beträgt
3.04 MeV. Die sichere Trennung der beiden Spektrallinien ist erst nach der Filterung möglich.

6.1 Die Methode der Auswertung 65
Teilchen, gewichtet
0 2 4 6 8 10 12 14 16
45
Ti
m/ m
= 110000
529.769 529.800 529.804 529.808
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.11: Massenauflösungsvermögen am Beispiel von 45 Ti, bezogen auf die volle Breite
bei halbem Maximum.
6.1.4 Umlaufzeitspektren
Zur weiteren Auswertung der Massenmessung werden nun die Daten vieler Injektionen
mit der selben Einstellung von FRS und ESR kombiniert 1 .DieUmlaufzeiten
der einzelnen Teilchen werden zu einem Spektrum, indem sie gewichtet
histogrammisiert werden. Zur Wichtung der Werte wird der Faktor gj benutzt.
Ist der Zeitfehler σj und die Gesamtzahl der Datenpunkte n, so ergibt sich für
den zugehörigen Gewichtungsfaktor
gj =
1
σj 2 · n
n
i=1
1
σi 2
. (6.1)
1 Es wurde auch untersucht, ob es möglich ist, Daten verschiedener FRS-Einstellungen zu
kombinieren. Die Umlaufzeiten der Ionen ändern sich durch die Veränderung der Anlageneinstellung,
so dass es nur möglich ist, Daten verschiedener Einstellungen zu kombinieren, wenn
man die Umlaufzeiten entsprechend verschiebt. Zur Berechnung dieser Verschiebung benötigt
man Ionensorten, die in beiden Einstellungen vorhanden sind. Leider waren jedoch in den Spektren,
bei denen eine gemeinsame Auswertung vorteilhaft erschien, zu wenig Überlapp, um die
Zeitverschiebung mit hinreichender Genauigkeit für Präzisionsmassenmessungen zu bestimmen.

66 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Auf diese Weise ist die Summe aller Histogrammkanäle nach der Wichtung gleich
der Teilchenanzahl, genauso wie im Fall eines ungewichteten Histogramms der
Zeitwerte (siehe Abb. 6.12). Die Darstellung im Spektrum entspricht somit der
Wichtung der Daten, wie sie im folgenden Abschnitt 6.1.5 beschrieben ist. Das
Teilchenzahl [gewichtet]
300
250
200
150
100
50
N=Z-1,2,3
1 Teilchen
48
Mn
N=Z
N=Z+1,2,3
0
510 520 530 540 550 560 570 580
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.12: Ausschnitt aus einem Spektrum generiert durch gewichtetes histogrammisieren
der Umlaufzeiten der einzelnen Teilchen. Gezeigt ist ein Spektrum der 48 Mn Einstellung ohne
Degrader. Es enthält etwa 12000 Teilchen. Nur ein Ereignis für das gesuchte 48 Mn konnte
beobachtet werden und viele Kerne mit N=Z und kleinem Z (Z

6.1 Die Methode der Auswertung 67
Mittlere Umlauffrequenz
der markierten Ionensorte
Markierung mit Maus
Gemittelte Umlaufzeit
Identifikation und
weitere Informationen
zur markierten Spektrallinie
Anzeige des
Zeitspektrums
Zoom auf
den markierten
Bereich
Abbildung 6.13: Bildschirmdarstellung des Linux Programmes timeview, dasdieZeitspektren
erstellt, sowie die mittleren Umlaufzeiten für die Massenauswertung berechnet und bei der
Identifikation der Nuklide hilft. Einzelne Linien im Spektrum können mit der Maus markiert
werden und deren Umlaufzeit bzw. Frequenz wird bestimmt und angezeigt. Lädt man eine Identifikationsdatei
der betrachteten Einstellung, werden noch das Nuklid und einige dazugehörigen
Eigenschaften angezeigt.
Aufnahme der Daten zu untersuchen, ob das gesuchte Nuklid schon beobachtet
wurde. Gerade bei der schnellen und vorläufigen Datenauswertung zur Kontrolle
während des Experiments hat sich die Kombination aus der vollautomatischen
Extraktion der Zeitmarken nebst Zuordnung zu den jeweiligen Teilchen mit anschließender
Visualisierung und computerunterstützter Identifikation der Nuklide
bewährt.
6.1.5 Berechnung der mittleren Umlaufzeit
Die Umlaufzeit für die Massenbestimmung ergibt sich durch Mittelung der Umlaufzeiten
der gefundenen Ionen. Es wird eine gewichtete Mittelung durchgeführt,
um den unterschiedlichen Zeitfehlern der Ionen gerecht zu werden. Als Gewichte
werden die Kehrwerte der Zeitfehler σi zum Quadrat verwendet. Der gewichtete

68 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Teilchenzahl [gewichtet]
250
200
150
100
50
0
20
Na
11 C
13
N
22
Mg 24
Al 26 Si
28
P
15
O
30 S
17
F 19Ne
23 Mg
21
Na
44 V
2 Teilchen
48
Mn
1 Teilchen
510 515 520 525 530 535
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.14: Ausschnitt aus dem Spektrum von Abb. 6.12. Die Isotope sind den Umlaufzeiten
zugeordnet. Gleiche Farbe entspricht jeweils gleichem Isospin. Erkennbar ist, dass das
Spektrum von Linien dominiert wird, die zu Nukliden mit kleinem Z gehören.
Mittelwert T g ergibt sich dann zu
T g =
i
1
σi 2 · ti
mit den Umlaufzeiten ti der Einzelteilchen. Der innere Fehler σinnen ist
σinnen =
i
1
σi 2
1
i
1
σi 2
und der äußere Fehler σaussen ergibt sich zu
i
σaussen =
(n − 1)
1
σi 2 (T g − ti) 2
i
1
σi 2
25 Al
27
Si
(6.2)
(6.3)
. (6.4)
Als Gesamtfehler wurde die quadratische Summe von innerem und äußerem Fehler
benutzt.
σgesamt = σinnen 2 + σaussen 2 (6.5)
In Einzelfällen ergeben sich bei Linien mit sehr schlechter Statistik (Teilchenzahl
kleiner als sechs) sehr kleine Fehler, wenn die Einzelteilchen sehr nah zusammen

6.1 Die Methode der Auswertung 69
liegen. Die Fehler wurden in diesem Fall auf Minimalwerte angehoben, die sich
aus Untersuchungen der Gesamtdaten ergeben. Die Werte sind aus Tabelle 6.2
zu entnehmen. Nuklide, von denen nur ein einzelnes Ion im Spektrum zu finden
Tabelle 6.2: Minimalfehler der Umlaufzeiten bzw. Umlauffrequenzen
Minimalfehler
Teilchenzahl [Hz] [ps]
2 6.3 1.8
3 5.8 1.7
4 5.4 1.6
war, wurden nicht weiter berücksichtigt.
6.1.6 Massenbestimmung
Zur Bestimmung der Massen wird die Umlaufzeit der Kerne mit bekannten Massen
gegen ihr Masse-zu-Ladungsverhältnis aufgetragen und durch eine Fitfunktion
genähert. Es werden sowohl die Fehler der Zeitbestimmung als auch die Fehler der
Kernmassen aus der Literatur berücksichtigt. Von den Literaturwerten der atomaren
Masse werden die Elektronenmassen abgezogen und die dazugehörenden Elektronenbindungsenergien
addiert ( [HAC + 76]), da die Kerne im ESR vollständig
ionisiert sind. Der Zusammenhang zwischen Masse-zu-Landungsverhältnis und
Umlaufzeit wird dabei durch eine Parabel genähert. In erster Näherung ist der
Zusammenhang linear. Sobald der Bereich der Umlaufzeiten größer wird, ergeben
sich Abweichungen von der Linearität, die mit einem Polynom zweiter Ordnung
zu kompensieren sind. Mit Hilfe der so ermittelten Näherungsfunktion wird aus
der gemessenen Umlaufzeit des unbekannten Kerns dessen Masse bestimmt. Der
Massenfehler ergibt sich hierbei aus dem numerischen Fehler der Näherung und
dem Zeitfehler der zugrundeliegenden Umlaufzeit. Als Werkzeug zur Durchführung
der Massenbestimmung wird tofcalcit benutzt. Das Programm erleichtert die
Auswahl der Ionen, die zur Kalibrierung der Massenbestimmung dienen sollen.
Das Programm liest die zugehörigen Literaturwerte aus der Massentabelle ein,
ermittelt die Funktion für den Fit und berechnet den Massenwert samt Fehler
für das Nuklid unbekannter Masse. Die Residuen eines solchen Massenfits sind in
der Abbildung 6.20 gezeigt.
Bei der Auswahl der Kerne für die Kalibrierung der Massenbestimmung wird
darauf geachtet, dass sie nicht über unaufgelöste isomere Zustände verfügen, die
zu einer Verfälschung der Kalibration führen könnten. Weiterhin werden solche

