Fakultät für Physik und Astronomie i

Fakultät für Physik und Astronomie
Ruprecht- Karls- Universität Heidelberg
Diplomarbeit
im Studiengang Physik
vorgelegt von
Alex Gro6mann
aus Rastatt
1995
i
"'1JiJi!!!&r~

Myoniumproduktion
beim Experiment zur Suche nach
Myonium Antimyonium Oszillationen
Die Diplomarbeit wurde ausgeführt am
Physikalischen Institut der Universität Heidelberg
unter der Betreuung von
Herrn Univ. Doz. Klaus Jungmann

Zusammenfassung
Der Prosef der spontanen Konversion von Myonium (M == ",+e-) zu Antimyonium
(M == ",-é) verletzt die separate, additive Leptonenzahlerhaltung innerhalb der einzelnen
Leptonenfamilien um jeweils zwei Einheiten. Er ist im minimalen Standardmodell der
elektroschwachen Wechselwirkung nicht vorgesehen. In vielen Erweiterungen des Standardmodells
sind M M Oszillationen jedoch erlaubt, z.B. in links-rechts symmetrischen
oder in supersymmetrischen Theorien.
Derzeit wird am Paul Scherrer Institut ein Experiment durchgeführt (PSI R89-06), welches
zum Ziel hat, eine Obergrenze für die Stärke der M M Konversion anzugeben oder diesen
Prozefi nachzuweisen. Die Nachweisempfindlichkeit soU gegenüber bisherigen Experimenten
um 4 Gröftenordnungen verbessert werden. Als Signatur eines Antimyoniumzerfalls
wird der koinzidente Nachweis der beiden geladenen Zerfallsteilchen verwendet. Das energiereiche
Elektron aus dem Myonzerfall wird in einem Magnetspektrometer, das einen
Raumwinkel von ca. 73%· 41r erfaBt, detektiert. Das niederenergetische Positron wird in
einem magnetischen Führungsfeld auf einen ortsempfindlichen Mikrokanalplattendetektor
(Mep) hin beschleunigt. Um es eindeutig als Positron zu identifizieren, wird ebenfalls
koinzident der Nachweis mindestens eines Photons aus der Annihila.tion dieses Teilchens
in dem MCP verlangt. Um die Myoniumproduktion zu messen und zu überwachen, wird
genau die umgekehrte Situation gefordert: Ein positives energiereiches Teilchen im Ma.-
gnetspektrometer und ein niederenergetisches negatives Teilchen auf der MCP. Die für das
Experiment notwendigen Myoniumatome im Vakuum werden in einem Si02 Pulvertarget
erzeugt, indem positive Myonen nahe der Oberftiche des Targets gestoppt werden, die
durch Elektroneneinfang Myonium bilden.
Im Rahmen dieser Arbeit wurde die Auswirkung des begrenzten Beobachtungsvolumens
auf die Konversionswahrscheinlichkeit berechnet, der Prozefi der Myoniumproduktion genauer
untersucht und na.ch Grinden für die beoba.chtete Alterung der Targets gesucht.
Nur Myonen, die knapp unter der Oberft.ä.chedes Targets (typisch 1 mm) gestoppt werden,
bilden Myonium im Vakuum. Nur diese Atome können wegen der beschrinkten Lebensdauer
des Systems ins Vakuum diffundieren. Deshalb ist es für das Experiment vorteilhaft,
den einkommenden Myonstrahl auf eine mög1ichst schmale Impulsbreite einzusteUen. Damit
kann der Untergrund durch im Target zerfallende Myonen unterdrückt werden. '.
Es wurde die Wahrscheinlichkeit dafür, daB eine M M Konversion und der darauf erf01-
- - geri.de Antimyoniumzerfall im Beobachtungsvolumen erfolgt, abhängig von Strahldurchmesser
und Targetgeometrie zu 62 bis 72 % bestimmt. Da ca. 90% der erzeugten Myoniumatome
im Beobachtungsvolumen zerfallen, wird eine Korrektur der gemessenen Konversionswahrscheinlichkeit
nötig, da diese auf die Anzahl der zerfallenden Myoniumatome
normiert ist. Dieser Korrekturfaktor liegt entsprechend zwischen 71 und 79 %.
Mit einer HV-Apparatur wurde die Ausgasrate des Si0 2 Targetmaterials im Vakuum
bestimmt. Es wurde festgestellt, daB das Ausgasen von Wasser, das an der Oberflä.che
des Targetpulvers gebunden ist, auf der gleichen Zeitskala stattfindet wie der beobachtete
Rückgang der Myoniumproduktion. Weiterhin wurde festgestellt, daB mit Silanen
oberflä.chenbehandelte Si0 2 Pulver keinen solchen Rückgang des Wassergehalts zeigen.
Eine geplante Messung im August 1995 mit Myonstrahl wurde vorbereitet. Sie soU ergeben,
inwieweit das Altern des Targets reduziert werden kann.

I
I
Inhaltsverzeichnis
1 Theorie zur Konversion von Myonium zu Antimyonium 1
1.1 Das Myoniumatom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 1
1.2 Die Myonium Antimyonium Konversion in verschiedenen spekulativen
Modellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 2
1.3 Die Myonium Antimyonium Konversionswahrscheinlichkeitunter experimentellen
Bedingungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
1.3.1 Die Myonium Antimyonium Konversion in Materie 5
1.3.2 In magnetischen oder elektrischen Feldern ..... 5
2 Das Myonium Antimyonium Experiment am Paul Scherrer Institut 7
2.1 Signatur des Zerfalls von Myonium und Antimyonium 7
2.2 Der Nachweisdes energiereichen Teilchens . . . 10
2.3 Der Nachweisdes niederenergetischen Teilchens . . . . 11
3 Die Produktion von Myonium im Myonium Antimyonium Experime~
13
3.1 Die Stoppverteilung der Myonen . . . . . . . . . . . . 13
3.1.1 Der Myonstrahl . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
3.1.2 Die Stoppverteilung von Myonen im Detektor 14
3.1.3 Die Stoppverteilung von Myonen im Target. . 16
3.1.4 Die Myoniumproduktion . . . . . . . . . . . . . 18
3.1.5 Die erwartete Verteilung von Myonium im Vakuuin 27
3.1.6 Das begrenzte Beobachtungsvolumen . . . . . . . . 28
3.2 Die Untersuchung des SiO'J Targetpulvers 35
3.2.1 Die Oberflächenchemievon pyrogenem SiO'J Pulver 35
3.2.2 Die Apparatur zum Bestimmen der Ausgasrate von Si0 2 Pulver
im Vakuum 38
3.2.3 Die Ergebnisse der Messungenam Si0 2 Pulver 43
3.2.4 Das Verhalten des SiO'J Pulvers beim Evakuieren des Gefäfies 45
4 Die Perspektiven des Myonium Antimyonium Experiments 47
5 .Literatur 48

I
1.1 Das Myoniumatom
1 Theorie zur Konversion von Myonium zu Antimyonium
Den gebundenen Zustand eines positiven Myons (~+) und eines Elektrons (e-) bezeichnet
man als Myoniumatom (M = (~+ e-) ) [1, 2]. Es ist ein wasserstoffähnliches
Atom und eignet sich ideal für Tests der Quantenelektrodynamik gebundener
Zustände, von grundlegenden Symmetrien in der Physik sowie Präzisionsmessungen
fundamentaler Naturkonstanten.
Myonium ist ein rein leptonisches System aus nach heutigem Kenntnisstand punktförmigen
(Ausdehnung < 1O- 18 m) Konstituenten [2]. Die Lebensdauer des Myoniumatoms
ist durch die Myonlebensdauer zu 2.2 ~s bestimmt. Die theoretische
Beschreibung des Myoniumsystems ist im Vergleich zu Wasserstoff und anderen wasserstoffähnlichen
Systemen (z.B. D = (d+ e-), myonisches He = «a++ ~-) e-),
Pionium = ('11"+ e-), ...) einfacher, weil erstens keine Strukturfunktionen und Formfaktoren
auftreten, zweitens die starke Wechselwirkung nur -mit ausreichender Genauigkeit
berechenbar- in Vakuumpolarisationsschleifen beiträgt und drittens auch
keine Annihilation auftritt, wie das z.B. beim ebenfalls rein leptonischen System
Positronium (e+ e-) der Fall ist. Die Energieniveaus des Myoniums werden deshalb
sehr gut bis zu sehr hoher Genauigkeit fast ausschlieBlich von der Quantenelektr0-
dynamik beschrieben. Die Korrekturen für die starke Wechselwirkung sind von der
GröBenordnung 10- 11 eV und die der schwachen Wechselwirkung von der GröBenordnung
1O- 12 /n3 eV, wobei n die atomare Hauptquantenzahl angibt. Da das Myon
207 mal schwerer ist als das Elektron ka.nn das System auBerdem als Einkörperproblem
mit reduzierler Masse berechnet werden, was beim Positronium nicht möglich
ist, und das Furry Bild angewandt werden [3].
Durch Präzisionsspektroskopie am Myoniumatom können Naturkonstanten wie die
Myonmasse m~, das magnetische Moment des Myons ~~ und die Feinstrukturkonstante
a mit hoher Präzision bestimmt werden und Schranken für exotische Wechselwirkungengesetzt
werden. Zusammen mit der Bestimmung der magnetischen
Anomalie des Myons (g - 2)~ erhält man so einen kompletten Satz Naturkonstanten,
mit denen es möglich ist, die innere Konsistenz der Quantenelektrodynamik mit
hoher Genauigkeit zu testen.
Nach Entdeckung der KO KO Oszillationen schlug Pontecorvo [4] bereits 1957, noch
vor der erstmaligen Beobachtung von Myonium durch V. W. Hughes und Mitarbeiter
1960 [1], einen analogen ProzeB für eine Myonium Antimyonium Konversion vor.
= (~- e+» soUte
Die Kopplung zwischen Myonium M und Antimyonium M (M
über ein intermediä.res 'Neutrinopaar vermittelt werden, in Analogie zur Beschreibung
der KO und KO Kopplung über ein intermediä.res Pionenpaar. Dieser Mechanismus
ist heute durch Experimente ausgeschlossen, jedoch gibt es eine Reihe weiterer
ModeUe mit denen die M M Konversion beschrieben werden kann. Elektronen und
Myonen gehören zwei unterschiedlichen Leptonengenerationen an. Der M M ProzeB
1

ist im Sta.ndardmodell der schwachen Wechselwirkung nicht vorgesehen, da die Erhaltung
der Leptonenzahl innerhalb der beiden verschiedenen Generationen jeweils
um 2 verletzt wird; die Gesamtleptonenzahl bleibt jedoch erhalten. Die Leptonenzahlerhaltung
innerhalb des Sta.ndardmodells ist rein empirisch. Es gibt keine bisher
identifizierte fundament ale Symmetrie, die ihr zugrunde liegt. lm Sta.ndardmodell
wird die Leptonenzahl innerhalb der unterschiedlichen Generationen erhalten. Die
Frage nach der strengen Gültigkeit der Leptonenzahlerhaltung innerhalb der einzelnen
Leptonengenerationen hat durch neueste Hinweise auf Neutrinooszillationen [5]
zusä.tzliche Aktualitä.t gewonnen. In vielen Erweiterungen des Sta.ndardmodells sind
MM Konversionen erlaubt (links-rechts symmetrisch, Supersymmetrie, GUT, ...).
In links-rechts symmetrischen Modellen, bei denen die Wechselwirkung durch ein
doppelt geladenes Higgs-Boson vermittelt wird, findet ma.n eine untere Grenze für
MM Konversionen [6]. GUT Theorien erlauben aus der gemessenen Grenze a.n die
Konversionswahrscheinlichkeit eine Obergrenze für die Masse eines dileptonischen __
Eichbosons anzugeben [7J. Die Suche nach M M Konversionen egnöglicht so, nach
Physik jenseits des Sta.ndardmodells zu suchen. In all diesen Erweiterungen werden
neue schwere Teilchen mit Massen jenseits von 100 GeV eingeführt.
1.2 Die Myonium Antimyonium Konversion in verschiedenen
spekulativen Modellen
Alle experiment ellen Erfahrungen seigen, dal! die separate Erhaltung der Leptonenzahlen
der einzelnen Familien nicht das einzige mögliche Leptonenzahlerhaltungsschema
ist, sondem auch die Erhaltung einer Gesamtleptonenzahl ohne Rücksicht
auf die Generationszugehörigkeit der Teilchen oder die Erhaltung der Gesamtleptonenzahl
und einer Myonparitä.t (-l)E L~ mit allen beobachteten Reaktionen in
Einkla.ng steht. In den letzten beiden Schemata ist die M M Konversion erlaubt.
Die Wechselwirkung zwischen M und M kann in den meisten releva.nten theoretischen
Modellen in einem effektiven 4 Fermionen Ansatz mit (V - A) Kopplung beschrieben
werden [8J.Es wird eine effektive Kopplungskonsta.nte G MM eingeführt, die
die Stä.rke der Wechselwirkung beschreibt. Aufgrund der Analogie zur Theorie der
schwachen Wechselwirkung wird G MM in Einheiten der Fermi-Kopplungskonsta.nte
GF a.ngegeben. Der Hamiltonoperator lautet
(1)
,yi' sind die Diracschen 'Y Matrizen, Wji und We die Myonen-und Elektronenfelder.
Damit lä.6t sich die Wahrscheinlichkeit PMM(t) clt berechnen, dal! ein System, das
sich zur Zeit t = 0 im reinen' Zustand Myonium befindet, im Zeitintervall ft, t + clt]
als Antimyonium zerfällt. Ma.n erhä.1t [9, 10, 11}
P (t) dt \ sl'n 2 (5t) e-A~tclt
MM = Afj 21i (2)
2

