Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Методы допплеровской спектроскопии 23
1.1 Общий обзор допплеровских методов 23
1.1.1 Метод Ослабления Допплеровского Смещения энергии у-лучей (ОДС).
1.1.2 Плунжерный Метод (ПМ).
1.2 Определение значений времен жизни допилеровскими методами...29
1.2.1 Анализ форм допплеровских у-линий в ОДС.
1.2.2 Анализ кривой радиоактивного распада в ПМ,
1.2.3 Анализ форм допплеровских у-линий в ПМ.
1.3 Торможение ядер отдачи в материале мишени , 36
1.3.1 Электронные и ядерные тормозные потери.
1.3.2 Многократное рассеяние ядер отдачи.
1.4 Допплеровскис методы в ядерных реакциях, вызываемых тяжелыми ионами и идущими через стадию составного ядра . 44
1.4.1 Механизм заселения и разрядки высоковозбужденных состояний в реакциях слияния-испарения на пучках тяжелых ионов
1.4.2. Кинематический разброс ядер отдач.
1.4.3. Конечное время заселения каскадами «боковой» подпитки
1.4.4. Дискретное каскадное питание.
1.5 Аппаратурные влияния на допплеровские у-лииии 56
1.5.1 Калибровка аппаратурной формы линии,
1.5.2 Геометрия и конечный размер детектора у-квантов.
1.6 Допплеровские методы с использованием техники у-у совпадений.61
1.6.1 Методы установки «ворот» на переходы, расположенные "ниже" и "выше" исследуемого .
1.6.2 Особенности использования метода постановки узких ворот NGTB.
1.7 Программное обеспечение измерений времен жизни. 68
1.7.1 Общая схема программного обеспечения.
1.7.2 Анализ сложных спектров.
ГЛАВА 2. Эксперимент и результаты эксперимента 74
2.1 Экспериментальные многодетекторные установки 74
2.1.1 NORDBALL.
2.1.2 GASP.
2.1.3 EUROBALL.
2.2 Предварительная обработка событий совпадений у-у-частица 81
2.2.1 Сортировка у-у-.. совпадений.
2.2.2 Калибровка эффективности.
2.2.3 Энергетическая калибровка в процессе сортировки.
2.3 NORDBALL-эксперимент. Времена жизни и вероятности переходов в 118Теи 1191 86
2.3.1 Условия и детали эксперимента,
2.3.2 Эмпирическая оценка эффективного времени боковой подпитки .
2.3.3 Результаты измерений времен жизни для ПГе.
2.3.4 Результаты измерений времен жизни для ' 191.
2.4 GASP-эксперимент. Времена жизни и вероятности переходов в Gd 93
2.4.1 Условия и детали эксперимента
2.4.2 Анализ форм у-линий в ОДС-эксперименте
2.4.3 Времена жизни и вероятности Е2-переходов в квадрупольных полосах.
2.5 Выбор оптимальных условий для EUROBALL-эксперимента 99
2.5.1 Выбор оптимальной мишени и энергии пучка
2.5.2 Теоретическое вычисление времени боковой подпитки
2.5.3 Экспериментальной подтверждение расчетов боковой подпитки
2.6 EUROBALL-эксперимент. Времена жизни и вероятности переходов в 141Ец и 142Gd. 108
2.6.1 Анализ форм у-линий в ОДС-эксперименте.
2.6.2 Перенос больших ошибок методом Монте-Карло.
2.6.3 Результаты по временам жизни и вероятностям переходов
ГЛАВА 3. Обсуждение результатов 121
3.1 Описание свойств полосы, построенной на основном состоянии на основе модели взаимодействующих бозонов (МВБ1) 121
3.1.1 Общее описание модели.
3.1.2 Квадрупольные полосы в 118Те и в соседних ядрах.
3.2 Квадрупольные полосы в Gd 127
3.2.1 Модель «Total Routhian Surface» (TRS).
3.2.2 Триаксиальная деформация в ""Gd.
3.2.3 Свойства квадрупольной полосы в 144Gd в рамках много-квазичастичного расширения МВБ1
3.3 Дипольные полосы в ш1 133
3.3.1 Квазиклассическое объяснение механизма когерентного усиления Ml переходов.
3.3.2 Неполное выстраивание угловых моментов в З-qp полосе |191.
3.3.3 Полосы, построенные на одночастичном состоянии jtg П91.
3.4 Дипольные полосы в1 *Еи и 14 СМ 141
3.4.1 Модель принудительного вращения остова по отношению к наклонной оси (Tilted Axis Cranking - ТАС)
3.4.2 Сочетание механизма «ножниц» с принудительным вращением остова по отношению к главным осям (SPAC-модель).
3.4.3 Сравнение SPAC и ТАС с экспериментальными данными для 'Ей.
3.4.4 Сравнение SPAC и ТАС с экспериментальными данными для 4 Gd.
Заключение 156
Литература 160
- Допплеровскис методы в ядерных реакциях, вызываемых тяжелыми ионами и идущими через стадию составного ядра
- Методы установки «ворот» на переходы, расположенные "ниже" и "выше" исследуемого
- Эмпирическая оценка эффективного времени боковой подпитки
- Свойства квадрупольной полосы в 144Gd в рамках много-квазичастичного расширения МВБ1
Введение к работе
ВВЕДЕНИЕ
Прогресс экспериментальной техники в начале 70-х годов, в частности появление Ge(Li), а затем и сверхчистых германиевых (HPGe): детекторов, привел к бурному развитию у-спектроскопии на пучках тяжелых ионов и а-чаетиц. С того времени накоплен большой объем экспериментальной информации--. о таких характеристиках возбужденных состояний как энергия (Е), спины и четности (Г), а также интенсивности (1у) и мультипольности (а,Х) у-переходов. Это позволило существенно продвинуться в понимании структуры высокоспиновых и высоковозбужденных состояний ядер и уже к 1980-м гг. привело к обнаружению и объяснению ряда качественно новых явлений, связанных в частности, с взаимодействием коллективных и квазичастичных (2-х, 3-х, 4-х) возбуждений [1,2]. Что же касается электромагнитных свойств ядерных: уровней; таких как магнитные дипольные ц и электрические квадрупольные Q моменты, времена жизни ти связанные с ними вероятности электромагнитных переходов между уровнями В (стД), то такая информация, как в те годы, так и сейчас существенно беднее. В то же время она исключительно важна, поскольку электромагнитные свойства переходов крайне чувствительны к выбору модели, претендующей: на адекватное описание структуры ядра. Поэтому систематические измерения электромагнитных характеристик ядерных уровней имели и; имеют решающее значение для развития теории ядра. Для большинства ядер сведения о временах жизни неполны, а чаще всего они отсутствуют. Это объясняется тем, что значения т уровней, заселяемых в ядерных реакциях, чаще всего лежат в диапазоне 10*1 '-=---1 ОС1 с. Задача измерения таких малых времен нетривиальна, и ее решение требует привлечения сложных методик и современных средств эксперимента. В таком диапазоне наиболее информативными являются методы, основанные на использовании эффекта Допплера - метод ослабления допплеровского смещения (ОДС) и плунжерный (ПМ).