70 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Kerne, deren Spektrallinien andere Ionensorten mit annähernd gleichem Massezu-Ladungsverhältnis
enthalten können, nicht benutzt.
6.2 Überprüfung der Methode anhand kurzlebiger
Nuklide mit bekannter Masse
Zur Überprüfung der Methode können die vielen Nuklide bekannter Masse in den
aufgenommenen Spektren benutzt werden. Unter der Annahme, die Masse des
betreffenden Kerns sei unbekannt, wird analog zu der Auswertung eines tatsächlich
unbekannten Kerns, dessen Masse bestimmt und mit den Literaturwerten
verglichen. Dieses Vorgehen ist ein guter Test für die Massenmessung und wurde
bei allen Einstellungen zur Überprüfung durchgeführt. In dem Spektrum in
Teilchenzahl [gewichtet]
N=Z-1,2,3
Umlaufzeit [ns]
N=Z
N=Z+1,2,3
Abbildung 6.15: Das Umlaufzeitspektrum der 48 Mn Einstellung mit Degrader. Die interessanteren
Kerne liegen im Bereich von N

6.3 Die Massen von 70 Se und 71 Se 71
mexp-m lit [keV]
350
300
250
200
150
100
50
0
-50
-100
41
Sc
89 Teilchen
T = 596ms
½
43
Ti
24 Teilchen
T = 509ms
½
45
V
68 Teilchen
T = 547ms
½
m / q [u/e]
47
Cr
578 Teilchen
T = 472ms
½
49
Mn
60 Teilchen
T = 382ms
½
1.95 1.952 1.954 1.956 1.958
Abbildung 6.16: Vergleich der gemessenen Massen mit Literaturwerten. Jede Masse wurde einzeln
als unbekannt angenommen und neu bestimmt. Nicht gezeigt sind die beiden weiteren
Kalibranten 39 Ca und 51 Fe. Die Literaturwerte sind aus der Massentabelle [AW95] entnommen.
Die Übereinstimmung der Werte ist gut. Die Abweichung von 43 Ti ist auf einen isomeren
Zustand zurückzuführen und wird in Abschnitt 6.4.3 erläutert.
von 43 Ti wird in Abschnitt 6.4.3 erläutert.
6.3 Die Massen von 70 Se und 71 Se
Die ersten Messungen mit dem Flugzeitdetektor im Rahmen des hier beschriebenen
Experiments wurden, wie bereits in Abschnitt 5.2.2 beschrieben, in einer
Einstellung von FRS und ESR für das Sollfragment 53 Fe gemacht. Bei der Auswertung
dieser Daten wurde leicht von dem oben angegebenen Schema abgewichen,
das daran liegt, dass dieser Teil des Experiments zuerst ausgewertet wurde und
die Ergebnisse bereits publiziert wurden [HSA + 01], während einige wenige Vorgehensweisen
danach noch weiter optimiert wurden. So wurde bei der Filterung
der Teilchendaten (Abschnitt 6.1.3) als Grenzwert 1 · 10 −5 verwendet, dafür wurden
die Ionen, deren quadratischer Fitparameter identisch null war, nicht von
der Auswertung ausgeschlossen. Ferner war es in diesem Fall aufgrund der relativ
großen Produktionsquerschnitte der untersuchten Nuklide möglich, auf Linien,
die weniger als zehn Teilchen enthielten, zu verzichten, weshalb sich auch die

72 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Einführung der minimalen mittleren Umlaufzeitfehler aus Tabelle 6.2 erübrigte.
Unter den Nukliden mit N = Z +1, die bei dieser Messung beobachtet wurden,
befinden sich unter anderem die Selenisotope mit den Massenzahlen A =70und
A =71, welche im Spektrum in Abbildung 6.17 markiert sind. Für diese Ker-
Teilchen, gewichtet
140
120
100
80
60
40
20
61
59
0
528
57
55
Zn Cu Ni Co
Fe Mn
53
51
53m
Cr
49
V
Ti
Sc
Ca
47
45
43
41
K
39
Ar
37
Br
72
Cl
35
Se
70
As
68
Ge
66
Ga
64
S
33
Zn
Cu
62
P
31
60
Ni
58
Si
Co
56
Fe
54
530 532 534 536 538
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.17: Spektrum aus 53 Fe Einstellung (N>Z)
29
Al
27
Mn
52
Rb
Cr
50
Kr
Mg
25
V
48
Br
Se
As
Ti
46
Ge
Sc
Ga
Na
23
44
Zn
Ca
Cu
ne waren zum Zeitpunkt der letzten Kompilation der Massentabellen von Audi
und Wapstra [AW95] noch keine experimentellen Massen bekannt. Allerdings waren
ihre Massen inzwischen an GANIL mit dem Spektrometer SPEG gemessen
worden [CMO + 98]. Die angegebenen Fehlerbalken dieser Messung sind mit ca.
400 keV gross.
Daher wurden die Massen dieser Kerne, sowie die zweier weiterer Nuklide mit
relativ großen Fehlern der Masse ( 68 As und 73 Br) aus den Daten dieses Experiments
bestimmt.
Wie bereits in der Beschreibung des experimentellen Vorgehens erwähnt, wurden
zwei Messungen mit leicht unterschiedlicher Einstellung des FRS durchgeführt
und getrennt analysiert. Die Nuklide 73 Br und 71 Se liegen im Umlaufzeitspektrum
so dicht beieinander, dass ihre Massen in einer einzigen Auswertung bestimmt
werden konnten. Für die in Abschnitt 5.2.2 zuerst beschriebene Messung
wurden die Nuklide 57 Co, 59 Ni, 40 K, 61 Cu, 67 Ge, 48 V, 25 Mg, 50 Cr, 27 Al, 54 Fe und
56 Co als Referenzkerne herangezogen, um die Masse-zu-Ladungsverhältnisse der
untersuchten Ionensorten zu kalibrieren. In der zweiten Messung mit leicht veränderter
Einstellung des Fragmentseparators wurden hierzu die Spezies 59 Ni, 40 K,
61 Cu, 65 Ga, 67 Ge, 48 V, 50 Cr, 54 Fe, 56 Co, 58 Ni und 60 Cu benutzt. Dies resultierte
zum einen aus unterschiedlich häufigem Auftreten der einzelnen Sorten in den
77
75
73
71
69
67
65
63
42
Ne
21
61

6.3 Die Massen von 70 Se und 71 Se 73
Tabelle 6.3: Die Umlaufzeiten der in der Analyse verwendeten Nuklide. Die Numerierung der
Messungen entspricht der Reihenfolge in Abschnitt 5.2.2. Die Referenzkerne sind mit dem Buchstaben
’c’ markiert.
1. Messung 2. Messung Kal.
Nuklid Umlaufzeit Nuklid Umlaufzeit
57 Co 538.8909(4) ns 59 Ni 538.3335(3) ns c
59 Ni 538.3355(4) ns 40 K 538.1330(4) ns c
40 K 538.1351(4) ns 61 Cu 537.8215(3) ns c
61 Cu 537.8246(4) ns 65 Ga 536.9049(4) ns c
67 Ge 536.4929(3) ns 67 Ge 536.4911(3) ns c
71 Se 535.7377(3) ns 71 Se 535.7361(3) ns
48 V 535.5472(3) ns 48 V 535.5451(2) ns c
73 Br 535.3903(5) ns 73 Br 535.3890(3) ns
25 Mg 535.1666(4) ns 50 Cr 535.0158(2) ns c
50 Cr 535.0171(3) ns 54 Fe 534.1115(2) ns c
27 Al 534.2386(4) ns 56 Co 533.7272(2) ns c
54 Fe 534.1126(2) ns 58 Ni 533.3479(2) ns c
56 Co 533.7285(2) ns 60 Cu 533.0256(3) ns c
31 P 532.7645(4) ns 56 Co 533.7272(2) ns c
62 Zn 532.7030(3) ns 58 Ni 533.3479(2) ns c
64 Ga 532.4259(5) ns 60 Cu 533.0256(2) ns c
33 S 532.1798(3) ns 62 Zn 532.7015(2) ns c
66 Ge 532.1412(5) ns 66 Ge 532.1393(3) ns c
68 As 531.8985(3) ns 68 As 531.8977(4) ns
35 Cl 531.6631(4) ns 35 Cl 531.6614(4) ns c
70 Se 531.6452(4) ns 70 Se 531.6437(4) ns
39 K 530.7927(3) ns 39 K 530.7915(2) ns c
41 Ca 530.4311(2) ns 41 Ca 530.4303(2) ns c
43 Sc 530.1072(4) ns 43 Sc 530.1058(2) ns c
45 Ti 529.7995(3) ns 45 Ti 529.7985(3) ns c
47 V 529.5177(3) ns 47 V 529.5170(2) ns c

