KERNFORSCHUNGSANLAGE JÜLICH GmbH
JüI -1281 März 1976
Institut für Kemphysik
Experimentelle Untersuchung
des "Backbending" - Phänomens
im Gebiet der Os-Kerne
von
A. Neskakis
Als-Manuskript gedruckt
=::=:=: Autobahn - BundesstraBe --- Schnellzugstrecke ----- Nebenstrecke ~ Flughafen ~ Kernforschungsanlage ""'Jülich
Main Railway Une Branch-Une Airport Juelich Nuclear Research Center
Berichte der Kernforschungsanlage Jülich - Nr. 1281
Institut für Kernphysik Jül - 1281
Olpe
Im Tausch zu beziehen durch: ZENTRALBIBlIOTHEK der Kernforschungsanlage Jülich GmbH, Jülich, Bundesrepublik Deutschland
Experimentelle Untersuchung
des "Backbending"- Phänomens
im Gebiet der Os-Kerne
von
A. Neskakis
D 5 (Diss. Uni. Bonn)
Inhaltsverzeichnis
Seite
I. Einlei tung .................................... 1
11. Experimentelle Methoden ......................• 13
III.
1.
2.
2 • 1
2.2
2.3
2.4
2.5
Meßapparatur ........................... .
Auswerten der y-Spektren ............... .
Sortieren von Listmode-Daten ........... .
Analyse von Spektren .............•......
Interpretation von Koinzidenzspektren ...
Analyse von Winkelverteilungsmessunqen ..
Analyse von Zeitspektren ............... .
Durchführung der Experimente . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1 . Der Kern 1810s · .........................
2 . Der Kern 1820s · .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3. Der Kern 1830s · .........................
4 . Der Kern 1840s · .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5. Der Kern 181 Re · .........................
13
21
21
22
23
24
26
27
27
49
56
66
71
IV. Diskussion. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91
V. Zusammenfassung.... . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101
VI. Literaturverzeichnis .......................... 103
- 1 -
1. Einlei tung
Die Entwicklung neuer experimenteller Methoden hat
es in den letzten Jahren ermöcrlicht, eine große Zahl
von Atomkernen spektroskopisch zu untersuchen. Beson
ders interessante Resultate haben sich aus dem Stu
dium von Kernzust2nden mit sehr hohem Drehimpuls
(Hochspinzuständen) bei stark deformierten Kernen im
Gebiet der Seltenen Erden eraeben. Eine Reihe neuer
Informationen fiber die Kernstruktur und ihre Eigen
schaften ist durch die Anregung von Hochsoinzuständen
dieser Kerne ermittelt worden.
Zur Bevölkeruno von Hochspinzuständen benutzt man
(Teilchen,xn)-Peaktionen, wobei auf hohe Energien
beschleunigte a-Teilchen oder schwere Ionen auf einen
Targetkern geschossen werden. Dabei entsteht ein hoch
angeregter Compoundkern, auf den ein sehr hoher Dreh
impuls übertragen wird. Dieser Compoundkern gibt einen
großen Teil seiner Energie durch Abdampfunq von Neu
tronen ab. Die Neutronen werden mit kleinem Bahndreh
impuls emittiert, so daß der Drehimpuls des COMoound
kernsystems nicht stark abnimmt. \'Jenn die Anregungs
energie kleiner als die Neutronenbindungsenerqie wird,
erfolgt die Deexcitation der restlichen Kernanrequngs
energie vorwiegend durch Emission von hochenerqetischen
Dipol-y-Ubergänaen bis zum Erreichen der Yrastlinie und
danach entlana der Yrastlinie hauptsächlich durch Emis-
- 2 -
sion elektrischer Quadrupolübergtinge bis zum Grund
zustand des Endkernes 1). Die Yrastlinie wird von den
Zuständen niedrigster Anregungsenergie bei den je-~)
weiligen Kerndrehimpulsen gebildet. B~i deformierten
gg-Kernen erfolgt die Deexcitation hauptsächlich über
die Grundzustandsbande (gsb), deren Mitglieder den
unteren Teil der Yrastkaskade bilden. Die Entvölkerung
der hochangeregten Niveaus des Endkerns kann jedoch
auch durch Seitenbanden erfolgen. Das ist abhängig von
der Kernstruktur und davon, ob der Compoundkern durch
Beschuß mit leichten oder .schweren Ionen erzeugt wur-
deo Bis jetzt konnte m~~ die gsb bis I = 22 ~dentifizie
ren 2 ) •
Bei stark deformierten Rotationskernen gehorcht die An-
regungsenergie der gsb-Zustände in erster Näherung der
Regel
fl.2 EI = 26 1(1+1), (1 • 1 )
wobei I der Drehimpuls des Rotationszustandes ist und
e das effektive Trägheitsmoment des deformierten Kerns.
In deformierten gg-Rotationskernen nimmt der Drehimpuls
für die gsb aus Syrometriegründen die l'7erte I = 0, 2, 4,
6, ... , an. Die experimentellen Ergebnisse2 ,3,4) zei-
gen schon für kleines I Abweichungen von dem Gesetz (1.1).
Mit wachsendem Drehimpuls I nimrnt die Rotationsenergie
langsamer als 111 i t 1(1+1) zu. Die Ab\'Teichunrr kann als
eine Zunahme des Trägheitsmomentes gedeutet werden. Bei
- 3 -
niedrigen Drehimpulswerten nimmt jedoch das Träg
heitsmoment verhältnismä0ig langsam zu.
Es sind verschiedene Überlegungen über die möglichen
Effekte, die die Zunahme des Trägheitsmoments bei
höheren Drehimpulsen verursachen, angestellt worden.
Auf der Basis phänomenologischer und halbklassischer
Betrachtungen wird das veränderliche Trägheitsmoment
im Variable Moment of Inertia (VMI) ModellS) beschrie
ben. Auch A.N. Mantri und Mitarbeiter6 ) haben auf0rund
von phänomenologischen Betrachtungen versucht, die ge
nauere Lage der Energieniveaus zu beschreiben.
Die These, daß die Zunahme des Trägheitsmomentes eine
Folge der Zentrifugaldehnung7 ,8,9) des rotierenden
Kernes ist, kann nicht die Abweichungen von dem 1(1+1)
Gesetz erklären, da die experimentell bei kleinen
Spins bestimmte Vergrößerung der Kerndeformation nicht
ausreicht 10) .
Eine mikroskopische Deutung wird im Rahmen des Coriolis
Antipairing (CAP) Effektes 11 ,12) gegeben. Diese Theorie
erklärt auch die Tatsache, dar das Tr~gheitsmoment der
deformierten Kerne im Grundzustand etwa u~ einen Faktor
zwei bis drei kleiner ist als das Trägheitsmoment des
starren Rotators. Diese Erklärung basiert auf dem Vor
handensein von Paarkorrelationen im Kern 13 ,14). Die
Paarkorrelationen rühren von den Paarkräften her, d.h.
von bestimmten Restwechselwirkungen zwischen den Nukle-
- 4 -
onen. Die Nukleonen eines Paars befinden sich in
demselben Zustand, haben aber einen entgegengerich-
teten Spin. Man spricht von gepaarten Zuständen.
Die Zunahme des Trägheitsmomentes scheint auf der
Reduzierung der Paarkorrelationen durch die im ro-
d . l' k ft b' 11 , 1 2 ) tierenden Kern wirken e Cor10 1S ra zu aS1eren .
In den letzten Jahren ist bei bestimmten deformierten
Kernen jedoch ein plötzliches und drastisches ~nwach-
sen des Trägheitsmomentes bei einern bestimmten kriti
schen Drehimpuls beobachtet4 ,15) worden. Dieser Effekt
wird als "Backbending"-Effekt bezeichnet. Das starke
Anwachsen des Trägheitsmomentes bei hohen Drehimpul-
sen deutet darauf hin, daß die Corioliskraft aufgrund
der Rotation des Kernes eine Änderuna der inneren 8truk-
tur bewirkt.
In einem rotierenden Kern wirkt auf die Nukleonen eines
Paars, deren Drehimpulsvektoren antiparallel zueinander
stehen, eine mit der Rotationsfrequenz zunehmende Corio-
liskraft, die der Paarkraft entgegenwirkt und damit die
Paarkorrelationen zwischen Nukleonennaaren reduziert.
Bei dem sog. kritischen Drehimpuls verschwinden die Paar-
korrelationen völlig. Der Kern geht dann in einen star-
ren Rotator über, wodurch das plötzliche Ansteiaen des
Trägheitsmomentes erklärt wird. Ein Phasenübergang vom
supraleitenden zum normalen Zustand der Kernmaterie 16 )
ist erfolgt. Dieser "pairing collapse" Phasenübergang
- 5 -
wurde schon 1960 von Mottelson und valatin11 ) lange
vor seiner experimentellen Entdeckung (1971) auf
grund des Coriolis-Anti-Pairing (CAP) Effekts vor
ausgesagt. Dieser Effekt ist analog zu der Wirkungs
weise eines Magnetfeldes auf Elektronenpaare in einem
Supraleiter. Bei einem kritischen Wert des Magnetfel
des brechen die Elektronenpaare auf, und ein übergang
vom supraleitenden zum normalen Zustand findet statt.
Das drastische Anwachsen des Trägheitsmomentes bei
Überschreituno des kritischen Drehimpulses kann als
das Kreuzen zweier Banden von unterschiedlichem Träg
heitsmoment verstanden werden (Abh. 1). Die sich kreu
zenden Banden (unterer Teil der Abbildung) mischen
sich und stoßen sich ab, wenn eine Wechselwirkung vor
handen ist. Dadurch entstehen zwei neue Banden. Die
unten liegende Bande ist die Yrast-Bande, die am stärk
sten bevölkert wird. Je nach der Stärke der Wechsel
wirkung zwischen den Banden zeigt die Yrastbande am
Kreuzungspunkt ein mehr oder weniger drastisches An
steigen des Trägheitsmomentes. Im oberen Teil der Ab
bildung ist das Trägheitsmoment e gegen das Quadrat
der Kernrotationsfrequenz für die Yrast-Bande aufge
tragen. Es zeigt sich, wie durch das Kreuzen zweier
Rotationsbanden eine Bande entstehen kann, die einen
Backbending-Effekt aufweist.
Die gsb basiert auf einem qepaarten Zustand. Für die
Natur der zweiten Bande sind verschiedene Möglichkei-
- 6 -
8
E
1(1+1)
Abb. 1: Schematische Darstellung, wie der Backben
ding-Effekt durch zwei sich kreuzende Ban
den mit unterschiedlichen Trägheitsmomen
ten entsteht.
ten diskutiert worden. Nach dem Vorschlag von Hottel
son und Valatin 11 ) im Rahmen des CAP Effektes ist die
zweite Bande eine ungepaarte Bande mit dem Trägheits-
moment des starren Rotators. Die Interpretation von
Stephens und Simon 17 ) dagegen beruht auf der Coriolis-
entkopplung von Nukleonen in Zuständen mit hohem Bahn-
- 7 -
drehimpuls. Sie betrachten ein i 13 / 2 -Neutronenp aar.
Hit zunehmendem Drehimpuls vlird die Corioliskraft,
die auf das Nukleonenpaar wirkt, größer und bricht
das Paar beim kritischen Drehimpuls auf. Die Teil-
ehen ,"verden vom Kernrumpf entkoppel t und ihre Dreh-
impulse stellen sich in Richtung des Rotationsdreh-
impulses des Kernes ein. Auf diesem Zweiquasiteil-
chenzustand wird aufgrund der Rotation des Rumpfes
die zweite Bande aufgebaut; ihr Trägheitsmoment ist
größer als das der gsb. Die Entstehung des Backben-
ding-Effektes durch das Kreuzen von Banden hat man ex-
154 perimentell bei dem Studium der Kerne Gd (Ref. 18)
und 156Dy (Ref. 19,20) zeigen können. Zur Darstellung
dieses Effektes trägt man üblicherweise das Träqheits-
moment gegen das Quadrat der Rotationsfrequenz auf.
Man erhält eine S-förmige Kurve, deren Verlauf von der
Stärke der Wechselwirkung und der Differenz der Träg-
heitsmomente der beiden Banden bestimmt wird. Das Träg-
heitsmoment und die Rotationsfrequenz werden nach den
Beziehungen
29
11 2 =
2 (E r -E r - 2 )
(2r-1)2
( 1 • 2)
(1 • 3)
berechnet, wobei Er -E r _2 die gemessenen Energieabstende
der Rotationszustände und r der Drehimpuls des Anfan0s-
zustandes sind.
- 8 -
Seit A. Johnson und Mitarbeiter4 ) im Jahre 1971 zum
. ff k . 162E . ersten Mal den Backbendlng-E e t ln r experlmen-
tell beobachtet und diskutiert haben, ist für eine
große Zahl von deformierten Kernen die Yrast-Bande
bis zu den Hochspinzuständen studiert worden. In syste-
matischer \'Jeise ist in Abb. 2 für viele deformierte
Kerne 2- 4 ,15,20-32) das Trägheitsmoment gegen das 0ua-
drat der Rotationsfrequenz dargestellt worden. Ein
zusammenfassender Artikel über die Eigenschaften von
Hochspinrotationszuständen im Bereich der seltenen Er
den ist von A. Johnson und Z. szymanski 15 ) qeschrieben
worden.
Coriolis-entkoppelte Banden
Durch die Untersuchung von ungeraden Kernen hofft man,
weitere Informationen über den Backbending-Effekt und
die \~irkung der Coriolis-Kr~fte im Kern zu erhalten.
Für ungerade Kerne liefert das Coriolis-Entkopplungs-
modell ("rotation alignment model") ein neues Kopp-
lungsschema, in dem die Projektion a des Drehimpulses
j des un~eraden Teilchens auf die Rotationsachse eine
gute Quantenzah1 33 ) ist. Dies wird verursacht durch
die starken auf das ungerade Teilchen wirkenden Corio-
liskräfte, die es vom Rumpf entkoppeln und so ausrich-
ten, daß sein Drehimpuls j in Richtung der Rotations-
achse zeigt. Daher folgt das Teilchen nicht mehr der
76 1/' 176 0s r 178
0S r- 1800s r IB20S I
74 I ) 1/'72W ~74W ; 176W I 178W I 180W I
72
176Hf
178Hf
z
r 70
~oYbl~2Yb 170Yb
I72 Yb 174Yb
176Yb
68 I~E~8 r Er
'l) 66 ~ N~ 154 N Oy 150-------- --
64 100[
50[ ~Gd [ '''Gd
° OOS 8 ° 10 fl'w'(MeV') 90
l'>.bb. 2 :
102 104 106
I60Er 168Er
100
1580y
1600y
1620y
96
156Gd I 158Gd
92 94 -N
Systematische Zusammenstellung von Backbending-Kurven der Grund
zustandsbanden von gg-Kernen im Gebiet der Seltenen Erden.
~
1840S 1860S
110
IB2W
IBOHt
108 I.D
- 10 -
Rotation des Rumpfes; der ungerade Kern entwickelt
Banden, die eine tihnliche Niveaustruktur haben wie
die gsb benachbarter gerader Kerne. Der Bandenkopf
der entstehenden Bande hat den Drehimpuls des ent-
koppelten Teilchens. Die ersten Experimente hierzu
h d ' b 't 34,35) b ' d wurden von Step ens un rl1 tar el ern el en
ungeraden La-Kernen durchgeführt, wobei das entkoppel-
te Nukleon ein h 11 / 2-proton ist.
Die Corioliskraft ist am größten, wenn die Fermiober-
fläche in der Nähe von Zuständen mit großem Drehim
puls j und kleiner Projektion n liegt]3). Der Anwen-
dungsbereich des "rotation alignMent" Kopplungs-
schemas liegt bei Deformationen zwischen B = 0.1 und
B = 0.2 (Ref. 33). Für größere Deformationen gilt das
starke Kopplungsschema und für kleine Deformationen
das schwache Kopplungsschema. Für die i 13 / 2 Neutronen
schale ist das neue Kopplungsschema auf der prolaten
Seite für Er- und Dy-Kerne anwendbar und auf der obla-
ten Seite für Hg-Kerne. Im Fall der starken Kopplung
hat die Rotationsbande die Spinfolge: I, 1+1, 1+2,
beim "rotation alignment" Kopplungsschema lautet sie:
j, j+2, j+4, ... , wobei j der Spin des Teilchens ist.
Die Energieabstände innerhalb des Niveauschemas erge
ben sich nach dem 1(1+1) Gesetz. Bei der starken Kopp
lung wird der tatsächliche Spin eingesetzt, im ent-
koppelten Fall die Spinfolge des Rumpfkerns 0, 2, 4, ...
- 11 -
, 't d d K 155,157,159E Bel Experlmen en an en ungera en ernen r,
155,157,159Dy (Ref. 36,37) wurde kein Backbending in
der entkoppelten i 13 / 2 Neutronenbande beobachtet, wie
es in den gsb der benachbarten geraden Kerne zu sehen
ist, obwohl die entkoppelte Bande in 157Dy bis zu einern
Spin von 49/2 identifiziert wurde.
Dieses Ergebnis kann als Blockierungseffekt qedeutet
werden. Das Aufbrechen von Neutronenpaaren wird durch
die Blockierung eines Neutronenzustandes an der Fermi-
oberfläche behindert, da das zweite Neutron des aufzu-
brechenden Paares nun in einen Zustand gehoben werden
muß, der höher liegt. Daher wird ein Backbending-Effekt
erst bei sehr viel höheren Spins erwartet. Falls dies
zutrifft, sollte die Blockierung eines Protonenzustan-
des keinen Einfluß auf das Backbendingverhalten des
Rumpfes haben.
E. Grosse und Mitarbeiter 38 ) konnten diese Voraussage
in einern Experiment an den ungeraden Kernen
157,159,161 H f" d' h P t b d b t"t' o ur le 11/2 ro onen an e es algen.
Diese Kerne zeigten dasselbe Backbendingverhalten,
wie die benachbarten geraden Kerne. Daraus und aus
den Blockierungseffekten wird eine Interpretation
der Daten ermöglicht und zwar in dem Sinne, daß in
der Er- und Dy-Gegend der Backbending-Effekt durch
Neutronen hervorgerufen wird.
- 12 -
. 182 184 186 Der ln den Kernen ' , Os (Ref. 24.25) beobach-
tete ausgeprägte Backbending-Effekt wird im Rahmen des
Modells von Stephens und Simon 17 ) durch Coriolisent-
kopplung eines i 13 / 2 Neutronenpaars nicht erwartet, da
die i 13 / 2-schale schon nahezu besetzt ist und daher das
Coriolismatrixelement klein ist (großes n). Das Auftre-
ten des Backbending-Effektes könnte möglicherweise un-
t B .. k . ht' 39 ) d . d . K h d er eruc SlC 19ung er ln lesen ernen vor an e-
nen Hexadekapoldeforrnation verstanden werden, da durch
diese die Zust~nde der i 13 / 2-Schale mit kleiner Projek
tion n angehoben werden und in die Nähe der Fermikante
kommen könnten.
