Jül„879-NP August 1972

KERNFORSCHUNGSANLAGE JOLICH GESELLSCHAFT MIT BESCHRÄNl<TER HAFTUNG

Institut für Neutronenphysik

r. Spalt-

von

J. W. Grüter

Als Manuskript gedruckt

Berichte der Kernforschungsanlage Jülich „ Nre 879 Institut für Neutronenphysik Jül - 879- NP

Dok.: U-235 - Thermal Fission U-235 - Fission Product Fission Product - Isomer

Im Tausch zu beziehen durch: ZENTRALBIBLIOTHEK der Kernforschungsanlage Jülich GmbH, Jülich, Bundesrepublik Deutschland

Isomere unter den primären Spalt­produkten des 235 Uran nach thermischer Spaltung

von

J. w.t_üter

D 38 {Diss. Uni. Köln}

'­}1

Inhalt

1.

2.

2.1

2 .1.1

2.1.1.1

2.1.1.2

2.1.1.3 2 .1. 2

2 .1. 3

2.2

2.3

2.3.1

2.3.2

3,

3.1

3.2

3.3

3.4 3.4.1

3. 4. 2

3. 4. 3

3.4.4

3,4.5

4.

5.

Einleitung und Zusammenfassung

Kernspektroskopische Untersuchungen an primären

Spaltprodukten mit dem gasgefüllten Spaltprodukt­

separator

Die Bausteine des Experimentes

Der gasgefüllte Spaltproduktseparator

Apparativer Aufbau

Schnitte konstanten B g max Bestimmung von Spaltausbeuten

Die Datensammelstation

Die Datenauswertung

Die Identifikation der Isomere

Die Resultate der Messungen

Diskussion der einzelnen Isomere

Tabellen der Meßresultate

Die Struktur einzelner Nuklide im Bereich der

Neutronenzahlen N = 58, 59 und 82

Seite

1

3

3

3

3 4

6

9 11

12

16

16

29

33

Einführung in die Nuklidregion der Spaltprodukte 33

Die Nuklide im Bereich N = 82: 132Te, 134Te, 135Te, 135 J, 136xe 34

Die Zerfallsschemata der isomeren Zustände in 88Br, 93Rb, 93sr, 95Rb, 97y, 99zr 36

Nuklide im Bereich der Neutronenzahlen N = 58, 59 38

Eine Rotationsbande in 97y 39

Die niedrigliegenden Anregungszustände in 97y 41

Formisomerie in 97y 43

Die Deformation in der Rotationsbande 44

Isomerie im Bereich der Neutronenzahlen N = 58, 59 47

zusammenfassende Diskussion der Daten 48

Weiterführendes Meßprogramm 52

Anhang

I

II

III

IV

V

Literaturverzeichnis

Bildbeschreibung

Der gasgefüllte Spaltproduktseparator

Zur Bestimmung der Verluste von Isomeren

durch Zerfall auf .dem Weg vom Urantarget

zum Aufhängertarget

Berechnung der Mitglieder eines Schnittes

durch die N-Z-Ebene

Ausbeutenberechnung

Überlagerung von Zerfällen verschiedener

isomerer Niveaus in einem Nuklid

Seite

55

59

I

X

XII

XIII

XVI

Einleitung und Zusammenfassung

B . 2)6 ei der Kernspaltung des - U entstehen hochangeregte neutro-

nenreiche Nuklide, deren Massenverteilung durch die bekannte

Doppelhöckerkurve mit den Massenschwerpunkten A1 = 98 und

Ah = 138 beschrieben wird /1/. Durch Neutronen- und Gamma­Emission sowie durch Betazerfall wird die Anregung der Kerne

abgebaut, bis schließlich eine stabile Struktur.der Nukleonen

erreicht wird. Charakteristische Halbwertszeiten flir die ver­

schiedenen Zerfallsarten sind:

Neutronenemission:

Gammaemission:

Betazerfall:

Ein geringer Teil der Gammastrahlung wird mit wesentlich grö­

ßeren Halbwertszeiten emittiert. Mehrere Autoren haben sich

mit dieser als isomer (Y112 ~ 10-9s) zu bezeichnenden Strah­

lung befaßt /2 - 5/. Das Ergebnis dieser Untersuchungen sei

stichwortartig skizziert:

Die isomere Gammastrahlung hat Liniencharakter /2, 31 und exi­

stiert fast im gesamten Bereich der Spaltprodukte /5/. Die

längerlebigen Komponenten jedoch (Y 112 ~ 10-7s) sind auf

schmale Massenbereiche um A ~ 97,115 und 134 konzentriert /4,5/.

Das Ziel dieser Arbeit war es, die Emitter dieser längerle­

bigen Übergänge zu identifizieren und soweit möglich, die

Ursache für die Isomerie zu finden. Durch /5/ ist ein beträcht­

licher Teil der Identifizierungsarbeit bezüglich der Masse

des emittierenden Kernes schon geleistet worden, so daß der Schwerpunkt dieses Experimentes mehr auf detailliertere und

zeitaufwendige Untersuchungen zur Niveaustruktur einzelner

Emitter gelegt werden konnte, um die Ursache der Isomerie

zu finden. Die Arbeit gliedert sich daher in zwei Teile:

Im ersten Teil wird die Methode der Nuklididentifizierung sowie

die Meßapparatur beschrieben. Dieser Teil enthält die Beschreibung aller unternommenen Messungen und endet in einer Art Datensamm­

lung mit einer Liste von Gammalinien, deren Korrelationen unter-

2

einander, ihrem Zeitverhalten und ihrer Zuordnung zu bestimmten

Nukliden. Die Zuordnungen werden mit den Ergebnissen anderer Au­

toren verglichen. Im zweiten Teil werden schließlich die Niveau­

schemata einzelner Emitter diskutiert. Es wird versucht, eine

Erklärung der Isomerie vorzulegen. In einem weiteren Abschnitt

werden einige Folgerungen über die kollektive Struktur der Region A ~ 100 gezogen.

3

2. Kernspektroskopische Untersuchungen an primären Spaltprodukten

mit dem gasgefülltem Spaltproduktseparator

2.1. Die Bausteine des Experimentes

Drei Bausteine sollen im Folgenden unterschieden werden, auf die

in getrennten Abschnitten eingegegangen wird. Der Spaltprodukt­

separator (2.1.1) reduziert gegenüber dem ungetrennten Spaltpro­

duktgemisch die Zahl der im Strahl vorhandenen Nuklide etwa um

den Faktor 20. Der schnelle Transmissionszähler bildet zusammen

mit den Ge(Li) und Si(Li) Detektoren und zugehöriger Nuklear­

elektronik die Datensammelstation zur Identifizierung und spek­

troskopischen Untersuchung der Spaltprodukte (2.1.2). Die Daten

werden dann schließlich mit Hilfe der zentralen Rechenanlage der

Kernforschungsanlage oder dem Hausrechner ausgewertet (2.1.3).

2.1.1 Der gasgefüllte Spaltproduktseparator

2.1.1.1 Apparativer Aufbau

Das Prinzip des gasgefüllten Separators ist in mehreren Publika­

tionen eingehend beschrieben worden /6 - 91. Grundlegende weitere

Untersuchungen an einem neuen Apparat sollen die Eigenarten der

angewandten Trennmethode erhellen und die vorhandenen Kenntnisse

vervollständigen. /10/, Es erscheint daher sinnvoll, hier nur die

für diese Arbeit wesentlichen Punkte zu behandeln. Zuvor sei eine

Beschreibung des benutzten Apparates gegeben, der in Bild (1)

dargestellt ist. Das Spalttarget, ca. 1 mg/cm2 235 uran, befindet

sich in der Nähe des Reactorcores am Ende eines evakuierten Strahl-14 2 rohres. Der Neutronenfluß am Targetort beträgt ~ 1 · 10 n/cm sec

und induziert ca. 10 12 Spaltungen/cm2 sec. Der Spaltproduktstrahl,

durch das Strahlrohr aus dem Spaltproduktfluss mit einem Raum­

winkel von Sl /4K = 1.4.10-6 ausgeblendet, trifft außerhalb der

biologischen Abschirmung des Reaktors auf die Umladestrecke des

Separators, die durch zwei Vynsfenster gegen das übrige Vakuum­

system des Strahlrohres abgeschlossen ist. Es hat eine Länge von

ca. 180 cm und wird mit einigen Torr Gasdruck betrieben. Ent-

lang der Umladestrecke wirkt das Magnetfeld der beiden Sektor­

magnete senkrecht zur Flugrichtung auf die Spaltprodukte und

führt zu einer Separation nach bestimmten Nuklidgemischen. Die

Nuklide des separierten Strahles stehen dann etwa 10-6sen nach

ihrer Entstehung am Fokus des Separators zur spektroskopischen

Analyse zur Verfügung.

4

Nuklide (A,Z) unterliegen nach Durchlaufen des Separators einer

Intensitätsverteilung bezüglich seiner Variationsgröße, dem

Bg -Wert: Dieser ist durch das Produkt aus eingestelltem Magnet­

feld und dem mittleren Krümmungsradiusf der Bahn der Teilchen

durch den Separator definiert. In Bild 2 ist das Beispiel einer

solchen Verteilung I(Br, B:S (A,Z)) 6Bg bei Betrieb mit zwei max verschiedenen Gasen für eine Gammalinie aus der leichten (Ey

= 203,7 keV) und schweren Gruppe (Ey- = 114,9 keV) gezeigt. Auf­

getragen ist die im Fenster des Fokus gemessene Intensität, die

innerhalb von 5.S;us nach Ankunft des Spaltproduktes emittiert wird. Weiterhin ist in diesem Bild die Gesamtintensität N(Bg )bB5

aller am Fokus ankommenden Spaltprodukte für die beiden Betriebs­

gase He und N aufgezeichnet. Man beachte die unterschiedliche 2

Gesamtverteilung in den beiden Gasen wie auch die unterschied-

lichen Linienbreiten für die beiden Gammalinien. Aus der Lage

der Linien kann man auf den Emitter schließen, aus der Intensi­

tät unter der Linie im Vergleich zur Gesamtintensität der ankom­

menden Spaltprodukte auf die Spaltausbeute der Gammalinien.

In Diagramm (3) ist gezeigt, mit welchen Ausbeuten (%) Isomere

mit der Halbwertszeit t112

, in Einheiten der mittleren Flugzeit

tflug auf der Abszisse aufgetragen, am Fokus des Separators auf­gestrahlt werden (Rechnung Anhang II). Man sieht, daß bei Halb­

wertszeiten von 1/10 tflug weniger als 10-2 der am Urantarget erzeugten Isomere untersucht werden können. Somit liegt die

Nachweisbarkeitsgrenze für Isomere bei Halbwertszeiten von ca. 10-7 sec.

2.1.1.2 Schnitte konstanten BP .J max

Zur Nuklididentifizierung ist die Lage der Intensitätslinien der

emittierten Strahlung von entscheidender Bedeutung. Diese Lage

ist z. B. durch den wahrscheinlichsten B f -Wert, also das Maxi­

mum der Intensitätsverteilung fixiert. Der Zusammenhang dieser

Größe mit Kernladung und Masse sowie Geschwindigkeits- und La­

dungsspektrum der untersuchten Nuklide wird ausführlich im An­

hang I behandelt. Hier sind nur die Ergebnisse dieser Diskussion

dargelegt.

5

Durch einen Wert von B~ wird ein Schnitt durch die N-Z-Ebene Jmax festgelegt. Auf diesem liegen die möglichen Emitter der unter-

suchten Strahlung. Der Schnitt ist durch folgende Beziehungen

gegeben:

> 1 B - - B - (A. Z. ) 1 / ~ max · S max i ' i

wobeitiBP- der Meßfehler ist, mit dem man B'P festlegen ~ max ~ max

kann. (A., Z.) mögen die Nuklide sein, die innerhalb dieses Meß-1 l

fehlers identische B~ -Werte haben . .J max

Wegen der freien Parameter in der Bestimmungsgleichung des Sepa­

rators muß dieser geeicht werden. Die experimentell bestimmte

Masseneichkurve (Bild 4) für die verschiedenen Betriebsgase lie­

fert einen eindeutigen Zusammenhang zwischen Bg (A, Z ), max p B g max und solchen Nukliden, bei denen zwischen A und Kernladung

Zp eine eindeutige Beziehung A = 5 2 .zp besteht. Zp sind die experimentell bestimmten mittleren primären Kernladungen /11/.

In ~Z ist berücksichtigt, daß die Neutronenabdampfung bei den

Spaltprodukten vor Eintritt in den Separator abgeschlossen ist,

sowie die Tatsache, daß die Ladungsdichte der Spaltprodukte von

der Ladungsdichte des spaltenden Kernes gUCD abweicht. Diese

Masseneichkurve ist durch /12/ eingehend besprochen worden.

Der Schnitt durch die N-Z-Ebene wird dann als Entwicklung um

diese Masseneichkurve durch folgende Beziehung gewonnen:

6

A A ==

Mit Hilfe dieser Beziehungen und der Masseneichkurve sind

. dann die möglichen Emitter zum B e -Wert einer unbekannten ..) max untersuchten Strahlung zu ermitteln. Im Bild (5) sind Beispie-

le für die Schnitte konstanten Be aufgezeichnet zusammen 0 max

mit Linien konstanter Ausbeute bei der Spaltung von 235 u. Da-

ran erkennt man, daß der Separator im Bereich niedriger Massen

wie ein Isobarenseparator funktioniert und sich zu höheren Mas­

sen hin zu einem Isotonenseparator entwickelt. Zusammen mit

den Meßfehlern, die an den Schnitten angedeutet sind, legen

dann die Ausbeutelinien die möglichen Emitter fest. So kom-

men bei N = 58,59 etwa 10 Emitter für die untersuchte Strah­

lung in Frage. Durch genauere Ausmessung der Masseneichkurve

und der BP -Werte läßt sich die Nuklidzahl um etwa einen 0 max

Faktor zwei reduzieren. Der Meßaufwand würde dann aber ex-

trem hoch werden. Es muß daher ein anderer Weg beschritten wer­

den, die möglichen Emitter einzuschränken. In Kapitel 2.2 ist

dies beschrieben.

2.1.1.4 Bestimmung von Spaltausbeuten

Filr das Verständnis des Spaltprozesses ist die Kenntnis der

Spaltausbeuten Y(A,Z) der primär erzeugten Spaltprodukte (A,Z)

von größter Wichtigkeit wie auch die primäre Bevölkerung

dN(A,Z) angeregter Niveaus N in diesen Spaltprodukten. Ein

Schritt zur Bestimmung dieser Größen ist die Messung der

Spaltausbeuten von Strahlung, die von den Spaltprodukten un­

ter Entvölkerung des Niveaus N emittiert wird. Diese Größe

ist dem Produkt ölN·Y(A,Z) proportional; sie ist für y-über­

gänge und Emission von charakteristischer Röntgenstrahlung zu

spezifizieren.

7

,r-übergänge

Gemessen wird die Intensität für ein [-Quant der Energie Ef

wobei das Nuklid (A, Z) das -Quant emittiere. I ist die In-

tensitätsverteilung bezüglich Bg . Andererseits wird die Inten­

sität aller al"l Fokus ankommenden Spaltprodukte N(Bg- )6 Bg ge­

messen. In Bild 2, das im vorhergehenden schon besprochen wur­

de, sind für He und N2 typische Verteilungen N und I gezeigt.

Es gilt dann die Beziehung

n ( E v-- ) = C · ß ( E ) · o( • Y ( A Z ) • T ( A Z ) · n S"" o app l N ' ' y

c app

ß (E y- )

T(A,Z)

Y(A, Z)·T(A,

berücksichtigt den Nachweisverlust in den Detek­

toren und Zerfallsverluste auf dem Weg von U-Tar­

get zum Fokus (nach Diagramm 3). berücksichtigt Verzweigungsverhältnisse und inne­

re Konversion des Überganges aus dem Niveau N.

ist die Zahl der im Niveau N erzeugten Nuklide

(A, Z) bezogen auf die Zahl der Spaltungen.

ist die Zahl der im Uran-Target induzierten Spal­

tungen.

berücksichtigt die Transmission des gasgefilllten

Spaltproduktseparators für Nuklide (A, Z)

Z)·n =Zahl der am Fokus ankommenden Spaltproduk­Sp te (A,Z).

In /13/ wurde gezeigt, daß diese Transmission innerhalb der

leichten und schweren Gruppe für sich ungefähr konstant ist,

daß die beiden Gruppenwerte aber um etwa 50 % voneinander dif­

ferieren. Demnach ist eine Gruppentransmission T. definierbar, l

wo i entweder für die leichte oder schwere Gruppe steht:

T(A, Z) nSp = T. n~P Pr = nr = Integral Ober die leichte oder l l l

schwere Gruppe der Spaltprodukte der Verteilung

N(B g )t.Bg-. Zahl der zum Fokus gelangenden Spaltprodukte der

Gruppe i.

8

n~P Pr l

ist die Zahl der erzeugten Spaltprodukte der Gruppe i.

Das Integral nf ist aus der gemessenen Verteilung N(B g )L>Bg in gewissen Genauigkeitsgrenzen ablesbar. Man sieht in Bild 2, daß die beiden Spaltproduktgruppen in beiden Gasen voneinander getrennt sind, sich jedoch in Zwischenbereichen überlappen. In diesen Bereichen ist man auf Extrapolation des Intensitätsverlaufs angewiesen aus Bereichen heraus, wo der Anteil der jeweils anderen Gruppe zu vernachlässigen ist. Diese Extrapolation führt zu Fehlergrenzen in der Bestim­mung des Integrals über die leichte bzw. schwere Gruppe in derG:>ößenordnung von ca. 10 %. Mit diesen Größen gilt dann

4 ~ (oZ v J E ({ J A 1 rt.) :::. r ( E y) . o1.. N · y ( A 1 1:)

'Yl(f;y)

wobei das Nuklid (A, Z) Mitglied der Gruppe i ist. In den mei­

sten Fällen gelingt es, die Größe ß(Et) aus dem Niveauschema zu ermitteln, so daß dann die interessierende Größe o<.NY(A,Z) bestimmt ist. Aus diesem Wert kann man dann bei Kenntnis der Population die unabhängige Ausbeute bestimmen.

Röntgenstrahlung

Naturgemäß ist es hier nicht sinnvol~ nach Verzweigungsverhält-nissen oder Population mehrere Nuklide zu der daher eine Ausbeute für

~(Kcl) =

eines Niveaus zu unterscheiden, da ja Ausbeute beisteuern können. Es wird alle Nuklide gleichen Z definiert

C~·'Y\1 Hierbei ist n(Ko1,_) das Integral über die Bg -Verteilung der K ""- -Linie der Nuklide mit der Kernladung Z ~ K<Z • Diese Inten­sität wird durch viele Einflüsse bestimmt, abgesehen von den apparativen Gegebenheiten, die durch C beschrieben sind. Es app wurde daher darauf verzichtet über eine Korrektur gegen Konver-

sion, Kß/K~ und Fluoreszenzausbeuten zu einer Ausbeutebestimmung für Z zu kommen.

g

2.1.2 Die Datensammelstation

zweiter Baustein des Experimentes sind die verschiedenen Detek­

toren, die zur Identifizierung und kernspektroskopischen Unter­

suchung der Spaltprodukte verwandt worden sind.