74 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
beiden Teilmessungen und zum anderen daraus, dass einzelne Linien auch aufgrund
einer deutlich vom Rest abweichenden Linienform ausgeschlossen wurden
und diese Abweichungen nicht in beiden Messungen gleichartig aufgetreten sind.
Die Umlaufzeiten der genannten Nuklide sind im oberen Teil von Tabelle 6.3 angegeben.
Die Ergebnisse der einzelnen Massenbestimmungen sind in Tabelle 6.4
aufgelistet.
Mit dem gleichen Verfahren wurden die Massen von 68 As und 70 Se aus den Umlaufzeiten
im unteren Teil der Tabelle 6.3 bestimmt. Auch diese Ergebnisse finden
sich in Tabelle 6.4. Für jede dieser Massenbestimmungen wurden dann die Massen
aller Referenzkerne mit Ausnahme der ersten und letzten im jeweiligen Teil von
Tabelle 6.3 als unbekannt angenommen und bestimmt. Die Ergebnisse wurden
mit den Daten aus [ABBW97] (die mit [AW95] identisch sind) verglichen und
jeweils mittels eines χ 2 -Tests ein zusätzlicher (systematischer) Fehler der Teilmessungen
bestimmt. Dieser variierte zwischen 12 keV und 55 keV und wurde
quadratisch zum Fehlerbalken der Massenwerte von 73 Br und 71 Se bzw. von 68 As
und 70 Se addiert.
Schliesslich wurden die so erhaltenen Werte gewichtet gemittelt, wobei analog
Tabelle 6.4: Ergebnisse der beiden einzelnen Massenmessungen. Angegeben ist jeweils der Massenexzess
in Einheiten von keV. Die Fehlerbalken enthalten bereits die zusätzlichen Fehler aus
der Konsistenzbetrachtung der Referenzkerne.
Nuklid Massenexzess bzw. Fehler [keV]
1. Messung 2. Messung
68 As -58970(100) -58810(100)
70 Se -62055(100) -62080(90)
71 Se -63070(90) -63025(100)
73 Br -63790(110) -63700(100)
zu Abschnitt 6.1.5 die inneren und äusseren Fehler quadratisch addiert wurden.
Die Resultate werden in Tabelle 6.5 angegeben und mit anderen Messungen verglichen.
Inzwischen liegen auch Messungen der β-Endpunktenergien der Selenisotope
und des 73 Br vor [Bre01, TBZ + 01] (siehe Tabelle 6.5). Weiterhin wurden
die Daten aus [CMO + 98] einer erneuten Analyse unterzogen, welche zu einer
deutlichen Verbesserung der Genauigkeit geführt hat [LS + 01]. Die bislang unveröffentlichten
Resultate dieser neuen Analyse und die vorgenannten Messungen
werden in Abbildung 6.18 grafisch mit dem Ergebnis dieser Arbeit verglichen. Aus
dem Vergleich mit den experimentellen Literaturwerten für 68 As und 73 Br ist zu

6.3 Die Massen von 70 Se und 71 Se 75
Tabelle 6.5: Die Ergebnisse der Massenbestimmung im Vergleich zu anderen experimentellen
Einzeldaten (GANIL, Yale) und zu der Tabelle in [ABBW97]. Werte aus [ABBW97], die aus
Extrapolationen und Trends gewonnen wurden, sind durch # gekennzeichnet. Angegeben ist
der Massenexzess in keV.
Nuklid Massenexzess [keV]
diese Arbeit Tabellen [ABBW97] GANIL Yale
68 As -58890(100) -58880(100)
70 Se -62070(70) -61940(210) # -62310(460) -61604(100)
71 Se -63050(70) -63090(200) # -63490(320) -63130(35)
73 Br -63740(90) -63530(130) -63606(70)
m -m [keV]
tabelle experiment
A
E
D
A C
B
E
A
C
B D
E A
D
E
Abbildung 6.18: Vergleich der Ergebnisse dieser Arbeit mit anderen Messungen von Selen.
Ganz rechts jeweils meine Messungen am ESR (E). (A) sind die Werte aus der Massentabelle
[ABBW97]. Die ausgefüllten Markierungen stammen von extrapolierten Werten. (B) sind
Ergebnisse der Messungen am GANIL [CMO + 98], (C) entstammen der verbesserten Auswertung
dieser Daten ( [LS + 01]) und (D) sind aus [TBZ + 01] entnommen.
erkennen, dass die Ergebnisse dieser Arbeit mit den vorherigen Messungen übereinstimmen,
im Fall des 73 Br deutet die Abweichung der β-Endpunktsmessung in
die gleiche Richtung wie das hier vorgestellte Ergebnis.
Für 71 Se stimmt das Ergebnis dieser Arbeit sowohl mit dem der β-Endpunktsbestimmung
als auch mit dem der neueren Analyse des GANIL-Experiments
überein. Auch die erste Analyse dieser Daten passt im Rahmen der Fehlerbalken
zu den anderen Werten.
Für 70 Se stimmt das hier vorgestellte Ergebnis mit den Daten bei GANIL überein,

76 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
hingegen weicht das Ergebnis der β-Endpunktsbestimmung davon ab.

6.4 Erste Massenmessung von 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn 77
6.4 Erste Massenmessung von 41 Ti, 44 V, 45 Cr und
48 Mn
Primäres Ziel dieses Experiments war die Massenbestimmung von 48 Mn. Zuerst
wurden der Speicherring und Fragmentseparator auf die Massenbestimmung für
dieses Nuklid optimiert. Als letze Einstellung der zur Verfügung stehenden Strahlzeit
wurden Parameter gewählt, die für das Sollnuklid 47 Mn optimiert sind. Damit
konnte die Masse 48 Mn erneut gemessen werden. Weiterhin konnten auch die
Massen der Nuklide 41 Ti, 44 V und 45 Cr gemessen werden.
6.4.1 Messungen mit der 48 Mn Einstellung
Teilchenzahl [gewichtet]
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.19: Ausschnitt aus dem Umlaufzeitenspektrum der 48 Mn Einstellung. Gezeigt sind
die Spektrallinien der Kerne mit N = Z − 1 (rechts) und N = Z − 2 (links), die für die
Massenbestimmung verwendet werden.
Zunächst wurde, wie in Abschnitt 5.2.4 beschrieben, ein Degrader aus 1 mm
Aluminium (270 mg/cm 2 ) im FRS verwendet. Damit konnte der Zielkern 48 Mn
zwar im ESR gespeichert werden aber die Zahl der zur Kalibrierung der Massenbestimmung
geeigneten Nuklide war zu klein. Mit einem dünneren Degrader
(0.8 mm Al) konnten mehr unterschiedliche Ionensorten gespeichert werden. Zusätzlich
wurde bei unveränderter Einstellung des FRS der Degrader durch den
mit einer Flächenbelegung von 270 mg/cm 2 ersetzt. Die Umlaufzeiten der gespeicherten
Ionen im ESR änderten sich dadurch nicht, es konnten aber weitere

78 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Tabelle 6.6: Die Umlaufzeiten der in der Analyse verwendeten Nuklide. Die Referenzkerne sind
mit dem Buchstaben ’c’ markiert.
Nuklid Teilchenzahl Umlaufzeit Kal.
49 Mn 60 534.5887(3) ns c
47 Cr 578 534.3523(1) ns c
45 V 68 534.0930(2) ns c
43 Ti 24 533.8112(8) ns
41 Sc 89 533.4847(4) ns c
39 Ca 229 533.1325(2) ns c
48 Mn 19 528.7493(6) ns
46 Cr 13 528.2514(8) ns c
42 Ti 9 527.1575(15) ns c
40 Sc 7 526.5508(14) ns c
Ionensorten gespeichert werden. Die hier gezeigten Daten stammen aus der Kombination
dieser beiden Einstellungen. In Abbildung 6.19 sind die Nuklide gezeigt,
die für die Massenbestimmung von 48 Mn benutzt werden. Die entsprechenden
Umlaufzeiten sind der Tabelle 6.6 zu entnehmen. Der Fit für die Massenbestimmung
wird über einen vergleichsweise großen Bereich ausgeführt, da zwischen
48 Mn und 39 Ca im Umlaufzeitspektrum (siehe Abbildung 6.19) keine Linien mit
mehr als einem Teilchen vorhanden sind. Die Umlaufzeit von 43 Ti ist nicht in
die Kalibrierung eingegangen (siehe Abschnitt 6.4.3). Die Residuen dieser Näherung
in Abbildung 6.20 zeigen jedoch, dass das verwendete Polynom zweiter
Ordnung ausreicht, die Datenpunkte zu beschreiben. Die resultierende Masse für
48 Mn ist in der Zusammenfassung der Messergebnisse (Abschnitt 6.4.4) angegeben.
Erneut werden zur Überprüfung der Messung auch die Kerne mit bekannter
Masse einzeln als unbekannt angenommen und mit den verbleibenden Referenznukliden
kalibriert. Die Ergebnisse der einzelnen Massenbestimmungen sind in
Abbildung 6.21 aufgetragen. Die Daten der bekannten Massen stimmen gut mit
den Literaturwerten aus [AW95] überein. Die beobachtete Abweichung von 43 Ti
wird in Abschnitt 6.4.3 diskutiert. Die Fehler der gemessenen Massen ergeben
sich aus den statistischen Fehlern der betreffenden mittleren Umlaufzeiten und
dem Fit der Näherungsfunktion bei der Kalibration.