Допплеровские методы у-спектроскопии развивались в циклотронной лаборатории ФТИ им. А.Ф, Иоффе начиная с 1970 гг., сначала в приложении, к кулоновскому возбуждению ядер [3], а затем и к реакциям, вызываемыми а-частицами и,тяжелыми ионами, идущими через стадию составного ядра. Необходимое программное обеспечение было разработано как для метода ОДС [4], так и ПМ [5], и использовалось для измерений т на пучках циклотронов ФТИ, ИЯИ (Киев), ИЯФ (Прага), ИЯАФ (Россендорф) [6-г12]. В начале 1980 гг. на основе новых теоретических и методических
ВВЕДЕНИЕ разработок, было создано новое: программное обеспечение, основанное на прецизионных вычислениях форм допплеровских у-линий как для ОДС, так.и ПМ, используя моделирование методами Монте-Карло всех физических процессов, начиная от образования и распада составного ядра и вплоть до регистрации у-квантов [13, 14]. Разработка и улучшение этого программного обеспечения происходило в дальнейшем! постоянно в соответствии с новыми задачами и модернизацией < экспериментальной техники [15-^-21].
Данные о полных временах жизни возбужденных состояний совместно с данными об относительных интенсивностях у-переходов и отношении смеси мультипольностей 8, характеризующие определенный переход, позволяют определить приведенные вероятности переходов В(стД). В подавляющем большинстве случаев это электрические квадрупольные; Е2 и магнитные дипольные Ml переходы. Коллективным, в частности: вращательным степеням свободы, как правило, соответствуют квадрупольные полосы уровней (т.н. развязанные - "decoupled") с последовательностью уровней Д1-= 2 h. Полосы, построенные на квазичастичных возбуждениях, могут быть как квадрупольными, так и дипольними с последовательностью уровней ДЇ = 1 h. В 1980-х -г 1990-х гг. на основе новых возможностей допплеровской методики систематически -исследовались как квадрупольные, так и магнитные дипольные полосы в переходных и околомагических ядрах массовой области А ~ 80 -г 120. Переходные ядра являются важным объектом для выяснения роли различных мод возбуждения в. формировании ядерной структуры: и механизма их связи; поскольку в них сложным образом переплетаются как одночастичные движения, так и коллективные колебания и вращения. По этой причине одним из: основных объектов і этих: исследований-; бьшо изучение взаимодействия- между коллективными' модами возбуждений, построенными на основных состояниях четно-четных ядер и полосами, построенными: на 2-квазичастичных возбуждениях в ядрах массовой области А « 80 [224-24]. Одними из следствий такого взаимодействия является нерегулярность энергетической: структуры, выражающейся в характерном изгибе зависимости от спина момента инерции J(I) = l/(d2E/dI*). Наряду со ставшей к настоящему времени общепринятой интерпретацией этого явления ("backbending"), основанной на концепции пересечения полос в рамках оболочечной версии модели принудительного вращения (Cranking Shell Model), А.Д. Ефимовым и В.М. Михайловым был разработан полумикроскопический вариант модели взаимодействующих бозонов МВБ1 (IBM1) [24т29]. Новый теоретический подход позволил не только объяснить особенности энергетической; структуры, но и успешно
ВВЕДЕНИЕ интерпретировать значения В(Е2) в районе нерегулярности; полученные на. основе измерений і т. Впоследствии этот подход был. распространен на переходные ядра:; в^ области А ~ 100 [30,31] и на т.н. «внедренные» (intruder) полосы в полумагических (Z = 50) изотопах олова, построенные на 4-квазичастичных возбуждениях [32-г35]; Другой ветвью исследований переходных и околомагических ядер были полосы, построенные на 2-3 квазичастичных возбуждениях нечетных и дипольные полосы нечетно-нечетных ядер, где впервые были обнаружены быстрые Ml переходы и интерпретированы на основе модифицированного полуклассического подхода Дэнау-Фрауэндорфа (Donau-Frauendorf) [36448].
К началу исследований, включенных в настоящую диссертацию, сложилась следующая ситуация. Все эксперименты, на которых были основаны вышеописанные работы, проводились с одним или двумя Ge(Li) или (HPGe) детекторами. Техника у-у совпадений^ приводит в этом случае к спектрам: с малой статистикой, которые использовалась лишь изредка для построения , или уточнения схем распада, но практически не подходили: для измерений т допплеровскими методами. Поэтому область исследований ограничивалась сравнительно невысокими спинами (I ~ 12+16h). Между тем «передний фронт» физики высокоспиновых состояний уходил все дальше в область высоких и сверхвысоких спинов, вплоть до пределов, определяемых образованием и устойчивостью составного ядра (Is 50-*-70h). Это стало возможным благодаря созданию многодетекторных систем, состоящим из десятков и даже сотен HPGe детекторов? большого объема, оснащенных соответствующей; ядерной. электроникой и компьютерной техникой, а также развитию методики многомерных у-у-у.. совпадений и совпадений с другими продуктами реакций. Несмотря на высокую стоимость (до сотен миллионов долларов) сейчас в мире работают десятки подобных установок, нов странах бывшего СССР нет ни одной. Поэтому единственным путем для продолжения исследований и применения накопленного опыта стало международное сотрудничество. В настоящее время экспериментальные исследования -в, области физики высокоспиновых: состояний проводятся, исключительно международными коллективами и часто не имеет значения где и когда был проведен тот или > иной > эксперимент - информация, полученная в течении 1 - 2 недельного эксперимента настолько огромна, что ее обработка может занимать годы. В особенности это касается измерений т допплеровскими методами, где получение результатов наиболее сложно и трудоемко. По вышеизложенным причинам первая часть настоящей работы (исследование ядер 8Те и 1Т) была выполнена в ФТИ и в
ВВЕДЕНИЕ
Варшавском Университете, используя: спектры, полученные на 20-детекторной установке NORDBALL в эксперименте, проведенном в 1995 г. в Дании. Вторая часть работы ( Gd) была также связана с обработкой эксперимента, который уже был проведен на 40-детекторной установке GASP в Италии в 1997 г. В отличие от первых двух третья часть работы (l41Eu и l42Gd) с самого начала планировалась и проводилась при непосредственном участии автора. Эксперимент был проведен в Страсбурге (Франция) на крупнейшей в мире 23 6-детекторной установке EUROBALL IV. Вся обработка этого эксперимента, начиная с сортировки и энергетической калибровки всех 236 детекторов, проводилась в течение последних двух лет в Юлихе (Германия).