Ein Transmissionszähler nach /14/ gestattet es, mit einer Zeit­

auflösung von ca. 5 nsec den Zeitpunkt der Ankunft jedes einzel­

nen Spaltproduktes zu bestimmen. Durch eine Koinzidenzschaltung

zweier Detektoren dieses Typs wird ein durch Spaltprodukte

ausgelöstes Signal vom Untergrund, der durch vorhandene Gamma­

strahlung oder durch das Rauschen der einzelnen Multiplier er­

zeugt wird, abgeschält. Ein Reduktionsfaktor von ca. 10-2 wird

hierbei erreicht. Die Nachweiswahrscheinlichkeit ist erstens ei­

ne Funktion der Masse und Energie der durchfliegenden Spaltpro­

dukte, aber auch ganz wesentlich eine Funktion der Bestrahlungs­

dosis und mußte daher ständig kontrolliert werden.

Zur Untersuchung der von den Spaltprodukten emittierten Rönt­

gen- und Gammastrahlung wurden Ge(Li)- bzw. Si(Li)-Detektoren

verwandt. Auch alle durchgeführten Koinzidenzmessungen wurden

ausschließlich mit solchen Detektoren durchgeführt.

Die technischen Daten der Detektoren

1) Ge(Li)-Detektoren

rel. Nachweis- P/C wahrschein­lichkei t

1 4% 1:7 2 11% 1:27

3 9% 1:30 4 1%

Verhältnis Auflösung Typ (bei 1,3 MeV)

ca. 5 keV closed end

3,1 keV II

2,3 keV II

1,2 keV planar

Die relative Nachweiswahrscheinlichkeit bezieht sich auf die

Nachweiswahrscheinlichkeit eines 3 inch NaJ-Detektors für die

co 60 -Linien. Das Peak zu Compton Verhältnis (P/C) bezieht sich

auf die Höhe des Peaks im Vergleich zur Höhe der Comptonkante

im Plot des Gesamtspektrums der co 60 -Linien.

1 0

2) Der Si(Li)-Detektor

Der Si(Li)-Detektor ist ein von der Firma KEVEX geliefertes

Instrument, speziell ausgesucht zur Spektroskopie von weicher

Röntgenstrahlung. Die Größe ist 30 mm2 , die Auflösung bei 14 keV

betrug ca. 270 eV.

Zeitauflösung

Die Zeitauflösung ist für dieses Experiment unwichtig, da

nach Diagramm (3) sowieso nur Halbwertszeiten 100 nsec

meßbar sind. Zeitauflösungen dieser Größenordnung sind jedoch

leicht machbar. Im schlechtesten Falle wurde bei einem dynami­

schen Bereich in der Energie von 30 kev ~ E ~ 1500 keV mit

einer Koinzidenzzeitauflösung von ungefähr 150 nsec gearbeitet.

Die Zeitauflösung der verwendeten Nuklearelektronik war angepaßt,

also auf bescheidenem Stand.

Raumwinkel und Nachweiswahrscheinlichkeit

Mit der üblichen Koinzidenztechnik wurden die Werte des Produk­

tes von absolutem Raumwinkel und Nachweiswahrscheinlichkeit der

Ge(Li) und Si(Li) Detektoren bestimmt, wobei ein Präparat aus 57co mit Experimentgeometrie verwandt wurde. 57co eignet sich in

hervorragender Weise zur Bestimmung dieser Größe, da die 14 keV

Linie im Maximum der Nachweiswahrscheinlichkeit des Si(Li)-De­tektors und die 121 keV Linie im Maximum der Nachweiswahrschein­

lichkeit der Ge(Li)-Detektoren liegt.

Die Energieabhängigkeit der Nachweiswahrscheinlichkeit beider

Detektoren wird z.B. mit 152Eu oder 57co geeicht. Mit den gemesse­

nen Absolut-Werten als Anschlußpunkt hat man damit eine absolu-

te Intensitätseichung der Detektoren über den interessierenden

Meßbereich gewonnen.

Elektronik

Die angeschlossene Nuklearelektronik war übliche kommerziell

erhältliche Ware, der Vielkanal ein TMC 4096 bzw. Nuclear Data

50/50 System. Diagramm 6 zeigt das Schema der elektronischen

Verschaltung:

11

Zwei Zeitkreise sind das Kennzeichen dieser Verschaltung:

Zeitkreis I mit dem Zeitamplitudenkonverter TPC1 dient dazu,

die Korrelationszeit zwischen der Ankunft eines Spaltproduktes

in der Stopfolie und seines Zerfalls unter Emission eines Strah­lungsquantes. Zeitkreis 2 mit dem TPC2 erlaubt die Vermessung

von Koinzidenzen zwischen zwei Strahlungsdetektoren. Die ver­schiedenen Einkanalanalysatoren (TSCA, SCA) dienen zur Ablei­

tung eines Zeitsignales bzw. in Verbindung mit den linearen

Gates zur Absicherung der Koinzidenzbedingungen. Der Delay und

Gate Generator gestattet die elektronische Verschiebung des

Zeitnullpunktes des Systems. Vier Parameter A1 bis A4 und zwei

logische Signale D1 und D2, die das Ansprechen der beiden Zeit­

kreise signalisieren, milssen verarbeitet werden. Hierzu stand

nur ein zweiparametriger Vielkanalanalysator zur Verfügung.

Über die Registrierung der Signale A1, A2 wurden die Zerfalls­

kurven der isomeren Zustände gemessen. Bild 7 zeigt ein typi­

sches Meßergebnis. In Bild 8 ist die Energiematrix einer

y--,r-Koinzidenzmessung vorgestellt, wobei die Einkanalanaly­

satoren SCA1, 2 auf bestimmte Zeitfenster eingestellt waren.

Die Messung verzögerter Koinzidenzen wurde bewerkstelligt, in­

dem die TSCA 1, 2 auf eine bestimmte ;r -Linie eingestellt wur­

den. Hierbei wurde die in Bild 6 gestrichelt gezeichnete Koin­

zidenzanordnung hinzugeschaltet. Das Ergebnis derartiger Messun­

gen wird in Bild 14 vorgestellt.

2.1.3 Die Datenauswertung

Zur Auswertung der Daten steht die zentrale Rechenanlage der

KFA zur Verfügung sowie eine kleinere Maschine zum interakti­

ven Arbeiten mit Display im Hause. Die zentrale Rechenanlage

. ist eine IBM 360/70, der Hausrechner eine PDP15 mit 32k. Skizze 9 soll den prinzipiellen Weg der Daten aufzeigen. Die Rechen­

daten werden im ersten Schritt von Lochstreifen ilber das Pro­

gramm PUNCH, das die Daten auf Stanzfehler untersucht, auf Mag­

netband gespeichert. Zur Bandauswertung werden ilber die Pro­

gramme GAMTIME und GAMGAM Listen der Intensitätsmatrizen (Ener­

gie, Zeit) oder (Energie, Energie) erstellt, wobei Zeit- und

Energiemaßstäbe angegeben werden. Mit Hilfe des Programmes

DDMPARM lassen sich diese Matrizen auf einem CIL-Plotter drei-

12

dimensional darstellen. Zur Auswertung mit der PDP15 werden

die Daten über das Programm PDP15 umcodiert und über das Pro­

gramm MAGDEC, das eine erste Sichtung der Daten auf dem Bild­schirm gestattet, auf DEC-Tape geschrieben. Mit Hilfe des von /15/ entwickelten Programms SAMPO werden die Daten interaktiv über den Bildschirm ausgewertet. Als Ergebnis erhält man Listen von Gammalinien mit unter der Linie integrierter Intensität. Die Linienformen und Energielagen werden über Eichspektren eingegeben.

Ein gewisser Nachteil dieses Programmes ist noch, daß man nur

Einzelspektren fitten kann, so daß man bei y- - 'f Koinzidenzen die Umgebung in der Ebene nicht berücksichtigen kann. Eine Verbes­serung in dieser Hinsicht wird angestrebt.

2.2 Die Identifikation der Isomere

Ein Ziel dieser Arbeit ist es, die längerlebigen Komponenten

der von Spaltprodukten emittierten Gammastrahlung einzelnen Nukliden zuordnen zu können.

Die primäre Information, die man erhält, wenn man bei ver­schiedenen Separatoreinstellungen mit dem beschriebenen In­

strumentarium mißt, sind Sätze von Gammalinien mit ihren Halb­

wertszeiten und Bsmax-Werten und verschiedenen möglichen Korrelationen untereinander:

1. Korrelation: Gammalinien haben innerhalb der Fehler­

grenzen identische Halbwertszeiten. Diese

Korrelation ist relativ schwach, da Zu­fälligkeiten nicht auszuschließen sind.

2. Korrelation: Gammalinien den gleichen

tion ist von

haben innerhalb der Fehlergrenzen

B 'P -Wert. Auch diese Korrela-0 max

der Funktionsweise des Separators her möglich, ohne daß die Gammalinien zum

gleichen Nuklid gehören müssen, wie in 2.1.1.2

Kapitel beschrieben.

13

3. Korrelation: Gammalinien sind miteinander innerhalb ei­

nes elektronisch gesetzten Zeitfensters koin­zident.

4. Korrelation: Gammalinien zeigen untereinander verzögerte

Koinzidenzen.

Korrelation 3 und 4 bedingen, daß die ent­

sprechenden Gammalinien vom gleichen Nuklid

emittiert werden.

Auf Grund dieser verschiedenen Korrelationen erhält man eine gewissen Gruppierung der gefundenen Gammalinien und auf Grund

der Schnitte, die durch die B~ -Werte in der Nuklidkarte fest-0 max

gelegt werden, auch eine einschränkende Zuordnung zu gewissen

Nuklidgruppierungen. Da diese Nuklidgruppierungen aber immer

noch ca. 10 Kandidaten enthalten, ist eine Identifizierung

der Emitter der gefundenen Gammalinien noch nicht gegeben.

Nun läßt die Tatsache, daß isomere Übergänge entweder relativ

niederenergetisch sind oder hohe Spinübergänge zu bewältigen

haben, eine große Wahrscheinlichkeit für innere Konversion des

isomeren Überganges erwarten. Diese ist wiederum mit der Emiss­

ion von charakteristischer Röntgenstrahlung des zerfallenden

Nuklids gekoppelt. Mit der Si(Li)-Diode sehr hoher Auflösung

( ~ 300 eV) lassen sich im untersuchten Massen- und Kernladungs­

bereich die charakteristischen Kol. -Linien von Emittern aufein­

anderfolgender Z-Werte ohne Schwierigkeiten auflösen, wie Bild

10 zeigt. Eine Kombination von Röntgendetektor und Spaltprodukt­

separator sollte daher zu einer wesentlichen Reduzierung der

Kandidatenliste führen, die man nur auf Grund der Information

von einer der beiden Anlagen aufstellen würde.

Folgende Informationen ergeben sich aus der Kombination von

Röntgendetektor und Separator: Die Energie und damit das ent­

sprechende Z der charakteristischen Röntgenstrahlung, die von

einem konvertierten Übergang emittiert wird, die zugehörigen

Halbwertszeiten und Bo -Werte und natürlich wieder verschie-0 max

dene mögliche Korrelationen:

14

5. Korrelation: Die RMntgenstrahlung eines Isotops hat inner­

halb der Fehlergrenzen mit einzelnen Gruppen

von Gammalinien identische Halbwertszeiten.

6. Korrelation: Die Röntgenstrahlung eines Isotops hat mit

einer bestimmten Gruppe von Gammalinien inner-

halb der Fehlergrenzen identische BP -Werte. ~ max

7. Korrelation: Die Röntgenstrahlung eines bestimmten Isotops

ist mit einer bestimmten Gruppe von Gammalinien

koinzident.

Korrelation 7 ist natürlich nur dann erhältlich, wenn der kon­

vertierte Übergang in Kaskade mit anderen Gammalinien emit­

tiert wird. Verzögerte Koinzidenzen mit Röntgenquanten zu

messen, scheiterte an Intensitätsschwierigkeiten.

Offensichtlich liefern diese 7 Korrelationen gute Möglichkei­

ten, den Emitter der gefundenen Gammalinien zu finden, wobei

die wichtigsten natürlich die verschiedenen Koinzidenzen sind, da die Identifizierung über identische Halbwertszeiten rela­

tiv große Unsicherheiten in sich birgt.

Es zeigt sich jedoch an Hand dieser Darstellung, daß die Nuklid­

identifizierung eine komplexe Aufgabe ist, die hohen meßtechni­

schen Aufwand erfordert. Da dieser Aufwand von den spektrosko­

pischen Fragestellungen her aber sowieso getrieben werden muß,

fällt die Identifizierung bei unserem Meßprogramm als Nebenin­

formation ab. Als Resum~e ergibt sich damit, daß der Spaltpro­

duktseparator für spektroskopische Untersuchungen an unbekann­

ten Nukliden wegen seiner hohen Intensität und schnellen Trenn­

zeit ein ausgezeichnetes Hilfsmittel der Identifizierung dar­

stellt in Kombination mit anderen anfallenden Informationen. Für

sich allein genommen jedoch, erscheint er zur Identifikation ei­

nes einzelnen Nuklides recht ungeeignet. Dies zeigt sich an ei­

ner Gruppe von Gammalinien, die trotz langer Halbwertszeiten

keine Konversion mit nennenswerter Wahrscheinlichkeit zeigen.

Hier muß die volle Liste von 10 Nukliden als mögliche Emitter

angeführt werden. In 90 Prozent aller Fälle jedoch besteht die

15

Liste von Kandidaten aus ein oder zwei Isotopen mit Neutronen­

zahlen N, N+1. Eine Unterscheidung zwischen zwei angrenzenden

Isotopen sollte über die Spins recht einfach sein, da ja ug-

und gu-Kerne halbzahlige und uu- und gg-Kerne ganzzahlige Kern­

spins haben müssen. Leider liegen jedoch Informationen über die

Kernspins nur recht spärlich vor. Bei zukünftigen Untersuchungen

sollen besonders auf diese Informationen hin Experimente angelegt

werden.

16

2.3 Die Resultate der Messungen

In Tabelle 1 sind alle Resultate der experimentellen Untersu­

chungen in 4 Hauptkolumnen zusammengefaßt. In der Kolumne

"Schnitte (A., Z.)" sind die Nuklide aufgeführt, die der l l

Spaltproduktseparator auf Grund des gemessenen BP -Wertes .:i max

nach den in Kapitel 2.1.1.2 gegebenen Gleichungen als mögli-

che Emitter zuläßt. Ein Beispiel ist in Anhang III gerechnet.

Es ist noch eine weitere Restriktion vorgenommen: Wenn die

Spaltausbeute eines möglichen Nuklides unter die Spaltausbeute

der untersuchten Strahlung fällt, so wurde dieses Nuklid nicht

aufgeführt. Für die Spaltausbeuten der Nuklide wurden die Werte

von /11/ zu Grunde gelegt. In der Kolumne "verzögerte Gamma­strahlung" sind die Ergebnisse der Messungen mit den Ge(Li)­

Detektoren zusammengestellt. Die Ergebnisse sind nach den end­

gültig zugeordneten Emittern gruppiert. Das gleiche gilt für

die in der nächsten Kolumne aufgeführten Ergebnisse der Mes­

sungen zur Emission charakteristischer Röntgenstrahlung. Die

Spaltausbeuten y(Et'l()(.N' A, Z) und y(Ko() sind nach der in Kapitel 2.1.1.3 abgeleiteten Beziehung berechnet. Ein Beispiel

ist in Anhang IV vorgestellt.

In der letzten Kolumne schließlich ist das endgültig zugeordnete

Nuklid mit der zugehörigen Spaltausbeute nach /11/ eingetragen.

Die Zuordnung erfolgt nach den in Kapitel 2.2 beschriebenen

Kriterien.

2.3.1 Diskussion der einzelnen Isomere

Zwei prompt koinzidente Gammalinien mit den Energien 111 und

159 keV mit einer Halbwertszeit von 6.3,tUs wurden im Bereich des Schnittes 88 se, 88 Br, BB,B9Kr, 89Rb gefunden. Die 111 keV

Linie wurden auch von /5/ gefunden, jedoch der Masse 89 zuge­

ordnet. Diese Zuordnung können wir nach unseren Messungen nicht·

bestätigen. Auf Grund der registrierten Br-Strahlung der glei­

chen Halbwertszeit ergibt sich 88 Br als Zuordnung.

17

Aus den Absolut- und Relativintensitäten von Röntgen- und Gamma­

strahlung kann man auf die Konversion der beiden Gammaübergänge schließen:

~K(111 keV) = 0,7 + 0,3; ~K(159 keV) = 0,1 ~ 0,2

Die Fluoreszensausbeute mit den Werten nach /17/ ist dabei be­

rücksichtigt. Die Halbwertszeit der 111 keV Linie ist nach Weiß­kopf-Abschätzung:

E2 : O ,66 ;us und M2 17,5/..lS·

Berücksichtigt man die genannten Konversionsfaktoren, so ergibt

sich für einen M2 Übergang eine Halbwertszeit von ca. 8 ;us, die

in sehr guter Übereinstimmung mit der gemessenen Halbwertszeit

von 6, 3 ;u.s ist. Der Schluß ist daher, daß die 111 keV Linie das

isomere Niveau mit der Multipolarität M2 entvölkert.

Die Existenz von langlebiger Rb-K~ -Röntgenstrahlung im Schnitt ergibt die Zuordnung der 259, 8 - 830 keV Kaskade zu 93Rb, was

durch ß-Zerfallsmessungen /18/ bestätigt wird. Diese Gammalinie

wurde ohne Zuordnung schon von /3/ gefunden. Sollte die 830 keV

Linie das isomere Niveau direkt entvölkern, so läßt die Existenz

von Röntgenstrahlung und die lange Lebensdauer auf ein Gemisch

von M2, E3 schließen.

Das Fehlen von isomerer Röntgenstrahlung mit entsprechender Halb­

wertszeit läßt eine Zuordnung über die in Tabelle 1 genannten

Nuklide nicht zu. Auch hier muß auf Grund der Halbwertszeit für

einen der beiden Gammallbergänge ein M2, E3 Gemisch gefordert

werden. Wegen der geringen Intensität und relativ hohen Über­

gangsenergien sollte die zugehörige Konversionsstrahlung von -lj

weniger als 10 Spaltausbeute nicht beobachtbar sein. Auf Grund der Meßdaten von /18/ ist 93sr der Emitter dieser Kaskade.

Bei der Zuordnung der Kaskade 140,5, 167,2, 520,7 keV mit dem

Crossover über die unteren beiden Linien ergeben sich einige

1ß

Schwierigkeiten, da von den Halbwertszeiten der K~ -Linien

sowohl Rb, Sr, Zr als auch Nb in Frage kommen. Von /5/ wurden

nur die Linien 140,5, 167,2 keV gefunden und der Masse 96 zuge­

ordnet. Aus diesem Grunde wurden Röntgen-Gammakoinzidenzen auf­genommen. Wie Bild 11 zeigt, kann man mit Sicherheit Sr, Y, Zr,

Nb als Emitter ausschließen, da wenigstens eine der beiden Gamma­

linien 141, 167 keV im Koinzidenzspektrum auftreten sollte.