Um weitere Informationen über die Ursache für den Back-
bending-Effekt in den stark deformierten Os-Kernen zu
. 181 183 erhalten, wurden dle Kerne ' Os, 181 R . e SOWle
182,1840s systematisch untersucht.
- 13 -
11. Experimentelle Methoden
1. Meßapparatur
Zur Untersuchung von Hochspinzuständen an den Kernen
181-184 181 . Os und Re wurden y-spektroskoPlsche Experi-
mente am externen Strahl des Isochronzyklotrons "JULIC"
durchgeführt. Die wichtigsten Eigenschaften des Zyklo-
trons sind die variable Energie von 22.5 - 45 MeV/Nuk-
leon, die Eneraieschärfe von 3 %0 und eine radiale
< Emittanz von = 20 mm·mrad und eine axiale Emittanz
< von = 15 mm·mrad.
Der Grundriß des Zyklotronbunkers und der Experimen-
tierhallen zeigt Abb. 3. Die y-spektrosko~ischen Ex-
perimente werden an Meßplatz C durchgeführt. Der aus
dem Zyklotron extrahierte Teilchenstrahl wird durch
die Quadrupollinsen Q1, Q10 und die Schaltmagnete SM1,
SM2 in die Targetstation geführt. Der extrahierte
Strahl kann so auf das Target abgebildet werden, daß
ein Strahlfleck mit einem Durchmesser von 2 mm ent-
steht. Der letzte Quadrupolmagnet befindet sich 3 m vom
Target entfernt. Das Zyklotron und der ~eBbunker sind
durch eine 4 m dicke Betonmauer getrennt, um den Neu-
tronenuntergrund zu reduzieren. Hinter der Streukammer
in einem Pbstand von 3 m wird der Strahl zu einem qut
abgeschirmten Faradaykäfig transportiert. Für alle durch-
geführten Experimente wurden (a,xn)-Reaktionen zur Er-
zeugung des Endkerns benutzt mit einer a-Teilchenenergie
- 14 -
Abb. 3: Grundriß des Zyklotronlaboratoriums in
JÜlich.
- 15 -
zwischen 54 MeV und 106 MeV. Alle a-Strahlenergien,
die kleiner sind als 90 MeV, entsprechend der klein
sten a-Energie des Zyklotrons, wurden durch Degra
dierung des Primärstrahls mit Degraderfolien aus
Aluminium bzw. Kohlenstoff erreicht.
Die Entvölkerung der Anregungszustände des Compound
kerns nach dem Abdampfen der Neutronen erfolgt durch
Aussendung von y-Strahlung. Diese y-Strahlunq wurde
mit hochauflösenden Ge(Li)-Detektoren qemessen. Um
eine möglichst genaue Information über die untersuch
ten Kerne zu erhalten, und um eine korrekte Zuordnung
der y-Ubergänge zu ermöglichen, wurden Anrequngsfunk
tionen, y-Einzelspektren, y-y-Koinzidenzen, Winkelver
teilungen bezüglich der Strahlrichtunq und Zeitspektren
der y-Strahlung relativ zu den Strahlimoulsen des Zvklo
trons gemessen.
Auf einen Winkelverteilungstisch aus Aluminium von
100 cm Durchmesser, wurden die Ge(Li)-Spektrometer
und die Streukammern entsprechend den jeweiligen Ex
perimenten aufgestellt.
Die Targetkammer für die Winkelverteilungsmessungen,
welche ein Aluminiumzylinder von 30 cm Durchmesser
ist, wird zentral auf dem Tisch montiert. Die Abh. 4
zeigt ein Photo dieser Apparatur. Auf jeder Seite des
Strahlrohres kann ein Ge(Li)-Detektor aufgestellt wer
den. Ihre Entfernung vom Taraet ist ca. 30 crn. Die
Abb. 4: ~nsicht von Meßplatz C, der für y-spektroskopische Experimente am
Jülicher Zyklotron verwendet wird. Es sind die Winkelverteilungs
kammer und Ge (Li)-Detektoren zu sehen.
0'1
- 17 -
Ge (Li)-Detektoren werden auf Schwenk armen montiert,
so daß sie in einem Winkelbereich zwischen 900 und
1650 relativ zum einfallenden Strahl kontinuierlich
um die Targetposition als Drehachse geschwenkt wer
den können. Außerdem kann unter festem Winkel ein
weiterer Ge(Li)-Detektor aufgestellt werden, der als
Monitordetektor zur Normierung der Spektren dient, die
mit den schwenkbaren Detektoren unter verschiedenen
Winkeln gemessen werden. Die zylindrische Targetkammer
hat beiderseitig in einem großen Winkelbereich Alu
miniumfenster von 0.5 mm Dicke, damit die Absorbtion
der y-Strahlung klein und winkelunabhängia ist. Die
Ge(Li)-Detektoren tragen dicke Bleiabschirmungen zur
Reduzierung der Untergrundstrahlung. Eine konische
öffnung in dieser Abschirmung erlaubt lediglich den
Nachweis solcher y-Strahlung, die direkt vom Target
kommt. Das Target wird auf einer Stange montiert, wel
che vertikal im Zentrum der Apparatur bewegt werden
kann. Mit Hilfe einer Fernsehkamera, die an der Tar
getkammer angebracht ist, wird der Strahlfleck auf
einem Zinksulfidschirm während der Fokussierunq beobach
tet. Dies erlaubt eine optische Strahloptimierung. Bei
ausgefahrenem Target läßt sich die Streukammer durch
einen Schieber vakuumdicht schließen, so daß beim Tar
getwechsel nur das verhältnismäßig kleine Volumen der
Schleusenkammer belüftet werden muß.
Für die Koinzidenzmessungen wird eine zylindrische
Kammer von 2.5 cm Durchmesser verwendet. Unter einern
- 18 -
Winkel von 1250 zur Strahlachse und in einem Abstand
von 4 cm vom Target werden zwei Ge(Li)-Detektoren
von "true coaxialer" Geometrie aufgestellt. Die De
tektoren werden mit Blei abgeschirmt, um unechte
Koinzidenz-Ereignisse zu verhindern, insbesondere
solche, die durch Comptonstreuung von einem Spektro
meter in das andere entstehen.
Die Abb. 5 zeigt das Blockschaltbild des benutzten
Koinzidenzkreises, der nach dem "fast-slow" Prinzip
arbeitet. Aus den analogen Signalen der Vorverstär
ker (PA) der beiden Ge(Li)-Detektoren wird sowohl eine
Energie- als auch eine Zeitinformation gewonnen. Die
Zeitinformation wird für die Uberprüfung der Koinzi
denzbedingung benötigt. In beiden Spektrometerzweigen
werden die Signale für die Energieinformation in den
Linearverstärkern (Linear ~mplifier, LA) verstärkt
und zur Optimierung des Signal-Rauschverhältnisses
geeignet geformt. Die Impulsdehner (Strobed Pulse
Stretcher, SPS) erzeugen für alle Impulse die gleiche
Länge. Diese gedehnten Impulse werden über lineare
Tore nur dann den ADCls des Analysators zugeleitet,
wenn ein Koinzidenzereignis vorliegt.
Zur ~~leitung der Zeitinformation werden die Vorver
stärkersignale zuerst in den Timing-Filter-Verstär
kern (Timing Filter Arnplifier, TFA) differenziert und
verstärkt. In den Constant-Fraction-Timing-Diskrimi_
- 19 -
--l I <! 0::: ~ (j)
I PA G Ö e\\'~
PA ~(/...;) L.
D TARGET , ~r
4~ TFA • CFTD .. DELAY .. TAC ... ~FTD I". TFA ~t .. .. STOP STARl
I ....
+ + ~, ~
LA TSCA DA LA
~. ~Ir ~, ~,
SPS GDG SPS SPS
-,,~ ~, ~,
LG LG LG
~Ir ~Ir Ü'
ADC ADC ADC
Abb. 5: Blockschaltbild des Koinzidenzspektrometers.
- 20 -
natoren (CFTD) werden Zeitsignale erzeugt, die auf
grund des Constant Fraction Timings stabil sind ge
gen Schwankungen der Anstiegszeiten der Einqangssiq
nale. Die Ausgangssignale dieser Diskriminatoren
(CFTD) werden als Start- bzw. Stopsignal dem Zeit
Impulshöhen-Konverter (Time Amplitude Converter, TAC)
zugeführt. Die Amplituden der Ausgangssignale sind
proportional zu der Zeit, die zwischen dem Eintreffen
der y-Quanten an den Detektoren vergeht. Der Nullpunkt
dieses Zeitspektrums wird durch eine Verzögerung (DELAY)
bestimmt, die in den einen Zeitzweig eingebaut ist. Die
Ausgangssignale des TAC werden einmal über einen De
lay Amplifier (DA), den Impulsdehner (SPS) und ein
Lineares Tor (LG) zum ADC des Analysators geführt und
zugleich in einen Einkanaldiskriminator (Timing single
Channel Analizer, TSCA) geleitet. Mit diesem Einkanal
diskriminator kann ein Fenster auf das Zeitspektrum ge
setzt werden. Das Ausgangssignal des Einkanaldiskrimi
nators öffnet über einen Gate Generator (GDG) die
Linearen Tore zu den drei ADC-Einheiten. Auf diese
Weise werden nur diejenigen Energie- und Zeitimpulse
zu den ADCls des Analysators geleitet, die die Koin
zidenzbedingung erfüllen. Die Zeitauflösung des Koinzi
denzspektrometers beträgt im Energiebereich von 100 keV
bis 1 MeV ca. 15 ns FWHM. Bei jedem Koinzidenzereignis
werden die in den drei ADCls des Analysators auftreten
den Informationen registriert und als Zahlentripel
(E y1 ' Ey2 ' ~t12) auf Magnetband gespeichert. Einzelhei
ten werden im nächsten Abschnitt beschrieben.
- 21 -
2. Auswerten der y-Spektren
2.1 Sortieren von Listmode-Daten
In einern Nuklear Data Vielkanalanalysator wurden die
Rohdaten registriert. y-Einzelspektren und die y-
Spektren für die Winkelverteilungsmessungen wurden
jeweils in 4096 Kanälen aufgenommen und anschließend
auf Magnetband überschrieben.
Die dreidimensionalen y-y-~t-Koinzidenzereignisse wur-
den in drei ADCls mit je 2048 Kanälen dreiparametrig
analysiert und nach dem "List-Mode"-Verfahren ereiqnis-
weise auf Magnetband aufgezeichnet. Die drei Parameter
sind die Energien der koinzidenten y-Quanten und die
Zeitdifferenz zwischen ihrer Registrierung. Gleichzei-
tig hat man die Möglichkeit, die Projektion der Koinzi-
denzereignisse auf die beiden y-Enerqieachsen, d.h. die
Spektren in den beiden y-A_DC I s, getrennt zu akkumulie-
ren. Die dadurch erhaltenen sogenannten Monitorspektren
werden auf Band geschrieben und bei der nachfolgenden
Auswertung benutzt. Die weitere Bearbeitung der Koinzi-
denzdaten erfolgt "off-line" in einern PDP-15 Computer.
Auf das Monitor y-Spektrum des einen bzw. des anderen
Detektors können maximal 64 Gates gesetzt werden. Im
Zeitspektrum (~t) kann ein Zeitfenster auf den Prompten
Peak gesetzt werden. Die Breite des Prompten Peaks ~t - P hängt ab von den y-Energien im Koinzidenzsnektrum. Aus
den Meßdaten (Ey1 ' Ey2 ' ~t) kann man die Verteilungs
funktion ~t(Ey2) bestimmen, wobei EY1 unberücksichtigt
- 22 -
bleibt. Aus dieser Funktion gewinnt man ßtp als Funk
tion von Ey2 . Diese Breite des Prompten Peaks wird
bei dem Sortiervorgang, in dem Gates auf das Ey1 Spek
trum gesetzt worden sind, als Zeitfenster berücksich-
tigt, um das spezielle Zeitverhalten von Ge(Li) Detek-
toren zu korrigieren.
Entsprechend diesem Verfahren erfolgt dann die Aussor-
tierung der Ey1 -Koinzidenzspektren durch Setzen von
Gates auf das Ey2 -Spektrum und Verwendung des Zeit
fensters ßt (E 1). Die Aufzeichnung aller anfallenden P y .
Meßdaten ermöglicht es, den Sortiervorgang beliebig oft
zu wiederholen, was für zusätzliche Informationen wäh-
rend der Auswertung von qroßer Bedeutung ist.
2.2 Analyse von Spektren
Für die Analyse der Spektren wurde die modifizierte
Version des SAMPO-Programms benutzt, das von J.J. Routti
und S.G. Prussin40 ) beschrieben wird. An die interessieren-
den gemessenen y-Linien wurde nach Abzug des Untergrundes
eine Gausskurve mit einem exponentiellen Schwanz an der
niederenergetischen Flanke der Linie angeglichen. Die
Linienformparameter, nämlich die Halbwertsbreite des Peaks
und der Anknüpfungspunkt für die niederenergetischen ex
ponentiellen Schwanz wurde als Funktion der Energie durch
Analyse von Einzellinien bestimmt. Die hier erhaltenen
Parameterwerte wurden auch bei der Analysierung von
Linienmultiplets verwendet. Für die Bestimmung der re-
- 23 -
lativen Intensität der Linien innerhalb eines Spek-
trums ist es notwendiq, die Energieabhängigkeit der
Nachweiswahrscheinlichkeit der Detektoren zu bestim-
d b .. k . ht' H' f" d 152E d men un zu eruc SlC 1gen. ler ur wur en u- un
181 Ta-Quellen gemessen.
2.3 Interpretation von Koinzidenzspektren
Wie oben erwähnt, wurden digitale Fenster auf das
Monitorspektrum des einen Detektors gesetzt, um die
entsprechenden Koinzidenzereignisse in dem anderen
auszusortieren und somit die Koinzidenzsuektren qe-
winnen zu können. Gates wurden sowohl auf alle wich-
tigen Linien als auch auf den Untergrund gesetzt.
Durch Subtrahieren der koinzidenten Untergrundspek-
tren wurden die echten Koinzidenzspektren der diskre-
ten y-Linien erzeugt, die der Grundzustandsrotations-
bande bzw. der Seitenbande der untersuchten Kerne zu-
zuordnen sind. Mit Hilfe der y-y-Koinzidenzspektren
wird das Niveauschema aufgestellt. Hierfür muß beach-
tet werden, daß jede y-Linie, die Mitglied der gsb ist,
in Koinzidenz mit allen anderen Linien der Bande ist.
Unterhalb eines Gates ist die relative Intensität
aller übergänge innerhalb der statistischen Schwan-
kungen gleich, d.h. alle übergänge in der gsb, die
auf den Gate-übergang folgen, müssen gleiche Intensi-
tät haben, da das "side-feeding" in die tieferliegen-
den Zustände nicht in Koinzidenz mit dem übergang ist,
auf den das Gate gesetzt ist. Jedoch oberhalb des
Gates liegende Linien der Rotationsbande haben die na-
- 24 -
türlichen Intensitäten; sie nehmen mit wachsendem
Spin ab und sind den Intensitäten in den Einzelspek
tren proportional. Die Intensitätsverteilung der y
Ubergänge in den Einzelspektren, und damit die Bevöl
kerung der Rotationszustände der gsb, wird leicht ver
ständlich aufgrund der statistischen Kaskaden, wie sie
Newton et al. 1 ) beschrieben haben.
Bei Koinzidenzmessungen wurde in Energieabhängiqkeit
auch die Zeitauflösung der Detektoren qemessen. F(lr
einen typischen groRvolumigen echten koaxialen Detek
tor von 73 cm3 aktiven Volumen (10.8 % Nachweiswahr-
scheinlichkeit) ergab sich als Zeitauflösung,gemes-
sen gegen einen dünnen, im Strahl befindlichen Plastik
szintillationsdetektor, bei 50 keV 19 ns, 120 keV 17.4 ns,
190 keV 10 ns, 960 keV 5.5 ns und 1332 keV 4 ns.
2.4 Analyse von Winkelverteilungsmessungen
Durch Winkelverteilungsmessungen wird die Multipolari
tät der y-Strahlung und daraus der Spin der Niveaus
ermittelt. Diesen Messungen lie~en folgende Uberleaungen
und Fakten zugrunde: Bei (Teilchen,xn)-Reaktionen wird
durch das Projektil ein großer Drehimpuls auf den Com
poundkern übertragen. Der Drehimpuls des Endkerns steht
senkrecht zur Einfallsrichtung des Strahls. Durch das
Abdampfen von Neutronen und durch die Emission von
hochenergetischer y-Strahlung wird diese Ausrichtung
nur wenig abgeschwächt, so daß die niedriger liegenden
- 25 -
Zustände des Endkerns immer noch eine große Ausrich
tung besitzen. Die anschließend emittierte y-Strah
lung, die diese niedriger liegenden Zustände ent
völkert, wird gemessen. Sie besitzt abhängig von
ihrer Multipolarit~t und den Spins des Anfanas- und
Endzustandes eine ausgeprägte Anisotropie. An die ae
messenen Richtungsverteilungen wird die Winkelvertei
lungsfunktion
(2 • 1 )
angeglichen. e ist der Winkel zwischen dem Detektor
und der Strahlrichtung, Ao ' A2 , A4 sind die Winkelver
teilungskoeffizienten, P2 , P4 sind die dazugehörigen
Legendre-Polynome.
Theoretische Berechnungen 1 ) ergeben fßr Ubergänge inner
halb der gsb ein großes positives A2 und ein schwach
negatives A4 , da es sich um E2-Ubergänge mit Spinände
rung ~I = 2 handelt. Für gemischte Dipol-Quadrupolüber
gänge hängt die Winkelverteilunq von der Größe der Bei
mischung und vom Vorzeichen des Dipol-Quadrupolmischungs
parameters 0 ab. Bei kleiner Quadrupolbeimischung, wie
es in den hier beschriebenen Experimenten meistens beobach
tet wurde, ist der Winkelverteilungskoeffizient A2 stark
negativ für 0<0 und Null oder leicht positiv für 0>0.
Der Koeffizient A4 ist in beiden Fällen leicht positiv.
Solche Ubergänge treten zwischen Seitenbanden und der
gsb auf sowie in Rotationsbanden von unaeraden Kernen.