6/2 ist die Energieaufspaltung aufgrund der Kopplung dureh G MM • Für den 1S
Zustand ergibt sieh [11]
6/2 = (MIHMMIM) = 8GF G MM •
v'2'11"a~ GF
(3)
6/2ft = WMM ist die Oszillationsfrequenz zwischen den Zuständen M und M. Das
derzeitige Limit für die Kopplungskonstante G MM beträgt G MM < 1.8· 10- 2 GF
(90% C.L.) [12]; das entspricht einer Oszillationsfrequenz wM'ii < 9.4 Hz. AuBerdem
ergibt sieh
p - = (00 P -Ct) dt = 2.57.10-5 (G MM )2
MM,.. Jo MM G F
(4)
Weil die Dauer einer Oszillation im Vergleieh zur Myonlebensdauer
kann Gleichung (2) ent wiekelt werden
sehr grof ist,
P -Ct) t 2 -~,.t
MM ex .•. e . (5)
In Abbildung 1.2 sind einige mögliehe Prozesse M --+ M aufgezeigt.
~ 0.5
~ 0.45
op-
;; 0.4
~
2 0.35
"0 0.3
0.25
0.2
0.15
0.1
0.05
00
-À. t
e J1
G -
GMM = 1000
F
1 2 3 4 5 6 7
8 9 10
time [J..ts]
Abb. 1.1: Die durch,gezogeneLinie zeigt den MlIoniumzerjall. Die gepunlctete Linie
zeigt den Antimyoniumzerjall fü,r eine Kopplungskonstante G MM
= 1000 G F • Ein
so hoher Wert fü.r G MM ist allerdings seit langem ausgeschlossen. Die gestrichelte
Linie zeigt den Antimyoniumzerjall fü,r G MM
= 1.8· 1O- 2 GFI dem jetzigen Limit.
Diese Werte sind um einem Faktor lOs vergräJlert dargestellt.
3
~
- ---- --- -- --- -._-

(a) Left-Right-symmetric
J1.+
models with heavy Majorana neutrinos
J1. - GYM $ 10- 5 G F
e - ~ V e L e+ Halprin (1982)
Swartz (1989)
(b) Left-Right-symmetric
models with extended Biggs sector
p,+----ró.-+-+--
p,-
(mV,. s 160 keV)
e-----'"-" ---- e+
P. Herzeg, R.N. Mohapatra (1992)
(c) SUSY models with broken R-parity
P,+----I---- e+
GJI JI
$ present limit
e I_i/._'T Jr
R.N. Mohapatra (1992)
A. Halprin, A. Masiero (1993)
(d) GUT Za-models with 4th generation of heavy particles
G YJI
> present limit
G. Wong, W. Hou (1994)
(e) GUT models with dileptonic particles
J1.+----'1----
e
IL+----r----e+
,- I
I
iPg
e-----.L.··----1'-
JI.-
IX++
-----.L.'----e+ H. Fujü, K. Sasaki et al. (1994)
Abb. 1.2: M M Konl1erBÏonen· in einer AU810ahlmöglicher Erweiterungen des
Standardmodells der schwachen Wechselwirhng. Modell (d) 'IlJ'Urdewährend der
Dureh.führung der Diplomarbeit dureh die neue Untergrenze für G MM « 1.8·
lO-2GF) praktisch ausgeschlossen.
(a) links-rechts symmetrischb Modell mit schweren Majorana-Neutrinos [19, 1./],
(6) linies-rechts symmetrisches Modell mit erweitertem Higgs Sektor [6],
(c) supersymmetrisches Modell mit nicht erhaltener R-Parität [15, 16],
(d) GUT Za Modell mit ./-ter Generation an schweren Teilchen [17],
(e) GUT Modelle mit dileptonischen Teilchen
(G MM < 1.8· 1O-2GF => Mxu/931 > 1.1 TeV) [7].
4

1.3 Die Myonium Antimyonium Konversionswahrscheinlichkeit
unter experimentellen Bedingungen
Die bisher erwähnten Rechnungen beziehen sich auf die Suche nach M M Konversion
in einem restgasfreien Vakuum in Abwesenheit jeglicher äufierer Felder. In dem
Experiment, zu dem diese Arbeit beiträgt, können diese Idealbedingungen nur unvollständig
erreicht werden, da z.B. ein magnetisches Feld notwendig ist, um das
Ladungsvorzeichen der Zerfallspositronen (bei M Zerfallselektronen) nachzuweisen.
Aufierdem werden elektrostatische Felder benötigt, urn das verbleibende Hüllenelektron
(bei M Hüllenpositron) als zweite Signatur für den Myoniumzerfall auf einen
ortsauflösenden Detektor hin zu beschleunigen.
1.3.1 Die Myonium Antimyonium Konversion in Materie
Eine Oszillation kann sich nur zwischen zwei energetisch entarteten Zuständen ausbilden.
In Materie steht für Antimyonium ein weiterer Zerfallskanal durch p.- Einfang
in Atomen zur Verfügung. Da sich durch die stark verkürzte Lebensdauer aufgrund
des zusitzlichen Zerfallskanals die Symmetrie des Systems ändert, ist in Materie
die Wahrscheinlichkeit für MM Konversionen um 5 bis 10 GröBenordnungen
unterdrückt [18, 19]. AuBerdem wird bei jedem StoB mit einem Atom das System
wieder in einen der reinen Zustände M oder M gebracht. Da die Konversionswahrscheinlichkeit
proportional sirr[ wt ist, und für die Konversion nur der Zeitraum zwischen
zwei Stöfien zur Verfügung steht, ist die Wahrscheinlichkeit einer Konversion
nochmals um mehrere Gröfienordnungen unterdrückt.
1.3.2 In magnetischen oder elektrischen Feldern
Weil die magnetischen Momente von Antimyon und Myon und von Elektron und Positron
unterschiedliches Vorzeichen haben, spalten die Hyperfeinstrukturniveaus von
Myonium und~Antimyonium wegen des Zeeman-Effekts im Magnetfeld entgegengesétzt
auf. Dadurch wird der Überlapp der Wellenfunktionen verringert. Da das Myonium
zu je 50% in den F = 1 , m, = ±1 Zuständen und in den F = 0,1, m, = 0
Zustinden erzeugt wird, führt dies unter Annahme einer reinen (V =F A) X (V =F A)
Kopplung schon bei Magnetfeldern von 26 mG zu einer Unterdrückung von 50%,
da die F = 1 , mJ = ±1 Niveaus nicht mehr entartet sind. Ein Magnetfeld von
> 1.6 kG führt dann zu einer fast vollständigen Unterdrûckung von M M Konversionen,
da dann auch die Entartung der F = 0,1 , mI = 0 Niveaus aufgehoben ist
[11]. t
Bei Annahme einer (V =F A) X (V ± A) Kopplung ist dieser Effekt geringer. Selbst
starke Magnetfelder führen nur zu einer Unterdrückung kleiner 40 % [20]. Ebenfalls
berechnet wurden die Auswirkungen des Magnetfelds, falls es sich um eine SS, P P ,
(S=FP) x (S=FP) oder eine (S=FP) x (S±P) Kopplung handelt [21].Im MM Ex-
5

periment wird, um Zerfallspositronen und -elektronen unterscheiden zu können, ein
Magnetfeld von 1000 GauB verwendet. In allen gerechneten Kopplungen sind M M
Konversionen in einem Magnetfeld dieser Stärke möglich, und es kann im Fall eines
positiven Signals durch Messungen bei verschiedenen magnetischen Feldstärken die
Art der Kopplung bestimmt werden. Elektrische Felder einer Stä.rke < 10 6 Vlm
haben keinen EinftuB auf die Wahrscheinlichkeit von MM Konversionen, da im 1S
Zustand kein linearer Starkeffekt auftritt.
Eine sensitive Suche nach M M Konversionen ist, solange die Art der Kopplung unbekannt
ist, deshalb nur im Vakuum bei verhältnismä.Big schwachen Magnetfeldern
sinnvoll.
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MM F
"',"
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-----------~ :::...,..._._---
effectlve Harniltonian in:
-- (V+A)x(V:rA) farm
or (~)X(S~) farm
- - - -. (V-I=A)x(V±A) farm
or (~P)x(S±P) farm
........ SS farm
_._.-.-.. PP farm
1 10 10 2 10 3 10 4 10 5
magnetic field [G]
Abb.1.3:
Durchgezogene Linie : Die Abnahme der M M Kon11ersionB1l1ahrseheinliehkeitals
F'unktion des Magnetfeldes unter Annahme 11ersehiedenerKopplungen. Die 4 unterschiedlichen
Spinzustände des Myoniums wurden als gleieh besetzt angenommen.
Die Abhängigkeiten tuUrden110nW. S. Hou und G. G. Wong [!1] sowie K. Homa1l1a
und K. Sasalci [!O] berechmet.
6

2 Das Myonium Antimyonium Experiment arn
Paul Scherrer Institut
2.1 Signatur des Zerfalls von Myonium und Antimyonium
Am Paul Scherrer Institut (PSI) in Villigen, Schweiz, wird derzeit ein Experiment
durchgeführt (PSI R89-06), das gegenüber bisherigen Experimenten eine um 4
Grö&nordnungen gesteigerte Empfindlichkeit hat, M M Konversionen nachzuweisen
(Tabelle 2.1). Dies entspricht einer um 2 Grö&nordnungen kleineren Obergrenze
für G MM
. Um die Konversion von Myonium in Antimyonium in einem Detektor
nachzuweisen und die Konversionswahrscheinlichkeit zu bestimmen, mufi der Detektor
in der Lage sein, sowohl die Myoniumproduktion zu kontrollieren, als auch
im Fa.lle einer Konversion das entstandene Antimyoniumatom nachzuweisen. Die
Myoniumatome werden erzeugt indem man positive Myonen mit einem Impuls von
ca. 20 MeV/c in einem Target aus 8i02 Pulver stoppt. Es bildet sich Myonium, das
durch das locker aufgeschüttete Pulver ins Valmum diffundiert. Der M M -Detektor
am PSI weist beim Kontrollieren der Myoniumproduktion koinzident das energiereiche
Positron aus dem Zerfall des positiven Myons und das niederenergetische, übrig
bleibende Hüllenelektron na.ch. Bei der Suche na.ch M M Konversionen wird koinzident
na.ch dem schnellen Elektron aus dem Zerfall des negativen Myons und dem
atomaren Hüllenpositron gesucht. Die schnellen Teilchen werden als Mlchelpoeitronen
bzw. -elektronen bezeichnet [22J. Die Energieverteilung der schnellen und der
langsamen Teilchen sind in Bild 2.2 und 2.3 gezeigt. Diese Signatur zum Na.chweis
wurde zum ersten Mal bei einem M M Experiment am LAMPF in Los Alamos, USA
verwendet, wobei G MM < 0.16 GF gefunden wurde [9]. Bei früheren Experimenten
wurde zum Na.chweis von M M Oszillationen na.ch Röntgenstrahlen aus dem Einfang
des negativen Myons in Atomen gesucht. Da aber M M Oszillationen in Materie
stark unterdrückt sind, ist diese Methode für eine empfindliche Suche nicht geeignet.
Bei einem Experiment am JINR in Dubna, RuBland {23]wurde nur nach dem
Zerfa.ll von negativen Myonen gesucht. Um den Untergrund aus Bhabha-Streuung
an Detektorteilen zu eliminieren, wurden nur Ereignisse verwendet, bei denen das
~er.fa.llselektr(;naus dem Zerfall des negativen Myons einen Impuls am oberen Ende
des Michelspektrums hat (46.5 - 52.8 MeV/c). Das Experiment hat kürslich einen
Wert GJ4.)4< 0.14 GF erzielt und hat damit sein Untergrundlimit erreicht.
Der MM-Detektor am PSI verfügt auBerdem noch über einen Stra.hlzähler. Wenn
die Myoniumproduktion kontrolliert wird, werden nur Ereignisse aufgezeichnet bei
denen der Stra.hlzähler na.chEintritt des ersten positiven Myons innerhalb eines Zeitintervalls
von 10 p.s kein weiteres Teilchen registriert. So kann sichergestellt werden,
daB das gemessene zei~liche Zerfallsspektrum des Myoniums nicht durch Strahleigenschaften
beeinfluBt wird. Um Untergrundereignisse zu unterdrûcken, muê, wenn
na.ch MM-Konversion gesucht wird, nicht nur das langsame atomare Positron nachgewiesen
werden, sondem auch koinzident mindestens eines der Gammaphotonen
aus der Annihilation des Positrons in Materie.
7