Allein beim Rb erscheint bei 141 keV ein Peak. Eine Unklarheit

bleibt jedoch: Den Einzelspektren nach sollte die 141 keV Linie

stärker konvertiert sein, demnach im Koinzidenzspektrum die

167 keV Linie stärker sichtbar sein. Dieses Verhalten ist je-

doch bei Rb nicht zu beobachten. Somit ist die Zuordnung der

genannten Gammalinien zu Rb noch unklar. Eine weitere Unklarheit

ist bei dieser Kaskade folgendes Faktum: Die Intensität des 521 keV

Überganges ist um mehr als den Faktor 2 kleiner als die der bei­

den genannten Linien trotz Koinzidenz mit ihnen innerhalb eines

Meßfensters von 250 ns. Als Erklärung bieten sich zwei Möglich­keiten:

1. Eine konkurrierende Gammalinie wurde übersehen.

Dies ist äußerst unwahrscheinlich, da solch eine starke

Linie im Energiebereich bis etwa 850 keV sicher beobachtet

worden wäre. 2. Zwischen dem 526 keV Übergang und den beiden anderen Über­

gängen liegt ein weiteres isomeres Niveau mit ähnlicher Halb­

wertszeit.

Die beiden isomeren Niveaus würden durch die Spaltung unabhängig

bevölkert, wodurch sich die unterschiedlichen Intensitäten zwang­

los erklä~en. Verzögerte Koinzidenzmessungen an diesem System,

die den Fall klären könnten, sind bisher nicht durchgeführt wor­

den. Ein Aufbau der Intensität, den man bei der Überlagerung

zweier isomerer Niveaus erwarten muß (Anhang V), ist innerhalb

der Fehlergrenzen nicht zu beobachten, andererseits widerspricht

der Verlauf der Zerfallskurve auch nicht dem Vorhandensein einer

solchen Struktur. An dieser Stelle sind daher die Meßergebnisse

nicht eindeutig zu klären. Sollte die 520 keV Linie tatsächlich

eines der möglichen isomeren Niveaus entvölkern, dann spricht

die Halbwertszeit wiederum für ein M2, E3 Gemisch. Die Restrik-

19

tion auf die Masse 95 erfolgt, da für das im Folgenden bespro­

chene 97y der untere Wert der beiden nach Separator möglichen

Massenwerte sich als der richtige erweist. 97 1 und 95 Rb gehören

jedoch zum gleichen B€ max-Wert.

96,97sr

Für dieses Nuklid wurde nur die charakteristische Röntgenstrah­

lung gefunden. Es bleibt keine Gammalinie zur Zuordnung frei, es

sei denn, daß eine weitere Gammalinie gleicher Energie wie die

schon zugeordneten angenommen wird. Dies ist in diesem Exoeriment

nicht zu klären gewesen.

97y

Die intensivsten Untersuchungen wurden an den Linien vorgenommen,

die dem Y zuzuschreiben sind. In 'f - Ö Koinzidenzmessungen wur­den die Kaskaden bestimmt; in verzögerten Koinzidenzmessungen

die Reihenfolge der Kaskaden untersucht und in Röntgen-Gammakoin­

zidenzen die Zugehörigkeit zu Y bestimmt.

Halbwertszeiten

Die Halbwertszeiten wurden aus Diagrammen nach Bild 12 bestimmt.

Es ergeben sich drei Typen von Zerfallskurven: Die Zerfallskurve

der 203,7 keV Linie zeigt innerhalb der Meßgenauigkeit nur eine

Halbwertszeit mit (8,0±0,2) ;US. Die Zerfallskurven der 185,3 -

100,9 - 229,8 - 287,0 ~ 343,4 keV Linien zeigen ebenfalls nur

eine Halbwertszeit mit (0,83 ± 0,1) ;US, Die 110,7 - 157,5 - 129,3

- (121 ± 2), 51,5 und 170,1 keV Linien zeigen deutlich eine lan­

ge und eine kurze Halbwertszeit in der Zerfallskurve, demonstriert

an der 170 keV Linie. Koinzidenzmessungen an diesen Linien waren

daher unerläßlich.

Das nrompte Koinzidenzverhalten

Das prompte Koinzidenzverhalten der Linien bis 200 keV demon­

striert Bild 8 und 13. An dieser Stelle sei noch einmal darauf

hingewiesen, daß bei Messungen am Separator keine nuklidreinen

Targets zur Verfügung stehen, so daß die Zerfälle verschiedener

Nuklide sich überlagern.

20

Die Kaskade 110,7 - 185,3 - 157,5 - 129,3 - 100,9 keV

f

Die 110,7 und 157,5 keV Linien werden überlagert durch die

111 und 159 keV Linie des 88Br. Man sieht, daß an diesen Stel­

len in der Koinzidenzmatrix stärkere Intensitäten auftreten

als zum Beispiel bei den Koinzidenzen der beiden Linien in der

Spalte für die 185,3 keV Linie. Die Zugehörigkeit zu 88 Br ist er­

kenntlich an der 6,3µs Komponente in der Zerfallskurve. Wegen

dieser Überlagerung wurde die genaue Energiebestimmung dieser

beiden Linien der Koinzidenzmatrix für die Koinzidenzen mit

185,3 keV und nicht den Einzelspektren entnommen. Die in allen Koinzidenzaschnitten (Bild 13) auftretende Koinzidenz mit der

120 keV Linie ist durch den Computeruntergrud gegeben, den ei-

ne Linie bei 809 keV verursacht, die mit einer 121 keV Linie

koinzident ist. Diese Kaskade wird im Betazerfall des 96 sr sehr

stark bevölkert und die Koinzidenzen erscheinen hier als Zufäl­

ligenuntergrund (Bild 8). Die sehr starke Koinzidenz (ca. 600

Koinzidenzereignisse) rührt von der von 99zr emittierten Kas­

kade her. Dieser wurde wurde durch entsprechende VerzMgerung

des Startsignales am TPC1 (Bild 6) gemessen und in Bild 13 für

die 185,3 keV Linie (Teil a) von den Rohdaten (Teil b) abgezo­

gen. Man sieht, daß nun die Koinzidenzen bei 120 keV sich nicht

mehr signifikant aus dem Untergrund hervorheben. Die Koinziden­

zen der 287,0 und 343,4 keV Linien zeigen, daß dieses Crossover

über die Übergänge 185,3 - 157,5 und 129,3 keV sein müssen. Auf

Grund der richtigen Summenenergie und der passenden Halbwerts­

zeit wird die 229,8 keV Linie ebenfalls als Crossover über die

Übergänge 129,3 und 100,9 keV interpretiert. Somit kann man fol­

gende Reihenfolge in der Kaskade mit zugehörigem Crossover fest­

legen:

Kaskade Crossover

keV keV

185,3

157,5 343,4

129,3 287,0

100,9 229,8

21

Die Position der 110,7 keV Linie ist experimentell nicht zu

fixieren, da kein crossover mit 296,2 bzw. 211,8 keV nachgewiesen

wurde. Die wahrscheinlichste Position ist, daß diese Linie die

oben aufgeführte Unterkaskade füttert und das isomere Niveau

direkt entvölkert. Die Unterkaskade läßt sich nämlich in der

Energieabfolge, wie im folgenden Kanitel gezeigt wird, recht

gut durch die Energiefolge in einer Rotationsbande mit halbzah­

liger Spinfolge beschreiben. Der 185,3 keV Übergang entvölkert

dabei den 4. angeregten Zustand in der Rotatationsbande. Die

Lebensdauer des Niveaus muß dann gegen die o,85 ;us klein sein.

Somit kommt nur die 110,7 keV Linie als Übergang aus dem isome­

ren Niveau mit 0,83;us in Frage. Als wichtige Tatsache ist zu

vermerken, daß zwischen dieser Kaskade und den anderen dem Y

zugeordneten Linien keine prompte Koinzidenz erkennbar ist.

(Bild 13)

Die Kaskade 121, 203,7 keV

Die höchste Intensität zeigt die Koinzidenz dieser beiden Linien

Bild 8. Man sieht auch noch ein schwächeres Intensitätsmaximum

bei der 170 keV Linie, obwohl den Einzelraten nach (Tabelle 1)

mehr Koinzidenzereignisse zu erwarten wären. Die Koinzidenz

(141, 167) keV ist einem anderen Nuklid (9 5Rb) zuzuordnen.

Die verzögerten Koinzidenzen

Es wurden zwei Messungen mit dem Einkanal SCA 1 (Bild 6) auf

dem (121 ± 3 keV) Fenster bezw.auf dem (185,3 + 3) keV Fenster durchgeführt, Bild 14 zeigt das Ergebnis.

Das (121 ± 3) keV Fenster

Das Koinzidenzverhalten beweist, daß der 121 keV Peak aus zwei

Linien besteht, die zum Y gehören und miteinander verzögert

koinzident sind. Die Zerfallskurve ergibt eine Halbwertszeit

von (o,6 ± 0,1);us. Aus der Energieanalyse der Koinzidenzmatrix

resultiertjdaß die höherenergetische Komponente mit 121,5 keV

das Niveau, aus dem die niederenergetische Komponente mit

22

118,8 keV emittiert wird, füttert. Das Koinzidenzverhalten der

170 keV Linie zeigt, daß keine prompte Koinzidenz vorliegt. Die

Zerfallskurve der verzögerten Koinzidenz verlangt, daß die 170 keV

Linie stets hinter der 120 keV Linie emittiert wird. Das Auf­

treter. des Peaks in der prompten Koinzidenzmatrix (Bild 10)

ist durch das relativ große Koinzidenzzeitfenster zu erklä-ren, der Intensitätsverlust selbstverständlich durch die Lebens­

dauer. Die 203 keV Linie wiederum zeigt mit der 120 keV Linie

eine prompte Koinzidenz sowie einen verzögerten Anteil. Eine

Koinzidenz mit der 51,5 keV Linie wurde aus technischen Gründen

nicht gemessen. Mit dieser Kenntnis lassen sich die Zerfallskurven

von Bild 17 relativ zwanglos erklären: Es existieren zwei isomere

Niveaus in dem Y-Isotop eines mit B;us Halbwertszeit, das andere

mit 0,62;us Halbwertszeit. Beide werden durch die Spaltung unab­hängig mit unterschiedlicher Intensität bevölkert. Die Einord­

nung der Übergänge in ein Zerfallsschema wird im übernächsten Abschnitt besprochen.

Das (185 + 3) keV Fenster

Bild 14b dokumentiert, daß die Kaskade mit dem Mitglied 185,3 keV

das 8 us Isomer bevölkert. Die Halbwertszeit aus dem Diagramm ist

( 8 ± O ,5) ;US für den Zerfall des Isomers nach Bevölkerung durch die

genannte Kaskade. Demnach müßten die Zerfallskurven der 203,7 keV

Linie z. B. einen Aufbau entsprechend der Bevölkerung durch das

0,83;us Niveau zeigen. Dieser Aufbau ist aber wegen der geringen

Bevölkerung im Vergleich zur direkten Bevölkerung im Verhältnis

von ca. 1/10 nicht beobachtbar.

Röntgen-Gamma Koinzidenzen

Bild 11 dokumentiert die Zugehörigkeit der 120 keV Linien sowie

der 203,7 keV Linie zu Y. Das Fehlen der restlichen Linien ist

auf Intensitätsmangel zurückzuführen.

Zuordnung und Niveauschema

Auf Grund der Röntgen-Gamma und ( - Ö Koinzidenzen erfolgt somit

die Zuordnung der folgenden 13 Gammalinien 110,7 - 185,3 - 157,5

- 129,3 - 100,9 - 229,8 - 287,0 - 343,4 - 203,7 - 121,5 - 51,5 -

23

118,8 und 170,1 keV zu einem Y-Isotop. Die Halbzahligkeit des

Spins in der Rotationskaskade sowie der Schnitt (A., Z.) erge­l l

ben damit die endgültige Identifizierung von 97y als dem Emitter

der genannten Linien.

Die dargestellten Informationen erlauben nunmehr die Erstellung

eines Niveauschemas für 97y, Die ist in Bild 15 vorgestellt.

Drei isomere Niveaus in diesem Nuklid sind sichergestellt,

dreizehn Gammalinien lassen sich in das Schema einordnen. An

zwei Stellen bleiben Unsicherheiten zurück: Die Reihenfolge der

Kaskade 121,5 und 203,7 keV bzw. der Kaskade 51,5 und 118,8 keV

ist durch diese Messungen nicht gesichert.

Multipolaritäten

Intensitätsbetrachtungen über Einzel- und Koinzidenzraten zwischen

den Linien 121,5 - 203,7 - 118,8 und 170,1 keV lassen über die

Konversionsverhältnisse Schlüsse auf die Multipolarität der

Übergänge zu. Die Multipolaritäten wiederum lassen sich in gewis­

sen Grenzen mit den Lebensdauern verknüpfen: Unter Berücksich­

tigung der in Anhang V abgeleiteten Beziehungen für den Zerfall

zweier isomerer Niveaus ergeben sich folgende Verhältnisse, wenn

man die Einzelraten des 8 ;us Anteils im gleichen Zeitfenster am

Ende der Zerfallskurven vergleicht:

'Jy- ( 2-D3 1't,,€,tV)

1y--- ( '1t-o1/(1,,tV)

!J1 -= ( g t o .:t: o 1 '2.) r ; T 'l == C 01 { r< ± o, o ~ ~ Aus den verzögerten Koinzidenzen kann man ebenfalls noch ein

Intensitätsverhältnis entnehmen

1y C '1'1 ~, ~ Jev) 'Jy( 1111,~){V)

a 6 s-t qo'f­r

24 Diese drei Raten ergeben eine untere Grenze für die Konversion des

203,7 keV Überganges: d__ K(203,7 keV) )- (0,37 ± 0,2). Der Konver­sionsgrad des 203,7 keV Überganges postuliert ein M2,E3 Gemisch.

Aus der unteren Grenze für die Konversion der 203,7 keV Linie

läßt sich ebenfalls eine untere Grenze für die Konversion des

121,5 keV Überganges ableiten: ol... K (121,5 keV) ~ 0,5. Dies be­dingt ein M1,E2 Gemisch mit wenigstens 50 % E2 Anteil. Die Ab­

schätzungen wurden unter der Voraussetzung gemacht, daß das Ni­

veauschema richtig aufgestellt ist, insbesondere, daß kein Cross­

over über die Kaskade 121,5 - 203,7 keV existiert. Bei Messungen

mit großem Raumwinkel des Detektors wurde eine Linie entsprechen­

der Energie gefuDden, die aber in der Intensität stark abfiel,

wenn man den Raumwinkel verkleinerte. Die mögliche Intensität,

die tatsächlich in diesen Übergang gehen könnte, und nicht durch

Summenkoinzidenzen zustandekommt, liegt unterhalb der Meßgrenze

von etwa 2 % der Intensität der 203,7 keV Linie. Solche Inten­

sitätsfehler liegen weit innerhalb der Fehlerabschätzungen der

oben aufgeführten Rechnungen.

In Einteilcheneinheiten läßt sich mit einem M2,E3 Gemisch die

Halbwertszeit von 8;us sehr gut reproduzieren. Der Schluß ist

daher, daß der 203,7 keV Übergang das 8 J1S Isomer direkt ent­völkert.

Die Reihenfolge in der Kaskade 51,5 und 118,8 keV ist über Mes­

sungen einer anderen Gruppe festgelegt /19/. Deren Ergebnisse

werden im folgenden Kapitel im Zusammenhang mit 97y diskutiert.

Von /5/ wurden die Linien 110,7 - 185,3 - 157,5 - 100,9 - 203,7

und 170,1 keV ebenfalls, allerdings mit zum Teil um 1 keV abwei­

chenden Energien und stark unterschiedlichen Halbwertszeiten

gefunden. Die unterschiedlichen Halbwertszeiten ergeben sich

bei der 203,7 keV Linie aus der Langlebigkeit - Die Meßgrenze

bei /5/ lag bei ca. 3;us - bei der 157,5 keV Linie aus der Über­

lagerung zweier relativ langlebiger Übergänge, deren Komponen­

ten /5/ nicht zu trennen vermochte. Diese beiden Linien sind

als Beispiel genannt. Die Massenzuordnung ist bei allen Linien

98, also eine Einheit höher als hier auf Grund des Spinargumen­

tes verlangt werden muß. Kürzlich wurden von /20/ Ergebnisse

eines 2-Parameterexperimentes - charakteristische Röntgenstrah-

25

lung in Koinzidenz mit niederenergetischen Gammaquanten bis ca.

200 keV - veröffentlicht, in denen die unteren drei Übergänge

der Rotationskaskade und der 119 keV Übergang koinzident mit

der Y-K Linie gefunden wurden. y - Ö Koinzidenzen wurden durch

/20/ allerdings - noch - nicht gemessen.

Mit Hilfe der Röntgen-Gamma Koinzidenzen (Bild 11) kann die

kurzlebige 121,5 keV Linie, die auf Grund der Gamma-Gamma Koin­zidenzmessungen (Bild 8) mit einer 130,4 keV Linie koinzidiert,

dem 99zr zugeordnet werden. Diese Zuordnung wird auch durch die

übereinstimmenden Halbwertszeiten von Zr-~ -Röntgenlinie und

den beiden Gammalinien gestützt. Die Existenz des Crossovers 251,2 keV ist nicht ganz gesichert, da die Größe des Raumwinkels

des Ge(Li)-Detektors bei der Einzelmessung auch Summenkoinzidenzen

zwischen der 121,5 und 130,4 keV Linie möglich erscheinen läßt. Nach Korrektur gegen diesen Effekt bleibt eine geringe Intensi­

tät für einen Crossover übrig.

Für diese Nuklide bleibt keine Gammalinie zur Zuordnung mehr frei.

Ebenfalls zeigt die Röntgen-Gammakoinzidenz, Bild 11, kein Ergeb­

nis. Dabei muß man berücksichtigen, daß zu der Nb-~ Strahlung

die Kß-Strahlung des Y beigemischt ist. Daher treten hier wieder

Linien vom Y auf. Vergleicht man die Intensitätsverhältnisse, so stimmen sie gut mit den von /16/ angegebenen Verhältnissen für

Kß/K~ vom Y überein.

132Te

Die Zuordnung der Gammalinien 103,5 - 150 - 699 - 975 keV, deren

Koinzidenz durch Bild 17 dokumentiert wird, erfolgt auf Grund

des Schnittes einerseits und auf Grund des von /21/ aufgestell­

ten Niveauschemas. In Bild 16b ist die Zerfallskurve der Sum­

menintensität dieser Linien aufgetragen. Die geringe Statistik

dieses runs von ca. 5 Tagen läßt nur eine relativ schlechte

Bestimmung der Halbwertszeiten zu: 1 112

~ 10 )ls. Im folgenden

Kapitel sind die Folgerungen aus dieser Halbwertszeit diskutiert.