Первая часть работы являлась непосредственным, продолжением (как в смысле методики, так:и в смысле интерпретации результатов) и-реализацией предыдущего опыта исследований времен жизни высокоспиновых состояний околомагических ядер в области Z ~ 50. Ядра П8Те (Z = 52) и 119I (Z = 52) имеют равное число нейтронов N = 66, близкое к середине нейтронной оболочки 50+82. Поэтому изменение коллективных свойств должно зависеть от Z, причем, если мерой коллективности в четно-четных изогонах могут служить энергетические промежутки между уровнями1 полосы, построенной па основном 0+ состоянии и значения В(Е2), то в нечетных - соответствующие характеристики полос, построенных на протонной конфигурации 7ihj1/2. Рис. l.a показывает резкое изменение коллективных, свойств ядер при переходе от Z ~ 52 к Z = 54 с точки зрения энергетической структуры, однако значения В(Е2) для внугриполосных переходов на момент начала наших исследований не были известны ни для п% ни для четно-четных соседних ядер 118Те и 120Хе. При переходе от Z = 52 к Z = 54 значения В (Е2), как ожидалось, должны существенно возрасти, но какими они окажутся для квадрупольных полос 119Г- более похожими на полосы в |18Те или 120Хе -предстояло выяснить. Времена жизни для шХе были специально для этой цели изучены в ИАЭ Японии на установке GEMINI [49],' в то время как !Т*е и I изучались в настоящей работе [50-г55]. Сложную структуру квадрупольных полос u I иллюстрирует Рис. 1в, для которых нами было получено ~ 30 значений т. Сравнение свойств квадрупольных полос Т с данными по ЪСе и ПГе, где было измерено ~ 10 значений т, а также анализ в рамках новой микроскопической версии МВБ1, в которую был включен учет 2-квазичастичных состояний [59-г62] показали, в частности, что коллективные свойства протонной конфигурации 7th }]/2 в 1|91 гораздо ближе к 120Хе, чем
ВВЕДЕНИЕ
2.0 І" і 1.0 a) 2i5 N = 66
19/2"
4+ .19/2" .15/2' US._2L. *-. 2*
0* 11/2" Q* 11/2" 0* 11/2' Q+
116c II7C, 118 119T 12
15/2; г— (зд^)_ «r 1 9/2* i»«2 г
Рис. 1. а) Полосы, построенные на 11/2" состояниях (ngun)1 в нечетных ядрах и полосы, построенные на основных состояниях четных ядрер с числом нейтронов N = 66 [30, 31]. Ь) Квадрупольные полосы в 1191. с) Дипольные полосы 1191, связанные с 0ig9/2)-1 конфигурацией.
ВВЕДЕНИЕ к 4 и наоборот, конфигурации л%$}2 ближе к 'Те [54]. Кроме того, квадрупольные полосы Ч интерпретировались нашими польскими коллегами как трехаксиальный ротатор в і рамках модифицированной версии модели Давыдова-Филлипова [63-г68]. Кроме квадрупольных полос особый интерес представило изучение полос в ш1, связанных с ng;J2 конфигурацией и построенных на ней 3-квазичастичных дипольньгх полос (Рис. 1с). В части из этих полос были обнаружены быстрые Ml переходы, которые удалось интерпретировать, аналогично ранее исследованным 3-квазичастичным дипольньгх полосам, на основе модифицированного полуклассического подхода Дэнау-Фрауэндорфа [36]. Новой в работе была успешная попытка полуклассической интерпретации полос, построенных на одночастичных конфигурациях, как результата выстраивания углового момента квазипротонной дырки Tvg^n вдоль оси коллективного: вращения [51]..
Объектами исследования во второй и третьей: частях нашей работы были- околомагические ядра l4 ' Gd с Z = 64 и Ей с Z = 63 (в отличие от нейтронов, где N = 64 соответствовало бы примерно середине оболочки, протоны с Z = 64 образуют по ряду параметров практически замкнутую оболочку). В этой области соседствуют как хорошо деформированные, так и почти; сферические ядра; одновременно в одном ядре могут сосуществовать как супер-, так -, и слабодеформированные аксиально-симметричные или трехаксиальные формы а также выраженные квадрупольные и дипольные полосы различной природы. Это иллюстрирует Рис. 2, где представлены: типичные полосы в деформированном 158Ег и околомагическом I47Gd (а), спектр ядра } Hf с выраженной; равновесной деформацией (Ь), а также спектры изученных нами изотопов Gd с Z = 64, N = 78 (с) h:N = 80 (d) [69-г71]. Последние, как видно из рисунка, кардинально меняютсях изменением N по мере удаления от замкнутой нейтронной оболочки N = 82, отражая, по- видимому, резкое возрастание деформации. До наших исследований времена жизни в этих ядрах не были известны вовсе, за исключением нескольких изомерных состояний. Между тем их измерение представляло значительный интерес, как для квадрупольных, так и для дипольних полос. Основным мотивом для исследований квадрупольных полос в Gd была проверка гипотезы, что эти полосы соответствуют трехаксиальной деформации [69]. В ядре 142Gd это три низколежащие квадрупольные полосы: основная полоса и две полосы, построенные на изомерных 2-квазичастичных состояниях, со спином 10+, соответствующих vh[y2H 1&1ц2конфигурациям. В ядре 144Gd [71] квадрупольные полосы построены на 4-квазичастичном состоянии 20+. В настоящее время для описания трехаксиальности чаще всего используется вариант модели принудительного вращения, в
ВВЕДЕНИЕ которой ядро рассматривается во вращающейся системе координат. Решение уравнения Шредингера: с соответствующим гамильтонианом (Routhian) при заданной частоте вращения ш выражается как функция параметров деформации Ew(P,y) [74], Минимумы на двумерной энергетической поверхности. (Total Routhian Surface -TRS) соответствуют. ядерным: уровням, а найденные таким образом для каждого - уровня параметры (р\у) позволяют вычислить квадрупольный момент Q и, тем самым, значения В(Е2) для переходов внутри полосы. Предсказывается, что квадрупольные полосы в ядрах 142,144Gd: должны соответствуют хорошо- деформированным, триаксиальным' минимумам: [69]. Расчеты в рамках TRS' модели удовлетворительно- описывают свойства заведомо^ деформированных ядер, таких как, например; ,68Hf (Рис. 2Ь), однако- вопрос: о применимости этого подхода к околомагическим' ядрам оставался открытым. С другой стороны, разработанный А.Д. Ефимовым и В.М. Михайловым полумикроскопический вариант МВБ1> который явно не вводит понятие деформации (а тем более трехаксиальной), показал, как это обсуждалось выше, свою работоспособность в области переходных и полумагических ядер с Z ~ 50 и представлялось, интересным его распространение на область Z ~ 64. Эти- два подхода в определенном смысле диаметрально противоположны и мы предполагали их сопоставление на основе измерения, времен жизни в квадрупольных полосах 142,wGd. Главный результат этого сопоставления состоит в том, что оба подхода до определенной степени описывают эксперимент, но если МВБ1, оперируя- значительным числом параметров, оказалась, способной': детально воспроизвести энергетическую структуру и значения В(Е2), то расчеты в рамках TRS, уступая МВБ1. в деталях и= практически не содержа параметров, тем не менее правильно предсказывает поведение величины динамического квадрупольного момента в полосе. По видимому, современные теоретические подходы еще только «нащупывают» пути адекватного описания реальности, освещая только отдельные, стороны такой сложного объекта, каким является атомное ядро.