(Xl
pump
iron
tneqnetlc field coils
MCP
hodoscope
CS/~' r--..~
r..... ~
MWPC
annihilation ~7 ~
"""
beam counter pnotons->:"
r--
Si0 2 -target
accelerator
.
I
.~- .
.... '-- ~
e+----
)r~~ contmetor-::
\ \ \ I
I
'--v -
\ \ I
.~
- • • ••
Jl+ • (!) IE~ I I
-.
=- -=

••
Experiment Myonium- Nachweis- G MM
produktion
signatur
1968 p,+ gestoppt in Ka
J. J. Amato et al. in 1 bar Ar Röntgenstrahlen < 5800 GF
Nevis Cyclotron e- Einfang (634 keV) (95 %c.l.)
[24] in myonischem Ar
1969 Nach Reaktion von zwei e Strahlen
W. C. Barber et al. bei E = 525 Me V gesucht < 610 GF
Princeton-Stanford e" + e- ~ p,- + p,- (95 %c.l.)
Speicherrlng [25] Nur Ereignisse mit M!!IllerStreuung
1982 p,+ gestoppt in Si0 2 Ka
G. M. Marshall et al. Pulver, thermisches Röntgenstrahlen < 42GF
TRIUMPF Myonium diffundiert (784 keV) (95 %c.l.)
[26] ins Vakuum in myonischen Ca
1986 Neu-Analyse der 1982er Daten unter
G. A. Beer et al. Berücksichtigung der Tatsache, daB das < 20GF
TRIUMF Myonium ins Vakuum diffundieren kann (95 %c.l.)
[27]
1987 e" Einfang in La (2.55 Me V)
B. Ni et al. Alufolie Ka (6.05 MeV) < 6.9 GF
LAMPF (Beam-foil Methode) Röntgenstrahlen (90 %c.l.)
[28J in myonischem Bi
1990 p,+ gestoppt in Si02 p und 'Y(414keV)
T.M. Huber et al. Pulver, thermisches Emission von < 0.29 GF
TRIUMPF Myonium diffundiert lS4Ta ~ lS4W (90 %c.l.)
[29] ins Vakuum p,- Einfang in W
1991 p,+ gestoppt in Si02 Michel e- von p,-
B. E. Matthias et al. Pulver, thermisches Zerfall in < 0.16 GF
LAMPF Myonium diffundiert Koinzidenz mit (90 %c.l.)
[9] ins Vakuum atomarem e+
1994 p,+ gestoppt in Si0 2 Nachweis hoch-
V. A. Gordeêv et al. Pulver,thermisches energetischer < 0.14 GF
.-
JINR Myonium diffundiert Michel e- aus M (90 %c.l.)
[23] ins Vakuum Zerfall
1994, 1995 p,+ gestoppt in Si0 2 Michel e- von p,- < 0.12 GF
K. Jungmann et al. Pulver, thermisches Zerfall in (90 %c.l.)
PSI Myonium diffundiert Koinzidenz mit < 1.8· 10- 2 GF
[30, 31, 32, 33, 12] ins Vakuum atomarem e+ (90 %c.l.)
Tabelle 2.1: Ezperimente zur Bestimmung der Wahrscheinlichkeit 'VonM M Oszillationen.
Der Wert 'Von1995 ist ein Z'lDischenergebnis.Verbesserungen am Detekior,
höhere Strahlintensität und längere MejJzeiten lassen au! eine weitere Verbesserung
der Obergrenze 'VonG MM urn eine GröjJenordnung oder au! das Auffinden 'VonMM
Oszillationen hoffen.
9

2.2 Der Nachweis des energiereichen Teilchens
Zum Nachweis des schnellen Zerfallsteilchens aus dem Myonzerfall wird ein Magnetspektrometer
verwendet, das aus dem früheren SINDRUM-Detektor [34] hervorgegangen
ist. Es besteht aus 5 zylindrischen Vieldrahtproportionalkammern (MWPC).
Diese 5 Kammem haben eine nach auBen von 50.0 auf 102.0 cm zunehmende Lä.nge
und einen Durchmesser, der von 16.4 auf 64.0 cm zunimmt. Der Drahtabstand in
den Kammem beträgt 2 mmo Aus der Drahtnummer läBt sich die r- und

hin optimiert (31 - 64 mgfcm 2 ). Die Kammern erfassen in der Wechselwirkungsregion
einen Raumwinkel von 73 % . 411". Dieser gegenüber bisherigen ä.hnlichen Experimenten
[91 wesentlich gesteigerte Raumwinkel ermöglicht es, eine gröBere Anzahl
an Myoniumatomen zu beobachten. Da zur Bestimmung der Flugzeit des langs amen
Teilchens aus der Atomhü1le ein gutes Timing notwendig ist, sind die Kammern von
einem Hodoskop umgeben, das aus 64 zylindrisch angeordneten Plastikszintillatoren
besteht. Diese werden von jeweils einem Photomultiplier auf jeder Seite ausgelesen
und haben eine Zeitauflösung besser als 1ns.
2.3 Der Nachweis des niederenergetischen Teilchens
Das langsame atomare Elektron (Positron) aus dem Myoniumzerfall (Antimyoniumzerfall)
wird in einem elektrostatischen Feld beschleunigt und nach einer Flugstrecke
von ca. 3.1 m in einem magnetischen Führungsfeld mit einem Mikrokanalplattendetektor
(Mep) orts- und zeitaufgelöst nachgewiesen. Der Beschleuniger ist mit
zwei Stufen (Vor- und Hauptbeschleuniger) so konstruiert, daB unabhängig von der
Anfangskoordinate innerhalb des Beobachtungsvolumens alle Elektronen (Positronen)
in einem möglichst kleinen Flugzeitintervall auf den Detektor auftreffen. Um
zu vermeiden, daB andere Teilchen auf der Mep nachgewiesen werden, müssen die
Teilchen einen elektrostatischen Separator im dazu senkrechten Magnetfeld durchfliegen
(Wien Geschwindigkeitsfi1ter) und werden dann um 90 Grad abgelenkt. In
dieser KrümInung können Teilchen mit Impulsen höher 0.75 Me V/ c dem Magnetfeld
nicht mehr folgen und werden so herausgefiltert. Vor die Mep wird eine dünne
(25(2) p.g/cm 2 ) Kohlenstoffolie gespannt, die mit MgO (15(2) p.g/cm 2 ) beschichtet
ist. Durch Erzeugen von Sekundärelektronen in der MgO Schicht wird die Nachweiseffizienz
der Mep von 16(2) auf 64(2) % gesteigert [35]. AuBerdem wirkt die
Folie als EnergiebandpaB : Niederenergetische « 1 ke V) Elektronen oder Positronen
bleiben in der Folie stecken und hochenergetische Teilchen erzeugen weniger
Sekundärelektronen, haben also eine geringere Nachweiswahrscheinlichkeit [35]. Das
Magnetfeld im Magnetspektrometer hat eine Stärke von 1 kG, zur Mep hin wird
esàdiabatisch auf 2 kG erhöht. Da die Elektronen (Positronen) den Magnetfeldlinien
folgen, -wird die Region, in der die Myoniumatome zerfallen, um den Faktor
Jä. verkleinert auf die Mep abgebildet. Positronen aus dem Antimyoniumzerfall
annihilieren innerhalb der Mep mit Elektronen. In Materie ist die Annihiliation
in drei Photonen stark unterdrückt, es werden fast immer nur zwei Photonen mit
jeweils 511 keV erzeugt [36, 37]. Sie werden in 12 hochreinen OsI Kristallen nachgewiesen,
die kreisförmig um die Mep angeordnet sind und einen Raumwinkel von
80 %. 411" erfassen. Die Mep besitzt eine Zeitaufiösung besser als 1 ns, die Zeitaufiösung
der OsI Kristalle beträgt ca. 3 ns. Durch die verlangte zeitliche Koinzidenz
zwischen schnellem Teilchen im Hodoskop, langsamem Teilchen auf der Mep
und einem Photon aus der Zerstrahlung in den 0sI Kristallen können unkorrelierte
Untergrundereignisse nahezu vollständig unterdrückt werden.
11

:: 0.09
~ 0.08
Q.
~ 0.07
:s .,
0.06
.g 0.05
••
Q. 0.04
0.03
0.02
0.01
most probable energy:
mean kinetic energy:
1.9 eV
13.5 eV
00
5 10 15 20 25 30
35 40 45 50
E k1n
[eV]
Abb. 2.3: Die Energiel1erteilung der lo.ngsa.mena.toma.renElektronen (Positronen)
na.eh dem Myonzerfa.ll. Es wird nur sehr wenig Energie a.U8 dem Myonzerfa.ll a.n
da.s a.toma.reTeilehen iibertrogen. Die durchsehnittliehe Energie der a.toma.ren Teilehen
naeh dem Zerfa.ll beträgt 13.5 eV. Da.s entBprieht ihrer Bindungsenergie im
Myoniuma.tom [10}.
12

3 Die Produktion von Myonium im Myonium
Antimyonium Experiment
3.1 Die Stoppverteilung der Myonen
3.1.1 Der Myonstrahl
Das Experiment fand bisher (1991-1994) im Areal 7rE3 am Paul Scherrer Institut
statt. In diesem Areal steht ein Myonstrahl zur Verfügung, dessen Impuls von
10 - 250 MeV/c eingestellt werden kann. Um die Myonen zu erzeugen, wird ein
Protonenstrahl mit einer Energie von 590 Me V und einer Stromstirke von 1 mA
auf ein Kohlenstofftarget gelenkt. Die dabei erzeugten Pionen zerfallen fast ausschlieBlich
in Myonen. Im M M Experiment werden Myonen mit einem Impuls von
21 ± 1 MeV/c benötigt. Die Myonen, die aus dem Zerfall von gestoppten Pionen
entstehen, haben einen Ausgangsimpuls von ca. 28 Me V/ c. Die benötigten Myonen
mit Impuls 21 MeV/c sind sogennante 'Subsurface-Myonen', d.h. Myonen, die im
Innem des Targets produziert werden und die auf ihrem Weg an die Oberfläche
einen Teil ihrer Energie und ihres Impulses verlieren. Die Anzahl der erzeugten Myonen
im Impulsbereich von 10 - 28 MeV/c ist in sehr guter Nä.herung proportional
zu p3.5 [38, 39]. Deshalb stehen bei höheren Impulsen deutlich mehr Myonen zur
Verfügung. Für 1995 ist es geplant, wegen der höheren Strahlintensitit in das 7rE5
Areal umzuziehen (Tabelle 3.1).
Eigenschaften der Areale 7rE3 und 7rE5 am PSI
Areal7rE3 Areal1l"E5
Länge der Beamline [m] 13 10.4
Impulsbereich [MeV/c] 10 - 250 10 -120
p.+ FluB [mA-ls-l] bei p = 28 MeV/c 6.10 7 5 . lOs
<
Minimale mägliche
Impulsbreite FWHM [%] 1.0 2.0
Maximale akzeptierte
Impulsbreite FWHM [%] 8.0 10.0
GröBe des Beamspots
FWHM [mmhor x mmvert] 25 x 30 31 x 33
Divergenz des Strahls
FWHM [mradhor x mradverel 80 x 20 450 x 120
Akzeptanzwinkel [mst] 16 150
Polarisation [%] > 95 > 95
Tabelle 3.1: Die Areale 11" E3 und 7rE5 am Paul Scherrer Institut [.10).
13