26

132, 133sn, 133, 134sb, 134, 135Te' sowie die K~skade 323,9 - 1181 keV

Sn, Sb und Te emittieren Röntgenstrahlung mit innerhalb der Feh­

lergrenzen identischer Halbwertszeit, wie die Kaskade 323,9 -

1181 keV. Eine Zuordnung wird daher schwierig. Es seien jedoch einige Argumente zusammengetragen, die für 135Te als Emitter

sprechen:

Auf Grund der Ausbeuten nach /11/ sollten die Sn Isotope nicht in Frage kommen, wobei wegen der zu erwartenden Feinstrukturen

in der Nähe des doppelt magischen Kerns 132sn diese Werte frag­

lich sind. Von /5/ wurde die Kaskade ebenfalls beobachtet und der Masse 135 zugeschrieben. Die 1181 keV Linie wurde beim promp­ten Zerfall der Spaltprodukte von /22/ gesehen und der Masse

134 + 1 zugeordnet. Der BP -Wert dieser Kaskade ist etwas - ~ max größer als der der 134Te Linien, d. h., wenn ein Te-Isotop der Emitter ist, sollte es i35Te sein. Diese Argumente sprechen mit

einer etwas höheren Wahrscheinlichkeit auf Grund der Zuordnung

von /5/ für 135Te, obwohl 134sb nicht ganz auszuschließen ist. In Tabelle 1 ist die Zuordnung daher eingeklammert. Wegen der

Beobachtung der 1181 keV Linie im Experiment /22/ kann diese

nicht verzögert sein, daher muß ihr die 323,9 keV Linie voraus­

gehen. Nach ß-Zerfall wurden diese Linien bisher nicht gefunden.

134Te

Die Zuordnung der drei Linien zu 134Te auf Grund der Meßergeb­

nisse von /5/ ist mit unseren konsistent. Mit der vorliegenden

Arbeit konnten zum ersten Mal die Koinzidenzen nachgewiesen

werden. Ein interessantes Detail ist zu vermerken: Im Gegensatz zu den Messungen nach Cf-Spaltung /5/ sind hier die Ausbeuten

pro Nuklid höher. Das isomere Niveau wird nahezu mit der vollen

Nuklidausbeute bevölkert. Unterschiedliche Anregungsverhältnisse

könnten also bei der Bildung von 134Te in den beiden Arten der

Spaltung eine Rolle spielen. Die Konversion der 114,9 keV Line

von 1:1 spricht für eine E2-Multipolarität.

Hier ist als Unstimmigkeit zu vermerken, daß die Röntgenausbeu­

ten um eine Zehnerpotenz höher sind, als die Gammaausbeute der

27

391 keV Linie. Dies ist mit einer Konversion der 391 keV Linie

nicht erklärlich.

Dieser Kern wurde ebenfalls von /5/ und von Carraz /23/ nach

Betazerfall untersucht. Eine neue Information ist hier die Exi­

stenz der 97 keV Linie, die auf Grund der Halbwertszeit und Koin­zidenzen dem Xe zugeordnet werden muß. Die Koinzidenzmessungen

ergeben, daß die 97 keV Linie mit der 380,4 keV Linie koinzi­

diert nicht aber mit der 197,0 keV Linie. Eine Koinzidenz mit

der 1313,0 keV Linie konnte aus Intensitätsgründen nicht nach­gewiesen werden. Die Intensität der Röntgenstrahlung ist für

einen E2 Übergang mit 197 keV zu hoch, wäre jedoch konsistent

mit einer M2 Multipolarität des 97 keV Übergangs, für die eine

Konversion von 10/1 gefordert werden muß.

Zusammenfassung der experimentellen Daten

13 Isomere konnten eindeutig auf Grund eigener Messungen und nach

Literaturdaten identifiziert werden, 2 innerhalb von 2 Massenein­

heiten festgelegt werden. 39 Gammaübergänge wurden gefunden mit

Halbwertszeiten~ o,1;is, die den Isomeren zugeordnet werden konnten. Für die beiden Isomere, die nicht eindeutig zugeordnet

werden konnten, wurden keine y -Linien gefunden.

Auffälligstes Ergebnis der Messungen ist, daß sich bis auf 5

Gammalinien alle Gammalinien Nukliden im Bereich zweier Isotonen

zuordnen lassen. In der leichten Gruppe im Bereich der Isotonen

N = 58, 59, in der schweren Gruppe im Bereich der magischen Iso­

tone N = 82 /28/, Bild 16 zeigt in einem Schnitt durch die N-Z­

Ebene die Position der gefundenen Isomere. - Dieses Bild wird im

nächsten Kapitel weiter diskutiert -. Ein weiteres wichtiges Er­

gebnis ist die Tatsache, daß in der leichten Gruppe kein Isomer

in einem gg Kern gefunden werden konnte (9 6sr bleibt zweifelhaft),

daß hingegen in der schweren Gruppe der Hauptteil der f" -Linien

gg Kernen zugeordnet werden kann.

Mit der groben Abschätzung der Konversionsfaktoren ergeben sich

in der leichten Gruppe für fast alle Isomere M2, E3 Gemische für

28 .die Multipolordnung des den isomeren Zustand direkt entvölkernden Überganges. In der schweren Gruppe hingegen sind die Verhältnisse nicht einheitlich. Nach den Niveauschemata von /5, 21, 23/ liegen entweder E2 oder sogar E1 Multipolaritäten vor mit unterschiedli­chen Hindrance-Faktoren.

Im folgenden Abschnitt nun sollen die hier zusammengetragenen experimentellen Fakten im Zusammenhang mit anderen experimen­tellen und theoretischen Daten diskutiert werden.

N <D

2. 3 .11 Tabelle 1

Schnitte (A.,Z.) 1 1

vom Bs -Wert des max

Separators

88S 88B e, r

88,89Kr, 89Rb

91Br 92Kr 93Rb ' ,

93,94sr 95y ' 96zr

94Kr 95,96Rb 96,97sr 97,98y

99zr 100Nb

101,102Mo

verzögerte Gammastrahlung

Eö t1/2 I rel y(Ei,o!-N,A,Z)

[keV 1 [,us 1 [% 1

111,0 6,3!0,5 100 0,09!0,03

159,0 150

259,8 57±.15 0,34±.0,08 830

431,8 1,4:!:,0,4 100 0,05±.0,01 770,0 90

140 ,5 100 0,28±.0,08 167,2 0,55+0,08 134 306,7 18

520,7 41

charakter. Röntgenstr. Zuordnung

Kot t1/2 y (K o< ) Nuklid Y(A,Z)

Linie [µs 1 [% 1 nach /11/ [%]

Br 6,8:!:,1,0 0,08±.0,05 88Br 2,1

Rb 10 93Rb 3,6

93sr 2,1

Rb 0,51:!:,0,18 0,05±.0,02 j 95Rb 0,96

Sr 0,47±.0,08 0,15±.0,08 96,97sr 1-3

w 0

1

Tabelle 1 Fortsetzung

Schnitte (A.,Z.) 1 1

verzögerte Gammastrahlung vom Bg -Wert des Ey t1/2 I rel y(E

1,oLN,A,Z)

max [kev] [ps J l % ] Separators

110,7 12 185,3 11

94Kr 157,5 -95,96Rb 129,3 0,83:!:0,1 -

100,9 12 96,97sr 229,8 2,0

287,0 2,3 97,98y 343,4 3,3

99zr 203,7 100 0,31:!:,0,09 121,5 88

100Nb 51,5 8,0;t0,2 35 118,8 51

101,102Mo 170,1 81

51,5 35 118,8 0,62:!:0,08 51 170,1 81

charakter. Röntgenstr. Zuordnung

Ko<. t1/2 y(Ko<. ) Nuklid Y(A,Z)

Linie (fis] [% 1 nach /11 / [%1

0,6+0,2 0,3:!:0,2

y 97y 3,9

8,2:!:0,9 0,7:!:,0,4

Tabelle 1 Fortsetzung

Schnitte (A.,Z.) J_ J_

verzögerte Gammastrahlung · charakter. Röntgenstr. Zuordnung vom B5 -Wert des Ey- t1/2 I rel y(EJ' ,e>ZN,A,Z) K.,z t1/2 y(K.,z ) Nuklid Y(A,Z) max

[ kev] [;is] [%1 Linie (Ps1 [% } nach /11/ [%] Separators

94Kr, 95, 96Rb 121,5 100 130„4 0,40:t0,08 70 0,41±0,1 Zr 0,32±0,08 0,6±0,3 99zr 3,4

96,97sr 97,98y ' 251,2 5±5

w ...... 99zr, 100Nb

100Nb 101,102Mo Nb 0,32±0,08 0,4±0,2 1,2

13osn, 131sb 103,5 46 132Te 1333

' 149,3 15±5 53 132Te 1,3 696,8 85 974,0 100 0,10±0,3

132,133sn,133,1348b Sn 0,53±0,2 0,12±0,04 132,133sn 0,1-0,4 134,135Te 135,1363

' Sb 0,58±0,12 0,25±0,09 133,134Sb 2,5-1,1 136,137x 137,138c e, s Te 0,64+0,15 0,36+0,12 - -

134,135Te 6,0-2,8 138,139Ba 323,9 0,58±0,04 90 (135Te) 2,5

1181 100 0,45±0,15

Tabelle 1 Fortsetzung

Schnitte (A.,Z.) verzögerte Gammastrahlung charakter. Röntgenstr. Zuordnung J. 1

vom Bf -Wert des EJ t1/2 I rel y(Ey ,o<.N ,A, Z) Kot.. t1/2 y(K,,c) Nuklid Y(A,Z) max Separators [kev] [?s 1 [ % 1 Linie [?s 1 [% 1 nach /11/ ~l

1328n, 1338b 114,9 63 134Te 135J 297,0 0,2:!;:0,05 100 5:!;:3 Te 0,20±0,05 5:!;:3 134Te 5,0 ' 1280,1 100

~ 136xe 137c5 391 1,4±0,3 0,025±0,007 J 0,92+0,15 0,26+0.1 1353 3,3

, - -

136-138Ba 97±15 8 197,0 3,1+0,2 105 Xe 1,8+1,2 0,13:t0,05 136xe 1,1 380,4 100 0,27+0,05

1313,0 96

33

3. Die Struktur einzelner Nuklide im Bereich der.Neutronen­

zahl N = 82 und der Masse A';:!, 100

3.1 Einführung in die Nuklidregion der Spaltprodukte

In einem Auszug aus der N-Z Ebene ist das Gebiet der Spalt­

produkte des 235u dargestellt Bild 17. Die Ausbeutegren-

zen des Gebietes, die der Nachweiswahrscheinlichkeitsgrenze in diesem Experiment von etwa 10- 4;spaltung entsprechen,sind

den Daten von /11/ entnommen. Die Grenzen für die deformierten Gebiete ergeben sich aus den Arbeiten von Arseniev, Ragnarsson

und Götz /24 - 26/. Man sieht, daß mit der leichten Spaltpro­

duktgruppe die sphärischen, einfach magischen Kerne (N = 50),

die Übergangskerne bei N = 60, und das neu etablierte Gebiet

stabiler Deformation abgedeckt werden, während im Bereich

der schweren Spaltproduktgruppe die doppelt magische Region um 132 · " · O f ' t G b. t Sn die Ubergangskerne bei N = 9 und das de ormier e e ie

der seltenen Erden zu finden ist. Das Ausbeutemaximum des Spalt­

produktgebietes Zp(A) befindet sich etwa 4 - 5 Ladungseinheiten vom stabilen Tal entfernt. Aus den ebenfalls aufgeführten Scha­

lenmodellzuständen, die mit ihren Besetzungsgrenzen an den Ach­

sen angegeben sind, ersieht man, daß der Neutronenzustand h11/2

sowie der Protonenzustand g9/2 als Zustände mit relativ hohem

Spin, eine bedeutende Rolle in diesem Gebiet spielen. Diese Kon­

figurationen führen z. B. in den Y-Isotopen zu den bekannten iso­

meren M4-übergängen zwischen den Zuständen p1/2 und g9/2.

Durch eine stabile Deformation der Kerne werden Zustände mit

hohem Drehimpuls in ihrer energetischen Lage stark beeinflußt.

In den Nilssondiagrammen, die z. B. von Ragnarsson /25/ gerech­

net wurden, ist dies verdeutlicht (Bild 18).

So eignet sich das Gebiet der Spaltprodukte sehr gut zu syste­

matischen Studien dieser Hochspinzustände wie auch des Über­

gangs von Schalenmodellkernen zu deformierten Kernen. Eine ge­

wisse Einschränkung ist darin zu sehen, daß man nicht wie in

Kernreaktionsexperimenten gezielt eine bestimmte Nuklidkette

untersuchen kann, sondern darauf angewiesen ist, die Anregung

der Nuklide so zu nehmen, wie sie vom Spaltprozess bzw. Beta­

zerfall gegeben ist. Zur Übersichtsinformation sind die in die-

ser Arbeit untersuchten und gefundenen Isomere in die N-Z Ebene

(Bild 18) eingezeichnet. Die Akkumulation dieser Isomeren bei

den Neutronenzahlen N = 58,59 und N = 82,83 soll im folgenden

behandelt werden. Dazu werden die gefundenen Niveauschemata

im Zusammenhang mit den Ergebnissen anderer Gruppen diskutiert.

3.2. Die Nuklide im Bereich von N = 82: 132T e'

134T 136X e, e

135T e'

135J

Diese Gruppe von Isomeren sei zuerst behandelt, da durch die

vorliegende Arbeit keine wesentlich neuen Informationen zu

schon vorhandenen Daten erbracht werden. Im Bild 19 sind die Zerfallsschemata der untersuchten Kerne 132Te, 134Te, 135Te

und 136xe nach den in dieser Arbeit gewonnenen Daten vorgestellt.

Die halbmagischen Kerne mit N = 82 fügen sich in die Isomeren­

systematik, wie sie von /31/ aufgestellt wurde, sehr gut ein

(Bild 20). Durch John /5/, Carraz /23/ und die vorliegende Arbeit

wurden die Zer fallsschemata von 134Te, 136xe und 138Ba aufge­

stellt, durch Wildenthal und Mitarbeiter /29/ wurden die Nukli-

de mit höherem Z mit Hilfe von stripping und pick up Reaktionen

untersucht. Durch Kownacki /30/ und Mitarbeiter wurde das Niveau­

schema des vorläufigen Schlußpunktes 146ad mit Hilfe von (~,xn) Reaktionen aufgestellt. Die 2+, 4+ und 6+ Niveaus werden stets

durch eine gestreckte E2 Kaskade entvölkert, wobei das 6+ Niveau

isomer ist. In den Kernen mit Z 60 wird das Zerfallsverhalten

komplizierter, da der 3- Zustand zwischen das 2+ und 4+ Niveau

wandert. Die entsprechenden E1 Übergänge scheinen aber stark be­

hindert zu sein, da ein deutliches überwiegen der E2-Intensitä­

ten zu beobachten ist /30/, Extrapoliert man die Lage des 3 Zu­

standes zu 148ny und 15°Er hin, so ergibt sich, daß wahrscheinlich

in diesen Kernen der 3 Zustand der niedrigst angeregte Zustand

ist. Am hiesigen Zyklotron ist daher eine Untersuchung dieser

beiden Kerne mit ( cl..., xn) Reaktionen geplant, um dieses inter­

essante Verhalten sicherzustellen. Die Natur der positiven Pari­

tätszustände wird in /31/ durch kollektive Anregungen mit einer

Beimischung von zwei Quasiteilchenzuständen in der d5/2 und g7/2

Schale beschrieben. Dabei wird dem 6+ Zustand ein reiner 2-Quasi­

teilchenzustand zugeordnet. Die wechselnde Zusammensetzung dieses

35

Zustandes führt nach diesen Autoren zu der Behinderung der E2

Obergänge in den 4+ Zustand. Der 3 Zustand ist bisher nicht in­

terpretiert worden.

Mit der Untersuchung des 132Te wird ein kleiner Beitrag zur

Systematik der geraden Te-Isotope geleistet. Diese Systematik

nach /27/ ist in Bild 21 vorgestellt: Die unteren Zustände mit positiver Parität sind in der gleichen Weise zu interpretieren

wie die der N = 82 Nuklide mit geradem z. Der von Borg /21/ mit

dem Spin 7 angegebene Zustand hat nach unseren Messungen eine

Lebensdauer von ca. (10 - 20~s. 131 gibt die Halbwertszeit

der 697, 974 keV Linie mit (26: 3))-lS an. Dies bedeutet für einen E1-tlbergang, der zwischen diesem 7- und dem folgenden 6+

Zustand möglich wäre, eine Behinderung um den Faktor 107, ver­

glichen mit einem Einteilchenübergang. Betrachtet man die Natur der beiden Niveaus, so ist eine große Behinderung zu erwarten:

Der 6+ Zustand wird als 2-Quasipartikelzustand in der g7/2 Proto­

nenschale verstanden, der 7 Zustand hingegen als Teilchen-Loch­

zustand mit der Konfiguration r(~d3/2)- 1 ® (~h11/2D 7-· Bei rei­nen Konstellationen dieser Art wäre ein E1 Übergang zwischen die­

sen beiden Zuständen auf Grund der Natur des elektromagnetischen

tlbergangsoperators als Einteilchenoperator streng verboten (Sieg­

bahn). Im umgedrehten Schluß ist daher der hohe Verbotenheits­grad des Überganges eine Unterstützung für die genannte Inter­

pretation der beiden Niveaus. Der gleiche Schluß mußte aber auch für den 5 Zustand gelten, der als Teilchenlochzustand der Kon­

figuration [C~s1/2)- 1 © (vn1112~5 - interpretiert wird. Da durch

die höhere Übergangsenergie die Lebensdauer stark verkürzt wird,

war ein Ausmessen der Lebensdauer dieses Zustandes im vorliegen­

den Experiment nicht möglich. In Zukunft jedoch sollen die Lebens­

dauern der Zustände negativer Parität in den Te-Isotopen Gegen­

stand von Untersuchungen an durch Betazerfall erzeugten sekun­

dären Spaltprodukten sein.

Eine Diskussion der Kaskade 323, 1181 keV erscheint beim gegen­

wärtigen Informationsstand nicht sinnvoll wegen der zu großen

Unsicherheit der Zuordnung. In 135Te ergeben sich große Schwie­

rigkeiten für die Einordnung. Aus der Levelsystematik der N=83

Isotonen ist das Auftreten eines isomeren Zustandes von 1500 keV

36 Anregungsenergie in l35Te ohne Annahme besonderer Behinderungs-

faktoren unverständlich. Mit einem Lochzustand /32/ in der d3/2

oder s1/2 Schale, die dicht unter der Fermioberfläche liegen,

ist die lange Lebensdauer und die Kaskade nicht zu erklären,

sollten doch ohne größere Behinderung E1 Übergänge zu den

Teilchenanregungszuständen p3/2 bzw. p1/2, die zwischen 0 und

1 MeV liegen, möglich sein. Hier können nur weitere

Messungen, z. B. nach ß-Zerfall Klarheit schaffen.

3,3 Die Zerfallsschemata der isomeren Zustände in 88Br, 93Rb, 93sr, 95Rb, 97y, 99zr

In Bild 22 sind die experimentellen Daten der genannten Nuklide

aus Tabelle 1 in Form von Zerfallsschemata zusammengestellt.

