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

I CO ~

+0 • • +~ ~~ ~

+~~ \. Il

oi H~ b > __

'1 I'I~ I" - ~ l I. ['1 ~ II [~ +k 11 :J.' i ~ i ~I . I ~ i· .... ": ·~··."II~"."': ':'- ( ., :!'. ~ i '1' 't !

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0···· • .,.: 1 I I11 11 --~I ----1

I I I I11 11 I Z W

I 111 11 I

0 4000 1-

N

I I I 111 11 I

I I 111 11 I I '1 I 111 11 I GATES I Z

o ~

3000

2000

1000

1 111 11 I I I 11 1 iI I I I1 1 11 I I ~ 11 I 11 I

" 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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56) T.W. Conlon, Nucl. Phys. A136 (1969) 70

57) F.M. Bernthal, J.S. Boyno, T.L. Khoo, and R.A.

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.