- 26 -
2.5 Analyse von Zeitspektren
Um längerlebige Niveaus erkennen und möglicherweise
ihre Lebensdauer messen zu können, wurden y-Spektren
auch in Abhängigkeit vorn zeitlichen Abstand zum Zyklo
tronimpuls aufgenommen. y-Ubergänge innerhalb der gsb
sollten innerhalb der Zeitauflösung von 5 ns prompt
sein, da die Rotationszustände aufgrund der kollekti
ven Anregung kurzlebiger Natur sind. Das maximale Zeit
intervall beträgt 47 ns, dies ist die Zeitspanne zwi
schen zwei Zyklotronimpulsen am Jülicher Zyklotron
bei 90 MeV a-Teilchenenergie.
IIr.
1.
Die
der
- 27 -
Durchführung der Experimente
181 Der Kern Os
Hochspinzustände des Kerns 1810s wurden mit Hilfe
Reaktion 182W(a,5n) bevölkert. Dazu wurde die a-
Energie von 90 MeV auf 67 MeV mit Hilfe einer 0.75 mm
dicken Aluminiumfolie herabgesetzt. Als Target wurde
Wolframoxid (~8 mg/cm2 ), angereichert zu 94.2 % be
züglich 182w, benutzt. Es wurden y-Einzelspektren,
y-y-Koinzidenzspektren, y-Winkelverteilungen und Zeit-
spektren der y-Ubergänge gemessen.
Für die Koinzidenzmessung haben wir zwei großvolumige
koaxiale Ge(Li)-Detektoren von 59 cm3 und 73 cm3 mit
einer Energieauflösung von 2.1 keV bzw. 2.2 keV bei
der 1332 keV Linie von 60Co benutzt. Für die Winkel
verteilungsmessung wurde ein Ge (Li)-Detektor von 62 cm3
aktivem Volumen und mit einer Energieauflösung von
1.95 keV bei der 1332 keV Linie von 60co benutzt. Als
Monitordetektor wurde ein 60 cm3 Ge(Li)-Detektor ver-
wendet.
Die Abb. 6 zeigt ein y-Einzelspektrum, erzeugt durch
die Bestrahlung von 182w mit 67 MeV a-Teilchen. Die
L·· d' 181 0 h"" . d . t . h y- 1n1en, 1e zum s ge oren, Sln nur m1 1 ren
Energien gekennzeichnet. Es wurde auch mit kleinerem
W· k h . tt 1820 t D' "b .. . 1r ungsquersc n1 s angereg. 1e u ergange 1m
- 28 -
400 600 800 1000
0 182W(ex,5n) 18105 , Eex= 67 MeV ~
y-EINZELSPEKTRUM -..t :::!
20,000 1820 • 5 181R r-- o e r-:
[J 181 W 9
• 0 • I"'?
M IX:! l.l... r--cD N 60,000 <D co !::! -..t 0'1 r-: ~ -.i N ~<D r--
M co 0 r-- tn N N co ci - N ..; -::i N 0'1"": N r--0 ci N NM N r-- 0 NN ~ N N
0~------~~-----'----~~------~~----'------'~----~--1
[J
<D Mtn -.i tri ui • <D <D<D
tnco MMM MM 0'1 0'1 MM
40,000 I Lf')
cD '"'! M M <ö
-..t M r--M Gi
0'1 20,000 M
o 1200 1400
Abb. 6:
N U
0
E
• <D tn M N • co
I"'? -..t M -..t
~ N -..t ci
-..t -..t
1
-..t tn 0 co-
I ..; M"; M
<D<D tn -..t-..t '"'! • N
~. co M-o -..t ci"; 0'1 .n Lf'! -..tMMMNN ~ m 0'10'1 tn M ci.nt-: c-: <D tn -..t-..t M 0'1 -..t
11 tn I tn <D <D<Dr-- co tn tn tn Lf')tn tn tn
I I1 (. 1 I
1600 1800 2000 2200 2400 KANALNUMMER
y-Einzelspektrum der Reaktion 182W(a,xn)
bei E = 67 MeV. Die y-Linien, die zum a 1810s gehören, sind nur mit ihren Energien
gekennzeichnet
r::: <D
I
2600
- 29 -
1820 . d·· f··ll . k s sln ml t elnem ge. u ten Krels mar iert. ~7ei ter-
181 181 hin sind starke Linien im Re und W zu erkennen,
Kerne, die in dem Zerfall von 1810s auftreten. Die zu
gehörigen y-Linien für 181 pe und 181 w sind mit offe-
nen Kreisen bzw. Quadraten gekennzeichnet. Das y-Spek-
trum in Abb. 6 ist sehr linienreich, und es zeiat sich,
daß die Niveaustruktur dieses Kerns viel komplizierter
ist als die der benachbarten gq-OS Kerne.
41 42) Aus der Messung des Zerfalls '
Zustände bekannt, nämlich der 7/2
181 0 . d von s Sln zwei
(514) Zustand mit
einer Halbwertszeit von 2.7 min 41 ) und der 1/2 (521)
Zustand mit einer Halbwertszeit von 105 min 42 ). Da ein
Übergang zwischen beiden Zuständen nicht beobachtet
wurde, kann nicht eindeutig festgelegt werden, welcher
Zustand der Grundzustand ist. Akhmadzhanow et al. 42 )
argumentieren jedoch, daß der 7/2 Zustand der Grund
zustand ist. Das Niveauschema von 1810s ist von Kawakami
et al. 43 ) mit Hilfe der (p,5n)-Reaktion untersucht wor-
den. Sie beobachteten 7 Ubergänge, die sie zwischen
niedrig liegenden Zuständen der 7/2 Bande bzw. der
9/2+ Bande eingeordnet haben. Der 9/2+ Zustand hat
eine Halbwertszeit von 320 ns und zerfällt über einen
E1-Übergang in den 7/2 Zustand.
Es wurden auf alle y-Linien Gates gesetzt, um mit Hil-
fe der erzeugten Koinzidenzspektren die y-Übergänge zu
identifizieren, die zu 1810s gehören. Durch systemati-
sehe Analysierung aller individuellen Koinzidenzspektren
- 30 -
konnten 50 y-Linien als Mitglieder dreier Rotations
banden identifiziert und eingeordnet werden. Es wurde
außer der 7/2 +
(514) Bande sowie der 9/2 Bande eine
1/2 (521) Bande beobachtet.
Die 9/2+ Bande
Die in diesem Abschnitt besprochenen y-überqänge sind
+ in Koinzidenz mit dem bekannten 9/2 ~ 7/2 übergang
. + von 107.7 keV, der von dem lsomeren 9/2 Zustand (320 ns)
ausgeht.
Die Abb. 7 zeigt vier auf Untergrund korrigierte
Koinzidenzspektren. Im obersten Koinzidenzspektrum ist
ein Gate auf die 599.9 keV y-Linie gesetzt, die mit sich
selber in Koinzidenz ist, da sie im Koinzidenzspektrum
nicht verschwindet. Diese Linie wird als ein Dublett inter-
pretiert, dessen beide Komponenten in Kaskade auftreten.
Im zweiten Koinzidenzspektrum ist ein Gate auf das nicht
aufgelöste Dublett von 364.6 und 365.3 keV gesetzt worden.
Da die Linien verschwinden, sind sie nicht in Koinzidenz,
d.h. sie sind parallel und müssen entsprechend im Niveau-
schema eingeordnet werden. Im dritten Koinzidenzspek-
trum ist ein Gate auf die 257.1 keV Linie und im vier-
ten auf die 148.8 keV Linie gesetzt. Die 257.1 keV
Linie verschwindet wiederum nicht, d.h. daß sie min-
destens ein Dublett ist, dessen Komponenten in Kaskade
auftreten. Eine weitere Erschwerung in der Aufstellung
des Niveauschemas ergab sich aus der Tatsache, daß die
107.7 keV Linie ebenfalls ein nicht aufgelöstes Multi-
plett ist.
-.-J <{ Z <{ ::,c
o 0:: Cl...
W Vl Vl
600
400
200
2000
1600
Z 0 ~
Lü 1600 0:: W N Z W 1200 o N Z 6 800 ::,c
400
o
1200
800
400
CF>
N N N
200
- 31 -
182 W (a,5n) 18105
Ea = 67 MeV
CF> cri CF>
'" Z o UJ
I ~
~1~t!\f~Jl~,J~
...: '" N
M <ti '" M
o Z <1:
'" -i
'" M
Z o I~ ~ cn w ~ 00 ~ m
~~ Il:. : ~ ~I' ~ 2 1M ,I: 'I <D
'"IJ'v-I'%I';."'M""·~~wJ !~~)UJ~~
M <ti
'" M
o z <1:
<D ... '" M
400 600
Abb. 7: y-y-Koinzidenzspektren für Ubergänge in der , + 181 gemlschten 9/2 Bande von Os. Im obersten
Koinzidenzspektrum ist das Gate auf das
599.9 keV Dublett, im zweiten Koinzidenz
spektrum auf das 365 keV Dublett, im dritten
Koinzidenzspektrum auf das 257.1 keV Dublett
und im vierten Koinzidenzspektrum auf die
148.8 keV Linie gesetzt worden.
- 32 -
Der 9/2+ + 7/2 107.7 keV Uberganq sollte in den Koinzi
+ denzspektren stark reduziert sein, da der 9/2 Zustand
eine Halbwertszeit von 320 ns hat, die Zeitauflösung je-
doch 20 ns beträgt. Die große Intensität der 107.7 keV
Linie in den Koinzidenzspektren von Abb. 7 führt zu
dem Schluß, daß die anderen Komponenten dieser Linie
in der 9/2+ Bande eingeordnet werden müssen. Dies wur-
de auch bestätigt durch Koinzidenzmessungen mit einem
Gate auf der 107.7 keV Linie, die im entsprechenden
Koinzidenzspektrum dabei nicht verschwindet.
Entscheidend für die Aufstellung des Niveauschemas
der 9/2+ Bande ist:
1. Die 148.8 keV und 222.9 keV Linien sind nicht
koinzident, wie sich aus dem untersten Koinzi-
denzspektrum in Abb. 7 ergibt.
2. Die beiden Komponenten des 257.1 keV Multi-
pletts treten in Kaskade auf.
3. Die 364.6 und 365.3 keV Linien müssen parallel
in das Niveauschema eingeordnet werden.
4. Es sind folgende Energiesummen zu berück-
sichtigen:
148.8 + 74.0 = 222.8
148.8 + 107.7 = 257.5
257.1 + 107.7 = 364.8
107.1 + 374.8 = 482.5
3312-
2912-
2512-
2112-
1712-
1312-
9/2
5/2-
1/2
440.1
393.8
434.3
455.0
421.8
343.1
231.6
102.7
35/2
33/2-
3112-
2912-
2712
25/2
2312-
2112-
1912-
17/2
15/2-
13/2-
11/2-
912-
7/2-
567.2
560.3
531.5
490.3
434.3
191.2 361.3
170.3
148.4 272.0
123.5 t
1810S
Abb. 8: Niveauschema von 1810s.
565.3
547.6
512.5
464.1
399.7
318.5
.~
+ .1/2
586.6
35/2+ 37/2+
599.9
33/2+ 31/2+
599.9
29/2: 27/2
547.6
25d 23/2+
374ß 463.8
21/2+
1912- 107.7
257.1 364.6
7/2-
5/2- 107.7
3/2+ 148.8 257.1
+ll/l 4. 9/2 _
671.
643. 7
(27/2,29/2)---""'T""---
229.6 577. 2 (25/2,27/2) f
214.7 (23/2,25/2) T
204.0
482 (2112~ !
.3 r:,'P * ,'?l
* *
365 65.3
222 2.9
w w
- 34 -
Zusätzlich ist ein gut fundiertes systematisches Ar
gument verwendet worden. Man erwartet für die 9/2+
Bande starke Coriolismischungen verschiedener Nilsson
+ Konfigurationen, insbesondere der 9/2 (624) und der
7/2+ (633) Konfigurationen. Solche Konfigurationsmi-
. d' 179 . K . t d I' h schungen Sln ln W, elnem ern ml er g elC en
Neutronenzahl, beobachtet worden44 ,45) . Die Coriolis
Effekte bewirken, daß die 15/2+, 19/2+, 23/2+, ...
+ + + Zustände im Vergleich zu den 13/2 , 17/2 , 21/2 ,
Zuständen energetisch nach oben verschoben werden.
Trotz der Komplikation, die durch das Vorhandensein
mehrerer nicht aufgelöster Multipletts hervorgerufen
wird, ergibt sich ein eindeutiges Niveauschema für die
9/2+ Bande, wie es in Abb. 8 zu sehen ist. Die Reihen-
folge der Ubergänge wurde dabei durch ~nwendung der
unter 2.3 besprochenen Intensitätsargumente ermöglicht.
Die zweifache Einordnung der 107.7 keV Linie in diese
Bande ergibt sich aus Energiesummen. Es wurden die In-
tensitäten aller y-Ubergänge in den einzelnen Koinzi-
denzspektren bestimmt, und es ergab sich eine befrie-
digende Ubereinstimmung mit den aus dem Niveauschema
folgenden Intensitätsrelationen. Die Spinzuordnungen
werden in der 9/2+ Bande am Schluß des Abschnitts
111. 1. diskutiert.
Der 13/2+ + 9/2+ Ubergang wurde nicht beobachtet, da
+ der Zerfall des 13/2 Zustandes hauptsächlich durch
den 74.0 keV Ubergang erfolgt. Der 11/2+ + 9/2+ tlber-
- 35 -
gang wurde ebenfalls nicht gefunden, möglicherweise
weil seine Energie sehr klein ist. Außerdem wurde
eine Seitenbande beobachtet, die die 9/2+ Bande be
völkert. Es konnte jedoch nicht entschieden werden,
ob diese Kaskade das 21/2+ oder das 19/2+ Niveau be
völkert, da ihre Ubergänge mit dem 365 keV-Dublett in
Koinzidenz sind.
Das Niveauschema der 9/2+ Bande wird durch die Ergeb-
nisse der Winkelverteilungsmessung bestätigt. Die Win
kelverteilungsmessungen ergaben, daß alle Crossover
Ubergänge eine starke positive Anisotropie haben, wie
es für eine Interpretation als gestreckte E2-0ber
gänge erforderlich ist. Die Kaskadenübergänge zwischen
aufeinanderfolgenden Niveaus haben eine starke negati-
ve Anisotropie; sie sind gemischte M1+E2-Ubergänge. Die
Ubergänge der Seitenbande sind ebenfalls gemischte
M1+E2-Ubergänge. Für den 9/2+ ~ 7/2-, 107.7 keV, Uber
gang wurde in Ubereinstimmunq mit Kawakami et al. 43 )
aus Intensitätsgründen eine E1 Multipolarität ange-
nommen. Die Auswertung der Winkelverteilungen sowie
die Bestimmung der Intensitäten der unteren Ubergänge
bis Spin 21/2+ im Niveauschema der 9/2+ Bande wurde
besonders erschwert durch die Tatsache, daß von die
sen Ubergängen sechs zu Multipletts gehören. Die
relative Intensität aller Ubergänge dieser Bande wur
de soweit als möglich aus der Winkelverteilungsmessung
- 36 -
und aus den Koinzidenzspektren errechnet. Die Be-
stimmung der Multipolarität und der Intensität des
364.6 keV und 365.3 keV Dubletts aus der Winkelver-
teilungsmessung wurde besonders erschwert, da dieses
Dublett zusätzlich von der 365.5 keV Linie in 181 w
überlagert wird. Die Intensität dieser Linie wurde
aus der Intensität der 109.9 keV Linie in 181 w be-
stimmt, so daß eine Korrektur der Intensität der
365.3 keV Linie in 1810s möglich war.
Ein weiteres Problem war die Abschätzung der Inten-
sität und die Bestimmung der Winkelverteilung für
die 74.0 keV Linie, die von Röntgenstrahlen über la-
gert ist. Eine Winkelverteilungsmessung mit einem
0.9 cm3 Detektor (Auflösung bei 100 keV 600 eV) er-
gab, daß die 74.0 keV Linie Mitglied eines nicht auf-
gelösten Quintupletts ist. Die Intensität konnte da-
her nur mit einem großen Fehler bestimmt werden.
Die Ubergangsenergien, Intensitäten, Winkelverteilungs-
koeffizienten und Multipolaritäten der y-Ubergänge in
dieser Bande sind in der Tab. 1 enthalten. Die Energien
wurden aus einer Eichmessung bestimmt, in der das
in-beam Spektrum gleichzeitig mit den Spektren von
Eichquellen (182Ta , 137Cs , 152Eu ) aufgenommen wurde.
Die relativen y-Intensitäten der Ubergänge I ergaben y
sich aus den gemessenen Linienintensitäten unter Be-
Tabelle 1: Energien, relative Ubergangsintensitäten, Winkelverteilungskoeffizienten
und Multipolaritäten in 1810s.