Eine wichtige Annahme lag bei der Aufstellung dieser Schemata

zu Grunde: Die isomeren Zustände zerfallen bis zum Grundzustand

des untersuchten Kernes. Die Existenz langlebiger (~ 112 ~ 80f1s),

weiterer isomerer Niveaus, in denen die hier beobachteten Über­

gänge enden würden, wird für sehr unwahrscheinlich gehalten.

Diese Annahme wird unter anderem in nächster Zukunft in einem

weiteren Meßprogramm "Suche nach Millisekunden-Isomeren" über­

prüft.

88Br

Die Reihenfolge der Niveaus wird wegen des M2 Charakt~rs der

111 keV Linie angenommen, mit dem die Halbwertszeit des isome­

ren Niveaus erklärt werden kann. Der Grundzustandsspin wird

durch die Kopplung eines p3/2 oder f5/2 Protons mit einem

d5/2 oder g7/2 Neutron gebildet. Die ersten angeregten Zustän­

de führen zu p1/2 bzw. g9/2 bei den Protonen, während bei den

Neutronen die Zustände d3/2 s1/2 folgen können. Spielt man nach

der Nordheimregel /33/ die verschiedenen Kombinationen durch,

so erlauben nur die in Bild 21 angezeigten Spins, den M2 Über­

gang zu erklären: Der Grundzustand ist ein[lCp3/2 ®Y--d5/2 J 1- Zu­

stand, das 159 keV Level ein [7C f5/2 ©V-d5/2] 0-Zustand und das

270 keV Niveau ein [ng9/2 ®rd5/2] 2+ Zustand, d. h. die ersten

angeregten Zustände sind Protonenniveaus, wobei der Übergang von 2+ nach 1- als E1 Übergang nicht möglich ist, da ein Über­

gang von g9/2 nach p3/2 erfolgen muß, also ein E3-Übergang, des­

sen Übergangswahrscheinlichkeit gegenüber dem M2-Übergang

37

g9/2-/ f5/2 um den Faktor 6·10- 3 reduziert ist (Weisskopf­

Abschätzungen).

Die Isomerie dieser beiden Kerne ist vermutlich auf die beiden

Hochspinzustände h11/2 (Neutronen) und g9/2 (Protonen) zurück­zuführen. Die Reihenfolge der Übergänge ist willkürlich gewählt

unter dem einzigen Aspekt, daß der höherenergetische Übergang

mit größerer Wahrscheinlichkeit aus einem oberen Niveau erfolgt.

Die Reihenfolge der Niveaus wurde in Kapitel 2.3 diskutiert.

Die in Bild 22 beschriebene Spinzuordnung ergibt sich unter der Voraussetzung, daß 95Rb noch sphärisch oder leicht oblat defor­

miert ist (ß ~ -0,1). Die Schalenmodellzustände in der Nähe der Fermioberfläche sind: f5/2, p3/2, p1/2, g9/2. Aus diesen Zustän­

den lassen sich Quasipartikelzustände konstruieren, wobei das

ungerade Proton jeweils eines dieser Level blockt. Die energe­

tische Reihenfolge des f5/2, p3/2 Niveaus ist nicht ganz ge­

sichert. Unter der Voraussetzung jedoch, daß f5/2 niedriger als p3/2 liegt, was sich auf den Grundzustand von 91Rb stützt,

der mit 3/2 angenommen wird /35/, kann man die Verzögerungen

erklären. Die Levelfolge der Quasipartikelanregungen ist unter

dieser Voraussetzung: 3/2 Grundzustand, 1/2 erster angereg­

ter, 5/2 zweiter angeregter Zustand. Der Übergang aus dem

5/2 Zustand in die darunter liegenden Zustände kann nur dann

erfolgen, wenn eines der Paare aus dem f5/2 Niveau entfernt

ist. Diese Konfiguration ist nur mit geringer Wahrscheinlich­keit in den Zuständen 3/2-, 1/2 beigemischt. Daraus resul­

tiert qualitativ eine Verzögerung und die Verzweigung der Über­

gänge aus dem 5/2 Niveau. Mit einer ähnlichen Argumentation

erklärt sich auch die Verzögerung des M2-Überganges aus dem 912+ in das 5/2- Niveau. Der Übergang muß ebenfalls über eine

Konfiguration im 9/2+ Zustand erfolgen, in dem ein Paar aus

dem f5/2 Zustand entfernt ist. Die M2-Übergangswahrscheinlich­

keit nach Weisskopf verglichen mit der experimentellen Lebens­

dauer ergibt eine Behinderung um den Faktor 50, Ein E3 Übergang

zum Grundzustand sollte bei diesem Verzögerungsfaktor für den

38

521 keV M2-Übergang mit etwa 10 % der M2-Intensität zu beobach­

ten sein, Es ist nicht auszuschließen, daß eine Linie dieser In­

tensität bei den gegebenen Untergrundsverhältnissen übersehen

werden kann.

Als wichtigstes Ergebnis der Y-Daten wurde eine Rotationsbande

gefunden, die im folgenden Abschnitt diskutiert wird.

99zr

Hier liegt die Vermutung nahe, da sich 99zr schon sehr nahe an

der Grenze des deformierten Gebietes befindet, daß Übergänge

aus dem h11/2 Zustand, dessen Komponenten stark durch die De­

formation beeinflußt werden, die Ursache für die Isomerie bil­den.

3.4 Nuklide im Bereich der Neutronenzahlen N = 58, 59

Für das kollektive Verhalten von Kernen in der Region A ~ 100

gibt es seit kurzer Zeit einiges theoretisches Material /24 - 26/.

Die übereinstimmenden Resultate seien zusammengefaßt:

Die Strutinskij-Rechnungen zeigen, daß die Schalenkorrekturen

nur im Bereich (ß/ ~ 0,4 signifikant sind. Außerhalb dieses Be­

reiches verlieren sie an Bedeutung, da die Energiedeformations­

fläche auf Grund der Tröpfchenmodellterme sehr stark ansteigt.

Bei den Übergangskernen sind keine Minima entsprechend einer

stabilen oblaten oder prolaten Deformation zu erkennen. Das

"Tal" der Energiedeformationsfläche um ß = O ist jedoch gegen­

über dem eines Tröpfchens stark verbreitert. Die Kerne sind

also weich gegen ß-Deformation.

Für Kerne mit den Nukleonenzahlen N ~ 59, Z ~ 44 (vergleiche die

Grenze in Bild 17) sind zwei wohldefinierte Minima in der Ener­giedeformationsfläche entlang des ß-Freiheitsgrades der Deforma­

tion ausgeprägt. Das Vorzeichen der Grundzustandsdeformation ist

jedoch von den Rechnungen nicht sicher vorherzusagen, da die Ener­

giedifferenz zwischen dem prolaten und oblaten Minimum klein ist.

39

Die Kerne in der Region A -;::::, 100 sind sehr "weich." gegen P4 Deformationen. In mehreren Fällen besteht sogar keine signi­

fikante Barriere in der P2, P4 Ebene zwischen dem oblaten und

prolaten Minimum.

Ähnliches gilt für den Freiheitsgrad y , der die nichtaxial­symmeterische Verformung beschreibt. Auch hier besteht zwi­schen dem oblaten und prolaten Minimum keine signifikante

Barriere.

Außer einigen Modellrechnungen /33/ sind bislang keine quan­

titativen Rechnungen gemacht worden, um aus den Anregungsspek­

tren die Energie-Deformationsfläche und vice versa zu gewinnen.

Die qualitativen Aspekte der Deformation sind jedoch nunmehr

gut bekannt.

Zusammengefaßt kann man also sagen, daß vom theoretischen Stand­

punkt das kollektive Verhalten der Kerne um A 100 qualitativ

bearbeitet ist, daß jedoch einige Fragen offenbleiben, deren

Lösung für die Interpretation der Spektren von großer Wichtig­

keit ist.

3.4.1 Eine Rotationsbande in 97y

Im Zerfallsschema von 97y tritt eine Kaskade auf zwischen den

Anregungszuständen 495 und 1179 keV, deren Übergangsenergien sehr gut in die Niveaufolge einer Rotationsbande passen. Für

ungerade Kerne gilt die Beziehung zwischen Drehimpuls I und

Energie der Rotationskaskade /36/:

E ( I) = E ( K) + A · LI ( I + 1) - K2 J + B · [I ( I + 1) - K2 ] 2 ( 1)

für .Q = K = j u . T • mit j u . T . f 1 / 2

E ( I + 1 I) = A + 2 B [< I + 1 ) 2 - K2 ] 2 (I + 1)

(1a)

(2)

Hierbei ist I der Gesamtspin des rotierenden Kernes, K die

Projektion des Gesamtspins auf die Symmetrieachse des Kernes.

40

j T ist der Gesamtspin des unpaarigen Nukleons im Grundzustand u. . sowie ..0.. die Projektion von j T auf die Symmetrieachse des u. • Kernes entsprechend den Definitionen nach /36/. Im Grundzustand

und den niedrig angeregten Zuständen hat sich empirisch die zu­sätzliche Bedingung 1a herausgestellt. E(K) ist die intrinsische

Energie des Einteilchenzustandes mit der Spinprojektion K =il, E ( I) ist die Anregungsenergie der Rotationszustände. E y- ( I+17I)

ist die Übergangsenergie des y---Quantes für zwei aufeinanderfol­

gende Anregungszustände in der Rotationsbande. Da von der Zu­

ordnung des Massenseparators her sowohl die Masse 97 wie 98 für das emittierende Yttriumisotop möglich ist, müssen für die K­

Werte sowohl halbzahlige wie auch ganzzahlige Werte zugelassen

werden. Da Y nur als ug oder uu Kern vorkommt, sind in der Ro­

tationsbande alle Spinwerte mit .6 I = 1 möglich. In Bild 23 ist

das Ergebnis der nach Formel (2) sinnvollen Auftragung der

Übergangsenergien als Funktion von 2(I + 1) 2 dargestellt. Wie

man sieht, erhält man nur für K = 5/2 eine lineare Beziehung in diesem Diagramm. Die beiden anderen zugehörigen Parameter sind

A = 14,5 ± 0,1 keV und B = - 2,8 ± 1,0 eV.

Für K = 1/2 muß zu Formel 1 noch ein Glied [a·A (-1)I+ 112 . (I+1/2)]

hinzugefügt werden, das in Formel 2 zu einem alternierenden Summanden[-- a·A·(-1)I+ 1/ 2 )]führt. Der Parameter a beschreibt die

Stärke der Entkopplung des intrinsischen Zustandes von der Rota­

tion auf Grund der wirkenden Corioliskräfte. Gewöhnlich liegt

der Wert von a im Bereich - 1 ~ a ~ +1. Dadurch wird die Spin­

folge I 1 I+1 in der Rotationsbande nicht verändert, während außer­

halb dieses Bereiches die genannte Spinfolge nicht mehr eingehal­

ten wird (z. B. /37~. Letzteres hat zur Folge, daß Crossover fehlen oder diese über mehr als eines der folgenden Level mög­

lich sind. Da dies in obiger Kaskade nicht der Fall ist, muß,

falls eine K = 1/2 Bande vorliegen würde, der Wert von a im üb­

lichen Bereich -1 ~ a ~ +1 liegen. Wie man leicht nachrechnen

kann, läßt sich dann mit einem Parametersatz a, A, B die Kaskade

nicht fitten. Es bleibt somit für K allein der Wert 5/2.-Der halb­

zahlige Wert von K entscheidet endgültig darüber, daß 97y und

nicht 98Y der Emitter der Kaskade ist.-Der Erfolg des Fits ist

ein erster Hinweis darauf, daß eine Rotationsbande vorliegt.

41

Ein weiterer experimenteller Hinweis kann durch die Intensitäts­

verhältnisse in der Kaskade gefunden werden. In einer Rotations­

bande mit Spindifferenz 1 treten sowohl E2 als auch M1 Übergänge

auf, deren Intensitätsverhältnis durch den Mischungsparameter

S= Q0

/ (gK - gR) bestimmt wird. Hierbei ist Q0

das Quadrupol­

moment des Kerns gemessen in barn und gK' gR die gyromagnetischen Verhältnisse für den intrinsischen Zustand mit der Quantenzahl K bzw. für den Rotationszustand. Für die Übergänge in der Rota­

tionsbande sollte dieser Parameter konstant sein. Vier Intensi­

tätsverhältnisse innerhalb der vorliegenden Rotationsbande sind

bestimmt worden. Zwei werden durch Untergrundlinien verdeckt.

Im Bild 24 sind für die verschiedenen Übergänge die theoreti­

schen Intensitätsverhältnisse im Vergleich zum (13/2-7 11/2) Übergang in Abhängigkeit vom Mischungsparameter g~aufgezeichnet. Dazu sind die experimentellen Werte mit den zugehörigen Fehler­

grenzen eingezeichnet. Das Diagramm dokumentiert die Konstanz

des Mischungsparameters für die Übergänge in der Kaskade. Der

Mittelwert ergibt sich zu \g\ = 4,7 ± 0,5.

Mit diesen beiden Fakten, der Übereinstimmung der Energiefolge

in der Kaskade mit der Rotationsbandenregel sowie der Konstanz

des Mischungsparameters für die verschiedenen Übergänge in der

Kaskade, kann man den sicheren Schluß ziehen, daß die besprochene

Kaskade eine Rotationsbande ist. Zusätzliche Informationen wären

natürlich sehr nützlich, so z. B. Messungen über die Konversions­

linien innerhalb der Bande, um die Multipolaritäten zu bestim­

men oder Winkelverteilungen für die Kaskade. Diese Messungen

sind aus Intensitätsgründen bislang nicht durchführbar gewesen.

3.4.2 Die niedrigliegenden Anregungszustände in 97y

Zur weiteren Diskussion sei auf die Ergebnisse anderer Autoren

eingegangen, Die Ergebnisse von /5/ stimmen innerhalb der Fehler­

grenzen mit unseren Ergebnissen überein, wenn auch nicht alle

Linien, insbesondere nicht die Crossover der Rotationsbande ge­

funden wurden. Die Bande wurde aus diesem Grunde nicht erkannt.

Zusätzliche Niveaus ergeben sich aus einer Mainzer Arbeit über

den ß-Zerfall des 97sr /19/. Diese bevölkern die unteren beiden

Niveaus des in dieser Arbeit aufgestellten Zerfallsschemas. In-

42

nerhalb der Fehlergrenzen stimmen die Werte der Übergangsenergien

in der Mainzer und dieser Untersuchung zwischen den beiden unte­

ren Niveaus überein.

Relative Intensitäten der neu hinzukommenden Linien sind bisher

nicht bekannt. Übergänge, die energetisch als Übergang zu dem

292 oder 495 keV Niveau passen, wurden nicht gefunden. Ebenso sind in der vorliegenden Arbeit keine isomeren Übergänge mit

36, 428, 481, 445, 564 keV beobachtet worden, wobei die Nach­weisbarkeitsgrenze etwa bei 1 % der Intensität der 203,7 keV Linie liegt. Die Folgerung daraus ist, daß aus der Rotations­

bande heraus kein Übergang zu dem 564 bzw. 600 keV Level erfolgt.

Weiterhin wurde in der Mainzer Untersuchung die Rotationsbande

nicht gefunden.

Nach /47/ beträgt die Halbwertszeit von 97sr 200 Millisekunden.

Mit dieser Halbwertszeit und einer ungefähren Abschätzung der Betaendpunktsenergie von 6 - 8 MeV /12a/ ergibt sich ein log ft­

Wert von 3 - 4. Nach den Kriterien entspricht dies einem erlaub­

ten Betazerfall.

Eine Behinderung des Zerfalls in die Rotationsbande kann dann

auf zweierlei Arten zustande kommen: 1. Durch den ß-Zerfall wird die Form des zerfallenden Kernes er­

halten. Ist also 97sr sphärisch, so ist wegen der notwendigen

Formänderung der Übergang in die Rotationsbande behindert.

2. Wie man dem Nilssondiagramm (Bild 18) entnehmen kann, bleibt

das 59. Neutron des 97sr bis zu einer mäßigen Deformation in

Zuständen positiver Parität. Eine Behinderung des ß-Zerfalls wäre dann dadurch gegeben, daß die Rotationsbande negative

Parität besitzt.

Aus der Erlaubtheit des ß-Zerfalls von 97sr muß man den Schluß

ziehen, daß das zerfallende Niveau eine ähnliche Struktur wie

das 600 keV Niveau des 97Y haben muß. Damit wäre im sphärischen

Fall nur ein Übergang von g7/2 --7 g9/2 möglich. Durch eine

mögliche Deformation beider Kerne können sich die Verhältnisse

jedoch ändern.

43

Aus dem Vorhandensein der Rotationsbande in einem angeregten Zu­

stand wäre an und für sich auch eine Grundzustandsrotationsbande zu fordern. Anzeichen für eine solche Bande sind jedoch nicht

gegeben. Selbst durch die verzerrte Niveaufolge in einer K = 1/2

Bande lassen sich die vorhandenen Niveaus nicht einordnen. Be­

trachtet man andererseits die Niveauschemata der benachbarten

Y-Isotope (Bild 26), so ergibt sich, daß in 97y im Energiebe­

reich bis 600 keV sehr viel mehr Niveaus auftreten, die mit Ein­teilchenzuständen allein nicht erklärt werden können, da die

Energieabstände zu gering sind.

Durch eine Aufspaltung der Niveaus wegen einsetzender Deforma­

tion wäre immerhin eine Erhöhung der Niveaudichte gegenüber den

wahrscheinlich sphärischen benachbarten Y-Isotopen möglich. Eine

weitere Diskussion ist beim gegenwärtigen Stand der Information

nicht möglich, da Intensitätsverhältnisse und Multipolaritäten der Übergänge fehlen.

Eine Aussage ist zulässig: Eine definierte Grundzustandsdefor­

mation, die zu einer gut ausgeprägten Grundzustandsrotations­bande führt, ist offenbar nicht gegeben.

3.4.3 Formisomerie in 97y

Für die gg Kerne im Bereich von 97y wurde festgestellt, daß

sie sich leicht verformen lassen /26/. Eine gut definierte

Grundzustandsdeformation ist nicht erkennbar. Besetzt man mit

dem ungeraden Teilchen ein Niveau, das im Nilssonschema bei

Abweichung von der sphärischen Gestalt zu kleineren Energien

verläuft so sollte wegen des Energiegewinnes eine Rumpfpolarisa­

tion erfolgen (unified model): Der Kern wird deformiert und fin­

det eine definierte Gleichgewichtsdeformation. Hierbei muß die Lage der Fermikante, die bei 97y in den Protonenlevels durch das

p1/2 Orbital verläuft, berücksichtigt werden. Der Energiegewinn

ist relativ zur Fermikante zu rechnen. Am Nilssonschema (Bild

17) zeigt sich das sehr unterschiedliche Verhalten der verschie­

denen Zustände: p1/2 z. B. bevorzugt die sphärische Gestalt des

zu Grunde liegenden Potentials, während die g9/2 Zustände je

nach magnetischer Quantenzahl oblate bzw. prolate Gestalt be-

44 vorzugen. Da das core im Grundzustand sehr weich gegen Defor­

mation ist, kann durch die Besetzung des jeweiligen Zustandes

sich die Gestalt des Kernes drastisch ändern.