6.4 Erste Massenmessung von 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn 79
m [keV]
400
300
200
100
0
-100
-200
-300
-400
40
Sc
42
Ti
46
Cr
48
Mn
39
Ca
43
Ti
41
Sc
526 527 528 529 530 531 532 533 534 535
Umlaufzeit [ns]
45
V
47
Cr
49
Mn
Abbildung 6.20: Residuen des Massenfits für 48 Mn. Die hellblau beschrifteten Nuklide werden
nicht zur Berechnung der Fitfunktion verwendet. Die gezeigten Fehler berücksichtigen die
Zeitfehler der Messung und die Massenfehler der bekannten Kerne.
mexp - m lit [keV]
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.21: Ergebnisse der Massenbestimmung für 48 Mn und benachbarter Kerne. Jeder
Kern wird einzeln als unbekannt angenommen und dessen Masse erneut bestimmt. Nicht gezeigt
sind 40 Sc und 49 Mn, die lediglich als Kalibranten dienen. 48 Mn und 43 Ti werden nicht zur
Kalibrierung benutzt. Die Übereinstimmung der Werte mit den Literaturwerten ist gut. Die
Abweichung von 43 Ti wird in Abschnitt 6.4.3 näher erläutert.

80 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
6.4.2 Messungen mit der 47 Mn Einstellung
Als letzte Einstellung des Experiments vom Mai 2000 wurde der Fragmentseparator
und der Speicherring auf das Sollnuklid 47 Mn eingestellt. Der FRS wurde
mit einem extrem dünnen Degrader von lediglich 81 mg/cm 2 betrieben. Diese
Parameter wurden während der gesamten Messung in dieser Einstellung beibehalten.
In der Abbildung 6.22 ist ein Übersichtsspektrum der aufgenommenen
Teilchenzahl [gewichtet]
100
10
N=Z-1,2,3
N=Z
N=Z+1,2,3
1
520 530 540 550
Umlaufzeit [ns]
560 570 580 590
Abbildung 6.22: Umlaufzeitspektrum aufgenommen in der 47 Mn Einstellung. Neben den Nukliden
mit N = Z − 1 bzw. N = Z − 2, dieauchschoninder 48 Mn Einstellung gespeichert
wurden, befinden auch einige Kerne mit N = Z − 3 in dem Spektrum. Weiterhin werden durch
den sehr dünnen Degrader von 81 mg/cm 2 mehr unterschiedliche Ionensorten gespeichert.
Umlaufzeiten zu sehen. Im Vergleich zu den Spektren aus Abschnitt 6.4.1 sind
jetzt mehr exotische Nuklide mit N = Z − 3 gespeichert. Wegen des dünnen
Degraders befinden sich mehr unterschiedliche Ionensorten in dem Spektrum.
In zwei Bereichen des Spektrums befinden sich interessante Nuklide, diese werden
jeweils einzeln analysiert. Zunächst wird der in Abbildung 6.23 gezeigte Ausschnitt
untersucht. In diesem Bereich befindet sich erneut 48 Mn und auch 44 V,
dessen Masse ebenso unbekannt ist. Die gemessenen Umlaufzeiten der zur Analyse
benutzen Kerne sind in Tabelle 6.7 angegeben. Bei der Auswahl des Bereiches,
über den die Bestimmung der Massen erfolgt, wird Wert auf eine ausreichende
Anzahl von Kernen bekannter Masse gelegt, um eine ausreichende Kalibrierung
zu gewährleisten. Weiterhin soll der benutzte Bereich nicht unnötig groß sein, damit
das verwendete Polynom zweiter Ordnung noch eine hinreichende Näherung

6.4 Erste Massenmessung von 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn 81
Teilchenzahl [gewichtet]
100
10
40
Sc 42
Ti
44
V
20 Teilchen
46
Cr
48
Mn
3 Teilchen
1
532 533 534 535 536 537 538 539 540 541
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.23: Ausschnitt aus dem Umlaufzeitspektrum der 47 Mn Einstellung. Es sind die
Liniengruppen mit N = Z−1 und N = Z−2 zu erkennen. Die relevanten Linien sind beschriftet.
Die Massen von 48 Mn und 44 V sind unbekannt und werden bestimmt.
und den realen Zusammenhang zwischen dem Masse-zu-Ladungsverhältnis und
der Umlaufzeit eines Nuklids darstellt. Zur Überprüfung der Konsistenz dieser
Tabelle 6.7: Die Umlaufzeiten der Nuklide, die für die Massenbestimmung von 48 Mn und 44 V
verwendet werden Die Referenzkerne sind mit dem Buchstaben ’c’ markiert.
35
Ar
37
K
39
Ca
Nuklid Anzahl Umlaufzeit Kal.
41 Sc 88 539.6003(3) ns c
39 Ca 305 539.2381(1) ns c
37 K 40 538.8485(4) ns c
35 Ar 10 538.4078(7) ns c
48 Mn 3 534.7202(17) ns
46 Cr 5 534.2076(14) ns c
44 V 20 533.6897(4) ns
42 Ti 30 533.0762(4) ns c
40 Sc 13 532.4492(3) ns c
Beschreibung werden erneut die Massen der Kalibranten aus den Messdaten bestimmt
und die Ergebnisse mit den Literaturwerten verglichen. Die Abweichungen
sind in Abbildung 6.24 aufgetragen. Die ermittelten Massen der Kalibrationskerne
41
Sc

82 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
decken sich gut mit den Literaturwerten. Ferner stimmt die so ermittelte Masse
von 48 Mn mit dem Ergebnis der vorherigen Messung (siehe Abschnitt 6.4.1)
überein, wie in Tabelle 6.9 zu sehen ist.
Der grosse Fehlerbalken dieser neuen Messung ist auf die geringe Zahl der in die
Messung eingehenden Teilchen und den dadurch festgesetzten Mindestfehler (siehe
Tabelle 6.2) zu erklären.
Das Nuklid 44 V besitzt einen isomeren Zustand (die Anregungsenergie ist unbekannt,
extrapoliert: 300 keV ± 100 keV) mit einer Lebensdauer von 110 ms, der
nicht aufgelöst werden kann und dadurch zu einer zusätzlichen Unbestimmtheit
der Massenmessung beiträgt. Dieser ist in der Zusammenfassung der Ergebnisse
(siehe Tabelle 6.9) in Abschnitt 6.4.4 näher erläutert. Der zweite zu analysierende
m -m [keV]
exp lit
300
200
100
0
-100
-200
42
Ti
T =200ms
½
46
Cr
T =260ms
½
35
Ar
T =1,78s
½
37
K
T =1,22s
½
39
Ca
T =860ms
½
-300
44
V
T ½=150ms
48
Mn
T ½=158ms
-400
1.905 1.91 1.915 1.92 1.925 1.93 1.935 1.94 1.945 1.95
m/q [u/e]
Abbildung 6.24: Massenvergleich von 44 V und 48 Mn sowie den Kalibranten der Massenbestimmung
mit Literaturwerten. Jede Masse ist einzeln als unbekannt angenommen und neu bestimmt.
40 Sc und 41 Sc dienen als zusätzliche Kalibrationskerne.
Bereich enthält als Kerne unbekannter Masse 41 V und 45 Cr. In dem Ausschnitt
des Umlaufzeitspektums in Abbildung 6.25 ist zu erkennen, dass sich links der zu
untersuchenden Kerne nur noch eine Spektrallinie befindet, die zur Kalibrierung
benutzt werden kann, nämlich die von 11 C. Auf der anderen Seite stehen mehrere
Linien zur Verfügung. Bei genauerer Betrachtung der 38 Ca zugeordneten Spektrallinie
fällt eine unnatürlich verbreiterte Form auf. Zur Verdeutlichung wird
diese Linie in Abbildung 6.26 mit ihrer direkten Nachbarlinie ( 40 Sc) und mit der
Linie von 44 V verglichen. Erkennbar ist, dass die Linie von 38 Ca deutlich breiter