E a) Ubergang I I tot A2 A4 Multipolarität y y
74.0 13/2++11/2+ O.05±0.O2 O.72±O.27 -0.42±O.10 -O.09±0.15 M1+(5±3)%E2
102.7 5/2-+ 1/2 (521) 0.O4±O.01 O.21±O.06 O.41±O.08 -0.O9±0.12 E2
107.7b ) 9/2++ 7/2 0.77±O.08 1.00±0.10 ] b) b)
E1
107.7 C ) 17/2+~15/2+ ] 0.06±0.02d ) + d)
107.7c ) 21/2++19/2+ 0.38_0.14 -0.O6±0.02 -0.01±0.03 M1(+E2)
123.5 9/2-+ 7/2 (514) 0.10±O.O1 O.42±O.O4 -0.14±O.06 0.12±0.09 M1(+E2)
(21/2,23/2)+(19/2+,21/2+) w
130.8 0.O5±0.O2 0.O6±0.02 -0.15±0.06 -0.05±0.09 (E1) -..J
148.4e ) 11/2-+ 9/2 (514) 0.06±0.02d ) O.16±O.05d ) -0.71±O.O4 O.05±0.06 M1+(20±10)%E2
148.8e ) 15/2++13/2+ 0.11±O.02d ) 0.32±O.05d )
170.3 13/2-+11/2 (514) 0.02±0.01 O.04±O.O2 -0. 19±0. 10 O.29±0.15 M1 (+E2)
191 .2 15/2-+13/2 (514) O.03±O.O1 0.O6±0.O2 -0.21±0.O8 0.11±0.12 M1 (+E2)
204.0 (23/2,25/2)+(21/2,23/2) O.05±O.O2 0.O8±O.O3 -0.57±O.05 0.O3±O.O8 M:1 (+E2)
214.7 (25/2,27/2)+(23/2,25/2) O.03±0.O2 0.05±0.O3 -0.42±O.08 O.O1±O.12 M1 (+E2)
222.9 15/2+ +11/2+ O.17±0.O3 O.21±O.O3 O.21±O.O4 -0.O6±0.06 E2
229.6 c ) (27/2,29/2)+(25/2,27/2) 0.03±0.02d ) 0.04±O.03d ) -0.45±0.06 f ) O.04±0.09 f ) (M1+E2) f)
231.6 9/2-+5/2 (521) 0.15±0.02 0.18±O.O2 0.25±0.03 -0.03±0.05 E2
Fortsetzung
Tabelle 1:
E a) Ubergang I I tot A2 A4
Multipolarität y y
257.1 17/2+-+13/2+ 0.23±0.05d ) O.2S±O.OSd) ] E2
257.1 c ) 0.09±0.02 d ) O.13±O.03d ) 0.04±O.O2 -O.O3±O.O3
19/2+-+17/2+ M1(+E2)
272 .0 11/2--+ 7/2 (514) 0.12±0.01 O.13±0.01 0.32±0.03 -0.10±0.05 E2
318.5 13/2--+ 9/2 (514) 0.20±0.02 O.22±0.O2 0.31±O.O2 -O.O7±O.03 E2
343.1 13/2--+ 9/2 (521 ) O.20±0.02 0.21±O.02 0.29±0.O2 -O.07±0.03 E2
361.3 15/2--+11/2 (514) O.26±0.O3 0.27±0.O3 0.24±O.02 -0.05±0.03 E2 w
364.6 21/2+ -+17 /2+ 0.31±0.05 0.33±O.O5 0.38±0.04 -0.13±0.06 E2 00
365.3 19/2+-+15/2+ 0.24±0.06 g ) O.25±O.06 g ) O.34±O.10g ) -0.03±0.15g ) E2
374.8 23/2+-+21/2+ 0.04±0.01 0.O4±0.01 -0.58±0.07 0.08±0.10 M1+(8±5)%E2
393.8 29/2--+25/2 (521 ) 0.07±0.02d ) 0.07±O.02 d ) h) h) E2
399.7 17/2--+13/2 (514) 0.22±0.02 0.23±0.02 0.30±0.02 -0.08±0.03 E2
421.8 17 /2 --+13/2 (521) 0.14±0.01 0.15±0.01 0.32±0.O4 -0.08±0.06 E2
434.3 25/2--+21/2 (521) 0.11±0.02d ) O.11±O.02d
) ] E2
O.18±0.02d ) 0.18±0.02d ) 0.35±0.O3 -0.08±0.05
434.3 19/2--+15/2 (514) E2
440.1 33/2--+29/2 (521) 0.04±0.01 0.O4±0.01 0.21±0.05 0.05±0.OB E2
455.0 21/2--+17/2 (521) 0.12±0.01 0.13±0.01 0.30±0.04 -0.11±0.06 E2
Fortsetzung
Tabelle 1:
E a) Ubergang I I tot A2 A4 Multipolarität
y y
463.8e ) 25/2+-+21/2+ O.21±O.04d ) O.21±0.04dl
] E2
464.1 e ) 0.18±0.04d ) O.19±0.04d ) 0.24±O.03 -0.04±O.05
21/2--+17/2 (514) E2
482.3 23/2+-+19/2+ 0.14±O.04 O.14±O.04 0.47±0.10 -0. 15±0. 15 E2
490.3 23/2--+19/2 (514) 0.16±0.02 0.16±0.02 O.34±0.O3 -0.09±0.O5 E2
512.5 25/2--+21/2 (514) O.23±0.05 0.24±O.O5 i) i) E2
531 .5 27/2--+23/2 (514) 0.07±O.02 O.O7±O.O2 0.32±O.O4 -0.06±0.O6 E2
29/2+-+25/2+ 0.17±0.02 d ) 0.17±0.020. 1] w
547.6 E2 \.0
547.6 c ) 0.08±0.02 d ) + d) 0.30±O.02 -0.10±O.03
29/2--+25/2 (514) 0.08_0.02 E2
560.3 31/2--+27/2 (514) 0.04±O.O1 O.04±0.01 O.34±O.07 -0.11±O.10 E2
565.3 33/2--+29/2 (514 ) 0.05±O.02 0.05±O.02 0.22±0.O8 0.01±0.12 E2
567.2 35/2--+31/2 (514) 0.02±0.01 d ) O.02±O.01 d ) O.14±0.10 -0.09±O.15 E2
577.2 27/2+-+23/2+ 0.09±0.02 0.09±0.02 0.29±O.04 -0.10±0.06 E2
586.6 41/2+-+37/2+ 0.04±0.01 0.04±0.02 0.11±0.12 O.O8±O.16 E2
599.9 33/2+-+29/2+ O.09±O.02d ) 0.09±O.02dl
] E2
37/2+-+33/2+ 0.06±O.02d ) 0.06±O.02d ) 0.40±0.04 -0.17±0.06
599.9
643.7 31/2+-+27/2+ 0.O6±0.02 0.06±0.02 0.28±O.06 -O.09±0.09 E2
671.1 35/2+-+31/2+ 0.O3±O.O1 0.03±0.O1 O. 34±O. 12 -0.09±0.18 E2
Fortsetzung
Tabelle 1:
a) Die Genauigkeit der y-Energien ist ±0.3 keV.
b) Die Hauptkomponente der 107.7 keV Linie entvölkert einen isomeren Zustand.
c) Die Genauigkeit der y-Energie ist ±O.6 keV.
d) Intensität bestimmt aus der y-y-Koinzidenzmessunq.
e) Energie bestimmt aus der y-y-Koinzidenzmessung.
f) Linie enthält eine Beimischuna der Intensität I = O.05±0.02. .. y
g) Winkelverteilung korrigiert auf Beimischuna durch den isotropen 365.5 keV
übergang in 181 w der Intensität I = O.42±0.06. y
h) Linie überlagert von dem 6++4+ Übergang in 1820s der Intensität I y == O.70±0.07.
i) Linie überlagert von moc2 Vernichtungsstrahlung.
~
o
- 41 -
rücksichtigung der relativen Ansprechwahrscheinlich-
keit des jeweiligen Detektors. Die relative Übergangs-
intensität I tot ergab sich aus Iy
durch Berücksichti
gung des totalen Konversionskoeffizienten. Die Inten-
sitäten (Itot ) wurden auf den 107.7 keV übergang nor
miert. Der Fehler der relativen Intensitäten setzt
sich bei Einzellinien aus dem statistischen Fehler und
dem Fehler der Ansprechwahrscheinlichkeit von 7 % zu-
sammen. Bei Multipletts ist zusätzlich ein systema-
tischer Fehler berücksichtigt worden, der von der An-
zahl und der Intensität der Multiplett-Komponenten
abhängt.
Durch Timing Messungen ergab sich, daß alle Übergänge
der gemischten 9/2+ Bande innerhalb der experimentel-
len oberen Grenze von 2 ns prompt sind. Für den
9/2+ + 7/2 107.7 keV übergang haben wir-.eine Lebens-
dauer, die viel größer als der von uns meßbare Grenz-
wert von 45 ns ist, beobachtet. Dies ist in Überein
stimmung mit Messungen von Kawakami et al. 43 ), die
eine Halbwertszeit T1/ 2 = 320 ns gefunden haben. Die
in dieser Arbeit angegebenen übergänge innerhalb der
9/2+ Bande von 116.0 keV, 132.0 keV und 253.0 keV
sind in unseren Koinzidenzspektren jedoch nicht beobach-
tet worden.
- 42 -
Die 7/2 Bande
Auf die Spin zuordnungen der einzelnen Niveaus
(Abb. 8) wird am Schluß des Abschnittes 111.1 ein
gegangen. Sie werden im folgenden für die Diskussion
vorausgesetzt. Die Abb. 9 zeigt zwei auf Untergrund
korrigierte Koinzidenzspektren von Ubergängen der
7/2 Bande. Im oberen Teil der Abbildung ist das y
Spektrum dargestellt, das mit dem 13/2 + 9/2 318.5 keV
Ubergang in Koinzidenz ist, der untere Teil zeigt das
y-Spektrum, das mit dem 31/2 + 27/2 560.3 keV Uber
gang in Koinzidenz ist. In den beiden Koinzidenzspek
tren sind zwei Folgen von Ubergängen zu sehen, die ge
meinsam die 7/2 Bande bilden. Das sich aus den Koinzi
denzmessungen ergebende Niveauschema der 7/2 Bande ist
ebenfalls in Abb. 8 dargestellt.
Die Auswertung der Winkelverteilungen sowie die Intensi
tätsbestimmung für die Ubergänge in der 7/2 Bande wurde
dadurch erschwert, daß die 148.4, 464.1 und 547.6 keV
Linien mit den entsprechenden Ubergängen der 9/2+ Bande
Dubletts bilden. Ferner ist die 434.4 keV Linie ein
Dublett mit dem 25/2- + 21/2 Ubergang der 1/2 Bande.
Die Winkelverteilung der 512.5 keV Linie konnte nicht
bestimmt werden, da sie von der 511 keV Vernichtungs
strahlung überlagert ist. Für alle diese y-Linien wurde
die Intensität aus den Koinzidenzspektren berechnet.
1200 LI"! (Y)
N
800 ....J « Z « ~
o 400 0::: a... W U) U)
z 0 ~
UJ 0::: W N Z 150 W 0 N Z -..t
0 cO ~ 100 -..t
50
- 43 -
t--; cn cn (Y)
I!')
cd (Y) -..t
t.D
Z -..t
0
UJ f-« ~
I
(Y)
-' t.D C"")
0 (Y)
N ...i I'-
(Y)
N -..t
200 400
182W (a.,5n) 18105 Ea.= 67 MeV
I!')
N I!')
N U
0
E
\
N
<'1 U d 0
cn E -..t
I!')
-' (Y) I!')
t.D t--: -..tC"") I!') •
I!') t.D I!')
C"")
d ~N
t--: Zt.D o I!') UJI I-« ~
600
KANALZAHL
Abb. 9: y-y-Koinzidenzspektren von Ubergängen in
der 7/2- Bande von 1810s. Im oberen Koinzi
denzspektrurn ist das Gate auf die 318.5 keV
Linie und im unteren Koinzidenzspektrum auf
die 560.3 keV Linie gesetzt worden.
700
- 44 -
Die Ergebnisse der Winkelverteilun~smessun9 zeigen,
daß alle Crossover-Ubergänge (Abb. 8) eine starke
positive Anisotropie haben; sie sind als gestreckte
E2-übergänge interpretiert worden. Die Kaskadenüber
gänge, die eine starke negative Anisotropie haben,
sind gemischte M1+E2-übergänge. Die Intensitäten, die
Winkelverteilungskoeffizienten, die Multipolaritäten
und Übergangsenergien für die übergänge in der 7/2
Bande sind in Tab. 1 ebenfalls enthalten.
Aus den Lebensdauermessunqen ergab sich, daß alle y
Ubergänge der 7/2 Bande innerhalb der Zeitaufl6suna
prompt sind.
Die 1/2 Bande
Die Abb. 10 zeigt zwei auf Untergrund korriqierte
KOinzidenzspektren der 1/2 Bande. Im oberen Koinzi
denzspektrum wurde ein Gate auf den 13/2 + 9/2
343.1 keV Ubergang gesetzt und im unteren auf den
21/2 + 17/2 455.0 keV Übergang. Der 5/2 + 1/2
102.7 keV Übergang ist stark konvertiert; diese Linie
ist daher in beiden KOinzidenzspektren nur schwach zu
sehen. Alle Übergänge sind miteinander in Koinzidenz.
Das Niveauschema dieser Bande ist in Abb. 8 zu sehen.
Weitere Mitglieder dieser Bande sind nicht beobachtet
worden.
- 45 -
400 600 KANALZAHL
Abb. 10; y-y-Koinzidenzspektren von Übergängen in
der 1/2- Bande von 1810s. Im oberen Koinzi
denzspektrum ist ein Gate auf die 343.1 keV
Linie und im unteren Koinzidenzspektrum auf
die 455.0 keV Linie gesetzt worden.
- 46 -
Die Winkelverteilungsmessungen zeigen, daß alle y-
übergänge dieser Bande oestreckte E2-übergänge sind.
Die Auswertung der Winkelverteilung für die 102.7 keV
Linie wurde dadurch erschwert, daß diese Linie ein
nicht aufgelöstes Triplett ist. Ebenfalls wurde die
Auswertung der 393.8 und 434.3 keV Linien erschwert,
da die letztere von dem 19/2 ~ 15/2 Ubergano der
7/2- Bande und die erstere von dem 6+ ~ 4+ übergang
in 1820s überlagert ist. Die Ergebnisse der Winkel-
verteilungsmessung sind in der Tab. 1 zusammen daroe-
stellt.
Aus zeitabhängigen Messungen ergab sich, daß alle y-
übergänge der 1/2 Bande innerhalb der Zeitauflösung
prompt sind.
Die Zuordnung von Spin und Parität 1/2 für den Grund-
zustand der Bande ergibt sich aus Analogie zu den Er-
179 gebnissen für den Kern W (Ref. 45,46), der dieselbe
Neutronenzahl N = 105 hat wie 1810s. Wir nehmen an, daß
der Bandenkopf mit dem 1/2 Zustand von 105 min. Halb
wertszeit42
) identisch ist. Der Zerfall des 1/2 Zustands
. d G d 181 ln en run zustand von Os wurde nicht beobachtet. Um
die Zuordnung dieser Bande zu 1810s zu sichern, haben
wir den radioaktiven Zerfall von 181 Ir studiert. Im Zer
fall von 181 Ir konnte die 102.7 keV Linie beobachtet wer-
den. Aus KOinzidenzmessungen ergab sich, daR diese Linie
mit den Röntgenlinien von Os in Koinzidenz ist. Unter
- 47 -
Benutzung von Messungen der Anregungsfunktion wurde
diese Bande daher dem Kern 1810s zugeordnet. Es wurde
kein weiterer Ubergang des Kerns 1810s in den Zerfalls-
messungen beobachtet.
Die Abb. 8 zeigt das aus unseren Messungen herqeleitete
vollständige Niveauschema von 1810s. Spins und Paritäten
der Zustände, auf die sich die drei Rotationsbanden im
Kern 1810s aufbauen, entsprechen denen der analogen Ban
den in dem Niveauschema des Kerns 179w (Ref. 45). Der
Kern 1810s zeigt nämlich eine sehr ähnliche Niveaustruk
tur wie der benachbarte ungerade Kern 179w, der die-
selbe Neutronenzahl N = 105 hat. Der 7/2 (514) Nilsson-
zustand, der sich vom f 7 / 2 Schalenmodellzustand herlei
tet, ist von Birattari et al. 44 ) sowie Lindblad et al. 45 )
und später von Bernthal et al. 46 ) als der Grundzustand
des Kerns 179w angegeben worden. Der 9/2+ Zustand liegt
bei allen anderen untersuchten N = 105 Kernen sehr nahe
über dem Grundzustand. Unsere Messungen für 1810s ergaben,
daß der 9/2+ Zustand bei 107.7 keV liegt. Die 9/2+ Bande
weist eine starke Konfigurationsmischung auf. Die Konfi-
+ guration setzt sich hauptsächlich aus den 9/2 (624) und
7/2+ (633) Nilssonzuständen der i 13 / 2 Schale zusammen.
Diese Mischung entsteht durch eine starke Coriolis Wechsel-
wirkung. Die Lage des 1/2 Zustandes der sich von einem
P3/2 Schalenmodellzustand herleitet, konnte aus unseren
Messungen nicht bestimmt werden. Die 1/2 (521) Bande ist
eine K = 1/2 Bande, die einen großen Entkopplungsparame
ter 13 ) a ~1 hat. Dadurch werden die Niveaus mit 1=3/2-,
- 48 -
7/2-, 11/2-, ... nach oben verschoben relativ zu den
Niveaus mit I = 1/2-, 5/2-, 9/2-, .... In den hier
beschriebenen Messungen wurden nur übergänge zwischen
den letztgenannten Niveaus beobachtet.
Die Zuordnung der y-Übergänge zu den drei Rotationsban-
den und deren Einordnung nämlich in die 7/2 Bande bis
35/2 - 9/2+ 41/2+ Spin , in die Bande bis Spin und in die
-1/2 Bande bis Spin 33/2 , konnte eindeutig auf grund der
experimentellen Daten festgelegt werden. In Abb. 8 ist
zu sehen, daß alle drei Rotationsbanden bei höchsten
übergängen eine Abnahme der Überganqsenergie aufweisen.
- 49 -
2. 182 Der Kern Os
182 47) Der Kern Os wurde zuerst von J. Burde et al .
. t H' lf d R k' 175 (11 4) 182 ml 1 e er ea tlon Lu B, n Os untersucht.
Sie beobachteten die Grundzustandsrotationsbande bis
zum 10+ Zustand. Ein 8- Isomer ist gefunden worden, das
den 8+ Zustand der gsb bevölkert48 ,49) .
Wir haben die Hochspinzustände des Kerns 1820s mittels
der (a,8n) Reaktion bei einer a-Teilchen Energie von
106 MeV bevölkert24 ). Als Target wurde Wolframoxid
(~8 mg/cm2 ), angereichert zu 96.1 % bezüglich 186~7,
benutzt. Die y-y-Koinzidenzmessung wurde mit zwei groß
volumigen, 60 cm3 und 77 cm3 , Ge(Li) Detektoren mit einer
Energieauflösung von 3.1 keV und 2.95 keV bei 1332 keV
von 60co durchgeführt.
Durch auf die fünf bekannten47 ) y-Übergänge der gsb in
182 Os gesetzte Gates wurden Koinzidenzspektren erzeugt,
in denen noch fünf neue y-Linien zu sehen waren. Auf alle
diese y-Linien wurden dann systematisch ebenfalls Gates
gesetzt. In Abb. 11 sind zwei auf Unterarund korrigierte
Koinzidenzspektren dargestellt. Im oberen Koinzidenzspek-
trum, bei dem das Gate auf die 534.0 keV Linie gesetzt
wurde, die von Burde47 ) als 10+ ~ 8+ übergang identifi-
ziert worden war, beobachtet man, daß diese im resul-
tierenden Koinzidenzspektrum nicht verschwindet. Dies
1000
800r-
~ 600 « Z « ~
400 o 0:: 0...
~ 200 lf)
Z C)
- 50 -
I
iI r I
186W(a.,8n) 18205 Ea =I06MeV
+ + coo
+' +' ON + -V-lD z +t 0
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2000
1000
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" I' I I1
11
I 1'1 I I • 11 1 1'1 1 I 11 I ~I 1
I 11 1 ~I I • • 11 1
! I 0 1I : I I
! j 1 I ;' ~ 11 ~ : .\ ... ~ . 11 1• I' 1 1 •• -. •• -. ~ ••• ,,\.. _ ••• " ~I I' : ... , ... ,.J'JiIi''I'. co. ....... ~\,y.~ ." ... •• !. I' 1I • "~'~~~~~""''' . . """'-. ~~~ ... .,.~ ... ,,-..-.; "W'" ."~"" ~lr
' ,. ,. • I • • -. ......... flT"WA' • ~')! "CO "~."'.' .. 4.6,..."j:1t . . . • .' ~.;;~ • -1 ...l. ...l.
o 200 400 600 800 1000 1200 1400
KANALZAHL
Abb. 11: y-y-Koinzidenzspektren der Reaktion
186 W(a,8n) 1820s. Im oberen Teil ist das
Koinzidenzspektrum dargestellt, das in
Koinzidenz mit dem Dublett - gebildet aus
den 10+ + 8+ und 12+ + 10+ Ubergängen _
gemessen wurde; der untere Teil zeigt + + das SUffiITLenkoinzidenzspektrum der 8 + 6
+ 16+ "b " bis 18 + U ergange.
