Die Quantenchromodynamik (QCD) als fundamentale Theorie der stark wechselwirkenden Teilchen sagt die Existenz einer Phase mit freien Quarks und Gluonen voraus, die als Quark- Gluon-Plasma (QGP) bezeichnet wird. Gemäß dem kosmologischen Standardmodell befand sich das frühe Universum in einem extrem heißen und dichten Zustand und enthielt bis wenige Mikrosekunden nach dem Urknall ein QGP. In relativistischen Kern-Kern-Kollisionen kann ein QGP kurzzeitig hergestellt und untersucht werden. Das so erzeugte QGP existiert nur etwa 10 fm/c (Größenordnung 10^(-23) Sekunden), dann sinkt durch die Expansion des Mediums die Temperatur unter die Phasenübergangstemperatur und Quarks und Gluonen werden wieder in farbneutralen Hadronen gebunden. Dieser hadronische Endzustand wird in Detektoren gemessen und erlaubt Rückschlüsse auf die Eigenschaften des QGP. Ein charakteristischer Effekt ist der Energieverlust von hochenergetischen Partonen (Quarks und Gluonen) bei der Durchquerung des umgebenden Mediums. Dieser Energieverlust wird in Messungen als Unterdrückung von hochenergetischen Hadronen sichtbar. Eine Einführung in die Grundlagen von relativistischen Schwerionenkollisionen findet sich in Kapitel 1. Der Large Hadron Collider (LHC) des CERN in Genf erreicht die größten Kollisionsenergien aller bisherigen Teilchenbeschleuniger und liefert seit seiner Inbetriebnahme Proton–Proton-(pp), Blei–Blei-(Pb–Pb) und Proton–Blei-(p–Pb) Kollisionen für die Experimente. Das ALICE-Experiment ist primär auf die Untersuchung des QGP in Pb–Pb-Kollisionen konzentriert, misst aber auch pp- und p–Pb-Kollisionen. Die pp-Kollisionen dienen dabei als wichtige Referenzmessung um nukleare Effekte in p–Pb- und Pb–Pb-Kollisionen zu untersuchen. Darüber hinaus lassen sich Vorhersagen von störungstheoretischer QCD und Monte-Carlo-Modellen überprüfen. Messungen in Pb–Pb-Kollisionen ermöglichen es, die Mechanismen des Energieverlusts zu untersuchen und das QGP zu charakterisieren. In p–Pb-Kollisionen wird kein QGP erzeugt und es lassen sich Effekte des nuklearen Anfangszustands untersuchen. Im Rahmen dieser Arbeit wurden Daten von allen drei Kollisionssystemen analysiert, die in den Jahren 2010-2013 vom ALICE-Detektor aufgezeichnet wurden und daraus die Verteilung des Transversalimpulses pT von inklusiven primären geladenen Teilchen bestimmt. Für die Analyse wurden Teilchenkollisionen mit einem Trigger mit minimalem Bias ausgewählt. Als Triggerdetektoren dienen der Silizium-Pixel-Detektor (SPD) sowie in Vorwärtsrichtung zwei Szintillationsdetektoren (V0-A und V0-C) beiderseits des Kollisionspunktes. Die Rekonstruktion der Spuren von geladenen Teilchen erfolgt mithilfe der Spurendriftkammer TPC (Time Projection Chamber) und des Silizium-Detektors ITS (Inner Tracking System). In Kapitel 2 dieser Arbeit wird der ALICE-Detektor vorgestellt. Nur Spuren, die bestimmte Qualitätskriterien erfüllen, werden in der Analyse berücksichtigt. Die Auswahl von langen Spuren mit zahlreichen Rekonstruktionspunkten ermöglicht eine optimale Transversalimpulsauflösung. Außerdem wurden nur Spuren berücksichtigt, die mit dem primären Vertex verträglich sind. Damit wird der Anteil an Sekundärteilchen, die aus Zerfällen von kurzlebigen Teilchen und aus der Wechselwirkung mit dem Detektormaterial stammen, unterdrückt. Für beide Kriterien ist es notwendig, dass die Spuren auch im ITS gemessen wurden. Die aus den Daten rekonstruierten pT-Spektren werden um die Unzulänglichkeiten der Akzeptanz des Detektors und der Effizienz der Spurenrekonstruktion sowie für den Anteil sekundärer Teilchen korrigiert. Die Korrekturfaktoren werden aus simulierten Teilchenkollisionen gewonnen, auch das Verhalten des gesamten Detektors wird dabei simuliert. Die Transversalimpulsauflösung wurde aus den Fits der gemessenen Spuren bestimmt und die Spektren damit für Effekte der begrenzten Auflösung korrigiert. In p–Pb-Kollisionen erfolgt eine zusätzliche Akzeptanzkorrektur, um Ergebnisse im Schwerpunktsystem des Nukleon-Nukleon-Systems zu erhalten. Die Normierung