Особое и, в. определенном смысле, центральное место в. настоящей работе занимают исследования- времен жизни * уровней дипольных полос в 14 Ей и; Gd. Именно постановка главным образом этой задачи.и определило, в условиях высокой1 конкуренции, выделение; финансовых средств на.-' исследования: в; Германии1 И; проведение эксперимента на установке EUROBALL. В общих чертах интерес к проблеме обусловлен следующим: В полумагических;изотопах свинца (Z'= 82) были, открыты; дипольные полосы [75-г77], обладающие следующими специфическими-. свойствами: E(MeV)
Ю-0918 !33 )
105496 (34*)
8-7625 (30 I Rotation Deformed Nucleus
Er b) _26~ 25" B38 792
24" ~23" (+,01 (+,01 (-,1), /"""765439 Srf 355
22" 2Г 22+_
21*. 20+_
619+-18+_ іб+Г
11105 I
I 751 / JUJ 1278 '+
678 ,6++ +" m+ 826
И 14+1
796 I
I 12+ 1050 1 12+_(_ *8~ і 295'
669 . I БТІ^ббС 15- 70 16-В 286
I 357 \ 14ІТЇ93 і,,.755 32± 193
13 І 12ІІ222 gyirX222p"\ - 11UDM 7_7|6 60' /340""^fcl0 0.14
Ч-" **
844 6/3
Г 8+/379^
0.14 ns
Рис. 2. а) Типичные полосы в деформированном ( Er) и околомагическом (147Gd) ядрах, b) Спектр деформированного ядра 168Hf. с) и d) Спектры изотопов Gd с N=78 и N=80 (+.o\
134*) [32*) [30+) erg 611
956 I 26+
940 1 24+
980 1 22+
911 I 20- + І28+) 27+ J26+ .25+ 24*
24*410 548
481 344_^2У~І 231/ 470T22,8j3
787 \ V л 1219
682 732 \
ЗСИ І17*\262 Д ^351 V \ЗЄ7 667
1462 \
892 \ 627 \ Li *V( . 628 757
11+ 1 ,
0.37 ns ^ 4-4394 ..- 3-6228
13" 2-9383 * Super-deformed
ВВЕДЕНИЕ
Последовательность уровней в полосах, начинающихся с энергии Eq приблизительно подчиняется параболическому закону: Е(1)—Ес~А(1— Iof,
Полосы состоят из сильных Ml переходов между уровнями с Д/ = / и очень слабых Е2 переходов между уровнями с AI = 2, что дает в результате большую величину отношения В(М1)/В(Е2) >30p2N/(ebf, в то время как в хорошо деформированных ядрах это значение обычно < 1 i?n/(ebf.
Приведенные вероятности магнитных дипольних Ml переходов имеют значения В(М1) ~ 2+ 10 ц и, максимальные е начале полосы и резко уменьшающиеся к концу.
Полосы характеризуются малым параметром деформации |е| ~ 0.95f$ < 0.1.
В пределе, когда деформация, отсутствует и квантовомеханическая симметрия запрещает обычное вращение, существование квазивращательных полос потребовало-объяснения. Оно состояло: в том, что помимо деформации существует и другая возможность определения ориентации в пространстве: магнитный дипольный момент.. Поэтому обнаруженные полосы было предложено рассматривать как проявление квантового вращения магнитного диполя и, соответственно, назвать этот новый вид вращения "магнитным вращением" [80]. В противоположность вращению сильно деформированных ядер, имеющему коллективный характер, в магнитном вращении принимает участие только: несколько квазичастиц, занимающих орбитали с большим угловым моментом j. Таким образом, можно сказать, что в случае: магнитного вращения ориентация ядра обусловлена анизотропией в распределении тока, тогда как ориентация для сильно деформированных ядер описывается распределением плотности. Наблюдение регулярных вращательных полос не обязательно означает появление коллективного движения. Однако наличие слабой сплющенной: (oblate) деформации; оказалось все же необходимым условием существования магнитновращательньгх полос. Дело и том, квазичастицами, занимающих орбитали с большим угловым моментом j, могут быть как протоны, так и нейтронные дырки, и слегка деформированный' средний потенциал ядра обеспечивает выстраивание протонов в одну группу с моментом j л, а нейтронных дырок в другую, с моментом jv. Эти группы в дальнейшем для простоты будут называться протонными и нейтронными квазичастицами. Рис. За иллюстрирует картину магнитного вращения с участием таких квазичастиц, а Рис Зв соответствующую схему угловых моментов по отношению к оси симметрии z деформированного остова. Угол 9 между J и Jv возникает в результате
ВВЕДЕНИЕ. баланса между силами Кориолиса, которые пытаются выстроить эти два вектора вдоль оси вращения, и возвращающей силы слегка деформированного потенциала, пытающейся удержать эти вектора под углом 90. По мере увеличения частоты вращения со угол 0 уменьшается, так как начинают преобладать силы Кориолиса, пропорциональные со, а полный спин /', соответственно растет. Этот процесс был назван «механизмом ножниц» («Shears mechanism»), так как это движение подобно закрытию лезвий ножниц [81, 82]. В условиях слабой деформации угол ф между полным, угловым моментом: / и одной из главных (principal) осей эллипсоида сохраняется, что соответствует картине т.н. «равномерного» (uniform) наклонного вращения (Tilted* Axis Cranking - ТАС). При сильной, деформации вектор, коллективного вращения Я направлен вдоль оси х, перпендикулярной оси симметрии, так что полный угловой момент 7. выстраивается вдол ь х (Principal Axis Cranking -РАС). В предельном случае, описанном в полуклассическом приближении Ф. Дэнау и С. Фрауэндорфом [36] деформация удерживает вектора j, и jvB перпендикулярном положении [83], поэтому вектор 7 увеличивается и наклоняется к оси х только за счет роста R. На Рис. Зс показано сравнение хорошо известного коллективного вращения сильнод сформированных, ядер с магнитным вращением. В настоящее время разработаны различные варианты теории, описывающие магнитное вращение на микроскопическом уровне; это, например, т.н. - ТАС модели [79, 81]. В частности, с помощью ТАС удалось удовлетворительно описать поведение В(М1) вдоль магтштовращательных полос [84, 85], как это иллюстрирует Рис. 3d.