3.1.2 Die Stoppverteilung von Myonen im Detektor
Urn die Streuung der einkommenden Myonen in dem Detektor zu bestimmen, wurde
ein Computerprogramm [41]verwendet, das nach einem Monte Carlo Verfahren die
Bahnen der Myonen in einer vorgegebenen Geometrie simuliert. Die verwendeten
Formeln für Vielfachstreuung sind dann gültig, wenn sich die Energie der Teilchen
innerhalb einer Schicht nicht zu stark ändert [42]und andererseits die Schichtdieken
so grof sind, daB das Verhalten der Teilchen überhaupt als Vielfachstreuung beschrieben
werden kann. Aus diesem Grund werden 'diekere' Bauteile in mehrere
Schichten zerlegt, urn die Genauigkeit zu optimieren. Zwei Vereinfachungen wurden
vorgenommen :
• Das innerhalb des Magnetspektrometers vorhandene Magnetfeld wurde vernachlässigt.
Das ist zulässig, weil das solenoidale Magnetfeld nur gering zur
Fokussierung beiträgt. Der Gyrationsradius der Teilchen, die am Strahlz_ähler _ ~
aus dem Strahl herausgestreut werden, beträgt im vollen ~eld ca. 4 - 8 cm.
Da die Flugstreeke dann nur noch ca. 20 cm beträgt, und der durchschnittliche
Longitudinalimpuls mehr als 7 mal gröfier ist als der Transversalimpuls,
führen die Teilchen auf ihrer Spiralbahn keine komplette Rotation urn die z-
Achse mehr durch, sondem nur noch eine Drehung urn ca. 30 Grad. Das führt
dazu, daB sich die Ablenkung in Tangentialrichtung um maximal ca. 3% verringert.
Im Rahmen der gewünschten Genauigkeit ist das vemachlässigbar .
• In der Realität urn 45 Grad geneigt eingebaute Bauteile, wie z.B. der Strahlzähler,
werden in der Simulation durch senkrechte Bauteile ersetzt, die aber
um den Faktor v'2 dieker sind. Das führt ebenfalls zu lediglich kleinen Fehlem,
da die Streulänge in der Simulation nicht stark vom Streuwinkel abhängig ist.
Den maximalen Streuwinkel haben die Teilchen nach dem Strahlzählerj·· er
beträgt allerdings im Durchschnitt nur ca. 7 Grad. Dadurch ändert sich die zu
durchlaufende Streeke im Target für Teilchen, die unter verschiedenen Winkeln
einlaufen, in der Realität stärker als in der Simulation (10-15% statt ca. 1%).
Da aber die Stoppverteilung im Target ohnehin eine Halbwertsbreite von ca.
3.5 mm bei einer Dicke des Targets von 3.0 mm hat, ist eine Modulation urn J
maximal ca. 0.75 mm vemachlässigbar. Ein weiterer Punkt ist, daB sowohl
der Strahlzähler als auch das Target selbst Dickenvariationen von ca. 10 %
aufweisen.
In den Simulationen zur Berechnung der in Tabelle 3.4 festgehaltenen Werte
durchliefen jeweils 20000 Teilchen die Apparatur in der in Bild 3.1 gezeigten Geometrie.
Diese Berechungen wurden für 11 unterschiedliche Impulsbreiten von 0.1 %
bis 10 % FWHM durchgeführt. Dabei hat sich herausgestellt, daf die gemessenen
Daten auf eine Impulsbreite von ca. 5.5(2) % hindeuten, was auch mit den Angaben
des PSI über das 'IrE3 Areelûbereinstimmt [40]. Besonders wichtig für das Experiment
ist die Anzahl der das Target durchquerenden Myonen und die Anzahl der vor
der Aluminiumfolie herausgestreuten Myonen. Diese tragen zurn Untergrund bei.
Aufierdem ist die Anzahl der im Target gestoppten Teilchen von groêer Bedeutung
(vgl. Kap. 3.1.3).
14

collimator target X Ij\
,.~ D ).1+ ~ beam~~~~~}_n"_J
I I I§;.. 11
: : :~ ::
j ~ 0 / aCCele~~~r*nwn __
1:10 '" beamwindow fOi~ (AI)
Abb. 3.1:Geometrie, die in der Simulation ve'MDendetwurde. Im Deiekior sind das
Target und der Strahlzähler um 45 Grad zur Z-Achse geneigt eingebaut. Deshalb
werden in der Simulation die Flächendichten dieser Bauteile mit dem Falctor v'2
multipliziert.
Stoppverteilung und Streuung im Detektor
Anfangs- Vor Szin- In Szin- Vor Alu- In Alu- In Durch
Impuls tillator tillator folie folie Pulver Target
heraus- gestoppt heraus- gestoppt gestoppt durchge-
MeV/c gestreut % % gestreut % % % schossen %
19.50 31 3 34 3 19 3 3 1 13 3 o 1
19.75 30 3 21 3 26 3 3 1 20 3 o 1
20.00 28 3 10 2 31 3 2 1 27 4 1 1
20.25 28 3 4 1 32 3 1 1 31 4 4 1)
20.50 26 3 2 1) 32 3 1 1 30 4 10 2
'20.75 26 3 1 1 30 3 o 1 25 4 19 2)
21.00 25 3 o 1 30 3 o 1 17 3 29 3
21-.25 24 3 o 1 28 3 o 1 10 3 37 4
21.50 23 3 o 1 27 3 o 1 52 45 5
21.75 22 3 o 1 26 3 o 1 32 50 6
22.00 21 3 o 1 25 3 o 1 1 1 53 6
Tabelle 3.2:Stoppverteilung und Streuung im Detekior bei einer Impulsbreite von
5 % FWHM. Ungünstig sind hohe Werte für die Anzahl der durchlcommenden und
der vor der Alufolie h~rausgestreuten Myonen. Diese tragen zum Untergrund bei.
Ge1UÜ.nscht ist eine grofte Anzahl von Myonen, die im Target gestoppt werden. Alle
Angaben Bind in Prosent der einlcommenden Myonen.
15

3.1.3 Die Stoppverteilung von Myonen im Target
Das Hauptziel bei der Berechung des Streu- und Stoppverhaltens der Myonen in
dem Detektor war das Bestimmen der Stoppverteilung der Myonen im Target. Die
Myonen bilden in einem Festkörper erst dann Myonium, wenn ihre Energie soweit reduziert
wird, daf ihre Geschwindigkeit der Geschwindigkeit der Elektronen in diesem
Festkörper entspricht oder darunter liegt. Da Myonen mit dieser Geschwindigkeit
den Festkörper kaum mehr weiter durchdringen können, entspricht der Punkt, an
dem sich das Myonium bildet, in sehr guter Näherung dem Punkt, an dem das Myon
abgestoppt wird. Die Diffusion der Myoniumatome vom Innern des Targets an die
Oberfläche kann, falls im Target eine groBe Wegstecke zurückgelegt werden muû,
einige Myonlebensdauern benötigen. Deshalb ist es nicht nur wichtig festzustellen
wieviele Myonen insgesamt im Target gestoppt werden, sondern es interessiert vor
allem, ob diese Myonen nahe der Oberfläche gestoppt werden. Der zu einem Zeitpunkt
t durchschnittlich im Target durch Diffusion surûckgelegte Weg ist-in guter--
Näherung ex: Vi [43]. ~.
,....,
~ 1.4 '--' c
f 1.2
I 1
a.
i 0.8
0.6
0.4
0.2
Gaussian
fit
tJndf
height
mid
width (J
50.47/37
0.92±O.02
3.36±O.08
3.44±O.12
40 bins
1 bin equals
0.1965 mgJcm 2
p:20.25 MeV/c Ap/p:5.0% FWHM
00 1
2 3 4 5 6 7
relative thickness [mgtcm 2 ]
Abb. 3.2: Stoppverteilung bei einem Impuls der Myonen von 20.25 MeV/c und einer
FWHM von 5 %. Bei diesem Impuls hat die Anzahl der im Target gestoppten Myonen
ein Mazimum und die Stoppverteilung ist weitgehend symmetrisch.
16

...-.
~
~1.4
~
"':i 1.2
I 1
f 0.8
0.6
0.4
0.2
00
t/ndf
height
mid
widtha
50.47/37
0.91±O.02
6.S9±O.18
3.19±O.12
Gaussian fit
40 Bins
1Bin equals
0.1965 mg/cm 2
p:2O.7S MeV/c Aplp=S.O%FWHM
1 2 34567
relative thickness [mglcm 2 ]
Abb. 3.3: Stoppverteilung bei einem Impuls der MlIonen von 20.75 Me VIc und< einer
FWHM vpn 5 %. Bei diesem Impuls erreicht die Anzahl der gebildeten Myo.!'iumatome
im Vakuum unter Beriicksichtigung der DiJfusion ihr Mazimum. Die
Stoppverteilung ist in Richtung der Oberftäche des Targets eerschoben,
17

3.1.4 Die Myoniumproduktion
Im Experiment solI die Anzahl der Myoniumatome im Vakuum so grof wie möglich
sein. Um die Anzahl dieser Myoniumatome im Vakuum zu bestimmen, muB man die
Diffusion in die Berechnung mit einbeziehen. Obwohl die Struktur des Si0 2 Pulvers
recht kompliziert ist, kann man die Diffusionsgleichung für isotrope Medien ansetzen,
da das Pulver makroskopisch in Richtung senkrecht zur Targetoberfläche als isotrop
angesehen werden kann. Anisotropien zu den anderen Raumrichtungen können beim
Aufstreuen des Targets entstehen, sind aber nicht von Bedeutung, da hier nur die
eindimensionale Diffusion senkrecht zur Targetoberfläche berechnet wird. Die Dif-
Abb. 3.4: Die Stru./dur des Si0 2 Pulver». TEM-Aufnahme von Aerosil 200 (200 m 2
Oberfläche pro Gramm). Aufnahme : De!J'U.8saAG.
fusionsgleichung folgt aus dem Fickschen Gesetz und der Kontinuitätsgleichung (D
ist die Diffusionskonstante [cm 2 / 8]) :
; = -DVp , (6)
8p -7
at + V} = -'YP (7)
In die Kontinuitätsgleichung wurde auf der rechten Seite ein Senkenterm eingebaut,
um den Myonzerfall mit einzubeziehen. 'Y ist die Zerfallskonstante des Myons,
pist die Teilchendichte der 'Myonen und ; ist die Teilchenstromdichte der Myonen
im Medium. Jetzt wird noch eine dimensionslose Konstante f eingeführt, die
die Wahrscheinlichkeit bestimmt, mit der ein Myon in dem Si02 Pulver Myonium
bildet (I = (61 ± 3)% [44, 11, 10)). Die Stoppverteilung wird als S(z) bezeichnet.
Die Diffusionskonstante wurde experimentell durch Messen des Verhältnisses
18

NMIN,s bei Berûcksichtigung der Stoppverteilung S(z) zu 370-1600cm 2 Is [45]bzw.
1068(81) cm 2 /s [44] bestimmt. Diese Werte sind sehr hoch im Vergleich zu denen
im homogenen Festkörper (Si02 : D = 8 cm 2 Is). Wie in Bild 3.4 zu sehen ist, gibt
es innerhalb des Pulvers sehr groBe Hohlräume, und vermutlich findet die Diffusion
des Myoniums mit sehr hoher Geschwindigkeit in diesen Hohlräumen statt. Die im
Vergleich zu vielen anderen Materialien [46]extrem hohe Myoniumausbeute in dem
Si0 2
Pulver kommt vermutlich von der geringen Dichte und der extrem groBen offenen
OberHiche [47, 48]. Die z-Achse ist senkrecht zur 'Iargetoberfläche gewihlt,
der Nullpunkt liegt an der Grenze von Trägerfolie zum Si02 Pulver. a bezeichnet
die Dicke der Pulverschicht, sie betrigt im Experiment ca. 3 mmo Das Lösen dieser
Gleichungen unter den so vorgegebenen Randbedingungen ergibt schlieBlich [10]
p(z,t) = e 3
-'Tt r 00
f Jo dz'S(z') L [e-C.+2no-.')2/C4Dt) - e-C.+2no+.')2/C4Dt)] . (8)
2"; 'IrDt 0 n=-oo
Uns interessiert der Strom der Myoniumatome durch die Oberfläche des Targets
i.(z = a,t) = -D ::1._
(9)
Als Lösung dieser Gleichung ergibt sich
i.(z = a, t) =
e-.,t 3
f lG dz'S(z') f: [(na - z')e-Cno-.')2/(4Dt)
2V'lr Dt 0 n=1.3•...
- (na + z')e-(no+.')2/(4Dt)] .
(10)
Die Gesamtanzahl der Myoniumatome, die in das Vakuum eintreten, wird bestimmt,
indem man diese Gleichung über den entsprechenden Zeitraum integriert
t
NvfJlcuum = dt i.(z = a, t) .
ti
über einen Zeitraum von t = 0 bis t = 00 kann für die Zeit-
Für die Integration
integration eine analytische Lösung angegeben werden
(11)
2e-..;:;;ïD [ ()
Nv.- = f ( v:;;;ïD) d.t'S(z')sinh ../-rz'/D
I 1_ e-2 'TG/D 0
(12)
19

lm Rahmen dieser Arbeit wurde ein Programm erstellt, das diese Gleichungen
numerisch integriert und bestimmt,
• wieviele Myonen aus welcher Tiefe an die Oberfläche diffundieren,
• wielange die Myonen brauchen, um an die Oberfläche zu kommen,
• wie groB der Unterschied für die Betrachtung der Zeitintegration von 0 bis 00
oder nur über einen bestimmten Zeitraum ist.
Letzteres ist deswegen von Interesse, weil bei dem M M Experiment abwechselnd in
einem Modus zunächst die Myoniumproduktion gemessen wird und dann in einem
anderen Modus nach M -+ M Konversion gesucht wird. Im ersten Modus gibt es
für den Myoniumzerfall ein MeBintervall von 8.2 p.s, im zweiten Modus steht für den
Myoniumzerfall beliebig viel Zeit sur Verfügung. Die Korrektur für das auf 8.2 p.s
- --
.-. 1
~
::: 0.9 20.75 MeV Ic
c
f 0.8
~ 0.7
! 0.6
~
~ 0.5
~
= 0.4
~ 0.3
J 0.2
::E0.1 21.2
[APIP] FWHM = 5%
diffusion
1070 cm 2 /s
constant
20.25 MeV/c
o 0~~~~....L...L.Jl-i3~:::L:4r::r::C;;±5;;;;;;;;6t=z:==7~..J8
time [p.sec]
Abb. 3.5: Simulation des Stroms der M,Ioniumatome ins Vakuum als Funlction
der Zeit. Die Impulse der einkommenden M,Ionen betragen 20.25, 20.75 und
21.25 Me VIei als Impulsbreite wurden jeweils 5% FWHM angenommen.
begrenzte MeBintervall im Myoniummode beträgt typischerweise 6 % für Impulse,
die eine gute Myoniumprodtlktion ergeben. Die genauen Werte sind in TabelIe 3.3
angegeben.
Um die Myoniumproduktion zu verbessem, wurde vorgeschlagen [49], das Target
unter einem flacheren Winkel in das Strahlrohr einzubauen. Der Vorteil eines solchen
Targets besteht darin, daB es möglich ist, das Target dünner aufzustreuen und
20