der korrigierten Spektren berücksichtigt die Triggereffizienz, die Rekonstruktionseffizienz des primären Vertex und die Selektion der Ereignisse. Dabei sind besonders die Ereignisse relevant, in denen keine Spuren rekonstruiert wurden, die aber dennoch zur Normierung beitragen. Die Ergebnisse werden als differentieller Wirkungsquerschnitt (pp) und als differentieller Yield (pp, p–Pb, Pb–Pb) präsentiert. Die Analyse von Pb–Pb-Kollisionen erfolgt als Funktion der Zentralität, in p–Pb-Kollisionen wurden verschiedene Bereiche der Pseudorapidität getrennt untersucht. Folgende Faktoren wurden in Bezug auf Ihren Einfluss auf das Messergebnis untersucht und zur Bestimmung der systematischen Unsicherheiten verwendet: die Variation der Auswahlkriterien für Ereignisse und Spuren, die Bestimmung der Zentralität in Pb–Pb-Kollisionen, der Einfluss der Triggerbedingung sowie die Rekonstruktion des primären Vertex, die Effizienz der Spurenrekonstruktion, die Transversalimpulsauflösung, die Variation der Materialmenge im Detektor, die Variation der relativen Verhältnisse der primären Teilchenspezies (vor allem Pionen, Kaonen und Protonen), die Abhängigkeit von dem zur Simulation benutzen Monte-Carlo-Modell und der Anteil an sekundären Teilchen. Die Details der Datenanalyse samt Korrekturen und systematischen Unsicherheiten sind in Kapitel 3 ausführlich dargestellt. Die Ergebnisse werden in Kapitel 4 präsentiert. Es wurden pT-Spektren für primäre geladene Teilchen im zentralen Rapiditätsbereich gemessen, die einen pT-Bereich von minimal 150 MeV/c bis maximal 50 GeV/c abdecken. Die Begrenzung auf pT > 150 MeV/c ist durch die bei kleineren Impulsen rapide sinkende Effizienz bedingt, zu höheren pT hin sind die pT-Auflösung und die statistischen Unsicherheiten die begrenzenden Faktoren. In pp-Kollisionen wurden Transversalimpulsverteilungen für die Pseudorapidität |eta| < 0.8 bei den Schwerpunktsenergien sqrt(s) = 0.9 TeV (für pT < 20 GeV/c), sqrt(s) = 2.76 TeV (für pT < 32 GeV/c) und sqrt(s) = 7 TeV (für pT < 50 GeV/c) gemessen. Im Bereich niedriger pT fällt der Wirkungsquerschnitt dabei annähernd exponentiell mit pT ab, bei hohen pT wird das von QCD vorhergesagte Potenzspektrum beobachtet. Im Vergleich zu den gemessenen Spektren ist ein mit störungstheroretischer QCD berechneter Wirkungsquerschnitt um etwa einen Faktor 2 zu groß. Auch keines der getesteten Monte-Carlo-Modelle kann das Spektrum über den gesamten Bereich beschreiben. Nukleare Effekte in Pb–Pb- (p–Pb-) Kollisionen werden durch das Verhältnis RAA (RpPb) quantifiziert. Dabei wird die Teilchenproduktion im QCD-Medium (p–Pb, Pb–Pb) mit der im QCD-Vakuum (pp) verglichen. RAA (RpPb) ist das Spektrum in Pb–Pb- (p–Pb-) Kollisionen dividiert durch das mit der mittleren Anzahl der Nukleon-Nukleon-Kollisionen multiplizierte Spektrum in pp-Kollisionen der gleichen Energie. Abweichungen von der Skalierung mit Nukleon- Nukleon-Kollisionen sind als von Eins verschiedenes Verhältnis erkennbar. Die Verhältnisse RAA und RpPb erleichtern einen Vergleich mit theoretischen Modellrechnungen, da sich Unterschiede in der zugrunde liegenden Produktion von Teilchen im QCD-Vakuum teilweise aufheben. In p–Pb-Kollisionen beträgt die Schwerpunktsenergie im Nukleon-Nukleon-System sqrt(sNN) = 5.02 TeV. Da für diese Energie keine entsprechende Referenzmessung von pp-Kollisionen existiert, muss das Referenzspektrum aus den bei sqrt(s) = 2.76 TeV und sqrt(s) = 7 TeV gemessenen Daten abgeleitet werden. Für pT > 5 GeV/c wurden hierzu die bei sqrt(s) = 7 TeV gemessenen Spektren auf sqrt(s) = 5.02 TeV skaliert. Die Skalierungsfaktoren stammen aus dem Verhältnis der mithilfe störungstheroretischer QCD berechneten Spektren. Im Bereich von niedrigen pT sind störungstheoretische Berechnungen nicht verlässlich, daher wurde für pT < 5 GeV/c zwischen den gemessenen Daten bei sqrt(s) = 2.76 TeV und sqrt(s) = 7 TeV interpoliert. Dabei wurde die Energieabhängigkeit des differentiellen Wirkungsquerschnitts durch ein Potenzgesetz beschrieben. In einem kurzen Testlauf