В классическом приближении < по ведение В(М 1) можно объяснить зависимостью В(М1) от суммарного магнитного момента квазичастиц: В(М1) - uj2 [77, 86, 87]. В случае, проиллюстрированном на Рис. Зв, uj. = (u±)v + (ц±)я, где р.і - проекции магнитных моментов > на ось, перпендикулярную полному угловому моменту, пропорциональные jj_: Kl = g j±. Поскольку эффективные g-факторы для нейтронной и протонной компонент противоположны по знаку, так же как и проекции ji, то {U_l>v и (Иі)л оказываются одного знака, обуславливая когерентное усиление В(М1). По мере ТАС-вращения эффект ножниц приводит к быстрому уменьшению 9V, 8Л и, соответственно, (Ці)у, (цх)л. В результате значения В(М1) резко падают вдоль полосы. В том случае РАС-вращения, когда «лезвия ножниц» остаются максимально открытыми (предел Дэнау-Фрауэндорфа) значения В(М 1) уменьшаются существенно слабее (Рис. 3d внизу).
ВВЕДЕНИЕ
0.0 0.1 0.2 0.3 0.4 Rotational Frequency (MeV) Energy (keV)
ЛІ = 1 shears bands proton particles gradual alignment of few long vectors Electric and Magnetic Rotation
ДІ = 2 ordinary bands Characteristic of rotational bands
regular Ey осі gradual alignment of many short vectors
E2 '' /рас
electric quadrupole mass distribution classic and quantal electric enhanced transitions possibily to define the orientation (with respect to the a. m. vector) large isotropy broken "inertia" J = ДІ/ДЕ, rotation magnetic dipole current distribution quantal magnetic
Рис. 3 а) Магнитное вращение в сферическом ядре b) «Равномерное наклонное» (ТАС) магнитное вращение в слабодеформируемом ядре с эффектом «ножниц», когда вектор полного спина сохраняет ориентацию по отношению к оси симметрии и принудительное вращение вдоль оси х (РАС), с) Сравнение магнитного вращения с коллективным (электрическим) вращением хорошо деформированных ядер [79]. d) Поведение В(М1) во вращательной магнитной полосе свинца. Сплошная линия соответствует расчетам в рамках ТАС модели, пунктирная - полуклассическому пределу Дэнау-Фрауэндорфа.
ВВЕДЕНИЕ
Эффект магнитного вращения ожидался не только в области^ = 82, где он был открыт, но и для других околомагических ядер. К началу наших исследований уже была изучена схема распада 14 Gd [69], в которой были найдены 4 дипольных полосы (Рис. 2с) и для v ряда переходов на основе измерений их относительных интенсивностей были определены значения В(М1)/В(Е2). По некоторым признакам эти полосы , похожи на магнитновращательные, но не настолько регулярны по своей энергетической структуре, как в области^ = 82. Значения В(М1)/В(Е2) для полосы DB1 оказались действительно большими ( > 50 \i2fif(cbf), но для других полос не превышали 15 и2м/(еЬ)2. Анализ на основе ТАС-модели показал, что относительно низкоспиновых полосам DB1 и DB3 можно приписать 4-квазичастичные конфигурации vh^n 7^v2 и ni|l,/2 vhun1[87)i> а полосы DB2 и DB4, являющиеся продолжением первых, могут быть построены на 6-квазичастичных конфигурациях, которые образуются после разрыва второй hn/2 нейтрон-дырочной пары. Расчет деформации, объясняющей экспериментальные значения; В(М1)/В(Е2) показал, что- полосы DB1 и DB3 действительно слабодеформированы (е ~ -0.1), но деформация полос DB3 и DB4 должна быть больше (є ~ -0.15). Таким образом, дипольные полосы 112Gd^ казались лишь кандидатами на магнитновращательные. Решающее значение приобретает информация о временах жизни уровней, позволяющая, как это было сделано для: изотопов РЬ, получить абсолютные значения В(М1) и В(Е2). После проведения и обработки результатов эксперимента на установке EUROBALL такая информация была получена [70, 73]. Помимо этого были изучены также дипольные полосы в < соседнем ядре Ей [72], аналогичные по отношению к DB1 и DB2 142Gd и построенные на 3-квазичастичной конфигурации vAJ^j ОлА,1,^; существенно уточнены и дополнены схемы распада обоих ядер; на основе учета допплеровского искажения у-линий, входящих в сложные мультиплеты перекрывающихся пиков, получены надежные данные об относительных интенсивностях переходов.
Результаты исследований оказались неожиданными. Во первых, при переходе от полос, построенных на 4-квазичастичных конфигурациях к полосам, которые, как казалось, должны принадлежать б-квазичастичным конфигурациям, не обнаружилось ожидаемого скачка в зависимости В(М1) от спина. Такой скачок наблюдался в 197РЬ [85] и имеет естественное объяснение в рамках ТАС-вращения, поскольку каждая полоса, как обсуждалось выше, должна начинаться с максимальных значений В(М1) и
ВВЕДЕНИЕ заканчиваться минимальными. Во вторых, в начале каждой из 4-квазичасгичных полос вместо ожидаемых больших значений В(М1) оказались малые, которые при увеличении спина скачкообразно увеличивались. Этот эффект казался совершенно необъяснимым не только с рамках ТАС-, но и РАС-схемы связи угловых моментов. Основываясь на полученных данных, была предложена полуклассическая модель, способная не только объяснить парадоксальное поведение В(М1), но и энергетическую структуру полос в Ей и Gd, Нашей задачей было сравнение экспериментальных данных с результатами расчетов и поиск оптимальных параметров модели. Суть подхода состоит в комбинации механизма ножниц (Shears), характерного для магнитного вращения, с РАС коллективным вращением остова. Эта модель (SPAC) рассматривает энергию состояния с данным спином как сумму энергий. квазичастиц и остова, зависящую от ориентации угловых моментов jj и jvtio отношению к оси х. Соответствующие углы (на Рис: Зв это
0Я + ф и ф:— 9V) определяются для каждого спина как результат минимизации полной энергии'И, тем самым, находятся зависимости от спина как энергий уровней, так и вероятностей электромагнитных переходов В(М1) и В(Е2), которые напрямую выражаются через углы ориентации векторов Т, J и 7,-после замены коэффициентов Клебша-Гордона тригонометрическими функциями в классическом пределе. Для ТАС-схемы связи подобный: подход уже был известен [88]. Коренное отличие схемы связи SPAC от ТАС состоит в возможности генерации трех различных полос уровней, построенных: на одной и той же начальной квазичастичной конфигурации с перпендикулярными векторами jj, и jv, начальное положение одного из которых (обычно X ) вдоль оси симметрии, а другой вектор jv может быть направлен как вдоль («нормально»), так и- противоположно оси х коллективного вращения, причем в последнем случае («инверсном») он может выстраиваться вдоль оси х, двигаясь как по* (CW), так и против (CCW) часовой стрелки, вызывая скачкообразное падение В(М 1). По-видимому, этот случай и реализуется в дипольных полосах 14lEu и K2Gd. Таким образом, мапштповращательная природа этих полос с характерным эффектом «пожниц» подтвердилась, но, в отличие от околомагических изотопов РЬ, где реализуется ТАС-вращение в слабодеформированиом среднем - поле, здесь, в силу более значительной деформации, имеет место РАС-схема связи угловых моментов, обеспечивая своеобразный смешанный (магнитный + коллективный электрический) тип вращения.