- 51 -
deutet darauf hin, daß die 534.0 keV Linie aus zwei
y-Übergängen gebildet wird. Weitere y-Linien, die die
Koinzidenzbedingung erfüllen, sind die 494.1 (14+ -+ 12+),
479.2 (16+ -+ 14+), 622.R (20+ -+ 18+) keV Linien und auf
der rechten Flanke der 534.0 keV die 537.1 keV Linie.
Die 537.1 keV Linie ist nicht vom Dublett 534.0 keV im
Koinzidenzspektrum getrennt, sie ist jedoch im y-Ein
zelspektrum gut aufgelöst. Im unteren Teil der Abb. 11
ist das Summenkoinzidenzspektrum der höheren übergänge,
8+ -+ 6+ bis 18+ -+ 16+ , dargestellt, in dem der 20+ -+ 18+
übergang am besten zu sehen ist. Alle diese y-Linien wur
den aufgrund der individuellen Koinzidenzspektren in die
gsb eingeordnet. Diese Einordnung stützt sich zusätzlich
auf die Abnahme der Ubergangsintensit~t der gsb übergänge
mit größer werdendem Spin. Die Abb. 12 zeigt die übergangs
intensitäten der gsb, aufgetragen als Funktion des Spins.
Diese Intensitäten wurden aus den Einzelspektren errech
net, außer im Fall derjenigen des 534.0 keV Dubletts,
dessen Intensitäten aus dem Koinzidenzspektrum, gegated
auf dieser Linie (Abb. 11 oben), errechnet wurden. Die
Intensitäten ergeben sich aus der Überlegung, daß der im
Gate verbleibende Peak die doppelte Intensität des
12+ -+ 10+ übergangs haben muß und daß alle niedrigen über
gänge die gleiche Intensität wie die Summe der 12+ -+ 10+
und 10+ -+ 8+ übergänge haben sollen.
Durch Winkelverteilungsmessungen wurde die Multipolari
tät der y-Übergänge ermittelt. Die hierdurch gewonnenen
Ergebnisse für die relativen Ubergangsintensitäten (Itot )
1.00 182 05
0.50 I--
:<! r--U) 0.20 z w r--z 0.10 F
~ 1 W > r-- 0.05 <t: --.J W 0:::
0.02
0.01 2-0 6--4 10--8 14--12 18-16
UBERGANG 1"1-2 Abb. 12: Relative Intensitäten von Ubergängen der qsb in 1820s als Funktion
des Drehimpulses. Die Intensität des isomeren 8- + 8+ Übergangs
wurde von den vier nachfolgenden tlberqängen abgezogen.
U1 IV
- 53 -
und Winkelverteilungskoeffizienten A und A sind in 2 4
der Tab. 2 zusammengestellt. Die Energien wurden mit
Hilfe von Eichmessungen bestirrmti die relativen Über-
gangsintensitäten sind auf die Ansprechwahrscheinlich-
keit der Detektoren und die innere Konversion korri-
giert. Alle y-Übergänge innerhalb der gsb haben die
erwartete große positive Anisotropie, welche charakte-
ristisch für gestreckte E2-Übergänge ist.
Messungen von Zeitspektren zeigen, daß alle y-Übergänge
der gsb innerhalb der Meßgrenze von 2 ns prompt sind.
47 48) - . Der gut bekannte' 8 Isomerzustand wurde ln der
(a,8n) Reaktion schwach angeregt. Die Daten für den
8- ~ 8+ (553.3 keV) Übergang sind in Tab. 2 enthalten.
Die Winkelverteilung des 553.3 keV Übergangs ist isotrop,
da der Anfangszustand langlebig ist. In Abb. 13 ist das
Niveauschema von 1820s dargestellt. Die Einordnung der
y-Übergänge in die gsb konnte aufgrund der experimen
+ teIlen Ergebnisse eindeutig bis zum 20 Zustand vorge-
nommen werden.
Tabelle 2: Ubergangsenergien, relative Uberaangsintensitäten, ~inkelverteilungs
koeffizienten und Multipolarität in 1820s.
E übergang I tot "-2 A4 Multipolarität
y
126.8±O.3 2+-+ 0+ 94± 9 O.184±O.018 -O.019±O.O24 E2
273.3±O.3 4+-+ 2+ 100±10 0.234±0.O12 +O.006±0.022 E2
393.5±0.3 6+-+ 4+ 86± 9 0.230±O.014 -0.O34±0.023 E2
483.6±0.3 8+-+ 6+ 77± 8 O.236±O.O16 -0.O51±0.O23 E2
534.0±0.6 10+-+ 8+ 45± 8 ] 0.323±O.O22 -0.086±0.027 E2 12+-+10+ 534.0±0.6 39± 7
494.1±0.3 14+-+12+ 24± 3 O.296±0.O27 -0.O98±0.043 E2
479.2±0.3 16+-+14+ 12± 2 0.347±0.O35 -0.053±0.056 E2
537.1±0.3 18+-+16+ 8± 3 (O.217±0.082)a) (+0.079±O.120)a) E2
622.8±0.3 20+-+18+ 5± 1 O.455±0.098 +0.035±0.155 E2
553.3±0.3 8--+ 8+ 14± 2 -0.002±0.O37 -O.075±0.O56 E1
a) Diese Winkelverteilung ist verfälscht, da eine Störlinie beigemischt ist.
U1 ~
- 55 -
740.0
651.5
622.8 557.6
18+
537.1 529.3
16+ ,
479.2
14+ 713.1
494.1
12+ 675.9
534.0
10+
553.3 534.0 596.2
8+
483.6 500.4
6+
393.5 390.1 4+
2+ 273.3
0+ /26.8
263.9
/19.8
18405
P~b. 13: Partielle Niveau5chemata von 182 05 und 18405 .
- 56 -
3 • 183
Der Kern Os
In einer früheren Arbeit von T. Lindblad et al.50
)
183 . wurde der Kern Os experimentell untersucht. Dle
Autoren beobachteten die sich auf dem 9/2+ (624)
Grundzustand aufbauende Rotationsbande bis zum Spin 33/2+.
Wir haben ebenfalls den Kern 1830s in-beam y-spektros-
kopisch mit Hilfe der (a,5n) und (a,7n) Reaktionen un
tersucht 51 ). Für die Koinzidenzmessung wurde die
184W(a,5n) 1830s Reaktion gewählt. Es wurde eine a-Ener-
gie von 66 MeV benutzt.
Zur Winkelverteilungsmessung verwendeten wir die
186W(a,7n) 1830s Reaktion mit einer a-Teilchen Energie
von 90 MeV. Als Targetmaterial diente W-Oxid angerei
chert zu 94.2 % bezüglich 184w bzw. 96.1 % bezüglich
186w. Das Targetmaterial wurde in einer Dicke von un
gefähr 10 mg/cm2 auf eine 3 ~ Mylar Folie aufgetragen.
In Abb. 14 ist ein y-Einzelspektrum der 186W(a,xn)
Reaktion gemessen mit einer a-Energie von 90 MeV dar
gestellt. Die y-Linien, die zum 1830s gehören, sind
nur mit ihren Energien gekennzeichnet. Es wurde auch
mit kleinerem ~irkungsquerschnitt 1820s und 1840s er-
zeugt. Die übergänge dieser Kerne wurden mit geschlosse
nen bzw. offenen Kreisen gekennzeichnet.
-l « z « ~
0 a:: 0...
W
~ a:: -l :r :« N
100,000 •
50,000
0 400
50,000
25,000
0 1400
o 40,000
20,000
• c--. ~o (Y)
\
1600
N <.Ö 0 LI) <.Ö
lD
600
co Gi CI
"
- 57 -
186 ( 183 W a..7nJ 05 Ea.=90 MeV
y-EINZELSPEKTRUM
1820
• 5 1840 o 5
800
1800
•
o
1000
N <.l
0 E
<D
0'> -.j
1:1 c :J
" . ~ 0'>
" • 0
2000 2200
1200
oL2J4o-o--------2~6-00--------2~8-00------~3~0~00~----~3~2~00~----~3~400
KANALZAHL
Abb. 14: y-Einzelspektrum der Reaktion 186N (a,xn)
b 'E 90 M V D' L" d' 1830 el = ~e. le y- lnlen, 1e zum _5 a
gehören, sind nur mit ihren Energien ge-
- 58 -
Die y-y-Koinzidenzmessungen wurden mit zwei Ge(Li)
Detektoren von 77 cm3 und 106 cm3 aktivem Volumen
durchgeführt. Die Abb. 15 zeigt zwei auf Untergrund
korrigierte Koinzidenzspektren. Im oberen Koinzidenz-
+ + spektrum ist ein Gate auf den 23/2 + 19/2 491.6 keV
Ubergang gesetzt worden. Das untere Koinzidenzspek-
+ + "b trum ist auf dem 29/2 + 25/2 574.5 keV U ergang
gegated worden. Aus der Untersuchung aller Koinzi-
denzspektren ergab sich, daß die 491.4 keV Linie ein
Dublett ist. Auf dieses Dublett wurde im oberen Koin-
zidenzspektrum von Abb. 15 ein Gate gesetzt. Da die
491.4 keV Linie in diesem Spektrum verschwindet, mlis-
sen beide Komponenten des Dubletts oarallel in das
Niveauschema eingeordnet werden. Die beiden Komponen-
ten der 491.4 keV Linie sind Mitglieder der beiden
Folgen von Crossover-Ubergängen, die in der bekannten
9/2+ Bande beobachtet werden. Daher sieht man beide
Folgen in dem oberen Koinzidenzspektrum. Es konnten
die Crossover-Ubergänge bis zum 41/2+ + 37/2+ bzw.
35/2+ + 31/2+ Ubergang identifiziert und eingeordnet
werden. Die Spinzuordnung der übergänge ist aus Tab. 3
bzw. aus dem Niveauschema von 1830s (Abb. 16) zu ent-
nehmen. Die Mitglieder der intensiveren Folge von
Crossover-Ubergängen sind im unteren Koinzidenzspek-
trum (Abb. 15) gut sichtbar. Außerdem wurden die Kaska
denübergänge (ßI=1) bis Spin 23/2+ beobachtet, die be
reits aus Messungen von Lindblad et al. 50 ) bekannt wa-
ren.
- 59 -
O~~--------L---______________ ~ ________ ~ ______ ~~ ____ ~~~ ____ ~~~ 200
Abb. 15:
400 600 800 Ey (keV)
y-y-Koinzidenzspektren der Reaktion
184W(a,5n) 1830s. Im oberen Koinzidenz-
spektrum ist das Gate auf die 491.4 keV
Linie und im unteren Koinzidenzspektrum
auf die 574.5 keV Linie gesetzt worden.
37/2+
35/t
+ 33/2
3112 +
29/2
27/2
+
+
251
23/
211
191
2+
2+
2+
2+
2+
t 171
15/
13 It /t 11
912 +
Abb. 16:
,
- 60 -
776.6
t
729.7
•
656.7
574.5
•
304.5 491.4
~ 187.4
222.4 409.8
166.0
156.2 322.3
122.7 96.3 219.3
9/2 [624] 183
05
756.6
~
677.3
,
588. 2
491. 6
388 .7
•
279 .1
~
N · h 1830 lveausc ema von s.
- 61 -
Die Winkelverteilungsmessung wurde auf beiden Seiten
vom Strahlrohr mit zwei koaxialen Ge(Li) Detektoren,
mit einem aktiven Volumen von 62 cm3 bzw. von 66 cm3
und einer Energieauflösung von jeweils 1.95 keV bzw.
2.6 keV bei 1332 keV durchgeführt. Ein planarer Ge(Li)
Detektor von 10 cm3 aktivem Volumen wurde bei einem
festen Winkel von 45 0 zur Strahlrichtunq als Monitor-
detektor benutzt. Durch die Auswertung der aus der
Winkelverteilungsmessung erhaltenen Spektren wurden
die Winkelverteilungen gewonnen und die Multipolarit?t
d "b" d N· h f" d K 1 83 er y-U ergange es lveausc emas ur en ern Os
bestimmt. In Abb. 17 sind als Beispiel die Winkelver-
183 teilungen für alle y-Ubergänge des Kerns Os darge-
stellt, die mit dem hochauflösenden 62 cm3 Ge(Li) De-
tektor aufgenommen worden sind. Man sieht zwei verschie-
dene Arten von Winkelverteilungen. Diejenigen, die eine
starke positive Anisotropie haben und somit charakte-
ristisch sind für gestreckte E2-Ubergänge mit einer
Spinänderung ~I = 2 und die anderen, mit einer starken
negativen Anisotropie, die charakteristisch sind für ae-
mischte Dipol-Quadrupol-Übergänge mit einer Spinände-
rung ~I = 1 (Kaskadenübergänge) . Die y-Energien, y-
Intensitäten, Winkelverteilungskoeffizienten und die
Multipolarität der y-Ubergänge sind in Tab. 3 zusammen-
gestellt.
Die Übergangs energien sind mit Hilfe von Eichmes-
sungen bestimmt worden. Die übergangsintensitäten I tot
wIe)
1.41 96.3
LOt I "'" I
0.6
0.2
222.4
'4 i 1.0 .
0.6
Abb. 17:
WIe) wIe) W(9) wIe)
1. 122.7 1. 156.2 1 166.0 t 187.4
I ~
tl~1 I ~
t' '" i r ""'" i
i ,
r~1
304.5 219.3 t 279.1 t 322.3
.. tL. . ~ tL
18305
Winkelverteilungen der y-Überaange in
Richtunq der einfallenden a-Teilchen.
18305 bezoaen auf die
I ~ e
I ~ 8
Tabelle 3: Energien, relative Ubergangsintensit~ten, ~inkelverteilunaskoeffizienten
und Multipolaritäten der 9/2+ (624) Bande in 1830s.
E Ubergang I A2 /"'-o P- 4 /Ao Multipolarität y y
96.3 11/2+-+ 9/2+ 1.9±0.3 -O.55±O.O3 -O.01±0.O4 t-"'1+(30±10)%E2
122.7a ) 13/2+-+11/2+ 4.0±O.4 -O.47±0.02 a ) -Cl.Cl1±0.03 a ) M1+(15±5)%E2
156.2 15/2+-+13/2+ 3.4±O.4 -O.57±O.O2 0.O2±O.O3 M1+(15±5)%E2
166.0 17/2+-+15/2+ 3.0±O.4 -O.60±Cl.02 0.O2±O.03 M1+(10±3)%E2
187.4 21/2+-+19/2+ 1.3±0.3 -0.56±O.O4 0.OO±0.O6 M1+(7±2)%E2
222.4 19/2+-+17/2+ 1.3±O.3 -O.O5±O.O4 -O.O5±O.O6 M1+(5±1.5)%E2
304.5a ) 23/2+-+21/2+ 1.0±0.3 -O.35±O.04 a ) 0.OO±O.06 a ) M.1+ (3±1) %E2
219.3 13/2+-+ 9/2+ 1.4±O.3 O.26±O.O4 -0.08±0.06 E2
279.1 a ) 15/2+-+11/2+ 3.8±O.4 O.24±O.02 a ) -O.06±O.03 a ) E2
322.3 17/2+-+13/2+ 6.1±O.5 O.30±O.O2 -O.O7±0.O3 E2
388.7 19/2+-+15/2+ 4.5±0.5 0.32±O.O2 -O.O6±0.03 E2
409.8 21/2+-+17/2+ 5.4±O.5 O.32±O.02 -O.O8±O.03 E2
491.4 b ) 25/2+~21/2+ ]
491.6b ) 23/2+-+19/2+ 7.7±0.7 O.31±O.O2 0.O8±O.03 E2
574.5 29/2+-+25/2+ 2.8±O.4 O.29±O.O3 -0. 12±O. 05 E2
0"1 w
Fortsetzung
~abelle 3:
E Ubergang I "'-2/"'-0 A4 /,.0 rv'ultipolarität y y
588.2 27/2+-+23/2+ 2.1±0.4 0.28±O.O4 -O.12±O.06 E2
656.7 33/2+-+29/2+ 2.7±0.3 0.32±0.O4 -0.1 4±O. 06 E2
677.3 31.2+-+27/2+ 1.3±0.7 0.33:::0.05 -0.05±0.07 E2
729.7 a ) 37/2+-+33/2+ O. 8±0. 3 O.24±0.06 a ) -0.07±0.09a) E2
756.6 35/2+-+31/2+ 0.6±0.3 O.29±0.09 -0.17±0.13 E2 0"1
41/2+-+37/2+ ;p.
776.6 0.5±0.3 0.36±0.12 0.06±0.17 E2
a) Den Ubergängen sind andere Linien beiqemischt.
b) Nicht aufgelöstes Dublett.
- 65 -
sind auf innere Konversion und Ansprechwahrscheinlich-
keit der Detektoren korrigiert und auf die 304.5 keV
Linie normiert worden. Der angegebene Fehler ist wie
bei 1810s errechnet worden.
Durch Messung der Zeitspektren zeigte sich, daß alle
y-Ubergänge der 9/2+ Bande innerhalb der experimentel-
len Grenzen von 2 ns prompt sind. Das sich aus unseren
~ N' h f" d K 1830 Messungen ergebenQe lveausc ema ur en erns
ist in Abb. 16 gezeigt.
- 66 -
4. 184 Der Kern Os
Der Kern 1840s wurde kürzlich in-beam spektroskopisch
k ' 1 52) 'H hit 1 53) von Yamaza 1 et a. SOWle oe e e a. unter-
sucht. Die gsb wurde bis zum Spin 10+ und
tionsbande bis zum Spin 5+ beobachtet52
) .
die y-Vibra-
53) Hochel et ale
haben außerdem eine Anzahl von Niveaus mit negativer Pa-
rität gefunden. Einige dieser Zustände sind Mitglieder
der Oktupolbande. Warner und Mitarbeiter25
) haben eben-
d ' b d 184 0 d' t l"' ' h b 1\ falls le gs es Kerns s stu ler . ule a en r·n-
zeichen für einen Backbending-Effekt bei dem 14+ Zustand
beobachtet. Da die Autoren die Zuordnunq des 16+ ~ 14+
Ubergangs jedoch für unsicher halten, haben wir den
184 Kern Os erneut untersucht.
Z "lk d ' 184 ur Bevo erung er Nlveaus der qsb des Kerns Os
h b 'd' 186w ( 6) 184 k' b a en Wlr le a, n Os Rea tlon enutzt. Als
Target wurde Wolframoxid (8-10 mg/cm2 ) angereichert
bezüglich 186~ zu 96.1 %, verwendet, das mit 77 MeV
a-Teilchen bestrahlt wurde.