6.4 Erste Massenmessung von 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn 83
Teilchenzahl [gewichtet]
10
11
C
41
Ti
5 Teilchen
45
Cr
4 Teilchen 15
O
42
40 Ti
Sc
1
522 524 526 528
Umlaufzeit [ns]
530 532 534
Abbildung 6.25: Ausschnitt aus dem Umlaufzeitspektrum der 47 Mn Einstellung. Es sind die
Liniengruppen mit N = Z − 2 und die N = Z − 3 zu erkennen. Zusätzlich noch 11 C und 15 O.
Die Massen von 41 Ti und 45 Cr sind unbekannt und werden bestimmt.
Gewichtete Teilchenzahl
20
15
10
5
0
40
Sc
44 V
38 Ca
36
K
38
Ca
-0.01 -0.005 0 0.005 0.01 0.015 0.02
Umlaufzeit [ns]
Abbildung 6.26: Vergleich der Linienform von 38 Ca mit benachbarten Linien. Die Kalziumlinie
ist unnatürlich verbreitert. Die Linie von 44 V, die durch ein nicht aufgelöstes Isomer verbreitert
sein könnte, ist deutlich schmaler. Aus diesem Grund wurde die 38 Ca Linie bei der Massenauswertung
nicht berücksichtigt.
44
V

84 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Tabelle 6.8: Die Umlaufzeiten der Kerne, die für die Massenbestimmung von 41 Ti und 45 Cr
verwendet werden Die Referenzkerne sind mit dem Buchstaben ’c’ markiert.
m -m [keV]
exp lit
1000
800
600
400
200
0
-200
Nuklid Anzahl Umlaufzeit Kal.
42 Ti 30 533.0762(4) ns c
40 Sc 13 532.4492(3) ns c
15 O 2 528.0197(18) ns c
45 Cr 4 528.0120(28) ns
41 Ti 5 526.3331(17) ns
11 C 4 522.2293(30) ns c
41 Ti
T =80ms
½
45
Cr
T =50ms
½
15
O
T =2,03m
½
40
Sc
T =183ms
½
1.86 1.865 1.87 1.875 1.88 1.885 1.89 1.895 1.9 1.905
m/q [u/e]
Abbildung 6.27: Massenvergleich von 41 Ti und 45 Cr sowie den Kalibranten. Neben den gezeigten
Kernen dienten noch 42 Ti und 11 C zur Kalibrierung der Massenmessung.

6.4 Erste Massenmessung von 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn 85
ist als die von 44 V, für welche aufgrund des oben angesprochenen Isomers eine
Verbreiterung zu erwarten sein könnte. Weiterhin fällt die unregelmäßige Form
der 38 Ca-Linie auf. Aus diesem Grund wurde die zugehörige Umlaufzeit nicht
zur Massenbestimmung benutzt. Die Umlaufzeiten, die zur Massenermittlung
benutzt wurden, sind in Tabelle 6.8 aufgelistet. Es sei an dieser Stelle auf die
kleinen Anzahlen beobachteter Ionen für diese Nuklide hingewiesen. Dies zeigt
einerseits eindrucksvoll, dass die hier benutzte Methode äußerst empfindlich ist
und Massenmessungen auch bei sehr kleinen Produktionsraten erlaubt. Andererseits
ist die erzielte Genauigkeit bei diesen kleinen Teilchenzahlen begrenzt, wie
die Ergebnisse der Analyse in Tabelle 6.9 zeigen. Eine längere Messzeit hätte hier
sicherlich eine Verbesserung gebracht. Da die Massenmessung mit dieser Einstellung
schon eine Erweiterung des ursprünglich geplanten Programms war, reichte
die zur Verfügung stehende Strahlzeit nicht für eine längere Messperiode. Die
Überprüfung der Kalibranten konnte in diesem Fall nur durch Nachmessen der
bekannten Massen von 15 O und 40 Sc erfolgen. Die so ermittelten Werte weichen
geringfügig von den Literaturangaben ab, wie es aus der Abbildung 6.27 entnommen
werden kann. Dies hat zu einer leichten Vergrößerung der Fehlerbalken für
die Nuklide 45 Cr und 41 Ti geführt, auf die in Abschnitt 6.4.4 noch eingegangen
wird.
6.4.3 Das Nuklid 43 Ti und sein sehr kurzlebiger isomerer
Zustand
In den Daten der 48 Mn Einstellung sind 24 43 Ti Teilchen zu finden. Bei der
Massenauswertung zeigte sich, dass im Gegensatz zu den benachbarten Nukliden,
der zu Testzwecken bestimmte Massenwert (siehe Abschnitt 6.2) von 43 Ti
signifikant von seinem Literaturwert abweicht (Genauigkeit der Literaturangabe:
∆m = 7keV). Nachdem zunächst eine Fehlidentifikation oder andere Fehler
bei der Massenbestimmung ausgeschlossen wurden, findet sich bei dem Vergleich
der Spektrallinie des 43 Ti mit seinen unmittelbaren Nachbarn eine unnatürliche
Verbreiterung der Linie, die auf einen nicht aufgelösten isomeren Zustand hindeutet
(siehe Abbildung 6.28). Tatsächlich ist in Referenz [End96] ein angeregter
Zustand mit der Anregungsenergie 313 keV für dieses Titanisotop angegeben. Bemerkenswert
ist, dass die Lebensdauer dieses Zustandes lediglich 12.6 µs beträgt.
Die gemessene Masse ist verglichen mit dem relativ genauen Literaturwert um
etwa (280 ± 110) keV zu schwer. Die Fakten der verbreiterten Linie und der erhöhten
Masse legen den Schluß nahe, dass einige der 24 Titankerne sich während
der Messung in dem angeregten Zustand befanden. Die Flugzeit vom Produk-

86 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
Sklaiert zu ca. 1
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
-0.01 -0.005 0 0.005 0.01 0.015 0.02
t-t [ns]
peak
43
Ti
41
Sc
45
V
47
Cr
39
Ca
43 Ti ist breiter und
hat eine andere Struktur als
die Nachbarpeaks
Abbildung 6.28: Das Bild zeigt die Spektrallinie von 43 Ti im Vergleich zu Nachbarlinien, normiert
auf ein etwa gleiches Maximum. Deutlich zu erkennen ist die unscharfe Form des Titans,
die darauf hindeutet, das es sich um einen nicht aufgelösten isomerischen Zustand handelt.
tionstarget der exotischen Kerne im FRS bis zur Injektion in den Speicherring
beträgt etwa 0.5 µs und jeder Umlauf im ESR dauert weitere 0.5 µs. Ausgehend
von 50-100 Umläufen im ESR, ist die Messung nach 25-50 µs abgeschlossen. Für
die Flugzeit der Teilchen wird die Umlaufzeit beim ersten Auftauchen benutzt,
also wenige µs nach der Produktion des Teilchens. Somit wirkt sich die erhöhte
Masse aufgrund der Anregung des Ions auch dann auf die gemessene Umlaufzeit
aus, wenn es während der Speicherung zerfällt.
Um den Übergang der angeregten Titanisotope in den Grundzustand durch Änderung
der Umlaufzeit innerhalb eines Umlaufs im ESR zu beobachten, reicht
das Auflösungsvermögen des Flugzeitdetektors nicht aus. Bei der geringen Anregungsenergie
von etwa 300 keV ändert sich die Umlaufzeit lediglich um etwa
1 ps, welche gemessen an den etwa 70ps Zeitauflösung des Detektors für ein Einzelereignis
ein zu kleiner Unterschied ist. Auch der Vergleich der Umlaufzeit am
Anfang der Speicherung über mehrere Umläufe, verglichen mit der Umlaufzeit
am Ende des Beobachtungszeitraums, ist nicht aussagekräftig, weil die ermittelten
Zeitfehler mit 1-2ps in etwa so groß sind wie der zu erwartende Effekt.
Diese Messungen haben gezeigt, dass man mit dieser Methode auch die Massen
von Kernen mit Lebensdauern bis hinunter in den Bereich von einigen µs
bestimmen kann.