Betrachtet man die Deformationseigenschaften der beiden 5/2 Zu­

stände in der Nähe der Fermikante, die durch das p1/2 Orbital verläuft, so ergibt sich folgendes Bild:

Der 5/2 [303] Zustand bevorzugt eine prolate Gestalt des Kernes,

während sich für das 5/2+ ~22] Orbital zwei Minima im oblaten bzw. prolaten Bereich ergeben. Dies kann man aus Bild 18a unter

Beachtung der Fermikante ablesen. Für den Zustand 5/2- [303) er­gibt sich ein ß ~ 0,2. Für den 5/2+ ~2zj eine Deformation von

ß -x, 0,3. Für beide Zustände lassen sich Argumente finden, daß

sie den intrinsischen Zustand der Rotationsbande bilden.

Das Fehlen einer Grundzustandsrotationsbande zeigt eine nahezu

sphärische Gestalt des Kernes im Grundzustand an. In Überein­

stimmung mit den benachbarten Y-Isotopen (Bild 26) muß dieser

daher durch das p1/2 Orbital beschrieben werden. Der Übergang

aus der Rotationsbande in den Grundzustand muß verboten sein,

da er nicht beobachtet wird. Der Hindrance-Faktor gegenüber ei­

nem E2-Einteilchenübergang beträgt mindestens 10-4 . Diese Mul­

tipolarität wäre möglich, wenn der 5/2- [303] Zustand der Banden­

kopf der Rotationsbande ist, Der Hindrancefaktor gegenüber ei­

nem M2-Einteilchenübergang beträgt ca 10-2 . Diese Multipolarität

wäre möglich, wenn der Bandenkopf durch den 5/2+ [422] Zustand gebildet wird. In beiden Fällen ergibt sich aber eine Behinde­

rung. Es liegt nahe, diese auf eine Formisomerie in 97Y zurück­

zuführen.

3,4.4 Die Deformation in der Rotationsbande

Im Bild eines guten Rotators ist der Parameter A mit dem Träg­

heitsmoment® des Kerns verknüpft, wobei sich herausstellt, daß

das Trägheitsmoment (9) t eines starren Rotators der Masse und s arr Deformation des untersuchten Kernes immer nur ein oberes Limit

darstellt und im allgemeinen um etwa den Faktor 2 unterschritten

wird /36/. Mit dem starren Trägheitsmoment als obere Grenze er­

hält man eine untere Grenze des Deformationsparameters ß:

45

A· =- . J....1.. ~'l ~'2 /j

~ -= ')_ @ '?-@~ ~H -rrJ.. ~/f; As/3 (1+ 01$1 ~ ~+o1or ~,;~) ()"

~ ~ /\ ::

~1 ß) o, 6

1 EJ~

Da aber viele Einflüsse in den Trägheitsparameter eingehen, ist

der abgeleitete Wert für ß mit starken Vorbehalten zu werten.·

In /48/ wird festgestellt, daß in ein und demselben Kern ohne Än­derung der Deformation der Trägheitsparameter bis zu einem Faktor

2 variieren kann. Andererseits wurde auf Grund von B(E2)-Messun­

gen von /38/ für 102zr ein ähnlich große~ Wert für ß in der Größen­

ordnung von o,6 gefunden. Nun geht in die B(E2)-Werte der quadra­

tis ch'e Mittelwert (ß2)ein. Liegt ein großer dynamischer Anteil wie " z. B. bei den Hg-Isotopen vor /41/, so wir~ dann der Anteil der sta-

tischen Deformation durch die B(E2)-Werte überschätzt. Inwieweit

der Trägheitsparameter in einer Rotationsbande ebenfalls durch dy­

namische Anteile bestimmt wird, ist bislang picht bekannt. Recb­

nungen fU~ die Kerne mit A ~ 100, die auf Grund ihrer Weichheit

große dynamische Antefle in der Deformation enthalten sollten,

sind jedenfalls unseres Wissens nicht publiziert worden.

Wie schon weiter oben vermerkt wurde, ergibt sich aus den Stru­

tinskij-Rechnungen, daß für ß .;::::.. 0,4 die. Energiedeformations­

fläche sehr stark ansteigt und praktisch den Verlauf der Tröpf­chenenergie wiedergibt. Aus diesem Grunde erscheint eine stati­

sche Deformation von der Größenordnung 0,6 unrealistisch.

Aus dem Mischungsparameter läßt sich ebenfalls einiges über die

Deformation sagen, wenn. die Wellenfunktionen des intrinsischen

Zustandes, der der Rotationsbande zu Grunde liegt, bekannt ist.

Es gilt:

b ::: Qo/(gK - gR)

mit gK ::: ~ [ K gl + (gs - gl )• < K 1 Sz 1 K >]

g1 und gs sind die gyromagnetischen Verhältnisse für ein einzel­

nes Nukleon bezüglich Bahndrehimpuls und Spin. Wie von /39/ aus­

geführt wurde, weichen die Werte von g1 , gs für gebundene Nukle­

onen von denen freier Nukleonen ab, sz ist die Z-Komponente des

Spins des unpaarigen Nukleons, gR' das gyromagnetische Verhält­nis der Rotationsbewegung, ist durch die Ladungsdichte der Ker­

ne Z/A gegeben /36/. Mit folgendem Param.etersatz von /39/ wur­den die Rechnungen durchgeführt:

4 eff gl = 1,07 ± O,O ; gs = 3,7 ± 0,3; 0,3 ~ gR:::. 0,4

Betrachtet man die Zustände iri der Nähe der Fermioberfläche für

Z = 39 im Nilssondjagramm von /25/ (Bild 18), so kommen als in­

trinsische Zustände nur zwei 5/2-Zustände in Frage mit der Haupt­

konfiguration 5/2+ [422] und 5/2- [ 303] . Mit den zugehörigen

Wellenfunktionen gerechnet mit einem Programm von /40/, wurden

die Werte von gK für die verschiedenen Werte des Deformationspa­rameters bestimmt. Dem Programm liegt ein rotationssymmetrisches

elipsoidales Nilssonpotential mit den Parametern von /25/ zu

Grunde. Das Quadrupolmoment wurde nach der das Volumen des Kerns

erhaltenden üblichen Formel /37/ berechnet, Somit sind alle Pa­

rameter, die in den Mischungsparameter eingehen, innerhalb gewis­

ser Grenzen als Funktion des Deformationsparameters ß berechen­

bar. Bild 27 zeigt das Ergebnis dieser Rechnungen für die beiden

in Frage ko~menden Zustände. Man sieht, daß auf der prolaten .Sei­

te Zustand IA) (entsprechend 5/2- [303])eine Deformation von

ß~ 0,2, Zustand 1B) (entsprechend 5/2+ [422]-) eine Deformation

von ß ';!; O ,55 verlangt. Auf der oblaten Seite ist die Zuordnung

zu beiden Zuständen mit einem Deformationsparameter von ß ~ - 0, 4

möglich. Der Zustand IA) liegt jedoch im Nilssondiagramm (Bild

18) bei ß :::: - O, 4 sehr weit unterhalb der Fermikante, so daß hier

aus energetischen Gründen Zustand IA) ausgeschlossen werden

sollte.

So bleibt auch nach dieser Diskussion die Deformation des Ker­

nes in der Rotationsbande ambivalent bis auf die folgende Aus-' sage:

Unter Zugrundelegung der Rechnungen über die Intensitäten und

der Betrachtung des Nilssondiagrammes, kann man auf der oblaten

Seite den Zustand 512 ~031 und auf der prolaten Seite den Zu­

stand 5/2+ [42~ ausschließen.

47 3.4.5 Isomerie im Bereich der Neutronenzahlen N = 58,59

In den Experimenten von /38/ wurde nachgewiesen, daß im Bereich

der neutronenreichen Ru, Mo und Zr Isotope eine stabile Defor­

mation vorliegt (Bild 17).

Man sieht (Bild 17), daß die Isomere im Bereich der leichten

Spaltproduktgruppe an der Grenze des Gebietes liegen, für das

eine stabile Deformation nachgewiesen wurde. Eine Erklärung

wäre auf folgende Art zu geben:

1. Durch Aufgabe der sphärischen Gestalt wird die Punktsymmetrie

des Kernes verletzt. Dies hat zur Folge, daß die Entartung der

Zustände bezüglich der Z-Komponente des Drehimpulses aufgehoben

wird. Im Gebiet um A"::6 100 sind Schalenmodellzustände mit hohem Gesamtdrehimpuls vorherrschend. Damit wird durch die Aufhebung

der Entartung die Zahl von Zuständen mit hohem Spin wesentlich

erhöht. Außerdem findet, wie Bild 18 dokumentiert, eine Durch­

mischung der Schalenmodellzustände statt, so daß in der Reihen­

folge Hochspinzustände auf Zustände mit geringerem Spin folgen.

Dies führt wiederum zu einer Anhebung der Lebensdauern. In ei­

nem statisch deformierten Gebiet andererseits baut sich auf je­

dem intrinsischen Zustand eine Rotationsbande auf, so daß wie­

derum mehr Zustände mit höherem Spin gebildet werden, die den

Übergang zwischen den Rotationsbanden ermöglichen. Damit sollte

sich die mittlere Lebensdauer der Zustände in einem Kern wie­

derum senken. Somit führt dieser Effekt ebenfalls an den Gren­zen zu einem deformierten Gebiet zu isomeren Zuständen. Dies

sollte bevorzugt bei ug oder gu Kernen auftreten, da sich sonst

durch Kopplung die Hochspinzustände in den geraden A Kernen

kompensieren können. Das würde zusätzlich erklären, weshalb die

Isomere nur in ungeraden A Kernen zu finden sind.

2. Eine wesentliche Eigenschaft der Kerne im Gebiet A~ 100 ist

ihre Weichheit. Diese führt dazu, daß sich speziell an den Gren­

zen zum deformierten Gebiet für die gg Kerne keine ausgeprägte

Form des Kernes einstellt. Bei ungeraden A Kernen kann durch die

Bevölkerung eines Zustandes, der eine spezielle Form des Kernes

bevorzugt, dennoch eine prononcierte Form des Kernes erzwungen

werden.Dies führt wiederum zu einer Formisomerie, wie z. B. die angeregte Rotationsbande in 97y zeigt.

48 4. zusammenfassende Diskussion der Daten

Zum Vergleich mit den Literaturdaten ist in Tabelle 3 die An­

regungsenergie und Bevölkerung der Isomere für die thermische, Spaltung von 235u und 252cf zu nach /5/ zusammengestellt. Als Maß

dient die Gesamtgammaintensität, die von dem isomeren Niveau

ausgeht. Es ist also gegen Konversion nicht korrigiert. In Kas­

kaden wurde stets die höchste Intensität der vorhandenen einzel­

nen Gammalinien sowie die Intensitäten der crossover berücksich­

tigt. Die Fehler sind der Übersicht halber nicht aufgeführt.

Sie bewegen sich in der Größenordnung von 30 %, wobei wegen

der nicht berücksichtigten Konversion der Fehler nach oben

systematisch größer ist.

Zwei Tatsachen sind aus der Tabelle abzulesen: In der leichten

Gruppe liegen die Anregungsenergien der Isomere im wesentlichen

unterhalb 1 MeV, während in der schweren Gruppe die Anregungs­

energien sich um 1,5 bis 2 MeV gruppieren. Die Bevölkerung pro

Fragment ist bei den beiden Spaltstoffen stark unterschiedlich:

Im Mittel werden die Isomere in Cf um den Faktor 2 - 3 geringer

bevölkert.

Tabelle 2

Spaltstoff 235u 239Pu 252cf

Spin des Grundzustandes a) 7/2 112+ o+

Spin a) - 4- 1+,o+ o+ des spaltenden Kernes 3 ' 136xe-Kerne/Spaltung [%] 1 1b)

' 6,7c) 4,7d)

1311 keV Quanten/Spaltung[%] O 63+ 0 25e) ' - '

1 3+0 4e) ' - '

0 57+0 14f) ' - '

0 27+0 05g) ' - '

1312 keV Quanten/ 1 3 6 xe-Kern~] 32:!:5 19:!:6 12:!:3f)

a) b) c) d) /42/, . /11/, /43/, aus den Daten von f) extrahiert,

e) /3/, f) /5/, g) diese Arbeit

In Tabelle 2 ist für die 1313 keV Linie des 136xe für verschiede­

ne Spaltstoffe die Ausbeute zusammengestellt, zusammen mit den

Drehimpulsen des spaltenden Kernes. Hier könnte eine Erklärung

der unterschiedlichen Isomerenausbeuten/Nuklid zu finden sein:

49

Der Drehimpuls des spaltenden Kernes scheint einen wesentlichen

Anteil am Drehimpuls ausmachen, der den Fragmenten bei der Spal­

tung übertragen wird. So würden bei der Spaltung von 236u von

vorneherein 3 - 4 Einheiten mehr übertragen als in 240Pu oder 252cf. In 236 u sollte daher die Bevölkerung der Hochspinzustän-d h h · 1 . h · l . 240 252c A . . e wa rsc ein ic er sein a s in Pu oder f. ls einziger isomerer Zustand fällt das die Rotationsbande populierende

Niveau in 97 Y heraus, bei dem die Bevölkerung genau im umge­

kehrten Verhältnis erfolgt als bei den übrigen Nukliden. Hier

mögen besondere Verhältnisse, z. B. eine extreme Deformation eine Rolle spielen.

Die Gesamtintensität aller gefundenen Gammalinien beträgt

(0,19 + 0,08) Quanten/Spaltung. Nach /2/ werden 8,13 Quanten/

Spaltu~g in der 235u(th. n, f) Reaktion emittiert. Der Anteil

der Gammalinien mit Halbwertszeiten von O ,1 =_ t 112 [fls] ~ 80

beträgt somit (2,3 ~ 1) %.

In Bild 28 und 29 sind die Gamma- und Röntgenspektren aller

isomeren Zerfälle nach Berücksichtigung aller Intensitätskor­

rekturen dargestellt. Bei dem Gammaspektrum sieht man deutlich

die Anhäufung von Linien im niederenergetischen Bereich. Ein

beträchtlicher Teil der Intensität geht aber auch in Linien

oberhalb 500 keV. Die drei intensivsten Linien gehören zum 134Te.

Bei dem Röntgenspektrum sind zum Vergleich die Daten von /44/

mit eingezeichnet, der die Intensität der K-Linien in einem

Zeitfenster von (O - 1);us nach der Spaltung beobachtet hat.

Demnach existiert bei allen Elementen Röntgenstrahlung in die­

sem Zeitbereich. Die hier vorgelegten Meßdaten besagen jedoch,

daß längerlebige Strahlung nennenswerter Ausbeute ( ~ 10- 4 ) nur

in den Bereichen 35 .::::. Z := 41, 50 ~ Z .c. 54 existiert.

Aus Bild 17 ersieht man, daß die Isomere mit Halbwertszeiten J 112?-10-7 sec sich auf sehr schmale Bereiche der N-Z-Ebene be­

schränken. Im Bereich der schweren Spaltprodukte erwies sich,

daß die Ursache in den besonderen Eigenschaften der N = 82 Iso­

tone zu suchen ist. Im Bereich der leichten Spaltprodukte tritt

die Isomerie an den Grenzen eines deformierten Gebietes bei

so N = 58, 59 auf. Dieses Grenzgebiet ist durch die besondere Weich­

heit der Kerne gegen Formveränderungen gekennzeichnet, wodurch

Anlaß zu Formisomerien gegeben ist.

51

Tabelle 3

Anregungsenergie und Bevölkerung der Isomere

Nuklid Anregungsenergie Bevölkerung

und Gesamtspin pro Spaltung pro Fragment

y(Eö,o1..N, A,Z) y(E 'ö" 'ol..N, A,Z)/Y(A,Z)

235u 252cr 235u 252cr

E [kev] r[t] [%] [ %] [ %] [ % 1

88Br 270 ( 2) 0,13 0,03 6,5 4 ,5

93Rb 1090 0,34 - 9,5 -93sr 1202 0,05 - 2,4 -95Rb 307 (5 /2) 0,31 0,15 32 11

828 (9/2) 0,12 - 12 -97y 170 o,42 0,26 11 12

'-195 (5/2) 0,31 0,13 8 6

1179 (~15/2) o,44 0,065 1,1 3,2

99zr 251 o,41 0,29 12 11

132Te 177'-I 6 - 0,037 - 1,2

1923 7 0 ,1 - 7,7 -(135Te) 1505 o,45 0,3 20 7

134Te 1692 6 5 1,3 100 32

135J 391 0,03 - 3,3 -136xe 1880 6 0,27 0,57 25 12

52

5. Weiterführendes Meßprogramm

Aus dieser Arbeit ergibt sich als Meßprogramm:

1. Inwieweit sind die primär bevölkerten Isomere auch durch den

ß-Zerfall bevölkert.

2. Systematische Untersuchungen der Hochspinzustände im Bereich

der leichten Spaltproduktgruppe um A = 100. Dabei eventueli

Suche nach verbotenem ß-Zerfall.

3. Lebensdauermessungen an den Negativ-Paritätszuständen in den

gg-Kernen im Gebiet um N = 82. 148 150 4. Untersuchungen der neutronenarmen Kerne Dy und Er

nach dem systematischen Verhalten der 3 Zustände in den N = 82 Kernen mit Hilfe von (~ ,xn) Reaktionen am hiesigen Zyklotron.

5. Systematische Untersuchung an verschiedenen Spaltstoffen zur

Bevölkerung der isomeren Zustände.

55

Literaturverzeichnis

Mehrfach wiederkehrende Referenzen

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58

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59

Abbildungen

Bild 1 Skizze des benutzten gasgefüllten Spaltproduktseparators

Standort: Reaktor FRJ-2 (DIDO), Kernforschungsanlage

Jülich

Bild 2 Intensitätsverteilungen

a) aller Spaltprodukte N(B5) ,6B:f

o- o - - - 0,28 Torr N2 in der Umladestrecke

• • • 0,8 Torr He in der Umladestrecke

eines bestimmten Nuklides J(B3 ,B~ max(A,Z)) ~ Bs

b) Diese Verteilung ist der Verteilung einer von dem

Nuklid (A,Z) emittierten Gammalinie proportional

o- - -o- - - Verteilung der zu 134Te gehörenden

Gammalinie mit E 'f =114 ,9 keV, O ,28 Torr

N2 Verteilung der zu 97y gehörenden Gammalinie

mit E 0

=203, 7 keV, 6, 8 Torr He

Bild 3 Wegverluste von Isomeren durch Zerfall auf dem Weg von

Urantarget zum Fokus des Separators

Die unterschiedlichen Kurven bei kleinen Halbwertszeiten

sind auf die Unsicherheit in der Bestimmung der Geschwin­

digkeitsverteilung, insbesondere ihrer Breite, zurückzu­

führen. Siehe Anhang II

Bild 4 Masseneichkurve und logarithmische Ableitung r derselben

für die Betriebsgase N2 und He

Bild 5 Schnitte durch die (N,Z) Ebene, von möglichen Emittern,

die sich aus dem Bö -Wert der Intensitätsverteilung .:> max

I (E~ , B g , Bß max) D. B §' einer Gammalinie mit der Ener-gie E ergeben.