Die y-y-Koinzidenzmessungen wurden mit den 60 cm3 und
77 cm3 Ge(Li) Detektoren durchgeführt. In Abb. 18 sind
zwei auf Untergrund korrigierte Koinzidenzspektren dar-
gestellt. Im oberen Teil der Abbildung ist ein Gate auf
+ + .. den 12 ~ 10 Uberqang gesetzt worden, der untere Teil
zeigt die Summe der Koinzidenzspektren, die mit den über-
800
600
..J « 400 Z « ~
o 0::: 200 Cl..
LU (J) (J)
Z 0 """"""""' ~
LU 800 0::: LU N Z LU o 600 N Z o ~
400
200
- 67 -
186W (a.,6n) 18405
t Ea. = 77 MeV +-.3
+-.3 + +
J U) 0
J J lD co +co ~
J z 0 0
W I-<X: +N (.!)
+co t J
1 +.....r • _ 0
N
0 J N N N
I I
I I
200 400 600 800 Ey (keV)
Abb. 18: y-y-Koinzidenzspektren der Reaktion 186 184 W(a,6n) Os. Im oberen Teil ist das
Koinzidenzspektrum dargestellt, das in
Koinzidenz mit dem 12+ + 10+ Übergang ist;
der untere Teil zeigt das Summenkoinzidenz-+ + + + ..
spektrum der 14 + 12 bis 20 + 18 uber-
gänge.
- 68 -
gängen 14+ ~ 12+ bis 20+ ~ 18+ in Koinzidenz sind.
Durch das Studium aller individuellen Koinzidenzspek-
tren konnte die Zuordnunq der 529.3 keV Linie als
+ + U 25) b "t' t d A ße dem wur 16 ~ 14 bergang esta 19 wer en. u r -
den drei neue Mitglieder der gsb mit den Energien
557.6, 651.5 und 740.0 keV identifiziert. Sie wurden
auf grund von Intensitätsargumenten unter Berlicksich-
tigung aller individueller Koinzidenzspektren als die
18+}- 16+, 20+ }- 18+ und 22++ 20+ Übergänge einge-
ordnet. Die im oberen Spektrum nicht einwandfrei
sichtbaren 20+ -}- 18+ und 22+ )- 20+ übergä.nge sind deut-
lich in dem unten in Abb. 18 gezeigten Summenkoinzidenz-
spektrum ausgeprägt. In den Koinzidenzspektren der
Abb. 18 ist die Intensit~t des 2+ )- 0+ Uberqanqs sehr
klein im Vergleich zu der Intensitc'=it des 4+ ~ 2+ Über
gangs, da der 2+ )- 0+ Uberqanq sehr stark konvertiert
ist.
Durch Winkelverteilunqsmessungen wurde die Multipolari-
tät der gsb übergänge bestimmt. Alle diese Überqänge
zeigen, wie erwartet, eine große positive Anisotropie,
und somit gestreckten E2-Charakter. Die Erqebnisse der
Winkelverteilungsmessungen (Energien, relative Ubergangs-
intensitäten, Winkelverteilungskoeffizienten und Multi-
polaritäten) sind in Tab. 4 zusammengestellt. Die über-
gangsintensitäten sind auf innere Konversion und An-
sprechwahrscheinlichkeit der Zähler korrigiert und auf
die 119.8 keV Linie normiert. In Abb. 13 ist ein partiel-
184 les Niveauschema von Os dargestellt.
Tabelle 4: Energien, relative Ubergangsintensitäten, ~inkelverteilun0skoeffizienten
und Multipolarität in 1840s.
E Übergang I tot "2 A4 t-1ul tipolari tät '(
119.8 2+ -+ 0+ 1 . OO±O. 1 0.076::0.004 -0.062::0.005 E2
263.9 4+-+ 6+ 0.98::0.1 0.206::0.002 -0.073±0.003 E2
390.1 6+-+ 8+ 0.77±0.08 0.240::0.003 -0.080±0.004 E2
500.4 8+-+ 6+ 0.49±0.05 0.264±0.006 -0.081±0.008 E2
596.2 10+-+ 8+ 0.28±0.03 0.329±0.010 -0.102±0.014 E2
675.9 12+-+10+ a) 0.24 ±0.03 0.310±0.010 -0.134±0.015 E2
713. 1 14+-+12+ 0.12±0.03 0.258±0.024 -0.104±0.032 E2
529.3 16+-+14+ 0.05±0.02 0.309±0.040 -0.111±0.054 E2
557.6 18+-+16+ a)+ 0.06 _0.02 o . 1 9 o± 0 . (13 3 -0.013±0.044 E2
651 .5 20+-+18+ 0.02±0.01 0.333±0.091 0.013±0.124 E2
740.0 22+-+20+ 0.01±0.01 0.365±0.135 -0.041±0.182 E2
a) Linie überlagert.
0"1 ~
- 70 -
Messungen von Zeitspektren zeigen, daß alle y-Uber
gänge der gsb innerhalb der Zeitauflösung prompt
sind.
- 71 -
5. 181 Der Kern Re
Aus früheren Messungen 54 ,55) war der untere Teil des
Niveauschemas für den Kern 181 Re bekannt. Hjorth
54) 181 et al. haben Re mit Hilfe der (a,4n)-Reaktion
erzeugt. Sie haben zwei stark gekoppelte Rotations
banden, nämlich die 5/2+ (402) Bande bis Spin 19/2+
und die 9/2 (514) bis Spin 19/2-, beobachtet. Sinqh
et al.55
) haben ebenfalls die (a,4n)-Reaktion verwen-
det und zus~tzlich zu den zwei obiqen Banden eine
dritte Bande beobachtet, nämlich eine Coriolis-ent-
koppelte Bande bis Spin 29/2-. Diese Bande ist als
Coriolis-entkoppelte Bande interpretiert worden, da
nur die Zustände mit AI = 2 auftreten, und die Niveau-
abstände dieser Bande sehr ähnlich sind, wie die der
gsb der benachbarten qeraden Kerne. Aus Messunqen von
Conlon 56 ) ist weiterhin bekannt, daß ein isomerer Zu-
stand mit einer Halbwertszeit von 11.4 ~s in den 19/2
Zustand der 9/2 (514) Bande entvölkert wird.
Wir haben den unqeraden Protonenkern 181 Re studiert,
um zusätzliche Informationen über den Backbendinq-
Effekt in den Os-Kernen zu erhalten.
Z k d . .. d . 181 R d ur Bevöl erung er Rotatlonszustan e ln e wur e
die 181 Ta (a,4n) Reaktion bei einer a-Enerqie von 54 MeV
benutzt. Als Target diente eine Metallfolie aus natür-
- 72 -
lichem Ta. Für die Messungen wurden wiederum die
großvolumigen Ge(Li) Detektoren verwendet.
In Abb. 19 ist das y-Einzelspektrum dargestellt, das
181 ) k· b· E 54 M V aufgrund der Ta(a,xn Rea tlon el a = e
entsteht. Die y-Linien, die zum 181 Fe gehören, sind
mit ihren Energien gezeichnet.
Durch systematisches Analysieren der y-Finzelsoektren,
y-y-Koinzidenzdaten, y-~inkelverteilungen und Zeitspek-
tren der y-Übergänge, konnte die Identifizierung und
Einordnung der y-Ubergänge für alle drei Rotationsbanden
vorgenommen werden.
Die 5/2+ (402) Bande
O h d · f 11 b k 54,5:-» ··b .. urc Gates, le au a e e annten y-U erqange
der 5/2+ (402) Bande in 181 Re gesetzt worden sind, wur-
den Koinzidenzspektren erzeugt, in denen noch sechs
neue y-Linien mit den Energien 263.6 keV, 265.2 keV,
271.9 keV, 525.4 keV, 535.5 keV und 537.1 keV zu sehen
waren. Auf alle diese y-Linien wurden systematisch eben-
falls Gates gesetzt.
In Abb. 20 sind zwei auf Untergrund korrigierte Koinzi
denzspektren dieser Bande dargestellt. Das im oberen
Teil der Abbildung 20 gezeigte y-Spektrum ist mit dem
15/2+ ~ 13/2+ 226.5 keV Ubergang in Koinzidenz. Der un-
...J « Z « ~
0 oc 0...
W I-« oc ...J I :« N
- 73 -
400 600 800 1000 1200
181 ( ) 181 Ta a..4n Re, Ea=54MeV y-EI NZELSPEKTRUM
90,000
a::i Neo CV? a::ia::i -.3 t'-<0 -' 1"1 1"11"1
O'l NN Ll"l O'l I
45,000 N N -.3
-; t'- N Lfi ~ <0 r--:
<0 Ll"l t'- +Ll"l cO -.3 •
-.3 • <0
ON ~N I I
0
~ Q)
Ll"l Lfi <0 1"1
70,000 O'l cO N
N 0
1"1 0 0
<.Ö E
eo 1"1
t'- O'l 0 0_
tri Lfi eo r-: LI1 "! Dir-: N Ll"l cri 0 <01"11"1
1"1 1"1 -.3 1"1 N:::; 1"1 NI"1 t'- • •
I I t'- m Ll"l . co O'l Ll"lLl"l <0 t'- Ll"l-.3Ll"l
35,000 M -.3 R-.3 -.3t'-
I N u1 <.Ö I ~~ Cl'! co -.3 -.3 I M Ll"lLl"l o_ N
I 0 Ll"l Ll"l CV? \/
N O'l
Ll"l \I ~ lD
I Ll"l <0 I
O---r--__ ~------r-----~----~----~----~----~----~~----~-J 2600 3000
KANALZAHL 1400
Abb. 19:
1800 2200
y-Einzelsoektrum der Feaktion 181 Ta (a,xn)
bei E = 54 MeV. Die mit ihren Enerqien ge-a -. h t ., . d 1 R 1 R d t rden zelC ne en Llnlen Sln e zuqeor ne wo .
1500
1000
...J <{ z <{ ~
0 500 0:: CL
w (/) (/)
Z c.9 W 0:: W N Z
o~--
~ 400 N Z o ~
200
~ N o N
N
U"I IDID
.N
~z NO
- 74 -
co tri r-('T)
I
co tri r-('T)
I
181 To (a,4n) 181 Re
Ea = 54 MeV
r-M o U"I U"I
Il"i ('T) U"I
oL-----~~~2~00~~~~~~--~4~OO~~L-~--~~~WTO~~~~~~--~
Abb. 20:
KANALZAHL
y-y-KOinzidenzspektren von ttbergängen in
der 5/2+ (402) Bande in 181 Re . Im oberen
Koinzidenzspektrum ist das Gate auf die
226.5 keV Linie und im unteren Koinzidenz
spektrum auf die 265.2 keV Linie gesetzt worden.
- 75 -
tere Teil zeigt das y-Spektrum, das mit dem
21/2+ ~ 19/2+ 265.2 keV übergang in Koinzidenz ist.
An Hand dieser Spektren sieht man, daß die Kaskaden-
übergänge stärker bevölkert werden als die Crossover-
übergänge. Das zeigt sich an Hand der Intensitäten der
y-übergänge. Die 260.2, 263.6, 265.2 keV Linien sind in
den Spektren nicht vollständiq aufqelöst. Die 429.1 und
470.2 keV Linien werden im oberen Spektrum von Abb. 20
nicht beobachtet, woraus zu schließen ist, daß sie oa-
rallel zum überganq sind, auf dem das Gate sitzt. Aus
demselben Grund werden die 525.4 und 537.1 keV im unteren
Spektrum nicht beobachtet.
Singh et al. 55 ) ordneten die 265.2 keV Linie als
9/2+ • 5/2+ Crossover-Überqang im Niveauschema der
5/2+ Bande ein. Diese F.inordnunq wird durch unsere Er-
qebnisse jedoch nicht bestätiat. Wäre diese F.inordnung
richtig, dann müßten in dem unteren Koinzidenzspektrum
+ + + + von Abb. 20 die 9/2 • 7/2 und 7/2 ~ 5/2 Kaskaden-
übergänge mit den Energien 148.6 keV und 118.1 keV ver-
schwinden, da sie dann parallel zu dem übergang wären,
auf den das Gate gesetzt worden ist. Dies ist jedoch
nicht der Fall, da die 118.1 keV und 148.6 keV Linien
eine Intensität haben, die mit der der anderen y-Linien,
die unterhalb des Gates liegen, vergleichbar ist. Unter
Berücksichtigung aller Koinzidenzspektren, insbesondere
auch derjenigen, bei denen Gates auf die 525.4 und
537.1 keV Linien gesetzt worden sind, wurde die 265.2 keV
- 76 -
Linie als 21/2+ + 19/2+ Kaskadenlibergang und die
525.4 und 537.1 keV Linienals 21/2+ + 17/2+ bzw.
23/2+ -~ 19/2+ Crossover-Überaänge einaeordnet. Die
+ + "b Existenz eines 9/2 * 5/2 Crossover-u erqanas konnte
aus unseren Koinzidenzsnektren nicht bewiesen werden.
55) b . d d Die von Sinqh et al. angeae ene Elnor nunaer
+ + " ')36.0 keV Linie als 21/2 ~ 17/2 Crossover-Uberqana
ist aufgrund unserer Messungen nicht haltbar, da be-
+ / + .. rei ts die 525.4 keV Linie als 21 /2 -~ 17 2 TTbergana
identifiziert worden ist.
Wir haben zus~tzlich zu den bereits diskutierten drei
neuen Übergängen weitere drei neue Linien in die 5/2+
Bande eingeordnet, nä~lich die 271.9, 263.6 und
+ + + + 535.5 keV Linien als die 23/2 ~ 21/2 ,25/2 ~ 23/2
und 25/2+ ) 21/2+ Uberqänqe.
Winkelverteilun0smeSsunQen ernahen, daR alle Kaskaden-
ilberqänqe qemischte M1 + E2 ~ultipolarit~t (6 > 0) ha-
ben und dar die Crossover-Uberq~nae aestreckte E2-Uber-
gänge sind. Die Eraebnisse der Winkelvertej.lunqsmessunaen
für die 5/2+ (402) Bande sind in d~r Tab. 5 enthalten.
Die !-~essung der Zei tspektren erqab, dar alle Pbergänqe
innerhalb der Zeitauflösunq promDt sind. Die beobachtete
langlebige Komponente bei der 118.1 keV Linie rührt von
den 144.7 keV und 238.8 keV Überaänqen her, die die
isomeren 9/2 bzw. 5/2 Zustände entvölkern.
Tabelle 5: Energien, relati ,-e jberaanCisintensi t2ten, ~inkelverteilunaskoeffizienten
und Multipolaritäten in 181 Re .