,...-,2.5
~
c
:J: 2
~
~
= :I 1.5
[~PIP] FWHM = 5%
diffusion constant
1070 cm 2 /s
1
0.5 21.25 MeV/c
1.6 3.2 4.8 6.4 8
time (Jlsec]
Abb. 3.6: Simulation der Anzahl der MlIoniumatome im Vakuum als FUnlction
. der Zeit. Die Impulse der einkommenden MlIonen betragen 20.25, 20.75 und
21.25MeV/c; als Impulsbreite wurtlen jeweils 5% FWHM angenommen.
dennoch in Flugrichtung der p+ die gleiche Massenbelegung zu haben. Weil die
Diffusion eine isotrope Bewegung ist, haben die Myoniumatome in einem dünneren
Target eine kürzere Wegstrecke zurückzulegen. Das bisherige Target war unter einem
Winlç~l von 45 Grad zur Strahlachse eingebaut. Es hatte eine elliptische Form mit
d~ Halbachsen 11.3 und 8.0 cm. Unter 45 Grad montiert betrug seine Ausdehnung
in z'-Richtung parallel zum einfallenden Strah18.0 cm. Diese Ausdehnung dar! nicht
zUrgro8 werden, weil alle Hüllenelektronen aus dem Myoniumzerfall für die zeitaufg~~te
Detektion die gleiche Flugzeit zum MCP-Detektor haben sollen. Je grö8er
d!~DHferenz der unterschiedlichen Startpunkte in z'-Richtung ist, desto schwieriger
istea, dies zu bewerkstelligen. Da jedoch ein Target unter einem Winkel von 30
G,,ryl zur Strahlachse eine höhere Myoniumausbeute verspricht, wurde beschlossen,
ein solches Target und einen dafür geeigneten Besch1euniger su bauen. Dieses Target
hat ebenfalls elliptische Form mit den Halbachsen 19.2 cm und 9.0 cm. Seine
~ge in r-Richtung beträgt 13.9 cm. Die dadurch bedingte Verschlechterung bei
eter Flugzeitmessung soll durch eine verbesserte Neukonstruktion des Beschleunigers
nlehrals ausgeglichen V:erden. Die erwartete Verbesserung der Myoniumausbeute ist
in}~abellê3.3 , Bild 3.8 und Bild 3.9 festgehalten. Ein weiteres Problem war bisher,
dd gas Pulver auf der Trägerfolie unter einem Winkel von 45 Grad schon bei den
kleinsten Erschütterungen und insbesondere beim Abpumpen der Luft aus dem Valnlumsystem
abrutschte. Bei einem Winkel von 30 Grad wird das Target wesentlich
21

~ 140
(I)
C§ 120
In
:a 100
c
:::s
oCo)
80
muonium fraction = 66(7)%
beam momentum 20.5MeV/c
60
40
20
1 2 3 4 5 678
t decay
(JJ.sec]
. Abb. 3.7: Das gemusene Spektrum der Zerfallszeiten. Der Untergrund aus im Target
zerfallenden Myonen ist nicht abgezogen,man sieht aber deutlich die Abweichung zur
Ezponentialfunktion.
unempfindlicher sein, und man kann auch auf noch feinere Pulver surückgegreifen,
die eventuell eine gröBere Ausbeute an Myonium versprechen.
In dem Detektor treten jetzt noch zwei Korrekturen auf
• Das Target ist in einen Beschleuniger eingebaut, der ein möglichst homogenes
elektrostatisches Feld in z-Richtung erzeugt. Für die Bestimmung der Myoniumproduktion
müssen die beim Myoniumzerfall entstehenden langsamen e"
auf der MOP nachgewiesen werden. Bei der Suche nach einer möglichen Konversion
muf man die beim Zerfall des Antimyoniums freiwerdenden e+ nachweisen.
Das hat zur Folge, daB das elektrostatische Feld umgepolt werden
mu6. Nun werden die p+ aus dem Strahl im Beschleuniger vor dem Target
beschleunigt, anstatt wie zuvor abgebremst. Dadurch ergibt sich eine Veränderung
des Strahlimpulses und somit eine Veränderung der Stoppverteilung .
• In dem Experiment geht es nicht nur darum, möglichst viel Myonium im Vakuum
zu erzeugen, sondem die Myoniumatome sollen auch möglichst bis zu
I
ihrem Zerfall das Beobachtungsvolumen nicht verlassen. Dieses Volumen ist
begrenzt durch das Ende des Vorbeschleunigers 15.5 cm hinter der Mitte des
Targets in z-Richtung einerseits und vor allem durch den abgebildeten Durchmesser
auf der MOP von ca. 9.6 cm andererseits. Falls das Myonium den
Vorbeschleuniger verlä6t und erst danach zerfällt, kann das langsame e" zwar
22

;:
};,,;;~
Gesamte Myoniumproduktion im Vergleich
zur Myoniumproduktion im Zeitintervall [0,8.2 ps]
bei verschiedenen Tarl etstellungen
45 Grad Target 30 Grad Target
Anfangs- Gesamt- Im Zeit- Unter- Gesamt- Im Zeit- Unterimpuls
produktion fenster 8ps schied produkt ion fenster 8ps schied
rMeVlcl MI Pin [%] MIPin [%] [% MIPin %] MIPin %] [%]
19.50 0.16 5) 0.14 5) 14 2 0.35 10 0.31 10 1012)
19.75 0.54 10) 0.48 10) 10 2 0.96 20) 0.88 20 9(2)
20.00 1.1(1 1.0 1 92 1.9 3 1.7 3 8 2
20.25 2.2 2 2.0 2 7 1 3.2 4 3.0 4 72
20.50 3.0 3 2.8 3 6 1 4.2 5 4.0 5 6(2)
20.75 3.3 3 3.1 3 6 1 4.4 5 4.1 5 62
21,,00 2.8 3 2.7 3 5 1 3.6 5 3.4 5 6 2
~21.25 2.0 2 1.9 2 5 1 2.5 4 2.3 4 62
21.50 1.1 1 1.0 1 5 1 1.3 2 1.2 2 6(2
21.75 0.45 10) 0.43 10) 41 0.55 20 0.51 20 62
22.00 0.17 5) 0.16 5) 41 0.21 10 0.19 10) 52
TabeUe 3.3: Korrekturen for das begrenzte Beobachtungsinteruall [ 0,8.2 ps ]. Die
Betiechnungen wurden for eine Impulsbreite von 5 % durchgefii,hrt. Als Diffusions-
, konstante wurde 1070 cm 2 / s eingesetzt. Die Fehler in den absoluten Zahlen sind
gröjJer als die in der Korrektur, do.in den absoluten Zahlen noch andere Fehler eine
Rolle spielen (Magnetfeldkorrekturen, Beamdurchmesser, Schräglage des Targets).
nachgewiesen werden, aber die Flugzeit liegt nicht mehr innerhalb des Flugzeit-
Cuts. Falls es auBerhalb des abgebildeten Durchmessers auf der MCP zerfällt,
wird es nicht nachgewiesen, und es gibt gar keinen Trigger.
Der Einflufi der Beschleunigerpolarität ist vernachlässigbar, wie folgende Abschätzung
zeigt: •
Die Myonen bewegen sich bei einem Impuls von 20.0 MeV/c nichtrelativistisch,
es gilt E = ~. Daraus folgt dE = !dp. Das bedeutet, daf die Myonen bei einem
Impuls des Strahls von 20.0 MeVlc und einer Impulsbreite von 5 % FWHM
eine durchschnittliche Energie von ca. 1.9 MeV haben bei einer Halbwertsbreite
von 0.2 MeV. Demgegenüber ist das Beschleunigerpotential von ± < 10 kV vernlLChlässigbar.
1). zweite Problem wird im übemächsten Kapitel behandelt, da es zwar bei der
Myoniumproduktion n~r eine kleine Korrektur nötig macht, aber auf die Wahrscheinlichkeit,
eine M M Konversion nachzuweisen, groBen EinfluB hat.
Qie gemessenen zeitlichen Zerfallsspektren des Myoniums und die Myoniumausbeute
stimmen mit der theoretischen Abschätzung sehr gut überein. Die MeBwerte
zeigen, daB die Diffusionskonstante im Mittel über 1000 cm 2 1 s liegt. Dieser Wert
23

,/
liegt deutlich über dem Ergebnis, das am TRIUMPF gefunden wurde (D = 525 ±
100 ern2/ 8) [45]. Die Unterschiede können durch verschiedene Targetpräparationsverfahren
erk1ärt werden. Das Aufstreuen des Targets und Alterungserscheinungen
im Vakuum haben einen Einflu1!auf die Myoniumausbeute eines Targets. Deshalb
ist es notwendig, während der Messung für jedes Target mehrfach die Myoniumausbeute
zu bestimmen.
24

SimulatedMuonium
45 Degree Target
Production
,......,
~ 2
"--'"
•• 21.5
.....................
..........
'. . .
............
.....
'. -,".'. '.'.'.
. .
11
-.'.
c-.
..........
'.'.
'. ...........
......•.....
-,
0.5
'.
................
Abb. 3.8: Myoniumproduktion in einem Target, das um 45 Gra.d zur Strahlachse
geneigt ist, bei verschiedenen Impulsen des Strahls und verschiedenen Impulsbreiten.
Es 'WUrde au! die ZaAl der insgesamt produzierten Myonen bei 21 Me V/ c und
10% FWHM Impulsbrej.te normiert. In dem Bild ist ber'Ü.clcsichtigt,dajJ die Anzah.l
der Myonen bei gröjJeren Impulsen proportionalzu p3.5zunimmt, und daf1in erster
NiiAerung die Rate der Myonen proportionalzur Impulsbreite ist. Im Mazimum der
Kurve liegt die Unsicherheit des mit einer Diffusionskonstanten von D = 1070 cm:J s
berechneten Wertes bei < 0.2 %. Die Ausb,eute ist in sehr guter Näh.erung oe VD.
25

Simulated Muonium Production
30 Degree Target
3
............................
2
......•.
'.'.-,
'. .....
-, ". ..........
'. ".
1
Abb. 3.9: Myoniumproduktion für ein Target, das unter einem Winkel von 30 Grad
zur 8trahlachse montiert 'lD'Urde. Bei gleicher Anzahl einkommender Myonen ergibt
die 8immation im Vergleich zu einem um 45 Grad geneigten Target eine Steigerung
der Myoniumausbeute um 30 'bis 40 %. Da die Trä.gerfolieflacher eingebaut ist, sinkt
die Wahrscheinlichkeit dafü,r, daJl das Targetpmver (8i0 2 ) abrutscht. Ein solches
Target und ein dazugehöriger elektrostatischer Beschleuniger stehen ab August 1995
zur Verfügung.
26

3.1.5 Die erwartete Verteilung von Myonium im Vakuum
Na.chdem ein Myoniumatom das Target verlassen hat, tritt es mit thermischen Geschwindigkeiten
in das umgebende Vakuum ein. Experimentell [44] wurde gezeigt,
daB eine Maxwellsche Geschwindigkeitsverteilung vorliegt, und daB die Atome mit
einer cos 6 Winkelverteilung aus dem Target austreten, wobei 6 der Winkel zwiscben
der Senkrechten auf der Targetoberftäche und der Myoniumemissionsrichtung
ist. Unter Berûcksichtigung der Diffusionszeit ka.nn die räumliche Verteilung des Myoniums
berechnet werden. Bild 3.10 zeigt die räumliche Verteilung des Myoniums
in ~~echter Richtung zur Targetoberftäche 1, 3, 5, und 7 Jl.S nach Eintritt des
Myons in den Strahlzähler. Die Breite der Verteilung in radieler Richtung nimmt mit
der Zeit ebenfalls zu, da sich die Myoniumatome auch in radialer Richtung bewegen.
Aus Daten, die 1993 und 1994 am Myonstrahl gemessen wurden, geht hervor, daf
cleJ;!Strahlfleck sehr groB war; die Myonen waren über das Target nahezu gleichverteiit.
Deshalb war die Myoniumwolke sehr ausgedehnt und eine signifikante Anzahl
an ~yoniumatomen hatte das Nachweisvolumen verlassen können, bevor sie zerfallen
eind. Die daraus folgenden Korrekturen werden im nächsten Kapitel berechnet.
~t14
t"12
asi,
:Ii 10
I 8
6
4
2
1J.1S
1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
Z-direction [cm]
Abb. 3.10: Simulierte rtiumliche Verteilung des Myoniums in Richtung senlcrecht
zur Targetoberfläche. Die Verteilungen sind auf die gleiche Teilchenzahl normiert,
ohne Berii.cksichtigung des Myonzerfalls, der bewirkt, daJlnach 1Jl.S noch 63%j nach
3, 5, 7 Jl.S jeweils noch'26, 10, 4% der ursprii.nglichen Anzahl vorhanden sind. Als
Impuls der einkommenden Myonen 1UUrde 20.75 MeV/c bei einer Halbwertsbreite
von 5 % FWHM verwendet. Dieser Wert geht nur sehr schwach ii,berdie Dosser der
DiJfusion im Si0 2 Target in das Ergebnis ein.
27