6.4 Erste Massenmessung von 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn 87
6.4.4 Ergebnisse
Die Ergebnisse für die Massenwerte von 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn sind in Tabelle
6.9 zusammengefasst. Angegeben ist jeweils der Massenexzess (m − A) für das
neutrale Atom.
Für 48 Mn sind die Ergebnisse der beiden einzelnen Messungen, die in den Abschnitten
6.4.1 und 6.4.2 analysiert werden und als Endergebnis der gewichtete
Mittelwert dieser beiden Zwischenresultate angegeben. Für die anderen drei Nuklide
existiert nur jeweils ein Ergebnis, das aus der Analyse in Abschnitt 6.4.2
stammt. Die statistischen Fehler der Einzelmessungen ergeben sich aus den (eben-
Tabelle 6.9: Zusammenfassung der Resultate der Massenmessung für 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn.
Angegeben ist der Massenexzess m − A in Einheiten von keV für neutrale Atome. Der Fehler
der 48 Mn Messung ergibt sich aus der gewichteten Mittelung der Einzelergebnisse. Die asymmetrischen
Fehler resultieren aus bekannten isomeren Zuständen, die nicht aufgelöst werden
können.
Nuklid aus 6.4.1 aus 6.4.2 Endergebnis
m − A m − A m − A Fehler
[keV] [keV] [keV] [keV]
48 Mn -29310 ± 120 -29380 ± 270 -29320 ±110
+ 80
−380
44V -23980 ± 80 -23980
41Ti -15090 ± 360 -15090 ±360
45Cr -18940 ± 500 -18940
+500
−600
falls statistischen) Unsicherheiten der Umlauffrequenzbestimmungen und den Fehlerbalken
der zur Kalibrierung verwendeten Referenzmassen. Dazu wird noch, wie
oben beschrieben, bei jeder Analyse eine Konsistenzuntersuchung durchgeführt:
die Massen der Referenznuklide werden aus den Messdaten neu bestimmt und
die Übereinstimmung der Resultate mit den Literaturwerten durch einen χ 2 -Test
untersucht. Ergibt dieser Test ein χ 2 >n(n ist die Anzahl der Freiheitsgrade),
so ist davon auszugehen, dass die statistischen Fehler der betreffenden Massenkalibrierung
zu klein sind. In diesen Fällen wird für alle beteiligten Nuklide jeweils
ein zusätzlicher Fehler zu dem rein statistischen Fehler quadratisch addiert, der
so gewählt wird, dass das normierte χ 2 gerade eins ergibt.
Die Fehlerangaben für 48 Mn und 44 V aus der 47 Mn-Einstellung (Abschnitt 6.4.2)
enthalten daher einen quadratisch addierten Fehler von 3.1 keV. Für die andere
Messung der Masse von 48 Mn ergab sich kein solcher zusätzlicher Fehler. Die
Fehler von 41 Ti und 45 Cr enthalten einen signifikanten zusätzlichen Fehler von

88 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
130 keV. Dies liegt zum einen daran, dass hier nur zwei bekannte Kerne für den
χ 2 -Test benutzt werden, zum anderen ist es auch eine Folge der nicht optimalen
Kalibrationsbedingungen. So wird die Näherungsfunktion für die Massen auf der
einen Flanke lediglich von der 11 C Linie gestützt, da keine anderen Linien im
Spektrum zur Verfügung standen. Bei optimalen Bedingungen sollten zwei oder
mehr Kalibranten auf jeder Seite des zu untersuchenden Kerns liegen.
Die Nuklide 44 V und 45 Cr besitzen beide einen isomeren Zustand, der nicht aufgelöst
ist. In der Analyse der Daten wird die entsprechende Linie dem Grundzustand
des Nuklids zugeordnet. Es ist davon auszugehen, dass eine Mischung
beider Zustände oder nur das schwerere Isomer beobachtet wurde. In diesem Fall
würde das Ergebnis der Massenbestimmung zu hoch liegen. Im Gegensatz zu
anderen Kernen mit bekannten isomeren Zuständen (z.B. 44 Sc und 43 Ti) ist in
den aufgenommenen Daten für diese Nuklide keine Verbreiterung der betreffenden
Spektrallinien zu beobachten. Um eine mögliche Verfälschung der Ergebnisse
durch die isomeren Zustände zu berücksichtigen, wird daher die Anregungsenergie
asymmetrisch zu den Unsicherheiten addiert. Als Wert für die Anregungsenergie
von 44 V wurde der extrapolierte Wert aus [ABBW97] benutzt. Damit kann ein
zuverlässiges maximales Fehlerband angegeben werden.
6.4.5 Astrophysikalische Konsequenzen
Alle vier Nuklide, deren Masse in Rahmen dieser Arbeit erstmals gemessen wurden,
liegen auf dem Pfad des astrophysikalischen rp-Prozesses. Auf die Oberfläche
eines Neutronensterns in einem Doppelsternsystem fällt durch Akkretion eine
grosse Menge Material von dem anderen Stern. Das führt dann zu einem Explosionsszenario,
in dessen Verlauf die Kerne der schwereren Elemente in der Kruste
des Neutronensterns mit den in grosser Zahl vorhandenen Protonen fusionieren
[WW81,SAG + 98,SBCW99,KHAW99,SAB + 01]. So entstehen protonenreiche
Nuklide. Der β + -Zerfall tritt in Konkurrenz zu dem Protoneneinfang. Der genaue
Verlauf dieser Reaktionen bestimmt letztlich die Zusammensetzung der Neutronensternkruste
und damit beispielsweise die Entwicklung von Magnetfeldern und
die Möglichkeit der Emission von Gravitationswellen sowie Variationen in den
Helligkeitskurven solcher sogenannter x-ray bursts [SBCW99].
Oberhalb etwa Z =21spielen α-induzierte Reaktionen kaum noch eine Rolle,
und der rp-Prozess wird dominant, wie es auch in Abbildung 6.29 illustriert ist.
Die Reaktionssequenz von Z =21bis Z =28, in der die neu gemessenen Massen
liegen, ist die langsamste in der späteren Phase des x-ray bursts und bestimmt
daher in starkem Masse dessen Profil.

6.4 Erste Massenmessung von 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn 89
Ni (28)
Co (27)
Fe (26)
Mn (25)
Cr (24)
V (23)
Ti (22)
Sc (21)
Ca (20)
K (19)
Ar (18)
Cl (17)
22
14 16 18 20
24
26 28
Abbildung 6.29: Auswirkungen der Massenmessungen auf den rp-Prozess. Die dicke blaue Linie
markiert die Grenze der bekannten Massen. Die stabilen Kerne sind grau eingezeichnet. Der
rp-Prozess verläuft entlag der eingezeichneten Linien. Die getrichelten Linien geben dabei den
Nebenfluß an, die durchgezogenen markieren den Hauptpfad des Reaktionsverlaufs. Die roten
Kreise kennzeichnen die Kerne, deren Massen im Rahmen dieser Arbeit neu bestimmt wurden.
Genau bei 41 Ti, für das hier erstmals eine experimentelle Massenbestimmung
durchgeführt wurde, bricht der rp-Prozess aus dem Bereich bekannter Massen
aus (siehe Abbildung 6.29). Aus diesem Grund sind an dieser und an folgenden
Stellen des Prozesses die Protonenseparationsenergien der beteiligten Nuklide bislang
nicht experimentell bekannt gewesen, wodurch die Berechnungen zum Fluss
der Reaktionen nicht auf gesicherten Fakten beruhten. Angesichts der gravierenden
Diskrepanzen zwischen den Vorhersagen verschiedener Massenmodelle (siehe
beispielsweise [Hau88,NAB + 01]) erscheinen auch diese nicht als zuverlässige Stütze
für solche Modelle.
Mit den hier vorgestellten Messungen wurde ein erster Schritt unternommen, die
Rechnungen zum Verlauf des rp-Prozesses in diesem wichtigen Bereich auf ein
solides Fundament aus experimentellen Massen zu stellen.
Die bisherigen Messungen führen nicht zu entscheidenden Veränderungen des
rp-Prozesspfads, da die vorher verwendeten Extrapolationen aus [AW95] in den
meisten Fällen sehr dicht an den neuen Messwerten liegen. Allerdings ergeben sich
für 49 Fe (unter Verwendung der Extrapolationen von [AW95] für dessen Masse)
und 45 Cr aus den im Messwerten dieser Arbeit, kleinere Protonenseparationsenergien:
2,57 MeV (vorher 2,87 MeV) für 49 Fe und 2,25 Mev (vorher 2,85 MeV)
für 45 Cr. In einem einfachen Modell für den rp-Prozesses [Sch01] hat das zur Folge,
dass sich der Teil des Flusses, der an der jeweiligen Stelle ( 48 Mn bzw. 44 V)
30

90 6. Datenauswertung und experimentelle Ergebnisse
über den β-Zerfallszweig läuft, auf Werte von etwa 6% bzw. 7% für diese beiden
Nuklide erhöht. Die entspricht dem zehnfachen des Flusses, der aufgrund von
Extrapolationen der Massen berechnet worden war.