Zusätzlich ist die Höhenlinie 10-3 Spaltung der erzeugten

Spaltprodukte angegeben

Bild 6

Bild 7

60

Logisches Schaltschema der Elektronik des Experimentes DGG: Delay and Gate Generator TPC: TSCA: SCA: LG:

Zeitamplitudenkonverter Timing Single Channel Analyser Single Channel Analyser Linear Gate Strahlungsdetektoren entweder Ge(Li)- oder Si(Li)-Detektoren

Coinc: Langsame Coincidenzeinheit A: Analogausgänge D: Digitalausgänge G: Gateeingang für LG2

Intensi tätsmatrix I (Et' , t). Der elektronische Zeit­nullpunkt ist auf Kanal 7 gelegt. Der Gesamtzeitbereich auf der Verzögerungsachse ist 10 us

Bild 8 Koinzidenmat~ix I(E1 , E2) für den B~ -Wert, dessen zugehöriger Schnitt in der (N,Z)-Ebene 97y enthält

Bild 9 Datenverarbeitungsschema

Bild 10 Typisches Si(Li)-Detektorspektrum in der leichten und schweren Spaltproduktgruppe. Die gestrichelte Linie entspricht dem zufälligen Untergrund

Bild 11 Röntgen-Gammakoinzidenzen für die Elemente Sr, Rb, Y, Zr, Nb. Diese Schnitte sind einer Bild 8 entsprechen­den Matrix entnommen. Der B f -Wert entspricht 97 Y

Bild 12 Zerfallskurven für verschiedene dem 97y zugeordnete Linien. Diese Schnitte sind einer Bild 7 entsprechenden Matrix entnommen

Bild 13 Koinzidenzschnitte für dem 97y zugeordnete Linien. Die

Werte sind Bild 8 entnommen. Für die 185 keV ~inie wurde in Bild a der Zufälligenuntergrund abgezogen. Die übri­gen Bilder sind Rohdaten

61

Bild 14 Verzögerte Koinzidenzen mit Energiefenster am TSCA 1,2

auf den angezeigten Energien Ecoinc·

Bild 15 Zerfallsschema der dem 97y zugeordneten Linien. Die Intensitäten sind zur Kennzeichnung geklammert. f und die angegebene Prozentzahl kennzeichnet die unab­hängige Bevölkerung der isomeren Niveaus bei der Spal­tung. Die Bevölkerung über die darüberliegenden iso­meren Niveaus wurde also abgezogen. Die Prozentzahlen sind aus den Gammaintensitäten extrahiert und nicht gegen Konversion der Gammalinien korrigiert.

Bild 16 Koinzidenzschni tt der 132Te Linien mi.t Et = 103 :t 2 keV Zerfallskurve aller vier 132Te-Linien (103,5-149,3-6.96, 8-974 keV). Nach Abzug des Zufälligenuntergrun­des wurden die Intensitäten der einzelnen Linien kanal­weise zusammenaddiert.

Bild 17 Auszug aus der Nuklidkarte Der schraffierte Bereich kennzeichnet das Gebiet der Spaltprodukte mit Ausbeuten von mehr als 10-4/Spaltung Die schraffierten Quadrate kennzeichnen die stabilen Kerne ==== Grenze eines deformierten Gebietes

Edef =(E h~ . h -ED f ' G d t d)nach sp ~risc e im run zus an Strutinskijrechnung

Am oberen bzw. rechten Rand sind die Schalenmodellzu­stände für sphärische Kerne dieses Bereiches für Neu­tronen bzw. Protonen angegeben mit ihren ungefähren Besetzungsgrenzen.

Bild 18 Nilssondiagramm für Neutronen und Protonen. Ref. 25a entnommen

Bild 19 Zerfallsschemata der Nuklide in der N = 82 Region

Bild 20 Systematik der N = 82 Isotone

Bild 21 Systematik der Te-Isotope, Ref. 27 entnommen

62

Bild 22 Zerfallsschemata der Nuklide der leichten Spaltprodukte, die in dieser Arbeit gefunden wurden

Bild 23 Übergangsenergien in der Rotationsbande des 97y

Bild 24 Relative Intensitäten in der Rotationsbandes des 97Y, bezogen auf den 13/2 711/2 Übergang

Bild 25 Zerfallsschema des 97y

Bild 26 Systematik der Y-Isotope

Bild 27 Mischungsparameter als Funktion des Deformationspara­meters

Bild 28 Synthetisiertes !"-Spektrum aller hier gefundenen Gamma­linien

Bild 29 Röntgenausbeuten. Zum Vergleich sind die Ausbeuten für KciQuanten in einem Meßfenster von O bis 1;us eingezeich­net nach den Daten von /43/

Bild AI-1 Linienbreite der Intensitätsverteilung einer zu 94sr gehörenden Gammalinie als Funktion des Druckes in der Umladestrecke.

I

Anhang I

Ionen der Masse A, Geschwindigkeit v und Ionenladung q werden

in einem Magnetfeld der Induktion B auf Kreisbahnen mit einem

Radius abgelenkt, der durch folgende Beziehung festgelegt ist

= Av (1) q

(Alle Dimensionskonstanten zu 1 gesetzt)

Durch Umladungs- und Abbremsstöße im Bereich des Magnetfeldes

wird nun der Ablenkradius der Bahnen geändert. Es gelangen je­

doch, durch die geometrischen Gegebenheiten des Systems festge­

legt, nur solche Teilchen zum Fokus des Apparates, deren Bahnen

durch das Magnetfeld einen mittleren Krümmungsradius von

~ = (193 + 3,5) cm haben. Für Teilchen, die am Fokus des Mas-serfseparato~s ankommen, ist daher die mittlere magnetische Stei­

figkeit durch folgende Beziehung gegeben:

AL~ . { L

1 ist die Länge der Bahn im Feldbereich, 1. ist die Länge ei-1

nes Bahnstückes mit dem Krümmungsradius gi. In diesem Teil-stück der Bahn haben keine Abbrems- und Umladungsstöße statt­

gefunden, so daß der Krümmungsradius dieses Bahnstückes wie­

der durch Gleichung (1) beschrieben wird mit der Geschwindig­

keit und Ladung, die das Teilchen auf dem Bahnstück gehabt

hat. Zu beachten ist, daß sich Ladung und Geschwindigkeit un­

abhängig voneinander ändern können, Da Geschwindigkeit und

Ladung einer Verteilung unterliegen, ist auch die Größe Bg verteilt. In Diagramm 2 wurden solche Verteilungen schon

vorgestellt.

Die Breite der Verteilung ist für diese Arbeit von untergeord­

neter Bedeutung. Es sei jedoch kurz darauf eingegangen, da an

ihr der Sinn der Umladestrecke des Separators demonstriert wer­

den kann.

II

Diagram AI-1 zeigt die Wirkung des Gases im Bereich des Magnetfeldes. Aufgetragen ist die Linienbreite der Intensi­tätsverteilung eines bestimmten Spaltproduktes (hier 94sr) über dem Druck im Gastarget. Mit steigendem Druck wird, wie man sieht, die Linienbreite zuerst stark reduziert, erreicht ein Optimum und steigt dann wieder an. Zwei gegenläufige Effekte führen zu diesem Verhalten. Die mit dem Gasdruck steigende Zahl der Umladungen bewirkt, daß nicht mehr die ursprüngliche Ionenladungsverteilung des Strahls von der Quelle her für die Linienform und Linienbreite maßgebend ist, sondern die Verteilung der mittleren Ladungen, die die einzel­nen Spaltprodukte im Strahl auf ihrem Weg durch das Magnet-feld angenommen haben. (Übergang von Ablenkbeziehung (1)~(2)) Die Breite dieser Verteilung, die die Streuung der mittleren Ladungen um ihren Mittelwert angibt, hängt nur von der Umladungs­statistik ab und wird daher mit steigendem Druck reduziert. Ande­rerseits machen die Spaltprodukte im Gas elastische Kernstöße; diese "Vielfachstreuung" bewirkt eine rotationssysmmetrische Auf­fächerung des Strahls um die durch Einschußkinematik und Ablenk­mechanismus bestimmte Strahlbahn. Mit steigendem Druck, d. h. er­höhter Streuwahrscheinlichkeit wird daher die Linie wieder ver­breitert. Die Überlagerung dieser beiden gegenläufigen Effekte hat bezüglich des Druckes bei leichten Gasen ein deutlich ausgeprägtes Optimum, dessen Lage von einer Vielzahl Para-meter abhängt, auf die hier nicht weiter eingegangen werden soll, da dieses Parameterfeld Gegenstand der Untersuchungen /10/ ist. Wie in /8/ gezeigt wurde, lassen sich nach den bisherigen Kenntnissen mit diesem Trennprinzip je nach Design des Magnet­systems die Linienbreiten bis auf etwa 1 % senken.

Einige wichtige Beziehungen zur Funktionsweise des gasgefüllten Separators

Der wahrscheinlichste B f -Wert

Der B g- -Wert, den ein Teilchen der Masse A, Kernladung Z und Geschwindigkeit v hat, das am Fokus des gasgefilllten Separa­tors ankommt, ist gegeben durch

A'L_ li· vi

B "P = -':> l. q.

' 1 L

III

wobei v. die Geschwindigkeit und q. die Ionenladung ist, die das l l

Teilchen auf der Wegstrecke 1. im Separator hat. 1 ist dabei die 1

Gesamtlänge von Magnetfeld und Umladestrecke. Wie schon erwähnt,

kann sich v und q unabhängig voneinander ändern. Die Summe be­

rücksichtigt daher alle Stöße i, bei denen entweder Ionenladung

oder Geschwindigkeit oder beides geändert werden. Die Geschwin­digkeit v. hängt im Mittel mit der Eingangsgeschwindigkeit v über

l

die stopping power dv/dx zusammen, die nach Lindhard /49/ eine

Konstante bezüglich der Geschwindigkeit ist. Demzufolge ist

'x ~

'Vi_ = v- - r ( h-/J. X) J '><

0

L

,f_ ~ ( v - l~)() · X~) --t. 11,·

L

Die Größe i unterliegt auf Grund der statistischen Schwankungen

der einzelnen Größen einer Verteilung. Die Lage und Breite die­

ser Verteilung wird durch verschiedene Faktoren beeinflußt wie

Geometrie und Umladestatistik, die für alle Spaltprodukte etwa

konstant ist, aber auch durch die drei Parameter Geschwindigkeit

und Abbremsung, Kernladung und Masse der Teilchen. Hierbei geht

die Masse nur indirekt über die Geschwindigkeitsabhängigkeit

der Größe ~ ein. Sei die normierte Verteilung dieser Größe für

die Eintrittsgeschwindigkeit v gegeben durch

J ( ~ I fl J v) t ) ~ ~ Die normierte Geschwindigkeitsverteilung der Spaltprodukte der

Masse A und Kernladung Z vor Eintritt in das Magnetfeld sei ge­

geben durch

J(u- tt A'·lr ) ) )

JV

Dann ist die Verteilung der B5 -Werte gegeben durch

J C ßs)t- ßs = l Es · ~S ( [ J ( j J it,1 'lfj J.-/~x)- 'J( "I iJ A) Jj J.v

As~B~ ()0

=Lßf · + r civ- J(5 = 8: /z

1v-1Jv-/h)J(v; 101 A)

0

Das Maximum dieser Verteilung errechnet sich aus der Bedingung

(d ~

:(7~) 'J C1?5) 0 o ~ o" )'liv-) f J( ~~ os_, v-)L-· ~ 1~ 5 13$~ o ~ A J 41.,.)

In der Theorie von N. Bohr /44/ über die wahrscheinlichste La­

dung schwerer Ionen in Materie ergibt sich, daß diese proportio­

nal der Geschwindigkeit der Ionen ist. Macht man nun folgende

grob vereinfachende Annahmen .e.

v~ 3(v-)= !~

'1l· f i- 'Ir, ~ N 9"'V 9· IV

[~ -::.

-~ 1 -. { t. ~~ 9 L . .e. l

~/ S ~ ~ ~ v- ~ ro~ 1 ( ~ J fl 1 y~' * ) == 0 ,•

In dieser Beschreibung sollte also der Bg -Wert keine Geschwin­

digkeitsabhängigkeit zeigen. Diese Näherung ist selbstverständ­

lich stark vergröbernd, da

1. die Gleichsetzung von Mittelwert eines Quotienten durch den

den Quotienten der Mittelwerte nur bedingt richtig ist,

2. die mittlere Ionenladung nicht rein linear von der Geschwin­

digkeit abhängt /46/,

3. die Gleichsetzung des Wegmittels der Ionenladung eines ein­

zelnen Teilchens mit der mittleren Ionenladung einer Vielzahl

von Teilchen gleicher Art nur begrenzt richtig ist.

Immerhin reproduziert diese Abschätzung die Tatsache, daß der

B~ Wert nur sehr schwach von der Geschwindigkeitsverteilung 0 max

der Spaltprodukte abhängt, wie experimentelle Untersuchungen /7/

V

zeigen. In Helium z. B. ergibt sich folgende Beziehung zwischen der Veränderung der mittleren Geschwindigkeit ~urch Verschiebung des gesamten v-Spektrums im Bereich (3-6)v (v = Lichtgeschwin-o 0 digkeit /137) und der Veränderung der Lage der B$ -Verteilung

t.ß-$~ bü' L O/ /l ß? ....

·;:,~ V-

Für andere Gase erhält man ähnliche Ergebnisse. Der wahrschein-lichste B ~ -Wert B ~ ist damit

0 max C> F ( F

'J1J lv

wobei die Abhängigkeit von v die Abhängigkeit von dem Geschwin­digkeitsspektrum meint, wie es am Spaltproduktseparator vorzufin­den ist. Diese ist nämlich gegenüber dem Spaltspektrum stark verbreitert und verlangsamt, was auf Streuprozesse in den Kolli­matoren des Strahlrohrsystems zurückzuführen ist.

Dieses breite Geschwindigkeitsspektrum ist wohl auch eine Ur­

sache dafür, daß der BJ max-Wert so unempfindlich gegen eine leichte Verschiebung des Geschwindigkeitsspektrums ist, da hierdurch eine gute Mittelung über die Feinstrukturen in der Geschwindigkeitsabhängigkeit gewährleistet ist. Das breite v-Spektrum ist also in dieser Hinsicht ein gewisser Vorteil. Die Abhängigkeit v~on der Masse A ist über die stopping power in der Geschwindigkeitsabhängigkeit enthalten, somit verbleibt als direkte Abhängigkeit die Abhängigkeit von z.

Die funktionale Abhängigkeit zwischen BP und A, Z ist we-0 max

gen der vielen Prozesse, die zum Mittelungsprozess über die Geschwindigkeit beitragen nicht berechenbar. Eine Eichung des Separators ist daher notwendig.

Die Eichung des Separators

Die Eichung des Separators mit Spaltprodukten hoher kumula­tiver Ausbeute wurde in /12/ beschrieben. Wesentlich bei die­ser Eichung ist, daß zur gemessenen Intensität der aufgenom­menen Verteilung solch eines Nuklides der Masse A und Kern-

VI

ladung z, aus denen schließlich Be (A ,z) entnommen wurde, ;) max alle Nuklide der gleichen Massenkette beitragen, die durch Betazerfall in Richtung des schließli~h ausgemessenen Nukli­des zerfallen können und bei der Spaltung prompt entstehen. Die folgende Skizze verdeutlicht das: ~

'l

___ /- ... r „.- - )~(z-)tli D

1

-··

1

'bp

Die ausgezogene Linie soll die Intensität der Nuklide der Mas­se A und Kernladung Z andeuten, wie sie prompt bei der Spal­tung gebildet werden. Die gestrichelte Linie deutet die kumu­lative Ausbeute der Nuklide (A,Z) an. Im oberen Z-Bereich wer­den die Nuklide praktisch nicht mehr prompt gebildet sondern nur noch durch Betazerfall. Solche Nuklide sind zur Eichung verwandt worden. Dies bedeutet, daß man die Verteilung der für eine Masse prompt gebildeten Z auch noch zur Bestimmung des Maximums der Verteilung I(B -g) L::, B $ heranziehen muß. Es er­gibt sich, daß wegen der geringen Breite der Kernladungsvertei­lung keine Verschiebung des Intensitätsmaximums auftritt. Das ist gegeben durch:

wobei ZP die wahrscheinlichste primäre Kernladung ist, mit der eine Masse bei der Spaltung gebildet wird. v steht wieder für die Abhängigkeit vom Geschwindigkeitsspektrum der Spaltprodukte der Masse A, über das gemittelt wird.

Für ZP gilt bekanntermaßen ein linearer Zusammenhang zur Masse:

~P = 5''1· A ~ 6.

S z ist hierbei die spezifische Ladungsdichte des spaltenden Kerns, bei der thermischen Spaltung von 235u also 92/236.

V 11

6 ist die bekannte Kernladungsverschiebung zwischen leichter

und schwerer Massengruppe. In den folgenden Betrachtungen kann

man diese Größe in guter Näherung vernachlässigen.

In Bild 4 ist das Beispiel einer Eichung gezeigt. Wegen des

linearen Zusammenhangs zwischen Z und A ist nur die Variable p A als Abszisse für die Funktion Be (A, Z ) aufgetragen. Zur Iden-

~ max p tifizierung unbekannter Nuklide gelangt man, indem man die Glei-

chung (3) um die Nuklide, deren Masse und Kernladung mit den

Werten von Nukliden auf der Masseneichkurve übereinstimmt,

entwickelt. Es zeigt sich, daß innerhalb der Meß~enauigkeiten durch einen Wert von B nicht nur ein Wertepaar (A,Z) für max den möglichen Emitter festgelegt wird, sondern mehrere, die

insgesamt auf einem Schnitt durch die Nuklidkarte angeordnet

sind. Diese Schnitte konstanten B

schnitt behandelt werden.

sollen im folgenden Ab­max

Schnitte konstanten B 'P in der Nuklidkarte 0 max

Alle Nuklide mit gleichem BP werden am gleichen Ort des Fo-0 max

kus durch den Separator abgebildet. Durch die Beschränkung des

Wertevorrates für A,Z auf ganze Zahlen kommt diese Identität

zwar nicht vor, durch die Meßungenauigkeiten in der Festlegung

der Masseneichkurve und des Maximums der Intensitätsverteilung

ist jedoch die genaue Lage der Schnitte verschmiert, so daß durch ein BP gemessen mehrere Nuklide als mögliche Emitter der

0 max untersuchten Strahlung festgelegt werden. Da in solch einem

Schnitt für Nuklide nennenswerter Ausbeute gilt

6.A L. „ 0 / ..:::, ~ L 1 :;ol ~ A - -> lo // \r - J !o -/ (~) ~ 30/0<> L ~ \ 13~ C,.IJ/u-

-2-,. Schnitte konstanten Be 7 0 max sind durch die folgende Bedingung

gegeben

wobei durch B- (A Z (A)) = B- gemessen über die Masseneich-.,. ~ max ' p 5 max

kurve A und damit Z (A) gegeben ist. Bi (A,Z) ist das Maxi-P J max . mum der Intensitätsverteilung für ein prompt gebildetes Nuklid

(A,Z).