3.1.6 Das begrenzte Beobá.chtungsvolumen
Im letzten Kapitel wurde beschrieben, wie grof die zu erwartende Ausbeute an
Myonium beim M M Experiment ist. Von groBem Interesse ist die Frage, welcher
Anteil der produzierten Myoniumatome nachgewiesen werden kann. Da die Detektoreffizienzen
bei der Myoniumproduktion und bei der Suche nach M M Konversion
als identisch angenommen werden, ist die Kenntnis vor allem für die Optimierung
der MeBzeiten von Interesse, geht aber letztendlich nicht in die Präzision des Ergebnisses
ein. Die Obergrenze für PMM hängt nur davon ab, wieviel Myonium gesehen
wird, unabhängig von der Detektoreffizienz. Beispielsweise verlangt man sowohl
beim FeststeUen der Myoniumproduktion, als auch beim Suchen nach M M Konversion
eine Spur von Michelteilchen mit mindestens 3 Einträgen in den MWPCs. Da
die Nachweiseffizienz fûr e+ und e- die gleiche ist, ist auch die Wahrscheinlichkeit,
eine Spur zu finden, identisch. Berücksichtigen muB man allerdings die E:(E.zienzdes,
Strahlzählers. Diese spielt nur eine RoUe, wenn die Myoniu~produktion kontrolliert
wird. Hier soUder Strahlzähler eine Pileup- Unterdrückung möglich machen. Im
Trigger wird zusätzlich als Bedingung gefordert, daB 10 l'S nach dem Nachweis eines
Teilchens im Strahlzähler kein weiteres Teilchen im Strahlzähler mehr nachgewiesen
wird. Das ist erforderlich, weil sonst das zeitliche Zerfallsspektrum der Myoniumatome
durch Zerfälle von anderen Myonen vérändert wird. Bei der Suche nach M M
"Konversion spielt es keine RoUe, da hier die Zählrate viel geringer ist. Das bedeutet,
daB die Effizienz des Strahlzählers nur in die Bestimmung der Myoniumproduktion
eingeht. Umgekehrt wird bei der Suche nach MM Konversion verlangt, daB mindestens
ein Photon aus der e+e- Annihilation in der MCP in den CsI Kristallen
nachgewiesen wird. Folglich tritt die Effizienz der CsI Kristalle nur bei der Suche
nach M M Konversion in Erscheinung.
Eine weitere Asymmetrie zwischen der Effizienz beim Beobachten der Myoniumproduktion
und der beim Suchen nach M M Konversion ist durch das begrenzte
Beobachtungsvolumen bedingt. Das ergibt sich aus derWahrscheinlichkeit, ein Myoniumatom
zu einem bestimmten Zeitpunkt nach dem Austritt aus dem Pulver
durch Zerfall nachzuweisen
PM(t) dt IX exp( -À"t) . f(t) dt (13)
Die Funktion f( t) beschreibt die Wahrscheinlichkeit, daB ein Teilchen nach einer Zeit
t seit Verlassen des Targets noch im Beobachtungsvolumen ist. f(t) ist eine streng
monoton fallende Funktion mit f(O) = 1 und f( 00) = O. Die Wahrscheinlichkeit für
eine MM Konversion ist (siehe Gl. (2»
wobei w die Oszillationsfrequenz für MMist. Da w aufgrund bisheriger Experimente
mit w/21r < 9.4Hz [12] sehr klein ist, kann man vereinfachen
28
(14)
(15)

Die Gesamtwahrscheinlichkeit, ein produziertes Myoniumatom in einem begrenzten
Volumen nachzuweisen ist proportieaal zu
00
PM oe: 10 dt exp( -À"t) . J(t) , (16)
und die Gesamtwahrscheinlichkeit eine M M Konversion zu finden ist
! P MM oe: w 10
2 00
dt t 2 exp( -À"t) . J(t) . (17)
Interessant ist der Quotient zwischen der Wahrscheinlichkeit bezogen auf ein begf~ztêS
Beobachtungsvolumen und der Wahrscheinlickeit für ein unendliches Volumen.
Hier kürzen sich die Proportionalitätskonstanten heraus, so dafi man direkt ein
Eigijbnis angeben kann. Die Wahrscheinlichkeit P YMM ist die Wahrscheinlichkeit,
dáB .eine M M Konversion und der darauf erfolgende Antimyoniumzerfall in dem
B~bachtungsvolumen stattfinden:
R __ ia dt t 2 exp( -À"t)· J(t)
YMM - JoOOdt t 2 exp( -À"t)
(18)
~Mist die Wahrscheinlichkeit, dafi ein aus dem Target ins Vekuum ausgetretenes
~1oniumatom in dem Beobachtungsvolumen zerfällt
'~'- ;i[;~'"~
'~?

das Zeitfenster berücksichtigt werden, das bei Bestimmung der Myoniumproduktion
die Beobachtungszeit auf T begrenzt :
mit
PVolumen -
co dt t2 exp(-.\,.t).J(t)
o dt t2 exp(-.\,.t)
- foT citoF(to) !~dt exp(-.\,.(t-to»·J(t-to)
10 dt exp(-.\,.t)
Da P MM . die gemessene GröBe ist, und mit dieser Gleichung PVolumen be-
•• p••••"' •••e
stimmt werden kann, ist es so möglich, P MM anzugeben.
Im Rahmen dieser Diplomarbeit wurde ein Programm erstellt, das mittels einer
Monte Carlo Methode die Funktion J(t) bestimmt. Es werden Teilchen simuliert,
die mit einer cos(8) Verteilung und einer Maxwellschen Geschwindigkeitsvêrteilung--
aus dem Target ins Vakuum austreten. Auf der Targetoberfläclie wurde eine zweidimensionale
GauBförmige Verteilung der austretenden Myoniumatome mit variabler
Breite angenommen, es können aber auch beliebige andere Verteilungen gerechnet
werden. Die geometrischen Daten können frei bestimmt werden und damit
Berechnungen unter verschiedenen Bedingungen gemacht werden. Um die Genauig-
.keit zu testen, wurde ein weiteres Programm geschrieben, das auf einer Integrationsmethode
beruht. Das Ergebnis war, daB Monte Carlo Rechnungen (Rechenzeit
2 min) und die Integrationsmethode (Rechenzeit 1 h) auf 4 Stellen übereinstimmen.
Die Funktion F(t) war bereits aus der Berechnung der Diffusion bekannt und wurde
(22)
(23)
Frontview: YL X
Sidevlew:
-------------------------,-- --
I
I
I
15.5 cm
I
I
I
-------------------------~--
I
I
,
I
I
Abb. 3.11: Die Geometrie, fiir die die Punktion J(t) bestimmt 1l1Urde.J(t) ist die
Wahrscheinlichkeit, daJl sich ein Myoniumatom zu einer Zeit t nach A ustritt aus
dem Target noch im Beobachtungs'Volumen aufhält. 15.5 cm ist die Strecke 'Von der
Mitte des Targets bis zum Ende des Vorbeschleunigers. Der auJ die MOP abgebildete
Durchmesser beträgt 9.6 cm. Die äuJlere Begrenzung ist der Durchmesser des
Vorbeschleunigers.
I
einfach eingesetzt. F(t) hängt von der Stoppverteilung und somit vom Impuls der
einkommenden Teilchen ab. Allerdings variiert das Ergebnis nur sehr schwach mit
der Änderung dieser Parameter. Wenn bei der Simulation der Impuls der Teilchen
30