Анализ допплеровских экспериментов являлся главной составной частью этой работы. На первом ее этапе, т.е. при обработке ОДС- и плунжерного экспериментов,
ВВЕДЕНИЕ выполненных на установке NORDBALL, в основном использовались уже разработанные и; апробированное в течение предыдущих 15^20- лет методы и программное обеспечение. Это было возможно и- оправдано в < частности тем, что ядерная реакция I09Ag + 13С при Е = 54MeV, в которой образовывались изучаемые ядра Г' (канал; Зп) и TV (какал: рЗп) относилась к. тому же классу, который использовался и ранее. Это реакции, вызываемые а-частицами и тяжелыми ионами с массой А < 16, которые характеризуются относительно небольшим вносимым угловым моментом. После испускания из составного ядра легких частиц в координатах Е- I (энергия возбуждения^ - спин) образуется область т.н. «входных состояний» ("entry states"), с которой происходит дальнейшая разрядка у-каскадами, сначала квазинепрерывного спектра, а затем и дискретными. При небольшом вносимом угловом моменте область входных состояний, точнее максимум? распределения дифференциального сечения о(Е , I), приходится на: сравнительно; малые (по отношению к положению исследуемого уровня) значения Е и І. В этих условиях заселение изучаемых уровней у-каскадами квазинепрерывного спектра («боковая подпитка» - "side feeding") происходит достаточно быстро, со средней задержкой tjf < O.lps, которая в большинстве случаев много меньше измеряемых времен жизни tSf« т. Если tSf мало,. то вероятность засел ения в единицу времени PsK0 можно! в первом приближении характеризовать одной экспонентойР^) = 1/fsf exp(-t/TSf), т.е. так, как если бы заселение изучаемых уровней происходило с одного эффективного вышележащего уровня. Для рассматриваемого класса реакций ожидаемые значения т5г могут быть, оценены полуэмпирически, на основе анализа и обобщения имеющихся немногочисленных экспериментальных данных [13, 23, 24, 50, 89, 90]. Один из таких методов - оценки TSf, основанный на анализе относительного положения: изучаемого уровня по: отношению к расчетной области і входных состояний, был -. предложен. и реализован нами при исследовании П91 [53];
В исследованиях на установках GASP (144Gd) иі EUROBALL (141Eu, 142Gd) использовались реакции mCd + 36S (E'. = 182 MeV) и ,,4Sn + 32S (E .= 160 MeV) соответственно, характеризующиеся большим вносимым угловым моментом, когда области входных состояний локализуются значительно выше как по спину, так и по энергии. В этих условиях у-каскады, приводящие к заселению изучаемого уровня длинны и характеризуются множественностью (среднее число у-переходов в каскаде) <М> ~ 15-КЗО, когда аппроксимация Psf(t) одной экспонентой становиться заведомо некорректной. Эта было одной из главных причин коренной модернизации
ВВЕДЕНИЕ программного обеспечения анализа ОДС-экспериментов, в результате которой, в частности, проблема учета боковой:подпитки,была решена кардинальным образом, А именно,. все каскады, начинающиеся с; каждого входного состояния, моделируются . методом Монте-Карло с учетом всех известных и даже таких экзотических механизмов у-разрядки состояний континуума, как разрядка, по супердеформированным и магнитновращательным полосам [91]. В результате для каждого исследуемого уровня получаются' различные распределения< PSf(t), но; зависящие от одних и; тех же: физических параметров [71]. Часть из этих параметров можно определить в результате анализа независимых экспериментальных данных, таких как распределение множественности у-каскадов, но главным критерием является анализ ОДС. Параметры, определяющие картину боковой; подпитки в I44Gd, И1Еиги 142Gd были , исследованы различными! способами. Один из них основан на непосредственном анализе форм допплеровских у-линий, связанных с разрядкой: тех наиболее высокоспиновых состояний, для которых доля заселения каскадами боковой подпитки, велика (уровни 2б+ B,44Gd'H 45/2' в 141Eu). Другой способ (144Gd, U2Gd) основан на сопоставлении.* результатов измерения т, полученных при использовании различных методов, один из которых зависит, а другой не зависит от Psf(t). Эту возможность иногда предоставляет современная; техника, многомерных у-у-... совпадений - установка специальных фильтров («ворот») на каскадные переходы выше и ниже исследуемых ("gating up", "gating above") [49, 71, 91^94]. Проведенное нами исследование свойств континуума-имеет не, только прикладное по- отношению^ к измерениям т значение, но и? представляет собой самостоятельный интерес.
В целом, хотя разработка новых методов анализа допплеровских экспериментов и программного обеспечения не являлась прерогативой автора, их постоянная апробация и отладка были важной составной частью работы.
Общий обзор и особенности применения к нашим исследованиям допплеровских методов измерений т изложены в первой главе диссертации. Вторая глава содержит все экспериментальные результаты, и структурирована по принципу логических и временных этапов работы. Третья глава целиком посвящена обсуждению результатов, но лишь в той мере, в которой автор, не будучи теоретиком, принимал в этом участие.
ВВЕДЕНИЕ
На защиту выносятся следующие положения:
Экспериментальные результаты измерения т возбужденных состояний ядер: а) П8Те и I, проведенных методами ОДС и плунжерным на установке NORDBALL; б) 144Gd, проведенных методом ОДС на установке GASP.
Подготовка, проведение и обработка эксперимента, по исследованию ОДС на установке EUROBALL IV. Экспериментальные результаты измерений т возбужденных состояний и относительных интенсивностей переходов в 14IEu и 142Gd.
3 Выводы о том, что в исследованных ядрах: а) свойства квадрупольных полос успешно описываются в рамках полумикро скопического варианта модели взаимодействующих бозонов; б) дипольные полосы могут рассматриваться как проявление магнитного вращения квазичастиц при существенном влиянии коллективного вращения остова.