mit p–Pb-Kollisionen 2012 wurden pT-Spektren und RpPb im Bereich 0.5 < pT < 20 GeV/c gemessen. Nachdem 2013 weitere p–Pb-Kollisionen mit einer um fast zwei Größenordnungen höheren Statistik aufgenommen wurden, konnte die Messung auf 0.15 < pT < 50 GeV/c ausgedehnt werden. Für beide Datensätze wurden neben einem Bereich zentraler Pseudorapidität (|etaCMS| < 0.3) auch zwei Intervalle in Richtung des fragmentierenden Bleikerns (0.3 < etaCMS < 0.8 und 0.8 < etaCMS < 1.3) untersucht. Die Teilchenproduktion in p–Pb-Kollisionen zeigt bei großen pT > 5 GeV/c eine Skalierung mit der Anzahl der binären Nukleon-Nukleon-Kollisionen. Bei niedrigen pT zeigen sich, wie erwartet, Abweichungen von dieser Skalierung, wobei bei sehr niedrigen pT < 500 MeV/c die Teilchenproduktion etwa mit der Anzahl der an der Kollision beteiligten Nukleonen skaliert. In Pb–Pb-Kollisionen wurden pT-Spektren und RAA für neun verschiedene Zentralitätsintervalle im Bereich von 0% (zentralste Kollisionen) bis 80% (periphere Kollisionen) gemessen, die 0.15 < pT < 50 GeV/c abdecken. In zentralen Kollisionen zeigt sich eine starke Unterdrückung der Teilchenproduktion, auch bei größtem pT. Für die 0-5% zentralsten Kollisionen ist RAA ~0.13 um pT = 7 GeV/c und RAA ~0.4 bei pT = 50 GeV/c. Mit abnehmender Zentralität ist die Unterdrückung schwächer ausgeprägt. Die Ergebnisse bei großem pT in peripheren Kollisionen sind mit der Annahme einer inkohärenten Überlagerung von Nukleon-Nukleon- Kollisionen verträglich. Bei sehr niedrigen (pT < 0.5 GeV/c) und mittleren (4 < pT < 8 GeV/c) Transversalimpulsen skaliert die Teilchenproduktion näherungsweise mit der Anzahl der beteiligten Nukleonen. Die Analyse der pT-Spektren in pp- und p–Pb-Kollisionen wurde ergänzend auch als Funktion der Anzahl von rekonstruierten geladenen Teilchen Nacc durchgeführt. Damit lässt sich die Korrelation von mittlerem Transversalimpuls <pT> mit der Multiplizität untersuchen. Durch eine entsprechende Gewichtung wird dabei <pT> auch als Funktion der wahren Multiplizität Nch abgeleitet. Die Ergebnisse werden mit theoretischen Modellrechnungen verglichen. Kapitel 5 beschreibt die Methode und Ergebnisse der Analyse von <pT> als Funktion von Nch. Die Ergebnisse sind in Kapitel 6 zusammengefasst. Die Transversalimpulsverteilung von geladenen Teilchen in pp-Kollisionen wird durch theoretische und phänomenologische Modelle nur unzureichend beschrieben und Messungen stellen eine unverzichtbare Referenz für die Interpretation der Ergebnisse in p–Pb- und Pb–Pb-Kollisionen dar. Das Verhältnis RpPb deutet darauf hin, dass nukleare Effekte die Teilchenproduktion in p–Pb-Kollisionen bei hohem pT nur wenig beeinflussen. In Pb–Pb-Kollisionen ist die Teilchenproduktion bei hohen pT deutlich unterdrückt, im Einklang mit theoretischen Vorhersagen, die den Energieverlust von Partonen im QGP modellieren. Schlussfolgerungen über den nuklearen Anfangszustand, den Mechanismus des Energieverlusts und die Eigenschaften des QGP erfordern den Vergleich von theoretischen Modellen auch mit Messungen anderer Observablen. Ein Ausblick auf zukünftige Möglichkeiten der Analyse wird in Kapitel 7 gegeben. Es wird eine verbesserte Genauigkeit der bisherigen Ergebnisse sowie Erweiterung der Messungen zu höheren pT angestrebt. Dazu sind kleine Unsicherheiten und eine größere Datenmenge notwendig. Vor allem durch Optimierung von Detektorkalibrierung, Spurrekonstruktion, Spurauswahl und Simulationen könnten die systematischen Unsicherheiten deutlich verringert werden. Bisher wurden nicht alle vorhandenen Daten analysiert, insbesondere die 2011 aufgezeichneten Pb–Pb-Kollisionen sowie die mit besonderen Triggern aufgenommen pp- und p–Pb-Kollisionen ermöglichen höhere Statistik. Nach dem Ende der Betriebspause des LHC Anfang 2015 werden Kollisionen mit nochmals deutlich höherer Schwerpunktsenergie folgen. Zunächst sind pp-, später auch Pb–Pb- und p–Pb-Kollisionen vorgesehen. Die Messungen von pT-Spektren bei diesen Energien erlauben eine zusätzliche Eingrenzung von theoretischen Modellen.