lf:100
•.....•
CḎ
80
1"0
i
60
40
20
1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
time (J..ls]
~i~.i;i.
• \lb. 3.12: Die fii.r da.s Ezperiment in einer SimultItion ennittelte Funktion f(t). Sie
; buchreibt wieviele Myoniuma.tome sich fii.r die im Bild 9.11 beschriebene Geometrie
Mch einer Zeit t noch im Beoba.chtungS1101umen befinden. Na.ch 10 p,s bobe« rund
5~% der Myoniuma.tome, die noch nicht zerfa.llen Bind, da.s Beoba.chtungsvolumen
~~~ltJssen. Es uru.rde ein Stra.hldurchmesser von 8 cm FWHM a.ngenommen.
um±l MeV/c variiert wird, hat dies eine Änderung von ± < 1.5% in PVolum.en zur
Folie. Diese Ungenauigkeit kann man einfach zu den statistischen Fehlem addieren.
Dieistatistischen Fehler sind < 0.5 % und bei linearer Addition bet ragen die Fehler

~ 74
~ 72
~ 70 D.
68
66
64
62
60
58 0
2 4
6 8
10 12 14
FWHM beam [cm]
Abb. 3.13: pYJLJL : WahrscheinlicUeit, tI.o.Jl ane MM Konl1ersicm bei l1erschiedenen
Strahldurchmessem innerhalb des Beobachtungwolumens nachgewiesen werden
kann. Die Winkel des Targets betragen 45 (0) und 30 Grad (0) zur Strahlachse.
94
93
92
91
90
89
2 4 6 8 10 12 14
FWHM beam [cm]
Abb. 3.14: pYJL : WahrscheinlicUeit, daJl ein Myoniumzerfall innerhalb des Beobachtungsl1olumens
während des Zeitintervalls 110n[0,8.2 pB] nachgewiesen werden
kann für 45 (0) und 30 Grad (0) Targetneigung.
32

,....,
~ 80
i78
?
i 76
? ?
:>
CL. 74
72
9
? ? ? ?
70
? ?
68
? ?
66
0 2 4 6 8 10 12 14
FWHM beam [cm]
4~b.3.15: Pv 01_ : W tJh,rscheinlich1ceit, dajJ eine M M Konl1erBÏon innerhalb des
,,,fJ~6achtung811011l.men.snachge1J1Ïesen werden kann, normiert auf die gesehene My-
A~71!~mprodulctionfür ein 45 (0) und ein 30 Grad (0) Target.
,~i~1;;hf
o
new
o old
~------------+-------------~] 0
o o o o
20 30 40 50 60 70 80 90
angle with respect to Z-axis [degree]
Abb. 3.16: Vergleich der Myoniumprodulction bei l1erschiedenenen Targetneigungen.
Bie 45 Grad Stellung ist auf 1 normiert und die Werte sind schon mit dem Kor-
1'e/rturfalctor aus Bild 9.15 d1l.rchmultipliziert. Aus Geometriegrii,nden ist es nicht
möglich ein 20 Grad Target Z1I. l1erwenden, da es -aber 23 cm lang wä.re.
33

c
~ 0.2
~
10.15
:E
0.1
0.05
o
maximum at
momentum
20.75(5) MeV/c
FWHM 5.5(2) %
19.5 20 20.5 21 21.5 22
Beam Momentum [MeV/c]
Abb. 3.17: Berechnete Myoniumproduktion unter Bericksichtigung des begrenzten
Beobachtungsvolumens und gemessene Daten (Run !9./,3-!978 199./,). Es 1I1'U.rde sowohl
die Impulsbreite des einkommenden MyonstrahJs, als auch das Mazimum der
Kurve an die MeJldaten angefittet. 80 konnte die Impulsbreite des einkommenden
MyonstrahJs %11. 5.5(2) % FWHM und das Mazimum bei einem Impuls von
20.75 Me V/ c bestimmt werden. Da nur 22 8tützpunkte berechnet waren, muJlten
Zwischenwerte interpoliert werden. Das ist fii,r die Genauigkeit unwesentlich, da die
MeJlpunkte au! der X-AcMe gegenüber den 8tützpunkten nur minimal uerschoben.
sind. Dies« Verschiebung kommt daher, OOJlder Absolutimpuls des MyonstrahJs nur
au! ±0.25 Me V/ c bekannt ist. Deshalb ist es notwendig, die gemessenen Daten an
die berechneten Daten anzupassen.
34

3.2 Die Untersuchung des Si02 Targetpulvers
3~2.1 Die Oberflächenchemie von pyrogenem Si02 Pulver
Bei früheren Messungen [11,50] wurden auf einer typischen Zeitskala von Tagen AIt~gserscheinungen
der Si0 2 Targets festgestellt. Die Ausbeute an Myonium ging
bf'Zogen auf die einkommenden Myonen signifikant zurück. Das kann sowohl durch
ulechanische Effekte, Strahlungsschiden oder durch chemische Veränderungen im
Vakuum verursacht worden sein.
Q,..a Target besteht aus sehr lose aufgestreutem Si02 Pulver von sehr geringer Dichte
a1!'eiper Aluminiumtrigerfolie. Es ist unter einem Winkel von 45 Grad zur Strahlaà,lf:le
eingebaut. Kleine Erschütterungen (z.B. durch den Kran in der Experimentier-
. }.könnten das Pulver innerhalb von einigen Tagen zusammenrûtteln und so die
te erhöhen oder das Pulver zum Abrutschen bringen. Das Target wird ständig
êiher Videokamera ûberwacht, so daB ein groûflächigee Abrutschen des Targets
eJt~t wird. Eine Verdichtung des Targets kann, wihrend das Target im DetekeiAgebaut
ist, nicht festgestellt werden. In früheren Messungen wurde gezeigt,
bei verdichtetem Pulver die Myoniumausbeute geringer ist [11]. Na.ch Ausbauen
T'Kgets konnten allerdings, zumindest optisch, keine groBen Verdichtungen oder
.. .Veränderungen festgestellt werden.
,gsschiden im Target sollten sehr gering sein, da innerhalb der Lebensdauer
gets maximal10 12 p.+ gestoppt werden und das Target aus ca. 10 22 Atomen
• In einer Zeit von mehreren Tagen werden so insgesamt weniger als 1 Joule
~er~~ im Pulver deponiert.
_. die Oberflêchenchemie des Si0 2 Pulvers für viele Anwendungen eine groBe
BfRc:spielt, ist sie von den Herstellem sehr gut erforscht worden [48, 47]. Im Valç(ll';,'finden
an der Oberfiä.che der Pulverkörnchen chemische Veränderungen statt.
O&pfliche ist normalerweise mit sehr schwach gebundenen Hydroxylgruppen
·n besetzt. Unter Einwirkung von Wirme oder im Valmum können zwei dieser
~lgruppen unter Abspaltung von Wasser eine Siloxangruppe ([Si - 0 - Si])
~< """ ....., falls die Geometrie günstig ist. An Luft binden diese Siloxangruppen wieder
~;s"~ell Wàsser aus der Luftfeuchtigkeit, der ProzeB ist also reversibel. Während
~gebundenen Hydroxylgruppen reaktionstrige sind, können Siloxangruppen mit
~,.getisch ungünstigen Bindungswinkeln, wie sie an der Oberfiä.che des Si0 2 Pulvers
vorkommen, sehr leicht aufbrechen und Bindungen eingehen. Die Chemie des
Myoniums entspricht bis auf Korrekturen wegen der geringeren reduzierten Masse
der atomaren Wasserstoffs. Da atomarer Wasserstoff sehr reaktionsfreudig ist, besteht
die Möglichkeit, daB sich das Myonium an diesen Siloxangruppen anlagert und
da.nn.dort zerfä.llt. Um zu bestimmen, wie lange es dauert, bis sich im Vakuum eine
signifikante Menge WaSser von der Oberfiä.che des Pulvers löst, wurden Messungen
vorgenommen. Der Hersteller gibt an, daB sich in den Hohlräumen physikalisch
gebundenes Wasser im Vakuum sofort vom Pulver löst, wihrend sich die Hydroxylgruppen
erst bei höheren Temperaturen bzw. sehr langsam von Pulver lösen [47,48] .
.Je nach Oberfiichengeometrie (Bindungswinkel) gibt es auch Hydroxylgruppen, die
35

neighbouring
hydroxyl groups
siloxan
and water
above 110 oe at 1013 mbar

o
o
o
o
o
o o o o o
o
SOO 1000 1200
temperature ~C]
~:19:Gewichtsverlust 11011. Si0 2 Pulver durch Ausheizen bei l1erschiedenen Temren
unter Normaldruck. Da bei 1200 Gmd Celsius oJTensichtlich der Wasser-
!Q,fifNull reduziert wird und das nur physikalisch gebundene Wasser schon
mpemturen unter 105 Gmd Celsius langsam l1erlorengeht, kann man hier se-
"èmeldes chemisch gebundenen Wassers sich bei welcher Tempemtur 110nder
Mcli.ê löst. Quelle : Cabot GmbH U8J.
37

3.2.2 Die Apparatur zum Bestimmen der Ausgasrate von Si0 2 Pulver
im Vakuum
Für die Alterungserscheinungen des Targets im Valmum wurde bislang noch keine
befriedigende Erklärung gefunden. Das Altern des Targets geschieht auf einer Zeitskala
von Tagen. Wenn das Ablösen von H 2 0 von der Oberfläche des Si0 2 Pulvers
eine Rolle spielen sollte, miiBte dieses Ablösen auf derselben Zeitskala geschehen.
Messungen haben ergeben, daB dies wirklich der Fall ist.
Eine vorhandene HV-Apparatur wurde umgebaut, um damit den H 2 0 Gehalt des
Si0 2 Pulvers nach verschiedenen Zeiten zu messen. Dazu werden 5 gleichzeitig ins
Vakuum eingebrachte Si0 2 Proben, die in der Dicke und der Art des Aufstreuens
den Targets gleichen, nach unterschiedlichen Verweildauern im Vakuum ausgeheizt
und der Restgehalt an Wasser mittels eines Quadrupolmassenspektrometers
durch die Partialdruckerhöhung im Vakuum bestimmt. Da sich herausstellte, -daB
der Partialdruck von H 2 0 ca. 95 % des Gesamtdrucks ausmacht, wurden zum Vergleich
auch Instrumente, die nur den Gesamtdruck anzeigen, hinzugezogen. Um zuverlässige
Ergebnisse zu erhalten, wurde der Aufbau so gewählt, daB alle (bis auf
eines) Druckanzeigeinstrumente permanent im Hochvakuum messen und auch permanent
betrieben werden. Der Bereich, der die Me6röhren enthält, ist durch ein
groBes Ventil von dem Bereich getrennt, in dem die Proben untergebracht sind.
Werden die Proben ausgewechselt, ist dieses Ventil geschlossen, und es wird erst
wieder geö:ffnet, wenn im Probenbereich ein Druck von ca. 10- 5 mbar erreicht wird.
Mittels zweier Turbopumpen kann ein Enddruck von ca. 3 . 10- 7 mbar erreicht
werden. Um realistische Me6werte zu erhalten, wird die gesamte Vakuumapparatur
auf einer Temperatur von 30 Grad Celsius gehalten, was der Temperatur im
MagnetBpektrometer während des Betriebs entspricht. Als MeBinstrumente dienen
ein Leda-Mass VacScan 100 C Massenspektrometer, zum Vergleich ein Spectramass
SM800 A Massenspektrometer sowie je eine Balzers Cold-Cathode und eine Leybold
Bayard-Alpert Vakuumme6röhre. Alle 20 Sekunden wird ein neuer Me6wert aufgenommen.
Das Leda-Mess VacScan 100 C Massenspektrometer wird direkt über eine
RS 232 Schnittstelle ausgelesen, die anderen Instrumente ûber einen SR 245 ADC-
DAC NIM-Einschub von Stanford Research Systems. Es hat sich herausgestellt, daB
sich die Genauigkeit des Leda.-Mass Massenspektrometers erheblich steigern lä.fit,
wenn es analog ûber den SR 245 NIM Einschub ausgelesen wird. Wenn man das
Leda-Mass Massenspektrometer direkt über die eigene Schnittstelle ausliest, nützt
die hohe Grundgenauigkeit und Langzeitstabilität wenig (max. 0.5 % Abweichung in
24 h [51]), da grundsätzlich alle Me6werte nur auf maximal2 Stellen genau ausgegeben
werden. Das begrenzt die Me6genauigkeit erheblich, falls z.B. Sprûnge zwischen
1.0.10- 6 mbar und 1.1.10- 6 mbar auftauchen. Die im Rahmen dieser Diplomarbeit
geschriebene Software kann auch verwendet werden, um während des M M Experiments
die VakuummeBwerte 'auszulesen und auszuwerten.
Das Verfahren eignet sich nicht sehr gut zur Bestimmung des absoluten Wassergehalts
der Proben. Das von der Si0 2 Oberfläche durch Ausheizen abgelöste Wasser
hat die Eigenschaft, sich auch im Hochvakuum an Gehäusewänden festzusetzen und
nur sehr langsam wieder zu lösen. Die genaue Pumpleistung für Wasser am Ort
38

der Proben zu bestimmen ist schwierig und mit groBen Ungenauigkeiten behaftet.
Ebenso sind alle verwendeten VakuummeBgeräte zwar zeitlich sehr stabil, aber nur
auf ca. ± 50 % geeicht. Deshalb werden hier nur relative Me6werte zwischen verscbiedenen
Proben angegeben. Der Wassergehalt der ersten Probe wird auf 100%
gesetzt und dann die relative Abnahme gemessen. Die unterschiedlichen Massen der
Proben (Schwankung ca. 10 %) werden bei der Berechnung berûcksichtigt; es wird
die relative Wassermenge pro Gramm bestimmt.
Der Waàsergehalt einer Probe wird nach folgender Vorgehensweise bestimmt: die
Beizung, die die Apparatur auf 30 Grad Celsius hält, wird abgeschaltet, und die
'eizplatte in Innem wird eingeschaltet. Nach ca. 3 Stunden ist ein thermisches
Gleichgewicht erreicht, und der Gesamtdruck im Vakuumgefä6 ist stabil. Nun wird
• obe für 80 Minuten auf die Heizplatte gesteHt und danach wieder herunterge-
Jl~ én. Nach weiteren 20 Minuten wird die Heizplatte abgesteHt. Da in dem GefäB
immer ein gewisser Druck vorhanden ist, mu6 dieser von den Me6werten abgezogen
'ferden. Da sich dieser Untergrund während der MeBzeit nur sehr gering ändert, ist
••• ausreichend, einen durchschnittlichen MeBwert vor dem Aufsetzen der Probe zu
- en. Ein weiterer MeBwert wird 10 Minuten nach dem Entfemen der Probe von
·zplatte genommen, dazwischen wird linear interpoliert. Nun wird für jedes