E a) "b b) I T P'2 p-.~ Multipolarität "Y
U ergang -tot
118. 1 7/2+-" 5/2-'- (402 ) 2.34=0.16 1(J.0(J=(J.70 0.01=0.02 -0.03=0.03 )\'1.1+ (2= 1) %E2
144.7 C ) - + 9/2 -+ 7/2 3.13=0.36 3.92=\'.41 -0.04=0.02
c) -0.02::0.03 c) E1
148.6 9/2+ .... 7/2+ (402 ) 0.79=0.06 2.13=0.15 0.02=0.02 -0.02::0.03 )\'11+(2±1)%E2
156.1 13/2- - 9/2 1.05=0.11 1 . 80= 0 . 19 0.24=0.02 -0.07=0.03 E2
164.3 11/2--+ 9/2 (514) 2.46=0.17 5.63=0.39 0.03=0.02 -0.01=0.03 )\'11+ (2± 1) %E2
177.1 11/2+ .... 9/2+ (402 ) 0.76=0.15 1.56=0.31 0.01=0.02 0.00=0.03 1\11+ (2± 1) %E2 --.I
13/2--+11/2 --.I
191 . 7 (514) 2.47=0.17 4.52=0.31 0.03=0.02 -0.02=0.03 )\'11+ (2± 1) %E2
202.7 13/2+-..11/2+ (402 ) 0.77=0.08 1.33=0.13 0.05=0.02 -0.01=0.03 M1+(2±1)%E2
205.9 0.16=0.04 0.21 = 0.05 0.25=0.06 -0.03=0.08 (E2)
215.3 15/2--..13/2 (514) 2.39=0.17 3.82=0.2"1 0.04:'::0.02 -0.01::0.03 [\11+ (2± 1) %E2
220.4 0.09=0.04 -0.17::0.09 0.23±0.12
221 .9 0.43=0.06 0.53=0.07 0.23::0.04 0.06±0.06 (E2)
226.5 15/2+-..13/2+ (402 ) 0.66=0.05 1.01=0.07 O.OO±0.03 0.02±0.05 M1+ (2± 1) %E2
238.2 17/2--..15/2 (514) 2.13=0.30 3.11=0.44 ] M1+ (2± 1) %E2
238.8d ) 5/2- -.. 7/2+ 0.01::0.02 -0.02±0.03
1.62::0.31 1.73=0.33 E1
243.7 17/2+-+15/2+ (402 ) 0.50=0.04 0.78::0.0S -0.03::0.03 -0.04±0.05 ~~1+ (2± 1) %E2
Fortsetzung
Tabelle 5:
E a) übergana b ) I I tot A2 />4 r"ul tipolari tät
y
253.1 0.33=0.03 0.38=0.()6 0.42=0.04 -0.01=0.06 (E2 )
255.4 19/2--+17/2 (S1 4 ) 1.23=0.24 1.70=0.33 0.14=0.02 e ) -0.01=0.03 e)
~1+ (E2)
260.2 19/2+-+17/2+ (402 ) 0.32=0.04 0.71=0.OS -0.04=0.03 0.01=0.05 ~1+ (2± 1) %E2
263.6 25/2+-+23/2+ (402 ) 0.21 = 0.08 0.28=0.10 0.00=0.04 0.01=0.06 r-~1+ (2± 1) %E2
265.2 21/2+...,.19/2+ (402 ) 0.31=0.07 0.41 = 0.09 -0.07=0.OS -0.04=0.07 M1+ (2± 1) %E2
271 .9 23/2+...,.21/2+ (402 ) 0.22=0.05 f) 0.29=0.07
f) -0.10=0.05 e) -0.03=0.07 e) r<l1+ (E2) -..J :::0
273.8 21/2-...,.19/2 (514) 0.66=0.05 0.86=0.07 0.05=0.02 -0.01=0.03 M1+ (2± 1) %E2
276.0 17/2--+13/2 1.28=0.28 1.42=0.31 0.33=0.02 -0.06:'::0.03 E2
281 .8 23/2-...,.21/2 (514) ~ 13 f) O.::JO=O. ~ . f)
0.6::J=0.17 0.02=0.02 -0.02::0.03 ~1+ (2± 1) %E2
285.7 29/2-...,.27/2 (514) 0.17=0.03 0.22=0.04 -0.03:'::0.08 -0.12:'::0.12 M1+ (E2)
290.7 27/2-...,.25/2 (514) 0.17=0.05 f ) 0.21 = 0.06 f) 0.1S::().05 e) 0.08::0.07 e ) M1+(E2)
294.6 25/2-...,.23/2 (514) 0.22::0.04 O.28::0.0S -0.01:'::0.05 -0.14::0.07 M1+ (2± 1) %E2
325.7 11/2+"", 7/2+ (402) 0.33::0.03 0.35::0.04 0.23:'::0.03 -O.O2±0.O5 E2
328.9 ...,.19/2 1 .00:: O. 10 O.05:'::().O2 -0.02±0.03
344.4 0.39::0.06 0.41::0.06 0.38±0.03 0.12±0.04 (E2 )
355.9 13/2-"'" 9/2 (514 ) 0.31::0.08 0.33::0.08 O. 26±0 .06 -O.08±0.09 E2
Fortsetzung
Tabelle 5:
E a) .. b) I I
tot 1'2 A4 Multipolarität y
Ubergang
379.8 13/2+~ 9/2+ (402 ) 0.33::0.04 0.34::0.04 0.33::0.04 -0.04::0.06 E2
386.0 21/2-~17/2 1.03::0.10 1.07::0.10 0.31::0.02 -0.10::0.04 E2
407.0 15/2-~11/2 (514) 0.68::0.07 0.71::0.07 0.25::0.03 -0.10::0.05 E2
429.1 15/2+-+11/2+ (402 ) 0.47::0.05 0.48::0.05 0.2R::0.03 -0.05::0.05 E2
453.5 17/2-~13/2 (514) 0.73::0.07 0.75::0.07 0.19::0.03 -0.07::0.05 E2
470.2 17/2+~13/2+ (402 ) 0.53::0.06 0.54::0.06 0.28::0.03 -0.07::0.05 E2 -.J
481 .1 25/2-~21/2 0.84::0.08 0.86::0.08 0.31::0.03 -0.08::0.05 E2 'l:l
493.6 19/2-~15/2 (514) 0.87::0.09 0.89::0.09 0.23::0.03 -0.06:::0.05 E2
503.7 19/2+~15/2+ (402 ) 0.43::0.04 0.44::0.04 0.31::0.03 -0.09±0.05 E2
525.4 21/2+~17/2+ (402 ) 0.49::0.12 0.50::0.12 0.26±0.05 -0.08±0.07 E2
529.0 21/2-~17/2 ( 51 4 ) 0.49::0.07 0.50:::0.07 0.27:::0.04 -0.13:::0.06 E2
535.5 25/2+-+21/2+ (402 ) 0.29::0.08 0.29±0.08 0.28±0.06 -0.18±0.09 E2
537.1 23/2+-+19/2+ (402) e) e) (E2)
555.6 23/2-~19/2 (514 ) 0.44±0.13 0.45±0.13 0.27±0.07 0.04±0.10 E2
556.7 29/2--+25/2 0.58±0.17 0.59±0.17 0.29::'::0.03 -0.13±0.05 E2
Fortsetzung
Tabelle 5:
E a) übergang b)
I I tot "'2 "'4 ~ultipolarität
'Y
576 29/2 ->25/2 (514) c) cl J (E2 )
0.3S=0.08 -0.13=0.12 576.3 25/2 ->21/2 (514 ) 0.30=0.07 0.30=0.07 E2
584.3 ->17/2 0.46=0.14 0.46=0.14 e) e)
585.3 27/2-->23/2 (514) 0.23=0.07 0.23=0.07 e) e) (E2)
610.9 33/2-->29/2 0.28=0.08 0.28=0.08 0.33=0.06 -0.06=0.09 E2
619.1 0.13=0.03 0.13=0.03 0.14=0.13 -0.17=0.17 ro
621.1 ->17/2 0.22=0.06 0.22=0.06 0.2S=0.08 -0.09=0.10 (E2) 0
651 .2 37/2-->33/2 0.18=0.05 0.1~=0.05 0.35=0.11 -0.16::0.15 E2
692.8±1.0 (41/2-)-+37/2 h) h) h) h)
859.6 ->15/2 e) e) e) e)
Fortsetzuno
Tabelle 5:
a) Die Genauigkeit der y-Energien ist =0.2 keV.
b) Die Uberg~nge der normalen Potationsbande sind zus~tzlich mit
Hilfe des Nilssonschemas identifiziert worden.
c) Isomerer Ubergang, -
T1 / 2 (9/2 ) = 156 ns.
d) Isomerer Ubergang, T 1 / 2 (5/2
-) = 96 ns.
e) Die y-Linie enth~lt eine Beimischung einer anderen Linie.
f) y_ In tens i tä t wurde bestiJ1lITlt aus der y-y- Koinz idenzmes suno.
g) y-Linie ist zu schwach.
h) Die y-Linie liegt auf dem 72 Ge (n,n'y) Peak.
ro .....
- 82 -
Die 9/2 (514) Bande
Zur Aufstellung des Niveauschemas der 9/2 Bande wur-
den zur Auswertung der y-y-Koinzidenzmessung Gates
5 4 , 5 5 ) .. b .. d . R t t' on s auf alle bekannten y-u ergange leser 0 a 1 -
bande gesetzt. In den resultierenden Koinzidenzsnek-
tren traten 15 neue y-Linien auf. Auf alle diese y-
Linien wurden ebenfalls systematisch Gates gesetzt.
Bei der Analyse der Koinzidenzsnektren zeigte sich,
daß 8 dieser y-Linien als Mitglieder der 9/2 Bande
einzuordnen sind. Die übrigen 7 Übergänge bevölkern
die 9/2 Bande von der Seite.
In Abb. 21 werden zwei auf Untergrund korrigierte Koin-
zidenzspektren gezeigt. Im oberen Teil ist das y-Soek-
trum dargestellt, das mit dem 15/2 )- 1 3/2 21 5. 3 ke V
Übergang in Koinzidenz ist. Bei dem unteren Koinzidenz-
spektrum wurde ein Gate auf den 23/2 ~ 21/2 281.8 keV
Übergang gesetzt. Es wurden vier neue KaskadenOberqänge
der Energien 281.8, 285.7, 290.7 und 294.6 keV gefunden.
Die 285.7 keV Linie ist in dem oberen KOinzidenzspek-
trum nicht zu erkennen, da sie nicht von der 281.8 keV
Linie aufgelöst ist. In dem unteren KOinzidenzspektrurn
(gegated auf der 281.8 keV Linie) ist der 285.7 keV
Übergang jedoch sichtbar. Weiterhin konnten mit
Sicherheit drei neue Crossover-Übergänge von 555.6,
576.3 und 585.3 keV beobachtet werden. Die 576 keV
- 83 -
5000 r:--
181To (a.,4n) 181Re -' (j) Ea.=54 MeV
C"1 ..; <.D
N
....J 4000 <"'"! cO
C"1
<l: Lf) N N
Z <l: z -..t 00
Y: 0 Lf) -' 00 Lf) N
C"1 N ..;
~ 2000 ~ 00 ~ -..t cvi
00
-..t r:-- r:--<.D 00 ~ Lf)
CL <Xi N •• N C"1 q
~l--o-..t C"1 I (j)(j) (j) (j) Lti u:> Lri cn ....:
NN -..t N Lf) r:--OO _N
LU 1/ Lf) Lf) Lf) <.D <.D
(/) 1 ) I ~I (/)
z 0 '#/V~.c~
C) r:--Lf)
LU 00
a:: N
LU r--: N
C"1 ..; ~ N
Z <.D cO LU C"1 C"1
0 Lf) N 00r:--
1200 N ('Y)o
N -..tt--(j)
2 U"iNN
Lf) 1001 0 N -'
Y: 00
-; N<.D
~ (j) [ri Z-.1
-: -..t O(j) 0
00 -..t N oi 600 W11
Lf) <.D C"1 M N <"'"! ~ (j) 0 Lf) Lf) -:
(!) Lri r-..: (j) Lf) (j)
-..t -..t 00
+ Lf) 0 Lf) <.D C"1 -..t
I
o~--~------~----~------~------~------~------~~~~ 600 800 KANALZAHL
Abb. 21: y-y-Koinzidenzspektren von übergängen in
der 9/2 (514) Bande in 181 Re. Im oberen
Koinzidenzspektrum ist das Gate auf die
215.3 keV Linie und im unteren Koinzidenz
spektrum auf die 281.8 keV Linie gesetzt
worden.
- 84 -
Linie scheint jedoch ein Dublett zu sein, wie sich
aus der Untersuchunq der Koinzidenzspektren ergibt.
Aufgrund der Koinzidenzerqebnisse, der Enerqiesummen,
der Intensitätsbilanzen und der Winkelverteilungen
wurden die oben diskutierten y-Linien in das Niveau-
schema der 9/2- Bande eingeordnet. Die Einordnuna der
9/2 Bande konnte eindeutig bis zum Spin 29/2 vorge-
nommen werden. Unsere ErGebnisse bestätiqen die Re
sultate von Hjorth et al. 54 ). Die von Sinqh et al.55
)
angegebene Einordnung der 289.5 keV Linie als
23/2 > 21/2 Ubcrqano konnte nicht bestätiqt werden.
weiterhin stützen unsere ErGebnisse auch nicht die von
Sinqh et al. 55 ) anqegebene Einordnung der 281.8 keV
Linie als isomeren (21/2-, 25/2 ) (23/2-, 9/2-) Uber-
ganq. Das Zeitspektrum der 281.8 keV Linie zeiqt näm-
lieh, daß diese y-Linie prompt ist. Eine obere Grenze
der Halbwertszeit ist 2 ns an Stelle der von Sinqh et al.55
)
angegebenen Halbwertszeit von 30 I 9 ns. Die von
S · h I 55) b 5 ., d lng et a. angege enen 62.0 und 569 keV Llnlen sin
in unseren Koinzidenzsoektren nicht beobachtet worden.
In den KOinzidenzspektren der ffberGf'inge der 9/2 Bande
(Abb. 21) treten zusätzlich jedoch noch weitere Linien
auf, nämlich die 205.9,220.4,221.9,253.1,619.1,
621.1 und 859.6 keV Übergänge. Die 621.1 und 859.6 keV
Linien entvölkern dasselbe Niveau und bevölkern den
17/2 bzw. 15/2 Zustand, wie sich aus den Koinzidenz-
beziehungen und den Energiesumrnen eraibt. Die übriaen
Ubergänge scheinen den 23/2- Zustand zu bevölkern. Eine
- 85 -
genaue Einordnung konnte jedoch nicht vorgenommen wer
den, da die 221 keV Linie ein Dublett ist, und die
253.1 keV Linie nicht von dem 255.4 keV 19/2 -+ 17/2
übergang aufgelöst ist. Wir haben ebenfalls die von
conlon56
) angegebenen Überg~nge von 328.9 und 584.3 keV
beobachtet und in gleicher Weise einqeordnet. Die von
Conlon56
) beobachtete 223.8 keV Linie tritt in unseren
Koinzidenzspektren nicht auf. Wir haben bei den Lebens
dauermessungen jedoch einen isomeren 224.4 keV ttbergang
beobachtet,der aber einen Faktor 6 weniger intensiv als
der von Conlon56 ) angegebene Übergang ist. Uber die von
Conlon 56 ) angegebene Einordnung dieser Linie können wir
aufgrund unserer Messungen keine definitive ~ussage
machen. Falls die Einordnung von Conlon richtig ist,
muß aus unseren Koinzidenzergebnissen geschlossen wer-
den, daß der Zustand, der von den 328.9 und 584.3 keV
Übergängen entvölkert wird, ebenfalls isomer ist.
Die Winkelverteilungsmessung ergab, daß alle Crossover
Übergänge starke positive Anisotronien haben. Das stützt
die Interpretation dieser Linien als gestreckte E2-Über
gänge. Die Kaskadenübergänge haben isotrope Winkelver
teilungen und werden als gemischte (M1 + E2) übergänqe
mit positivem Mischungsoarameter 8 > 0 interpretiert.
Der 9/2- -+ 7/2+ 144.7 keV Übergang war schon früher als
E1 Übergang bekannt 41 ). Die von uns gemessene Intensi
tät dieser Linie bestMtigt diese Multipolarit~t. Die Er
gebnisse der Winkelverteilungsmessungen sind für die
9/2 (514) Bande ebenfalls in Tab. 5 enthalten.
- 86 -
Die Messung der Zeitspektren ergab, wie bereits erwähnt,
daß die 328.9 keV Linie ein langlebiges isomeres Niveau
entvölkert. Die Halbwertszeit des isomeren Zustandes ist
groß gegenüber dem von uns maximal meßbaren Zeitinter-
vall von 45 ns (Abstand der Zyklotronimoulse). Die
11/2 • 9/2 bis 19/2 ~ 17/2 Ubergänge haben alle eine
langlebige Komponente, die von dem isomeren 328.9 keV
- + .. Ubergang herrührt. Der 9/2 ~ 7/2 144.7 keV ubergang
ist ebenfalls isomer, wie bereits aus früheren Messunaen
bekannt war. Die Halbwertszeit des 9/2 ~ 7/2 Uber~anas
ist von Goudsmit41
) zu T1 / 2 = 156 ns bestimmt worden.
Die entkoppelte Bande
Außer den zwei stark gekoppelten 5/2+ (402) und 9/2 (514)
Rotationsbanden, wurden in der 181 Ta (a,4n) Reaktion auch
Zustände der Coriolis-entkoppelten Bande bis zum Spin
41/2 bevölkert.
Durch Gates, die auf die fünf bekannten 55 ) y-Linien die-
ser Bande gesetzt wurden, ergaben sich KOinzidenzspektren,
in denen man drei neue Linien mit den Energien 610.9,
651.2 und 692.8 keV beobachten konnte. Auf diese Linie
haben wir ebenfalls Gates gesetzt.
Die Abb. 22 zeigt zwei auf Untergrund korrigierte Koinzi
denzspektren. Im oberen Teil der Abbildung ist das Koinzi-
denzspektrum dargestellt, das mit dem 21/2- ~ 17/2-
2400
u:i L()
1600
---J <{ z <{ ~
o 800 0:: cx:i 0...
W IJ) IJ)
z 0 (!)
W 0:: W 300 N Z W 0 u:i N
L()
Z 200 0 ~
-; co
/00
- 87 -
181 Ta (a,4n) 181Re
0 u:i
Ea. = 54 MeV c-... N
q \.D co ("'l
z 0 w I- ~ « C) co
-..t c-... Cl:! u:i co L()
("'l "1 L() N N 0
0 \.D c-... 0 N u:i
co ("'l
"1 0
t-- \.D
\.Ci z ~ L() 0 co L() -..t W
I-« C) l"'! co
KANALZAHL
Abb. 22: y-y-Koinzidenzspektren von Ubergängen in
der Coriolis-entkoppelten Bande in 181 Re .
Im oberen Koinzidenzspektrum ist das Gate
auf die 386.0 keV Linie und im unteren
Koinzidenzspektrum ist das Gate auf die
610.9 keV Linie gesetzt worden.
- 88 -
386.0 keV übergang in Koinzidenz ist; bei dem unteren
Koinzidenzspektrum ist ein Gate auf den 33/2 + 29/2
610.9 keV übergang gesetzt worden. Aufgrund aller indi
viduellen Koinzidenzspektren sind die 610.9, 651.2 und
692.8 keV Linien als die 33/2 + 29/2-, 27/2 + 33/2
und 41/2 + 37/2 übergänqe eingeordnet worden. Der
9/2 + 5/2 übergang ist nicht beobachtet worden, wahr-
scheinlich weil seine Energie sehr niedriq, und daher
der übergang stark konvertiert ist. Die Lage des 5/2
Niveaus ist aus Zerfallsmessunqen von 1810s bekannt42
) .
Der 5/2- Zustand hat eine Halbwertszeit 42 ) von 96 ns.
Der in unseren Koinzidenzspektren beobachtete 238.8 keV
181 Übergang ist in den Os Zerfallsmessungen von
Akhmadzhanow et al. 42 ) als der 5/2- ~ 7/2+ Uberqang
eingeordnet worden.
Die Winkelverteilungsmessung ergab, daß alle übergänqe
der Bande eine stark positive Anisotropie haben; sie
sind daher als gestreckte E2-übergänge interpretiert
worden. Der 5/2- ~ 7/2+ Ubergang ist isotrop. Aus Inten-
sitätsgründen konnte für diesen Übergang eine E1-Multi-
polarität angenommen werden. Dies steht in überein
stimmung mit der von Akhmadzhanov! et ale 42) gegebenen
. - + Elnordnung dieses übergangs (5/2 + 7/2 ). Die Ergeb-
nisse der Winkelverteilungsmessungen sind in Tab. 5 ent-
halten.
- 89 -
Die Messung der Zeitspektren ergab, daß alle Ubergänge
der Coriolis-entkoppelten Bande innerhalb der experi-
mentellen Zeitauflösung von 2 ns promot sind.
Der 5/2- ~ 7/2+ 238.8 keV übergang ist ein langlebiger
isomerer übergang mit einer Halbwertszeit, die groB ist,
gegenüber dem von uns maximal meßbaren Zeitintervall
von 47 ns; dies ist in Übereinstimmung mit dem Ergeb-
. h 42) nlS von Ak madzhanow .
In Abb. 23 ist das aus unseren Messungen hergeleitete
vollständige Niveauschema für alle drei Rotationsbanden
des Kerns 181 Re dargestellt. Zwei der Banden sind stark
gekoppelte Banden, nämlich die 5/2+ (402) Bande bis Spin
25/2+, die auf einem d5
/ 2- Zustand basiert und die 9/2
Bande bis Spin 29/2-, die sich von einem h 11 / 2- Zustand
herleitet. Die Coriolis-entkoppelte Bande wurde bis Spin
41/2 beobachtet (h9
/ 2- Valenzproton) und leitet sich
von dem h9
/2
Protonenschalenmodellzustand her.
(514;
Aus dem Niveauschema geht hervor, daß jeweils die höchsten
Kaskaden-übergänge in den stark gekoppelten Banden eine
geringere übergangsenergie haben, als die jeweils folgen-
den übergänge derselben Art. Diese Tatsache wird bei der
Interpretation der Messungen von großer Bedeutuno sein.
(13/2) ...
29/2-
27/2
25/2
23/2
15/2
13/2
11/2
9/2
Abb. 23: Niveauschema von 181 Re .