Kapitel 7
Diskussion und Ausblick
Im Rahmen dieser Arbeit wurden erstmals die bisher unbekannten Massen der
Nuklide 41 Ti, 44 V, 45 Cr und 48 Mn gemessen.
Die präzise Massenbestimmung dieser kurzlebigen Kerne wurde mittels isochroner
Massenmessung am Experimentierspeicherring (ESR) der GSI durchgeführt.
Diese Methode wurde hierbei erstmals eingesetzt und physikalisch interessante
Ergebnisse erzielt. Die zu untersuchenden Kerne wurden mit Hilfe der Beschleunigeranlage
der GSI erzeugt. Der 84 Kr Primärstrahl wurde dabei auf das Produktionstarget
des Fragmentseparators fokussiert und die erzeugten heißen Fragmente
separiert und in den ESR injiziert. Durch die Verwendung der isochronen
Einstellung des Speicherrings sind die Umlaufzeiten der exotischen Nuklide ohne
Kühlung ein Maß für deren Masse-zu-Ladungsverhältnis. Zur Bestimmung der
Umlaufzeit wurde erstmals der am II. Physikalischen Institut der JLU Gießen
für diese Experimente entwickelte Detektor eingesetzt. Die erforderliche Datenaufnahme
wurde mittels eines digitalen Samplingoszilloskops der Firma LeCroy
realisiert. Um die Signalwege kurz zu halten, wurde das Gerät im ESR platziert
und ferngesteuert. Unterschiedliche Methoden und Werkzeuge für die Datenauswertung
wurden entwickelt, erprobt und erfolgreich eingesetzt. Die entwickelte
Software ermöglichte es noch während des Experiments, erste Auswertungen der
Daten vorzunehmen, um die Parameter der Anlagen gegebenenfalls zu optimieren.
Die Kalibrierung der Massenmessung erfolgte mittels Nukliden bekannter Masse,
deren Umlaufzeiten bei gleichen experimentellen Bedingungen, bestimmt wurden.
Die Abbildung 7.1 zeigt eine Übersicht der untersuchten Kerne. Das Verfahren
wurde auf diese Weise erstmals angewendet, um eine Massenmessung durchzuführen.
Durch die Bestimmung der Kernmasse von 45 Cr mit einer Halbwertszeit von
91

92 7. Diskussion und Ausblick
stabil
identifiziert (140 Nuklide)
Masse erstmals gemessen
Masse nachgemessen
Abbildung 7.1: Die Nuklidkarte zeigt eine Übersicht der im Rahmen dieser Arbeit untersuchten
Kerne. Die Nuklide, deren Masse erstmals bestimmt werden konnte, sind gekennzeichnet.
lediglich 50 ms konnte gezeigt werden, dass die Methode für Massenmessungen
exotischer Kerne mit kurzer Lebensdauer geeignet ist. Auch die Halbwertszeiten
der anderen untersuchten Kerne sind deutlich kleiner als eine Sekunde. Durch
Hinweise auf einen isomeren Zustand von 43 Ti in den aufgenommenen Daten,
der eine Lebensdauer von lediglich 12.6 µs besitzt, wird der Ausblick auf die
Untersuchung noch kurzlebigerer Kerne geöffnet. Trotz der vergleichbar geringen
Produktionsrate der untersuchten exotischen Kerne war die Methode empfindlich
genug, die gezeigten Resultate zu liefern. Die Datenaufnahme und Software sowie
die mit der Methode gewonnenen Erfahrungen bilden eine solide Ausgangsbasis
für weitere isochrone Massenmessungen am ESR.
Die untersuchten Kerne liegen im Pfad des rp-Prozesses. Die neu gemessenen
Kernmassen können die Simulation dieses astrophysikalischen Phänomens mit
verlässlichen experimentellen Ergebnissen stützen. Wie im Rahmen dieser Arbeit
beschrieben, ergeben sich schon hierdurch Änderungen der Reaktionsverläufe.
Diese Ergebnisse bilden jedoch erst den Anfang der experimentellen Erforschung
des rp-Prozessverlaufs. Viele weitere Kernmassen, die zum genauen Verständnis
dieses für die stellare Evolution wichtigen Prozesses benötigt werden, sind

noch immer unbekannt und sollten experimentell bestimmt werden. Ohne weitere
Massenmessungen ist die Wissenschaft auf die Verwendung unzuverlässiger
Modellrechnungen angewiesen. Die gewonnenen Werte sind in Abbildung 7.2 mit
einigen ausgewählten Modellrechnungen verglichen. Die doch recht großen Abwei-
mmodell - m exp [MeV]
3
2
1
0
-1
-2
-3
70
Se 71
Se
48
Mn
44
V
41
Ti
45
Cr
Abbildung 7.2: Vergleich der im Rahmen dieser Arbeit gemessenen Massen (rot) mit Modellrechnungen.
Die Modelle sind: Schwarz: ETFSI mit der Skyrmekraft SkSc18, Blau:Hatree
Fock Modell BCS mit der Skyrmekraft MSk7, Grün: Makroskopisch-Mikroskopisches Modell
TF, Braun: Makroskopisch-Mikroskopisches Modell FRLDM.
chungen der Modelle gegenüber den Messpunkten zeigen deutlich die Wichtigkeit
experimentell gewonnener Werte für die Kernmassen exotischer Nuklide. Auch als
Basis für die Verbesserung der Modelle selbst sind exakt bekannte Kernmassen
erforderlich.
Die gewonnenen Erfahrungen bei den durchgeführten Experimenten haben weitere
Entwicklungsmöglichkeiten aufgezeigt. Die Datenrate in der 47 Mn Einstellung
war nicht sehr hoch. Obwohl keinerlei zusätzliche Abschwächung des Primärstrahls
erfolgte und nur ein sehr dünner Degrader im FRS zum Einsatz kam,
wurden jeweils nur wenige oder teilweise gar keine Ionen im ESR gespeichert.
Es darf als aussichtsreich postuliert werden, weitere Messungen mit vergleichbaren
Einstellungen über einen längeren Zeitraum auszuführen. Bei gleichzeitiger
Erhöhung des Strahlstroms durch Fortschritte bei der Beschleunigeranlage und
Optimierung der Transmission in den ESR, erscheint es möglich, die Unsicherheit
der bisher gemessenen Kernmassen zu verkleinern und neue bisher unbekannte
Kernmassen wie z.B: die von 43 V und 49 Fe für die Astrophysik zu untersuchen.
Ein weiteres Feld der Optimierung ergibt sich am ESR selbst. Die Art der Da-
93

94 7. Diskussion und Ausblick
tenaufnahme durch den Einzelteilchendetektor begrenzt die Zahl der Ionen, die
pro Injektion speicherbar sind auf etwa 10. Bei der Auswertung werden durch
die nachträgliche Ausfilterung von Teilchen, die nicht optimal isochron umlaufen,
etwa 50% dieser Ionen von der Massenbestimmung ausgeschlossen. Durch
weitere Entwicklung der Methode, zum Beispiel eine Beschneidung der möglichen
Umlaufbahnen im ESR durch Aperturbegrenzungen, kann erreicht werden,
dass solche Teilchen gar nicht erst gespeichert werden und somit die Rate der
interessanten Teilchen entsprechend steigt. Auch das bisher erreichte Massenauflösungsvermögen
von m/∆m = 110000 könnte durch eine gezielte Beschränkung
der verfügbaren Bahnen erhöht werden, weil die Isochroniebedingung besser erfüllt
wird. Zur weiteren Verbesserung der erzielbaren Datenraten wurden in Jahr
2001 Experimente zur Untersuchung des nur unzureichend exakt zu berechnenden
Injektionskanals vom FRS in den ESR durchgeführt. Nach Auswertung dieser
Testmessungen sollte es möglich sein, die Transmission vom Fragmentseparator in
den ESR zu verbessern und somit verbesserte Voraussetzungen für die Messung
von Kernmassen exotischer Kerne zu schaffen.
In den bisherigen Experimenten wurden die zu untersuchenden Kerne durch Fragmentation
des Projektilkerns im Produktionstarget des FRS erzeugt. In weiteren
Experimenten ist die Untersuchung von Spaltfragmenten geplant, die auch am
FRS erzeugt werden können. Dabei handelt es sich um neutronenreiche mittelschwere
Kerne, die einen gänzlich anderen Teil der Nuklidkarte für die Massenmessung
am ESR erschließen, wobei gerade dieser Bereich für das Verständnis des
r-Prozesses bei der Elementenbildung in kosmischen Ereignissen von besonderer
Bedeutung ist.
Seit Ende des Jahres 2001 stehen neue dünnere Kohlenstoffolien für den Detektor
zur Verfügung ( [MKDK99]). Die minimale Flächenbelegung ist mit 4 µg/cm 2
etwa um einen Faktor fünf geringer als bei den bisher verwendeten Folien. Zusammen
mit Fortschritten auf dem Bereich der Speicheroszilloskope, die größere
Datenaufnahmezeiten erlauben, wird es möglich sein, die zu untersuchenden Kerne
länger im ESR zu speichern und somit die Präzision der Zeitmessung weiter
zu erhöhen. Bei sehr langen Speicherzeiten kann auf die zusätzliche Steigerung
der Nachweiswahrscheinlichkeit des Detektors durch die Bedampfung der Folien
mit CsJ verzichtet werden. Die daraus resultierende geringe Umladungswahrscheinlichkeit
sollte die Verwendung nicht vollständig ionisierter Kerne für die
Massenmessung erlauben.
In der ferneren Zukunft sind enorme Fortschritte auf dem Gebiet der Massenmessung
durch die neuen Anlagen der GSI zu erwarten. In Abbildung 7.3 ist der