trument einzeln die Druckerhöhung über die MeBdauer integriert. Das Inte-
"i~t proportional zur Menge des aus dem Pulver ausgegasten Wassers. Dieses
"""""llll2',ac>tgral wird auf die verschiedenen Massen der 5 Proben normiert. Da das Pulver
i," t'Q:tgestrleutwerden kann, daB die Schwankungen zwischen den 5 Proben weniger
betragen, sind weitere Korrekturen wegen unterschiedlicher Schichtdicken
notwendig.
39

turbo-pump
TP2
e @ B
~ hot- B
~ plate P5
HP
shielding
•••• vllCUum
pump
PVP1
turbopump
TP1
•••• vJICUUm
pump
PVP3
Abb. 3.20: Schemo. der Apparotur, mit der der Wassergeh.alt des Si0 2
Pul'flers im
Vakuum bestimmt 1Dird.
Während der Messung laufen die VOr'flakuumpumpen PVPl und PVP! so1Diedie
Turbopumpen TPl und TP!. Die Ventile Vl und V! sind olJen, Ventil va ist geschlossen.
Die Hoch'flalruummepröhrenHVl und HV! messen den Gesamtdruck und
die Massenspektrometer MSl und MS! den Partialdruck 'fIon Wasser. Eine der Proben
Pl-P51Dird mit einem Valruummanipulator auf die schon 'fIorgeheizteHeizplatte
HP abgesetzt und fii,r 80 Minuten ausgeheizt. Aufgrund der Hitzeabschirmung erhitzen
sich die anderen Proben nur um ca. 5 Gra.dCelsius.
Um die Proben auszutauschen, werden die Ventile Vl und V! geschlossen und der
rechte Teil der Appara.tur mit StickstolJ geflutet. Die Proben werden ausgetauscht, die
Vorvalruumpumpe pvpa eingeschaltet und das Ventil va geöJJnet. Das Abpumpen
1Dirdmit der VOr'flakuummepröhrePVl iiberwacht. Bei einem Druck 'fIon 10- 1 mbar
1Dirdva geschlossen und V! geöffnet. Erst wenn ein Valruum 'fIon 10- 5 mbar erreicht
ist, 1Dirdauch Vl geölJnet.
40

DeCVAX
r: ••• AS 232 Out f
AID 1
Leybold
HVgauge
~i" AID 2
Q- AID 3
Q~ lana~
è:& AID 4
hlgh-vacuum
AS 232 In .:»
~i AID 7 18 ••• 2
TTA3:
N~ DIA 8
station EIhemet - AID 6 "I '---
3100
a:o
AIDS ---...,
U)U
analog ~
§
pre-vacuum A.
18 ••• 1
RS 232 In ~
;I
TTA2:
I1
analog
pre-vacuum
18 ••• 2
Leda
'- dIgItaI a: fa Signa! Spectra
AS 232 Out -.log
external Mass
VacScan 100
RMIp
SM800
Abb. 3.21: Bloclcschema der Ausleseele1ctronilc.
Mittels einer DEC VAXstation 9100 werden iiber RS!9!-Schnittstellen ein SR!45
AID-DIA NIM-Einschub und ein Leda VacScan 100 Massenspe1ctrometer ausgelesen,
Alle anàlogen Geräte erzeugen Signale Z'WÏschen0 und 10 VI die mit dem
NIM-Einschub ausgelesen werden. Bei dem SM800 Massenspe1ctrometer wird die Z1J.
messende Massenzahl dureh Anlegen einer Spannung an die ezteme Rampe eingestellt.
Die MeJlwerte werden alle 20 s 'Vonder VAXstation eingelesen und in Files
abgespeichert.
i
41
~ IiIII!IIIIIIIII~-..! •__~_~ - ---_.~

,......,
••
x10
-5
g
0.1
e ::I
• • 0.075 ! a.
(a)
0.05
0.025
(b)
20 . 40
60 80
time [min]
Abb. 3.22: Typische H 2 0 PGrtialdruclWu.rve1Dährenddes Ausheizens einer Si0 2
Probe im Va.kuum, (0,) vor uoo (b) nGchAbziehen des Untergrunds. Der kleine Peak
bei 80 Minuten entsteht beim Heruniernehmea der Probe von der HeizplGtte.
42

3.2.3 Die Ergebnisse der Messungen am Si02 Pulver
~;~gte sich, daB das Si0 2 Pulver im Vakuum H 2 0 ausgast. Um die Rate und
~çhwindigkeit unter verschiedenen Bedingungen zu bestimmen, wurden 10 Mes-
Iningen mit jeweils 5 Proben vorgenommen. Die Me6perioden betrugen zwischen 5
und 35 Tagen. Bei allen Messungen konnte festgestellt werden, daf mit der Zeit der
W&fsergehalt des Pulvers abni~t ..Es ~estät~gte si~h,.daB ~e Bi~d~gsstärke der
U~~1gruppen
star~ unterschl~dlic~ ist ..Wlrd bel~plelswelse bel eme~ Tempera-
~i!n300 Grad Celsius ausgeheiat, fällt die ausgeheiste Wassermenge einer Probe,
.• \t~4 Tage im Valmum war, im Vergleich zu einer frischen Probe nur auf (85±5) %
î "eizt man die Proben nur auf ca. 220 Grad Celsius, fällt die gemessene Wassere
nach 14 Tagen auf (70 ± 5) % ab, bei 140 Grad auf (40 ± 5) %. Im Vakuum
sich also nur schwach gebundene Hydroxylgruppen von der Oberfläche.
bisher zur Myoniumproduktion verwendete Si0 2 Pulver (Cab-O-Sil M5, Ae-
75
';-;[,.
25
o at 220 0 C
~ at 145 0 C
100 200 300
time [hl
A.,~\».3.23: Der W asserverlust des Si0 2 Pulvers beim A usheizen nach l1erschiedenen
~e~ten im Vakuum. Mejlpu:nJ:t 1ist fii.r beide Messungen je1l1eils au! 100% gesetzt und
tlÜJ;anderen Mejlpunkte relatil1 dazu angegeben. Die Temperatur, bei der die Pro ben
Q, eheizt 1I1Uroen,betrug je1l1eils (220 ± 5) Grad Celsius (0) und (145 ± 5) Grad
'us (6.). .
,
200) ist nur eines aus einer ganzen Produktfamilie [47, 48, 52]. Es hat eine
Kömchengrö6e von 12 nm. Lieferbar sind aber auch Sorten mit anderen
.chengrö6en (7 - 40 nm), oberllächenbehandelte Sorten [52] und Pulver, die
eichen Verfahren aus anderen Grundsubstanzen (AI 2 03, Ti0 2 ) [53] gewonnen
43

werden.
Pulver mit kleinerer Körnchengrö:Behaben naturgemä6 bei~·
Bere Oberfläche. Messungen haben ergeben, daB die imPill.v~~
menge im Rahmen der Me:Bgenauigkeitproportional zur a~~i;iJ"
." %l:"t.e,~;":Y'
~200
•.....••
...,
c
.!
o
c 150
U
••
S
; 100
•
!
50
o
- - - .- .-
ë ë 0 0 (I)
0
0
0 •• CO
CD ~
CD Cf) CD Cf)
cC cC cC
1 2
Index
\~:'"
Abb. 3.24: rela.tiver Wasserverlust verschiedener Sorten von Si02 Pul1Jer wlihrend
des Ausheizens bei 220 ± 5 Grad Celsius im Vakuum. Aerosil fOO ((200~d:25) m 2 1g
Oberfläche), Aerosil900 ((300 ± 30) m 2 1s). Aerosil 980 ((380 ± 30) m 2 lg} 1:'p.dzum
Vergleich Aerosil R97.j ((170±20) m 2 1g, die Oberfläche wird aber bei der HlrStellung
so behandelt, daft die meisten Hydrozylgruppen durch lest gebundene Methylgruppen
ersetzt sind und das Pulver dadurch hydrophob wird.)
getestet wurden Al 2 0 3 und Ti0 2 Pulver. Beide Sorten sind in der Lage, wesentlich
mehr Wasser im Valmum an sich zu binden als das bisher benutzte Cab-O-Sil
M-5 Pulver. Al 2 0 3 in dieser feinverleilten Form (KörnchengröBe 12 nm, Oberfläche
(100± 15) m 2 lg) kann etwa 15 mal mehr Wasser pro Gramm binden als Si02, Ti0 2
(21 nm, (50 ± 15) m 2 lg) vier mal soviel.
Alle getesteten Sorlen erwiesen sich als HV-tauglicli. Da sich in Al203 Pulver auch
Positronium bildet [54, 36], besteht in Analogie zum Si0 2 Pulver Aussichtj daB es
auch zur Myoniumproduktion verwendet werden kann. Hydrophobes Aerosil R974
eignet sich ebenfalls zur Positroniumproduktion [54] und enthält nur wenig Wasser,
da die Oberfläche der Pulverkörnchen mit fest gebundenen Methylgruppen besetzt
ist [52]. Falls seine sonstigen chemischen und mechanischen Eigenschaften sich
für die Myoniumproduktion als geeignet erweisen, sollte es geringere Alterungserscheinungen
im Vakuum aufweisen, da sich die stärker gebundenen Methylgruppen
44

Verschiedene Pulver
Herstellung nach dem Aerosil@ Verfahren
Aerosil Aerosil Aerosil Aluminium- Titandioxid
200 300 R974 oxid C P25
oder oder
Cab-O-Sil Cab-O-Sil
M-5 H-5·
Aussehen
lockeres, weiBesPulver
Verhalten
gegenüber Hydrophil Hydrophil Hydrophob Hydrophil Hydrophil
Wasser
Mittlere
GröBe 12 7 (8·) 12 13 21
[nm]
Oberfä.che
nach 200 ± 25 300 ± 30 170 ± 20 100 ± 15 50± 15
DIN 66131
[m 2 /g]
Wassergehalt
nach 5 Tagen
im Vakuum 100 ± 14 131 ± 15 50±7 1500 ± 240 400 ± 120
Aerosil200
':"100% [%]
Tabelle 3.4: Eigenschaften verschiedener Pulver, die nach dem Aerosil© Verfahren
hergestellt werden. Die ersten -I Spalten enthalten Angaben der jeweiligen Hersteller,
der relative Wassergehalt im Vakuum wurde im Rahmen dieser Diplomarbeit
bestimmt.
im Vakuum. nicht ablösen. Bei der nächsten Strahlzeit am PSI werden diese netten
Targetmaterialien getestet. Da die zur Vervollständigung der Messungen notwendige
Strahlzeit erst Mitte August 1995 beginnen solI, war es im Rahmen dieser Diplomarbeit
nur möglich, diese Tests vorzubereiten.
3.2.4 Das Verhalten des SiO:a Pulvers heim Evakuieren des GefäBes
Bei dem Evakuieren der Apparatur gab es in der Vergangenheit Probleme mit dem
Target. Obwohl sehr lahgsam abgepumpt wurde, neigte das Si02 Pulver dazu, von
der Trägerfolie abzurutschen. Beim Beobachten einer gröBeren Menge des Pulvers
während des Abpumpens fällt auf, daB bei ca. 1 mbar Bewegung in das Pulver
kommt. Das ist eine Folge des im Pulver angesammelten, aber nicht chemisch an die
Oberfläche gebundenen Wassers, das zu verdampfen beginnt. Deshalb ist es notwen-
45
-l·,,",

dig, gerade in diesem Bereich langsam zu pumpen, da jetzt die Wahrscheinlichkeit
groB ist, daB das Target abrutscht. Bisher wurde angenommen, daB hauptsächlich
der Luftzug der Pumpe bei höheren Drücken das Pulver zum Abrutschen bringt.
Hydrophobes Aerosil R974 zeigt diese Effekte nur sehr schwach, da es Wasser von
der Oberfläche verdrängt und deshalb der Wassergehalt des Pulvers bei Lagerung
in Luft nur sehr gering ist [47, 52].
46

4 Die Perspektiven des Myonium Antimyonium
Experiments
Steigerungen der Effizienzen einzelner Detektorkomponenten, höhere Myonstrahlintensität
und eine längere Me6dauer werden es ermöglichen, die bisherige Obergrenze
für die Kopplungskonstante G MM um eine weitere Grö6enordnung zu verbessern,
bzw. MM Oszillationen zu finden. Das bedingt eine Verbesserung der Statistik um
einen Faktor 100, da die Kopplungskonstante quadratisch in die Konversionswahrscheinlichkeit
eingeht. Solche Verbesserungen werden erwartet insbesondere durch
die durch Messungen bestätigte
• zehnfach höhere Strahlintensität
durch Umzug in das Areal x ES am PSI,
• vierfach gesteigerte Effizienz des MCP-Detektors für den Nachweis des langsamen
Teilchens aus dem Myonium- oder Antimyoniumzerfall
• sowie durch eine vierfach längere MeBzeit.
Weitere Verbesserungen soUten noch möglich werden durch
• l.4-fache Verbesserung der Myoniumausbeute durch Montieren des Targets
unter einem Winkel von 30 Grad zur Strahlachse, statt bisher 45 Grad,
• Verbesserung der Myoniumausbeute
von Si0 2 -Pulver als Target,
durch andere Sorten (feiner, hydrophob)
• bessere Auswertung der MWPC-Daten [55]und Erhöhungen der Spurfindungseffizienz
im Magnetspektrometer durch die zusätzlichen Kathodenstreifen in
Kammer 2 und 4.
Die erwartete Empfindlichkeit im Bereich von G MM = 10- 3 GF sollte einen entscheidenden
Test der theoretischen ModeUe gestat ten, die eine Untergrenze dieser
Grö6enordnung vorhersagen, die links-rechts symmetrischen ModeUe mit doppelt
geladenen Higgs Bosonen [6]. Darüber hinaus könnte die untere Massengrenze für
ein dileptonisches Eichboson um einen Faktor 3 erhöht werden [7].
47
L..:.aUk.a
1
b

5 Literatur
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50

Danksagung
Am Schluf möchte ich allen danken, die zum Gelingen dieser Arbeit beigetragen
haben:
Herrn Prof. Dr. G. zu Putlitz für die Möglichkeit, diese Arbeit in einem hervorragenden
Umfeld durchführen zu können.
Herrn Dr. K. Jungmann für die interessante Fragestellung, die intensive Betreuung
und seine hilfreichen Anregungen bei der Niederschrift der Arbeit.
Allen Migliedern der Myonengruppe : I. Reinhard, M. Gabrysch, X. Gao, U. Gottwald,
J. Merkel, V. Meyer, Dr. T. Prokscha, P. Schmidt, Dr. W. Schwarz, K. Träger,
C. Wasser, Dr. L. Willmann, Dr. L. Zhang.
Allen Mitgliedern unserer Kollaboration: R. Abela, J. Bagaturia, W. Bertl, R. Engfer,
V. W. Hughes, D. Kampmann, V. Karpuchin, A. Klaas, S. Korentschenko, N.
Kuchinsky, A. Leuschner, R. Menz, D. Mzavia, G. Otter, H. S. Pruys, W. Reichart,
D. Renker, T. Sakelaschvilli, R. Seeliger, H. K. Walter und N. Zhuravlev.
Den Mitarbeitern in den Werkstätten des Physikalischen Instituts.
Meinen Eltern für die Unterstützung
sorgenfreies Studieren ermöglichte.
während der ganzen Ausbildung, die mir ein
h•• :'.•.i.LILI .•U.Jl•.llllILI!.•t•••• 1.IUIJIJIJICIJ ••• JSllJlll.!!lS!tIlJ.lIJIZI.!lIIJtIlWa'IIMI!!'."~.III."_~· .~.,,~.'f,t3Jif"t'

Erklärung
Ich versichere, daB ich diese Arbeit selbständig verfaBt und keine anderen als die
angegebenen QueUen und Hilfsmittel benutzt habe,
Heidelberg, den 14. Juni 1995