Изложенные в диссертации материалы докладывались на:
1-ґЗ 48-, 49- и 50-м Международных Совещаниях по Ядерной Спектроскопии и Структуре Атомного Ядра (Москва 1998, Дубна 1999 и С.-Петербург 2000)
International Conference 'High Spin State Nuclear Physics' (Warsaw, Poland) 2001
International Symposium 'Nuclear Spectroscopy' (Gettingen, Germany) 2001 Spring Meeting of the German Physical Society (Munster, Germany) 2002
International Conference 'Nuclear Structure with Large Gamma Arrays* (Legnaro, Italy) 2002
8 International Conference 'The Labyrinth in Nuclear Structure' (Crete, Greece) 2003 9-rl2 Spring Meetings of the German Physical Society (Munster 2002, Tubingen 2003, Koln 2004)
ВВЕДЕНИЕ
Основные результаты исследования опубликованы в следующих основных работах: (Е. О. Лидер в списке авторов фигурирует как E.O. Podsvirova)
1. С. Droste, Т. Morek, J. Srebrny, К. Starosta, A. Wasilewski, Yu.N. Lobach, MJ. Piiparinen, S. Tormanen, A. Virtanen, S. Juutinen, G.H. Hagemann, A.A. Pasternak, E.O. Podsvirova, Electromagnetic Transition Probabilities in Negative Parity Bands of !i9l,Прогр. и тез. 48 совещ. по яд. спектр, и структ. ат. ядра. Москва (1998) 53
2. С. Droste, Т. Morek, J. Srebrny, К. Starosta, A. Wasilewski, Yu.N. Lobach; MJ. Piiparinen, S. Tormanen, A. Virtanen, S. Juutinen, G.H. Hagemann, A.A. Pasternak, E.O. Podsvirova, Plunger Lifetimes Measurements of Excited States U91 Populated in m9Ag (!3C,3n) Reaction, Прогр. и тез. 48 совещ. по пд. спектр, и структ. ат. ядра. Москва (1998)52
С. Droste, Т. Morek, J. Srebmy, К. Starosta, A. Wasilewski, Yu.N. Lobach, MJ; Piiparinen, S. Tormanen, A. Virtanen, S. Juutinen, G.H. Hagemann, A.A. Pasternak, E.O. Podsvirova, Lifetimes of Decoupled Bands States in I Measured by DSA Method, Прогр. и тез. 48 совещ. по яд. спектр, и структ. ат. ядра. Москва (1998) 51
С. Droste, Т. Morek, J. Srebrny, К. Starosta, A.A. Wasilewski, Yu.N. Lobach, MJ. Piiparinen, S. Tormanen, A. Virtanen, S. Juutinen, G.H. Hagemann, A.A. Pasternak, E.O. Podsvirova, Lifetimes and B(E2), B(M1) Values in the ngwBandof119!, Прогр. и тез. 49 совещ. по яд. спектр, и структ. ат. ядра. Дубна (1999) 61
С. Droste, Т. Morek, J; Srebrny, К. Starosta, А.А. Wasilewski, Yu.N. Lobach, MJ. Piiparinen, S. Tormanen, A. Virtanen, S. Juutinen, G.H. Hagemann, A.A. Pasternak, E.O.Podsvirova, Lifetimes of Negative-Parity Bands States ofI19I, Прогр. и тез. 49 совещ. по яд. спектр, и структ. ат. ядра. Дубна (1999) 59 Yu.N. Lobach, A.A. Pasternak, J. Srebrny, Ch. Droste, G.H. Hagemann, S. Juutinen, T. Morek, M. Piiparinen, E.O. Podsvirova, S. Tormanen, K. Starosta, A. Virtanen, A.A. Wasilewski, Lifetime Measurement in the Yrast Band of 7 I, Acta Phys. Pol. В 30, (1999) 1273 A,A. Pasternak, J. Srebrny, Ch. Droste, S. Juutinen, G.H. Hagemann, Yu.N. Lobach; T. Morek, M. Piiparinen, E.O. Podsvirova, K. Starosta, S. Tiirmanen, A. Virtanen, A, Wasilewski, Conflict Coupling in the ligvnf Bands ml, Acta Phys. Pol. В 31, (2000) 429
ВВЕДЕНИЕ J. Srebrny, A.A. Pastrernak, Ch. Droste, T. Morek, K. Starosta, E.O: Podsvirova, Yu.N.. Lobach, G.H. Hagemann, S. Juutinen, M. Piiparinen, S. Turmanen, A. Virtanen, Lifetime Measurements and the Nonaxial Deformation in I, Acta Phys. Hung. N. S. 12 (2000) 217 J; Srebmy, Ch. Droste, T. Morek, K. Starosta, A. Wasilewski, A.A. Pasternak, E.O, Podsvirova, Yu.N. Lobach, G.H. Hagemann, S. Juutinen, M. Piiparinen, S: Turmanen, A. Virtanen, Transition Probabilities in Negative Parity Bands ofI19I, Nucl. Phys. A683 (2001) 23 A.A. Pasternak, A,D. Efimov, E.O. Podsvirova, V.M. Mikhajlov, J, Srebrny, T. Morek, Ch. Droste, Y. Sasaki, M. Oshima, S. Juutinen, G.B, Hagemann, Electromagnetic E2 Transition Probabilities in l20Xe andIi8Te - N=66 Nuclei, Acta Phys. Pol. B32, (2001) 2719 A.A. Pasternak, J. Srebmy, A.D. Efimov, V.M. Mikhajlov, E.O. Podsvirova, Ch. Droste, T. Morek, S. Juutinen, G.B. Hagemann, M. Piiparinen; S.Turmanen and A. Virtanen, Lifetimes in the Ground State Band and the Structure ofusTe, Eur. Phys. J. A13 (2002) 435 R.M. Lieder, A.A. Pasternak, E.O. Podsvirova, Investigation of Dipole Bands in the 142Gd region with EUROBALL, In book: The Labyrinth in Nuclear Structure, ed. A. Bracco and C.A. Kalfas, АГР, CP701 (2004) 238 R.M. Lieder, A.A. Pasternak, E.O. Podsvirova, W. Gast, H.M. Jager, L. Mihailescu, D. Bazzacco, S. Lunardi, R- Menegazzo, C. Rossi Alvarez, G. de Angelis, D: Napoli; T. Rzaca-Urban, W. Urban, A. Dewald, Investigation of the level scheme of Gd and lifetimes of the triaxial quadrupole band, Eur. Phys. J. A 21 (2004) 37 E.O. Podsvirova, R.M. Lieder, A.A. Pasternak, S. Chmel, W. Gast, Ts. Venkova, H.M. Jager, L. Mihailescu, G; de Angelis, D. Napoli, A. Gadea, D. Bazzacco, R. Menegazzo, S. Lunardi, W. Urban, Ch. Droste, T. Morek, T. Rzaca-Urban, G. Duchene, Investigation of lifetimes in dipole bands of141Eu, Eur. Phys. J. A 21 (2004) 1 A.A. Pasternak, E.O. Podsvirova, R.M. Lieder, S; Chmel, W. Gast, Ts: Venkova, H.M. Jager, L. Mihailescu, G. de Angelis, D. Napoli, A. Gadea, D. Bazzacco, R. Menegazzo, S. Lunardi; W. Urban, Ch, Droste, T. Morek, T. Rzaca-Urban, G, Duchene, Investigation of lifetimes in dipole bands of'42Gd, Eur. Phys. J. A 23 (2004) 14 A. A. Pasternak, R.M. Lieder, E.O. Podsvirova, Shears effect and РАС core rotation for MI-bands in 142Gd, mEu and mLa, Conference on "Nuclei at the Limits" Book of abstracts, Argonne National Laboratory, Argonne, Illinois (2004) 112 E.O. Podsvirova, A.A. Pasternak, R.M. Lieder, W. Gast, A.D.Efimov, V.M. Mikhailov, R. Wyss, Investigation of Lifetimes in quadrupole bands ofl42Gd, Conference on "Nuclei at the Limits" Book of abstracts, Argonne National Laboratory, Argonne, Illinois (2004) 115
Допплеровскис методы в ядерных реакциях, вызываемых тяжелыми ионами и идущими через стадию составного ядра