derzeitige Stand der Planung ersichtlich. Das neue Synchrotron wird in der Lage
SIS
Pre-Separator
Target
100 m
Super-FRS
2m
Flugzeitdetektor
Niederenergiezweig
Hochenergiezweig
CR
NESR
Abbildung 7.3: Teile der geplanten neuen GSI Anlage ( [gsi01]). Der geplante Super-FRS soll
sehr exotische Nuklide produzieren und separieren, die dann in dem Kollektorring (CR) der
Speicherringanlage mittels isochroner Massenmessung untersucht werden können. Die zu erwartenden
Produktionsraten sind bedeutend höher als bei der bestehenden Anlage. Die Intensität
des Primärstrahls wird etwa um den Faktor 100 größer sein, als beim jetzigen SIS. Weiterhin ist
die Transmission des geplanten Super-FRS um etwa den Faktor 10 höher, und durch die verbesserte
Transmission in den CR wird nochmals eine Intensitätssteigerung um etwa das zehnfache
erwartet.
sein, Primärstrahlen mit 100-1000 mal höhere Intensitäten zu erzeugen. Weiterhin
wird der neue Super-FRS eine deutlich höhere Transmission haben, insbesondere
für Spaltfragmente. Der geplante neue Kollektorring (CR) wird eine wesentlich
höhere Akzeptanz haben als der bestehende ESR. Weiterhin wird die Isochroniebedingung
für den neuen Speicherring einfacher zu erfüllen sein, weil schon
der normale Arbeitspunkt näher am Transitionspunkt γt liegt. Insgesamt ist zu
erwarten, dass mit den neuen Anlagen isochrone Massenmessungen an wesentlich
exotischeren Kernen als bisher möglich werden. Hierdurch sollten wichtige
Beiträge zum Verständnis des r-Prozesses und somit der Entstehung der Materie
möglich werden.
95

96 7. Diskussion und Ausblick

Anhang A
Anhang
A.1 Die verwendeten Programmpakete
Für die Datenauswertung werden folgende Programme benötigt (Reihenfolge der
Anwendung) :
• extract_timestamps zur Extration der Zeitmarken aus den Rohdaten
• mtrace4 für die Umlaufzeitbestimmung und Identifikation der Teilchen
• pfilter zur Filterung der .3particles Dateien
• timeview für die Generierung der Umlaufzeitspektren und Visualisierung
der Daten
• twocalcit als Hilfe für die Identifikation der Ionen in den Spektren
• tv2tc zur Vorbereitung der Ausgabedateien von timeview zur weiten Verwendung
mit tofcalcit
• tofcalcit zur Berechnung des Massenfits und der Fehler
Die Programme sind bei http://www-linux.gsi.de/~stadlm/programme abgelegt.
Sie sind für das Betriebssystem Linux compiliert und laufen auf dem Linuxcluster
der GSI. Die Software kann ausgehend von /u/stadlm/bin zur Benutzung
in das eigene Verzeichnis für Ausführbare Dateien mittels des Befehls
ln -s /u/stadlm/bin/
’gelinkt’ werden. Das ist empfehlenswert, weil auf diese Weise eventuelle Änderungen
und Anpassungen der Programme automatisch aktiv werden. Zusätzlich
wird das Programm histogram von timeview aufgerufen.
97

98 A. Anhang
Die Rohdaten der Experimente wurden unter /s/profi/MMM abgespeichert und
mit dem Befehl
/usr/adsm/dsmc arc -deletefiles -subdir=yes
-DESC="" "/s/profi/MMM/*"
auf den Bandroboter gesichert. Die Sicherung erfolgte unter dem profi Benutzerkonto.
Kontaktperson für dieses Benutzerkonto ist Klaus Sümmerer. Die Daten
auf dem Bandrobotor sind mit dem Befehl
/usr/adsm/dsmc quer arc -subdir=yes "*"
einzusehen und mit
/usr/adsm/dsmc retr -subdir=yes ""
zurückzuspielen. Weitere Optionen für den Bandroboter sind abrufbar, indem
nach Eingabe von dsmc an der auftauchenden Kommandozeile help eingegeben
wird.
Zur Analyse der Daten wird mit dem Befehl
ls > listfile
eine Datei erzeugt, die einen oder mehrere (durch Verwendung regulärer Ausdrücke
in ) Dateinamen der Rohdaten enthält. Mit dem Befehl
extract_timestamps -i listfile -o datei.times
wird die Extraktion der Zeitmarken gestartet. Bei allen verwendeten Programmen,
die von der Kommandozeile gestartet werden, führt die Verwendung des
Parameters -h zur Ausgabe einer kurzen Hilfe. Nach der Extraktion der Zeitmarken
erfolgt die Umlaufzeitberechnung und Identifikation der Teilchen mittels:
mtrace -i
Die derzeit optimalen Parameter sind:
-d 0.07 -e 0.6 -t 20 -f 0.15 -L .
Die erzeugten .3particles-Dateien können mit timeview eingelesen werden. Die
Linien werden durch Klick mit der rechten und linken Maustaste eingegrenzt.
Das Programm gibt Informationen wie berechnete Umlaufzeit, durchschnittliche
Anzahl der Runden im ESR usw. für die betreffenden Spektrallinie aus. Mit der
mittleren Maustaste oder dem entsprechenden Knopf auf der Bedienoberfläche
des Programms wird die Linie zur Speicherung vorgemerkt. Die Liste der vorgemerkten
Spektrallinien können dann zur Identifikation abgespeichert werden.
timeview istüberdieDatei.timeviewrc konfigurierbar, die automatisch beim ersten
Programmstart im Hauptverzeichnis des Benutzers angelegt wird. Nach der
erstmaligen Identifikation können die gewonnenen Informationen in dem Format:
Umlauffrequenz Z A Q Isomer
in eine Datei gespeichert werden und dann für weitere Untersuchungen bei gleichen
ESR - Einstellungen in timeview geladen werden. isomer ist dabei ein
logischer Wert (0 oder 1). Die von timeview erzeugten Dateien mit Identifikation
können für die Massenbestimmung mit dem Befehl
tv2tc
in eine für tofcalcit lesbare Form gebracht werden (die automatisch angefügte
Dateiendung ist .TC).

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114 LITERATURVERZEICHNIS

Danksagung
Mein Dank gilt all jenen, die zum Entstehen dieser Arbeit beigetragen haben.
Insbesondere gilt mein Dank Herrn Prof. Dr. Hermann Wollnik für die Aufnahme
ins II. Physikalische Institut, die Übertragung dieser Arbeit und sein stets
förderndes Interesse, sowie die vielfältigen und hilfreichen Ratschläge und Ideen,
die zum Gelingen dieser Arbeit beigetragen haben.
Herrn Privatdozent Dr. Hans Geissel, der mich als mein Betreuer immer gefördert
und beraten hat, danke ich für die tatkräftige Unterstützung bei der Planung und
Durchführung der Experimente.
Herrn Prof. Gottfried Münzenberg danke ich für meine Aufnahme in die GSI und
die Schaffung der ausgezeichneten Rahmenbedingungen für diese Arbeit.
Weiterhin danke ich allen Mitarbeitern der Arbeitsgruppen in Gießen und Darmstadt
für das gute Betriebsklima und die ausgezeichnete Zusammenarbeit. Insbesondere
den Herren Dr. Marc Hausmann, Dr.ThomasHorvath,YuriLitvinov,
Prof. Dr. Yuri Novikov, Dr. Torsten Radon, Dr. Hendrik Schatz und Dr. Helmut
Weick danke ich für die vielen Diskussionen, Anregungen und die angenehme
Arbeitsatmosphäre.
Mein Dank gilt den Operateuren, der ESR Arbeitsgruppe, der technischen Abteilung,
dem Detektorlabor und nicht zuletzt den Schichtmannschaften für die
Unterstützung vor und während der Experimente.
Ich danke Prof. Dr. Fritz Bosch und Prof. Dr. Wilhelm Pieper, die durch ihr
Vorbild stets zu meiner Motivation beigetragen haben.
Meinen Eltern Margret und Dr. Wilfried Stadlmann möchte ich für ihre Unterstützung,
Motivation, die vielen kleinen Hilfen des Alltags und für die Durchsicht
derArbeitdanken.
Der Tesira (tm) Crew und Anhang gilt mein besonderer Dank für die Motivation,
die Diskussionen und Freundschaft in den vielen Jahren die wir uns kennen.
Ich danke Kirstin für ihre Geduld und Hilfe.