181 Re
5/2[402]
(41/2-)
-37/2
33/2
2
2
2- _
2 2- 96ns -
692.8
I 651.2
610.9
r
556.7
481.1
386.0
276.0
156.1
ND
1.0 o
- 91 -
IV. Diskussion
Aus den experimentellen Ergebnissen dieser Arbeit
konnten detaillierte Informationen über die Natur
der verschiedenen Rotationsbanden und die Niveaustruk-
tur der untersuchten Kerne gewonnen werden. Diese In-
formationen werden im folgenden als Grundlaae für die
weitere Diskussion benutzt. Dabei wird im Vordergrund
die Frage stehen, welche Ursachen für den Backbendinq
Effekt in der Os-Gegend verantwortlich sind.
Für alle beobachteten Rotationsbanden der Kerne
181-1840s und 181 Re wurden auf die übliche Weise Back-
bending Plots gemacht, die in der Abb. 24 zu sehen sind.
Das Trägheitsmoment und die Rotationsfrequenz werden
von den experimentellen tlbergangsenergien zwischen den
Rotationszuständen mit den Drehimpulsen I und I-2 be-
stimmt. Die Beziehung zwischen diesen Größen ist gege-
ben durch
28 4R-2 f12
= EI -EI - 2
(4. 1)
2
1i?w 2 (R2-R+1 ) (E I -E I - 2 )
= (2R-1) 2
(4.2)
wobei R der Rotationsdrehimpuls ist. Für die gsb der ge-
raden Os-Kerne ist R=I, so daß die Beziehungen (4.1) und
(4.2) in die Definitionen (1.7.) und (1.~) übergehen. Für
160,~-----------------.-------------------.------------------~------------------~
28
fT 120 (MeV~
80
40
7/2-[5141
mixed band
18105
18205
18305 184
05 O~I~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~J-~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~~
120 9/2-[5141
80
181Re
! , I ! I
" '" 0.15 0' , 0.05 0.10 'f12 uhMev2)
Abb. 24: Backbending Kurven von Banden, die in den Kernen 181,182,183,18408 181 und Re beobachtet wurden.
\D N
- 93 -
die ungeraden Os und Re Kerne wurden abhängig von der
Natur der Banden unterschiedliche Definitionen des
Rotationsdrehimpulses verwendet. Im Falle normaler
Rotationsbanden im starken Kopplungsschema ist Raus
der Beziehung50 ,58)
2 2 I + 1/2 R = 1(1+1) - K + (-1) a(I+1/2) 0k,1/2 (4.3)
berechnet worden, wobei ader Entkopplungsparameter
ist. Diese Definition wurde für die 9/2 (514) und
5/2+ (402) Banden in 181 Re und für die 7/2 (514) und
1/2 (521) Banden in 1810s benutzt.
Für die Coriolis-entkoppelte Bande ist die Definition
von R in Gleichung (4.3) nicht anwendbar, weil ein ande-
res Kopplungsschema gültig ist. In diesem sogenannten
Coriolis-Entkopplungsschema entkoppeln starke Coriolis-
kräfte das extra Teilchen vom Rumpf und richten es ent-
lang der Rotationsachse des Kerns aus. Wie bereits in
der Einleitung erwähnt wurde, folgt das extra Teilchen
nicht mehr der Rotation des Rumpfes, und der ungerade
Kern entwickelt daher eine Niveaustruktur, die sehr der-
jenigen der gsb der benachbarten geraden Kerne ähnelt.
Der Bandenkopf hat den Spin des entkoppelten Teilchens.
Daher kann der Rotationsdrehimpuls durch die Beziehung
R=I-j berechnet werden. Diese Relation wurde auf die
entkoppelte Bande in 181 Re angewendet.
- 94 -
Auf die gemischten Banden positiver Parität in
181,1830s ist keins der beiden Kopplungsschemata an-
wendbar, da das extra Teilchen nicht vollständig
durch die Corioliskräfte vorn Rumpf entkoppelt wird.
2 In diesem Fall sollte der Erwartungswert ~R > des
Rotationsdrehimpulses für jeden Zustand dieser Bande
unter Verwendung dessen Wellenfunktion berechnet wer-
den. Für die gemischten Banden positiver Parität der
Kerne 181,1830s wurden solche Berechnungen nicht aus-
geführt. Für diese Banden wurde daher der Rotations
drehimpuls näherungsweise durch die Beziehung R=I-j
berechnet.
Für jede Bande in den Kernen 181-1840s und 181 Re wurde
eine Backbendingkurve gezeichnet. Die Backbendingplots
der einzelnen Kerne sind entsprechend ihrer Neutronen-
bzw. Protonenzahl in Abb. 24 angeordnet. Für den unge
raden Protonenkern 181 Re beobachtet man, daß die stark
gekoppelten Rotationsbanden, nämlich die 5/2+ (402) und
9/2- (514) Banden einen Backbending-Effekt zeigen. Der
kritische Drehimpuls liegt bei I ~ 25/2 entsprechend c
Rc~ 12, welcher nahe bei dem kritischen Drehimpuls
Rc ~ 10 der gsb in 1820s liegt. Die entkoppel te Bande
in 181 Re jedoch zeigt kein Backbending, obwohl diese
bis Spin 41/2 beobachtet wurde. Unter Berücksichtigung
der Er b " f"" d" b" 182 ge n1sse ur 1e gs 1n Os, würde man ein Back-
bending bei Spin 29/2 erwarten.
- 95 -
In dem ungeraden Neutronenkern 1810s zeigt sich, daß
alle drei Banden, nämlich die i 13 / 2 gemischte Bande
positiver Parität, die 1/2 (521) Bande und die
7/2 (514) Bande einen Backbending-Effekt aufweisen.
Die Backbendingkurve der für die Interpretation des
Backbendingverhaltensbesonders wichtigen i13
/2
Bande
in 1810s zeigt einen sehr ähnlichen Verlauf wie die
d b ' 1820 I d' B d ' 181 0 I' er gs ln s. n er 1 13 / 2 an e ln s legt
der kritische Drehimpuls bei Spin 33/2 der dem kritischen
Drehimpuls 10 der gsb in 1820s entspricht.
Die gsb in 1820s zeigt ein ausgeprägtes Backbending-
verhalten bei dem besonders niedrigen kritischen Dreh-
impuls I = 10. Aus dem Verlauf der Backbendingkurve
ergibt sich, daß das Trägheitsmoment angefangen vom
2+ Zustand bis zum 10+ Zustand fast linear mit der
Rotationsfrequenz um 25 % ansteigt. Zwischen den 10+
und 16+ Zuständen wächst das Trägheitsmoment drastisch
unter gleichzeitiger Abnahme der Rotationsfrequenz an.
Oberhalb Spin 16+ nimmt das Trägheitsmoment leicht ab,
bei gleichzeitiger Zunahme der Rotationsfrequenz. Der
bei I = 16 erreichte maximale Wert des Trägheitsmoments
beträgt ca. 70 % des e-Wertes des starren Rotators und
liegt damit wesentlich niedriger als bei den neutronen-
158 166 d' , W t armen Kernen Er und Dy, le elnen er von ca.
90 % erreichen.
- 96 -
.. p. t·· t· 1 830 d . Die gemischte Bande pos1t1ver ar1 a 1n s, 1e
auf einen i 13 / 2 Neutronen Zustand aufbaut, zeigt bis
Spin 41/2+ keinen Backbending-Effekt. Dies bedeutet
jedoch nicht notwendig einen Widerspruch zu den Er-
184 .. 1· h gebnissen für die gsb in Os. Man erwartet nam 1C ,
daß der Backbending-Effekt in der i 13 / 2 Neutronen
Bande in 1830s erst bei dem nächsten Zustand auftritt.
Die gsb in 1840s zeigt ebenfalls einen ausgeprägten
Backbending-Effekt, bei dem kritischen Drehimpuls
I = 14. Das Trägheitsmoment nimmt bis Spin I = 14 etwa
linear mit der Rotationsfrequenz zu. Zwischen den 14+
und 16+ Zuständen nimmt das TrRgheitsmoment besonders
stark zu bei gleichzeitiger Abnahme der Rotationsfre
quenz. Bei Spin 18+ erreicht das Trägheitsmoment seinen
maximalen Wert und nimmt sodann ab bei ständiger Zunahme
der Rotationsfrequenz.
Die S-Form der Backbendingkurven der gsb in den Kernen
182,1840s kann im Rahmen des Coriolis-Entkopplungsmo
delIs von Stephens und Simon17 ) nicht verstanden wer-
den, weil ein Backbending-Effekt, herrührend von den
i 13 / 2 Neutronen nicht erwartet wird, da die i13
/2
Schale
bis zum n = 9/2 Unterzustand besetzt ist und das Coriolis-
matrixelernent daher klein wird. Nach detaillierten theo-
retischen Rechnungen von Stephens, die in Abb. 25 dar-
gestellt sind, sollte das Trägheitsmoment stetig mit
der Rotationsfrequenz zunehmen, wenn die Fermikante in
der Nähe des n = 9/2 Zustands liegt. Der Backbending-
I 150 ~
A I "2
- 97 -
28 11 -
100 7 ............. ---.----2 .....
50~--------~---------L---------J------~ 0.00 0.05 0.10 0.15
(~E/2)2 (MeV)2
Abb. 25: Schematische Darstellung theoretischer
Rechnungen von Stephens im Rahmen des
Coriolis-Entkopplungsmodells. Die Lage
der Fermikante A relativ zu den Nilsson
zuständen der i 13 / 2 Schale ist angegeben.
Effekt kann auch nicht der Coriolis-Entkopplung der
J 15 / 2 Neutronen zugeschrieben werden, da der n = 1/2
Unterzustand der j15/2 Schale beträchtlich über der
Fermioberfläche liegt. Nach einer Voraussage von
Stephens et al. 39 ) könnte jedoch der Backbending
Effekt in den Kernen 182,184,18605 durch die Coriolis-
Entkopplung eines h9/ 2 Protonenpaares erzeugt werden.
- 98 -
Im Gegensatz zu den oben genannten Aspekten vertreten
Bernthal et al. 57 ) aufgrund eines Vergleiches der Niveau-
struktur von Banden positiver Parität in ungeraden de-
formierten Neutronenkernen die Ansicht, daß die Coriolis-
kräfte in den Os-Kernen stark genug sind, um ein Neu-
tronenpaar zu entkoppeln und damit den Backbending
Effekt in der Os-Region zu erzeugen. Die Autoren be-
gründen diese Ansicht mit der Ähnlichkeit der Niveau
struktur der Banden positiver Parität in 179w, 183,1870s
und in 161,163Er bei höheren Spins. Wie die weitere
Diskussion zeigen wird, kann diese Hypothese jedoch
aufgrund der experimentellen Resultate dieser Arbeit
nicht aufrecht erhalten werden.
Das unterschiedliche Backbendingverhalten der drei
Banden in dem ungeraden Protonenkern 181 Re kann unter
Berücksichtigung des Blockierungseffektes erklärt wer-
den. Der Blockierungseffekt kann im Rahmen des Coriolis-
Entkopplungsmodells leicht erklärt werden. In geraden
Kernen rührt das Backbending von der Kreuzung der gsb
mit einer 2-Quasiteilchen Bande her, die sich auf einern
ausgerichteten j2 Zustand aufbaut. Um in eineM ungera-
den Kern einen Backbending-Effekt zu erzielen, muß ein
3-Quasiteilchen Zustand angeregt werden. Die Formation
eines 3-Quasiteilchen Zustandes benötigt jedoch mehr
Energie, und deshalb kr2~zt di8 Bande, die auf diesem
Zustand basiert, die entkoppelte Bande bei einern höhe
ren Drehimpuls als es bei den geraden Kernen der Fall
ist. Daher kann die Ausbildung des Backbend~ng-Effektes
- 99 -
durch die Blockierung eines Niveaus der Schale, die
für Backbending-Effekt verantwortlich ist, behindert
werden. Wenn jedoch das extra Teilchen einen Zustand,
der zu einer anderen Schale gehört, besetzt, wird der
Backbending-Effekt nicht behindert.
Im Falle des Kerns 181 Re zeigen die Banden, die auf
die h 11 / 2 und d 5/ 2 Protonen Zustände, d.h. auf die
9/2- (514) und 5/2+ (402) Zustände aufgebaut sind,
ein ähnliches Backbendingverhalten, wie die gsb des
benachbarten geraden Kerns 1820s. Deshalb kann der
Backbending-Effekt nicht durch die h 11 / 2 oder d 5 / 2
Protonen verursacht werden. Dies wird auch erwartet,
weil die h 11 / 2 Schale nahezu gefüllt ist und die d 5 / 2
Schale ganz gefüllt ist und somit nur große n ~Jerte
zur Verfügung stehen würden. Bei der d 5 / 2 Schale ist
außerdem der Drehimpuls klein. Die entkoopelte Bande
,I 8 1 R d ' 'h f' h Pt t d d h ~n e, ~e s~c au e~nem 9/2 ro onenzus an, .•
auf dem Nilsson-Zustand 1/2 (541) aufbaut, zeigt kein
Backbending. Daraus kann geschlossen werden, daß das
h 9/ 2 Valenzproton das Backbending blockiert und somit,
daß das Backbending in 1920s selbst durch h 9 / 2 Protonen
verursacht wird. Diese Schlußfolgerung wird stark unter-
stützt durch die experimentellen Ergebnisse für den un-
d 181 I d' d d' , 181 0 b gera en Kern Os. Al e re1 Bcin en, 1e 1n s e-
obachtet wurden, insbesondere die i13
/2
gemischte Bande
positiver Parität, zeigen nämlich einen Backbending-
Effekt, weil die Valenzneutronen das Protonenbackben-
- 100 -
ding nicht blockieren können. Die hier angegebene
Interpretation der Ergebnisse für die Re und Os Kerne
verläuft analog zu der Deutung der Resultate für die
Dy-Ho-Er-Kerne 36 - 38 ), nur daß bei den Os-Kernen die
Rolle der Protonen und Neutronen vertauscht ist.
181-184 Vergleicht man die Backbendingkurven der Kerne Os
in Abb. 24 miteinander, so stellt man fest, daß ihr Ver
lauf nicht bei allen Kernen gleich ist. Die Kerne 1840s
und vermutlich auch 1830s zeigen beide ein sehr ähn-
liches Backbendingverhalten, das jedoch von dem der
Kerne 1810s und 1820s deutlich abweicht. Insbesondere
ist auffällig, daß 1830s und 1840s eine viel größere
kritische Rotationsfrequenz w haben als 1810s und 1820s.
Eine Erklärung für diesen Effekt ist bisher nicht gege-
ben worden.
- 101 -
V. Zusammenfassung
Im ersten Teil der vorliegenden Arbeit wurden u.a.
verschiedene Modelle und theoretische Grundlagen dis
kutiert, die zum Verständnis der experimentellen Er-
gebnisse dieser Arbeit beitragen sollten, insbesondere
zum Verständnis des Backbending-Effektes. Es folgte
eine kurze Beschreibung der Apparatur mit der die
Messungen ausgeführt wurden. Eine Darstellung der Aus-
wertmethoden schloß dieses Kapitel ab. Anschließend
wurden die Messungen an den geraden Kernen 182,1840s
und den ungeraden Kernen 181,1830s und 181 Re disku-
tiert, die in-beam y-spektroskopisch untersucht worden
sind.
Die Rotationszustände dieser Kerne wurden mit Hilfe
der Reaktionen 182W(a,5n)1810s, 186W(a,8n)1820s,
184W(a,5n) 1830s, 186W(a,6n) 1840s und 181 Ta (a,4n) 181 Re
bis zu hohen Drehimpulsen bevölkert. Die a-Teilchen
Energie variierte von 54 - 106 MeV. Für die Aufstel
lung der Niveauschemata der Rotationsbanden der oben
erwähnten Kerne wurden y-Einzelspektren, y-y-Koinzidenz-
spektren, y-Winkelverteilungen und Zeitspektren der
Ubergänge gemessen.
Es wurden drei Rotationsbanden im Kern 1810s beobachtet,
nämlich die 7/2 (514) Bande bis Spin 35/2-, die ge
mischte 9/2+ Bande bis Spin 41/2+ und die 1/2 (521)
- d' 1820 k Bande bis Spin 33/2 . Die Niveaus er gsb ~n sonnten
- 102 -
+ bis Spin I = 20 eindeutig auf grund der experimentellen
Ergebnisse festgelegt werden.
Im Kern 1830s wurde die 9/2+ (624) Bande bis Spin
+ 184 I = 41/2 beobachtet, und im Kern Os konnte die
gsb bis Spin I = 22+ identifiziert werden. In dem un
geraden Protonenkern 181 Re wurden drei Rotationsbanden
beobachtet. Zwei der Banden sind stark gekoppelte Ban-+ + den, nämlich die 5/2 (402) Bande bis Spin 25/2 und
die 9/2 (514) Bande bis Spin 29/2-. Die dritte Bande
ist eine Coriolis-entkoppelte Bande, die bis Spin 41/2
beobachtet wurde.
Die aus diesen experimentellen Ergebnissen hergelei-
teten Backbendingkurven wurden mit Hilfe des Rotation
Alignment Modells diskutiert und interpretiert. Die
Schlußfolgerung war, daß der Backbending-Effekt bei
den untersuchten Kernen durch die Entkopplung eines
h9/ 2 Protonenpaares verursacht wird. Wegen der starken
Änderung des Backbendingverhaltens mit der Neutronen
zahl sind andere zusätzliche Effekte jedoch nicht aus-
zuschließen.
- 103 -
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Warner, Phys. Rev. Lett. 11 (1974) 1313
58) T. Lindblad, Thesis, Stockholm 1974
Mein besonderer Dank gilt Herrn Prof. C. Mayer-Böricke,
der die Anregung zu dieser Arbeit gab, ihre Durchfüh
rung förderte und verständnisvoll leitete. Für frucht
bare Diskussionen und die kritische Durchsicht des
Manuskriptes bin ich ihm sehr zu Dank verpflichtet.
Herrn Dr. R.M. Lieder gilt mein besonders herzlicher
Dank für die zahlreichen, wertvollen Diskussionen, die
Ratschläge und die Durchsicht des Manuskriptes.
Ihm sowie Herrn Dr. H. Beuscher, Herrn Dr. W.F. David
son, Frau Dr. M. Müller-Veggian, Herrn Dr. Y. Gono
sowie Herrn H. Jäger danke ich für die freundschaft
liche Zusammenarbeit bei der Durchführung der Experi
mente.
Der Betriebsgruppe am Jülicher Zyklotron bin ich für
ihre Bemühungen um guten Strahl zu Dank verpflichtet.
Für die sorgfältige Anfertigung des Manuskriptes be
danke ich mich bei Fräulein A. Esser.