Vltl

+ Glieder höherer Ordnung

Die Ableitungen sind an den Stellen A, ZP(A) zu nehmen. Führt man nun die logarithmische Ableitung der Masseneichkurve und deren Ableitungen nach der Masse ein, so ergibt sich eine re­lativ einfache, durch empirische Größen bestimmte Beziehung zwischen der Änderung der Massenzahl eines Nuklids bei vorge­gebener Änderung der Kernladungszahl. Der Weg sei kurz skiz­ziert.

und falls nötig hiervon höhere Ableitungen entsprechend abge­leitet.

Mit diesen Beziehungen gilt:

IX

- /JA/l [ 1- c1-r) LJrti] .6't ( 1- r) Z:,p - if

Die Beiträge von Entwicklungen dritter Ordnung sind gegeben

durch

Wie die Werte der ersten und zweiten Ableitung nach A von

zeigen, ist dieser Betrag um etwa die relative Änderung in Z

kleiner als der Betrag in 2. Ordnung, der nur noch als kleine

Korrekturgröße zu betrachten ist und nahezu schon in die Grö­

ßenordnung des Meßfehlers fällt. Mit guter Näherung kann man

daher die Entwicklung nach der 2. Ordnung abbrechen. Damit

ergibt sich die Beziehung für Schnitte konstanten B S max in der Nuklidkarte zu

[ "' citr ) .6~ -1- r - /l/'2.. A TA + rc 1-f' ] 'io

X

Anhang II

Zur Bestimmung der Verluste von Isomeren durch Zerfall auf dem Weg vom Urantarget zum Auffängertarget

Die Flugstrecke vom Urantarget zum Auf fängertarget beträgt ca 10 m. die mittlere Flugzeit ca. 1;us. Somit treten alsofür kürzere Halbwertszeiten als 1;us schon erhebliche Verluste auf dem Flugweg auf.

Sei f(t)dt die Flugzeitverteilung der Spaltprodukte (A,Z) vom Urantarget zum Transmissionszähler, mit dem die Ankunftszeit re­gistriert wird. Die Wahrscheinlichkeit, daß im Zeitintervall (t; t;+ dt' der isomere Zustand mit der Halbwertszeit t 112 zerfällt, ist dann

W(t; t )dt'= 0, 69 1/2 t1/2

Die Wahrscheinlichkeit, daß ein Teilchen zum Zeitpunkt (t,t+dt) im isomeren Zustand am Target ankommt, ist dann

i = exp(- o, 69 t ) f(t)dt t1/2

Das Integral hierüber ergibt dann die Wahrscheinlichkeit dafür, daß ein Teilchen überhaupt im isomeren Zustand am Target ankommt. Man kann nun voraussetzen, daß die Flugzeitverteilung nicht vom Absolutwert der Flugzeiten abhängt, sondern vom relativen Ab­

stand zu einer charakteristischen Flugzeit tflug

f(t)dt = f ( t - tflug) d t - tflug tflug tflug

Mit dieser Voraussetzung ergibt sich, daß die Verluste nur noch von der Form der Flugzeitverteilung und dem Verhältnis von Halb­wertszeit zu Flugzeit abhängt:

def t - tflug X ~

tflug

Zahl der am Fokus ankommenden Isomere Zahl der erzeugten Isomere = i(t1/2/tflug)

XI

.()o t ( -°i 6.9 ~ ' )< + ) e ~1h (x)Jx

Aus den Meßdaten über Energie- und Flugzeitspektren /~7/ erge­

ben sich gaussförmige Flugzeitverteilungen mit Breiten von

(55 + 9) %. Das Diagramm 3 ist mit diesen Voraussetzungen ge­rechnet. Die mittleren Flugzeiten in den beiden Spaltprodukt­

gruppen für charakteristische Massen sind

tflug t flug

:: (0 ,95 + O ,05) ;US für Masse 97 :: (1,45 + 0,08) ;US für Masse 134

Die relativ großen Fehler in der Bestimmung der mittleren Flug­

zeiten resultieren daraus, daß die Energieverluste, die die

Spaltprodukte auf dem Weg durch die verschiedenen Systeme des

Separators erlitten haben, wie z. B. im Urantarget oder im

Gastarget bei der Bestimmung des mittleren Energiespektrums

mit einkalkuliert werden müssen. Für andere Massen in der Umge­

bung der angegebenen Massen kann man voraussetzen, daß die mitt­

lere Energie der Spaltprodukte ungefähr konstant bleibt, die

Flugzeiten sind dann entsprechend umzurechnen.

X II

Anhang III

Berechnung der Mitglieder eines Schnittes durch die N-Z-Ebene

Nach Ausmessung der Intensitätsverteilung bezüglich B ~ in

0,28 Torr N2 ist der B~ max-Wert für die Linien 103,5 - 149,3 -696,8 - 974,0 keV gegeben durch

Bs max= (1,000 ± 0,002)106 .aauss·cm

Nach der Masseneichkurve (Bild 5) entspricht dies der Masse A

A = 131,0 + o,6 ~ z = 50,8 + 0,3 nach /11/ - p

Die Parameter in der Beziehung für Ä A sind nach Bild 4 gegeben

durch

Si°" °i s 3 ~ ± o1oo .r ~ ~ 'tip

~ 1'2.J::: Ar- ~-13 6 -Si =-A~

Mit diesen Daten ergibt sich folgende Tabelle

In Sn Sb Te J Xe Cs

z 49 50 51 52 53 54 55

b.. z -1 8 '

-0,8 0,2 1,2 2,2 3,2 4„2

A 129,3 130,2 131,2 132,1 133,1 134,1 135,0 + 0,7 o,6 o,6 0,7 0,7 o,8 1,3 -

o,003[9,10-5 Y(A,Z) 0,08 o,8 o,6 1,3 o,4 { -2 0,3 2.10

Die Ausbeute der intensivsten Linie 974,0 keV ist

y(E/J o1-.. N' A,Z) = 0,10 ± 0,03

Demnach kommen als Emitter in Frage die Nuklide mit höherer Aus­beute 12 9rn, 13°sn, 131sb, 132Te, 133J; 135 xe wird noch mit gro­

ßer Wahrscheinlichkeit ausgeschlossen, da es am Rande der Fehler­

grenze in A liegt. Die Zuordnung zu 132Te erfolgt auf Grund der

Messungen von Borg /21/.

XI

Aus den Meßdaten über Energie- und Flugzeitspektren /~7/ erge­

ben sich gaussförmige Flugzeitverteilungen mit Breiten von

(55 + 9) %. Das Diagramm 3 ist mit diesen Voraussetzungen ge­rechnet. Die mittleren Flugzeiten in den beiden Spaltprodukt­

gruppen für charakteristische Massen sind

tflug = (0 ,95 + O ,05) ;US für Masse 97 t = ( 1, 45 + O ,08) Ais für Masse 134 flug r

Die relativ großen Fehler in der Bestimmung der mittleren Flug­

zeiten resultieren daraus, daß die Energieverluste, die die

Spaltprodukte auf dem Weg durch die verschiedenen Systeme des

Separators erlitten haben, wie z. B. im Urantarget oder im

Gastarget bei der Bestimmung des mittleren Energiespektrums

mit einkalkuliert werden müssen. Für andere Massen in der Umge­bung der angegebenen Massen kann man voraussetzen, daß die mitt­

lere Energie der Spaltprodukte ungefähr konstant bleibt, die

Flugzeiten sind dann entsprechend umzurechnen.

XII

Anhang III

Berechnung der Mitglieder eines Schnittes durch die N-Z-Ebene

Nach Ausmessung der Intensitätsverteilung bezüglich B ~ in

0,28 Torr N2 ist der B~ -Wert für die Linien 103,5 - 149,3 -~max

696,8 - 974,0 keV gegeben durch

6 Bs max= (1,000 ± 0,002)10 ·Gauss.cm

Nach der Masseneichkurve (Bild 5) entspricht dies der Masse A

A = 131,0 + o,6 ~ z = 50,8 +_ 0,3 nach /11/ - p

Die Parameter in der Beziehung für AA sind nach Bild 4 gegeben durch

s i :;,_ °i ~ s ~ i °' 0() s-~ ~ 'tip ~ '11-9:: A"'" ::=--116 -Si =--A'P-

Mit diesen Daten ergibt sich folgende Tabelle

In Sn Sb Te J Xe Cs

z 49 50 51 52 53 54 55

b, z -1 8 '

-0,8 0,2 1,2 2,2 3,2 4,2

A 129,3 130,2 131,2 132,1 133,1 134,1 135,0 + 0,7 o,6 o,6 0,7 0,7 o,8 1,3 -Y(A,Z) 0,08 o,8 o,6 1,3 o,4 { 0 ,003 [9 ,10-5

-2 0,3 2.10

Die Ausbeute der intensivsten Linie 974,0 keV ist

y(E /J d.. N' A,Z) = 0,10 ± 0,03

Demnach kommen als Emitter in Frage die Nuklide mit höherer Aus­beute 129In, 13°sn, 131sb, 132Te, 133J; 135xe wird noch mit gro­

ßer Wahrscheinlichkeit ausgeschlossen, da es am Rande der Fehler­

grenze in A liegt. Die Zuordnung zu 132Te erfolgt auf Grund der

Messungen von Borg /21/.

X III

Anhang IV

Ausbeutenberechung

In Tabelle AIV ist das Beispiel einer solchen Rechnung für 95Rb zu­sammengefaßt, um einmal die Größenordnung aller Faktoren, die zur Korrektur der Meßgrößen in die Apparatekonstante eingehen, vorzustellen.

Zur Berechnung des Integrals wurden zwei unabhängige Messungen benutzt. Die Verteilung N(B ß) .6 BS' wird vor und nach der Messung aufgenommen, daraus die normierte Verteilung für die jeweilige

Gruppe ~estimmt. ~ Ci.):= ) Ni C~s)d.~ß p l :-'\ _ V Cß~)6ß- Sf . 1'(ß5J6ß~::: (,N\li) s !Vl-=~~~~~l

Das gleiche geschieht ~r die Verteilung Ist (B ~ , B T ) L>B g-, r ::i max die durch Normierung in die Verteilung f Str ( B §", B ~ max) DB .f über-führt wird. Die Intensitätsmessung wird dann schließlich bei einem festen Bf -Wert durchgeführt. Die Integrale ergeben sich dann nach den Beziehungen

= 1 0 ,..C ßs 1 ßs~) !:. ßf

i w C ~ s) ß{~) 6 ßK

wobei jetzt Istr(B~, B g- max) L'.IBs und N(B,S) 6Bs die aktuellen Meßraten beim eingestellten B 5 -Wert sind. Diese Methode ist na­türlich nur in Gebieten der Verteilung N(Bs- ) l:i B ~ anzuwenden, in denen die jeweilige Spaltproduktgruppe überwiegt. Die übrigen Parameter sind:

~ = absolute Nachweiswahrscheinlichkeit des Detektors L Str

fv.str = Verluste durch Vielfachstreuung am Restgas im Vakuum system bzw. Divergenz des Strahles auf dem Wege vom Transmissionszähler zum Stoptarget (Weg ca. 50 cm, Gasdruck ca. 0,1 Torr)

XIV

i(t112 1tflug) = Verluste durch Zerfall auf dem Wege vom Urantarget zum Stoptarget

= mittlere Flugzeit vom Urantarget zum Stoptarget

W(T, t 112 ) '6T = Bruchteil der im Zeitfenster des TPC ~TTPC zerfallenden Isomere.

Bei Berücksichtigung aller Korrekturen ergibt sich ein mittlerer Fehler für die Spaltausbeuten von ca. 30 %.

XV

Tabelle AIV Zur Berechnung der Spaltausbeuten

B~ max

B~

t1/2

tflug

L TTPC

I ( B g , B $ max )b B 'ß

1't_ Str

N(Bß) .:'.') Bg-

f V. Str.

f Str ( B S ' B S max) ~ B $ fi (B - ) .6 B -Sp $ ß

i(t1/2/tflug)

W(T,t112

) .6T

Emitter

Y(A,Z)

y(Ffta..N' A,Z)

140,5 keV

6,8 Torr Helium

(1,025 ± 0,003) 106 Gauss cm

(1,015) 106 Gauss cm

(0,55 + o,o8);us

(0,95 + 0,05~s

(2,0 :t o,1);us

(0,60 + 0,06)/sec

0,166 + 0,024

(3,6 + 0,1) 103/sec

0,82 + 0,03

0,21 + 0,02

0,075 ± 0,008

0,22 + 0,03

0,82 + o,o4

95Rb

0,96 %

(0,28 ± 0,08) %

c app' y (ErtoLN .9 A, z) n Sp ( i)

Istr(Bf ' Bß max> b Bi f Str ( B S ' B f max) 6 B ß

N(B ~ ) DB.$ fi (B- ) Li B-Sp !) ~

rV.str' 11 Str · i1/2(tflug) ·W(T,t112> .6T

X Vt

Anhang V

Überlagerung von Zerfällen verschiedener isomerer Niveaus in

einem Nuklid

Folgende Skizze soll das Problem kennzeichnen

)J-

f 0

Im rechten Teil der Skizze sei das Zerfallsschema angedeutet,

dessen Zerfallskurve untersucht werden soll: Die Niveaus 1,2

werden unabhängig mit den Intensitäten I 1 und I 2 gefüttert. · Die Zerfallskonstanten seien>., 1 , )...__ 2 . Das Niveau 1 zerfalle

über beliebige Zwischenniveaus, die vernachlässigbare Lebens­

dauern haben mögen, in das Niveau 2. Gesucht ist die Intensität

in Abhängigkeit von der Zerfallszeit des Übergangs aus dem

Niveau 2 in Niveau 3 mit der Gammaenergie E Y. Gemessen wird nach Mode 1: Mit dem Transmissionszähler wird die Ankunft des

Nuklides registriert. Das Ankunftssignal startet einen Zeitam­

plitudenkonverter. Nach Zeit t im Zeitintervall (t,t+dt) werde

das Gammaquant E1registriert. Auf diese Weise werde eine Viel­

zahl von Zerfällen aufgenommen, die dann Ereignis für Ereignis

die Zerfallskurve für den Übergang von 2 -?3 bilden.

In I 2 Fällen sei nun bei der Ankunft das Nuklid schon im Niveau

2. Die Zerfälle dieses Niveaus ergeben die übliche Zerfallskurve

wobei w2 (t)dt die Zahl der Zerfälle im Zeitintervall (t,t+dt)

bezeichnen soll: w

2(t) dt = I 2 ·~ 2 dt e-A:i.·t

In I 1Fällen befinde sich das Nuklid bei der Ankunft noch im

Niveau 1. Diese Möglichkeit soll der linke Teil der Skizze an­

deuten. Das Niveau 1 zerfalle in Zeitintervall (t 1 ,t 1+dt 1 ) in

XVII

das Niveau 2 und anschließend nach der Zeit (t-t1) im Zeitinter­vall (t,t+dt) in das Niveau 3. Der Zeitpunkt t 1 ist nicht fest­gelegt. Es ist daher über alle Zeiten O~t 1~t zu integrieren, wobei die Wahrscheinlichkeit, daß das Niveau 1 im Zeitintervall (t 1 ,t 1 +dt

1) entvölkert wird, zu berücksichtigen ist. Dieser Fall

wird durch folgende Gleichung beschrieben, wie man sich leicht überlegen kann l

w,cl-)vt+ = T .\ A+ ) e--t,+1 ol+ e->-1 c+-+ 1 ) ., - '1 ~ 0 1

Die Gesamtzahl der Zerfälle im Zeitintervall durch die S~mrne aus w

1(t) und w2(t) gegeben:

(t,t+dt) ist dann

~ ol =I-1/r~; p =1 1 1J...'J.

WC~)ttt ~ TzAz e-J<.i+ ~_t[ ~-+ °" _ßß __ '1-(1- e->-i(f-1>+)] /l - e ->-il-Lß~t'J)

ß -7 !\ :

(3 -7 oo " vv l. t-) A.J --7

ß -=; 0: W(~) AJ -:;

(1-+J..)V\/1(~)/_t

( T ~ e_J.. 1,+ + T ). e_-.\„ f-) ,{, t ~2 i -11 1

Wie die Grenzbetrachtungen für die Verhältnisse der Zerfallskon­stanten zeigen, verhält sich bei stark unterschiedlichen Zer­fallskonstanten die Zerfallskurve so, als ob die beiden Niveaus unabhängig zerfallen. Bei der Bestimmung von Intensitäten muß man jedoch vorsichtig sein, da Extrapolationen der beiden Zer­fallskomponenten zum Zeitnullpunkt hin zu falschen Anfangsin­tensitäten führen kann. Bei ähnlichen Helbwertszeiten muß ein echter Fit nach den vier Parametern r 1 2 , ~

1 2 durchgeführt ' , werden. Hier zeigt sich auch wieder, daß im zeitlichen Grenzver-

halten zu großen Zeiten je nach dem Verhältnis der Zerfallskon­stanten eine der beiden Komponenten A. i überwiegt. Bei großen Zeiten kann man also stets eine der beiden Halbwertszeiten wie bei einer normalen Zerfallskurve bestimmen. Zur Fixierung der anderen drei Parameter ist dann jedoch ein mathematischer Fit

XVIII

erforderlich, wenn nicht andere Informationen wie z. B. verzögerte Koinzidenzen vorliegen, aus denen das Intensitätsverhältnis und eine weitere Halbwertszeit bestimmt werden kann. In den Fällen zusammengesetzter Zerfallskurven wurde stets Wert auf solche weiteren Informationen gelegt, da ein drei Parameterfit bei der vorhandenen Meßgenauigkeit keine befriedigenden Ergebnisse lie­

fert.

1

B iol ogi s.ch• Abschirmung

Kollimator

Valluum

6 89 [10 Gauss cm] ...

0,7 0,8 0,9 1.0 1,1 1.2 1,3 104 10 2

t 103

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Bild 2

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100 100

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Bild 3

i (t lt ) = Zahl der ankommenden Isomere l/2" ttug Zahl der erzeugten 1

t112/tfälg

t112 = Halbwertszeit der Isomere

ti1ug = mittlere Flugzeit von der Qe!le

zum Messort

10

10

10 2

12 6.8 Torr He

t L 0.4

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~ 09

08

12 12

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0.4

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D

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0.26 Torr N2 1.1

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0.9 0.9

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Bild 4

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TSCA2 1

STOP

TSCA 3 I START .fT"pc 2

Bild 6

CO

1) Uberlragung auf Magnetband

LST MTAPE

2) Datenaufarbeitung zur Handauswertung

N ( E, t l

~-_.. DDMPARM

GAMGAM

3) Auswertung mit PDP15

PDP15 SAM PO

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Bild 10

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0 10 ~

10

0 0

Kanal -- Kanal -

Bild 11

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4

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1 150

1 1 1 200 ()0

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ENERGIE

Bild 13

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Ecoinc= 185:!:3 keV

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.. ERZOGERUNGSZEIT

Bild 14

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10 20 30

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65 90 95

Bild 17

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4.6

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Bild 19

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Bild 28

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Bild 29