К началу исследований, включенных в настоящую диссертацию, сложилась следующая ситуация. Все эксперименты, на которых были основаны вышеописанные работы, проводились с одним или двумя Ge(Li) или (HPGe) детекторами. Техника у-у совпадений приводит в этом случае к спектрам: с малой статистикой, которые использовалась лишь изредка для построения , или уточнения схем распада, но практически не подходили: для измерений т допплеровскими методами. Поэтому область исследований ограничивалась сравнительно невысокими спинами (I 12+16h). Между тем «передний фронт» физики высокоспиновых состояний уходил все дальше в область высоких и сверхвысоких спинов, вплоть до пределов, определяемых образованием и устойчивостью составного ядра (Is 50- -70h). Это стало возможным благодаря созданию многодетекторных систем, состоящим из десятков и даже сотен HPGe детекторов? большого объема, оснащенных соответствующей; ядерной. электроникой и компьютерной техникой, а также развитию методики многомерных у-у-у.. совпадений и совпадений с другими продуктами реакций. Несмотря на высокую стоимость (до сотен миллионов долларов) сейчас в мире работают десятки подобных установок, нов странах бывшего СССР нет ни одной. Поэтому единственным путем для продолжения исследований и применения накопленного опыта стало международное сотрудничество. В настоящее время экспериментальные исследования -в, области физики высокоспиновых: состояний проводятся, исключительно международными коллективами и часто не имеет значения где и когда был проведен тот или иной эксперимент - информация, полученная в течении 1 - 2 недельного эксперимента настолько огромна, что ее обработка может занимать годы. В особенности это касается измерений т допплеровскими методами, где получение результатов наиболее сложно и трудоемко. По вышеизложенным причинам первая часть настоящей работы (исследование ядер 8Те и 1Т) была выполнена в ФТИ и в Варшавском Университете, используя: спектры, полученные на 20-детекторной установке NORDBALL в эксперименте, проведенном в 1995 г. в Дании. Вторая часть работы ( Gd) была также связана с обработкой эксперимента, который уже был проведен на 40-детекторной установке GASP в Италии в 1997 г. В отличие от первых двух третья часть работы (l41Eu и l42Gd) с самого начала планировалась и проводилась при непосредственном участии автора. Эксперимент был проведен в Страсбурге (Франция) на крупнейшей в мире 23 6-детекторной установке EUROBALL IV. Вся обработка этого эксперимента, начиная с сортировки и энергетической калибровки всех 236 детекторов, проводилась в течение последних двух лет в Юлихе (Германия).
Первая часть работы являлась непосредственным, продолжением (как в смысле методики, так:и в смысле интерпретации результатов) и-реализацией предыдущего опыта исследований времен жизни высокоспиновых состояний околомагических ядер в области Z 50. Ядра П8Те (Z = 52) и 119I (Z = 52) имеют равное число нейтронов N = 66, близкое к середине нейтронной оболочки 50+82. Поэтому изменение коллективных свойств должно зависеть от Z, причем, если мерой коллективности в четно-четных изогонах могут служить энергетические промежутки между уровнями1 полосы, построенной па основном 0+ состоянии и значения В(Е2), то в нечетных - соответствующие характеристики полос, построенных на протонной конфигурации 7ihj1/2. Рис. l.a показывает резкое изменение коллективных, свойств ядер при переходе от Z 52 к Z = 54 с точки зрения энергетической структуры, однако значения В(Е2) для внугриполосных переходов на момент начала наших исследований не были известны ни для п% ни для четно-четных соседних ядер 118Те и 120Хе. При переходе от Z = 52 к Z = 54 значения В (Е2), как ожидалось, должны существенно возрасти, но какими они окажутся для квадрупольных полос 119Г- более похожими на полосы в 18Те или 120Хе -предстояло выяснить. Времена жизни для шХе были специально для этой цели изучены в ИАЭ Японии на установке GEMINI [49], в то время как !Т е и I изучались в настоящей работе [50-г55]. Сложную структуру квадрупольных полос u I иллюстрирует Рис. 1в, для которых нами было получено 30 значений т. Сравнение свойств квадрупольных полос Т с данными по ЪСе и ПГе, где было измерено 10 значений т, а также анализ в рамках новой микроскопической версии МВБ1, в которую был включен учет 2-квазичастичных состояний [59-г62] показали, в частности, что коллективные свойства протонной конфигурации 7th }]/2 в 191 гораздо ближе к 120Хе, чем к 4 и наоборот, конфигурации л%$}2 ближе к Те [54]. Кроме того, квадрупольные полосы Ч интерпретировались нашими польскими коллегами как трехаксиальный ротатор в І рамках модифицированной версии модели Давыдова-Филлипова [63-г68]. Кроме квадрупольных полос особый интерес представило изучение полос в ш1, связанных с ng;J2 конфигурацией и построенных на ней 3-квазичастичных дипольньгх полос (Рис. 1с). В части из этих полос были обнаружены быстрые Ml переходы, которые удалось интерпретировать, аналогично ранее исследованным 3-квазичастичным дипольньгх полосам, на основе модифицированного полуклассического подхода Дэнау-Фрауэндорфа [36]. Новой в работе была успешная попытка полуклассической интерпретации полос, построенных на одночастичных конфигурациях, как результата выстраивания углового момента квазипротонной дырки Tvg n вдоль оси коллективного: вращения [51].. Объектами исследования во второй и третьей: частях нашей работы были околомагические ядра l4 Gd с Z = 64 и Ей с Z = 63 (в отличие от нейтронов, где соответствовало бы примерно середине оболочки, протоны с Z = 64 образуют по ряду параметров практически замкнутую оболочку). В этой области соседствуют как хорошо деформированные, так и почти; сферические ядра; одновременно в одном ядре могут сосуществовать как супер-, так -, и слабодеформированные аксиально-симметричные или трехаксиальные формы а также выраженные квадрупольные и дипольные полосы различной природы. Это иллюстрирует Рис. 2, где представлены: типичные полосы в деформированном 158Ег и околомагическом I47Gd (а), спектр ядра Hf с выраженной; равновесной деформацией (Ь), а также спектры изученных нами изотопов Gd с Z = 64, N = 78 (с) H:N = 80 (d) [69-г71]. Последние, как видно из рисунка, кардинально меняютсях изменением N по мере удаления от замкнутой нейтронной оболочки N = 82, отражая, по видимому, резкое возрастание деформации. До наших исследований времена жизни в этих ядрах не были известны вовсе, за исключением нескольких изомерных состояний. Между тем их измерение представляло значительный интерес, как для квадрупольных, так и для дипольних полос. Основным мотивом для исследований квадрупольных полос в Gd была проверка гипотезы, что эти полосы соответствуют трехаксиальной деформации [69]. В ядре 142Gd это три низколежащие квадрупольные полосы: основная полоса и две полосы, построенные на изомерных 2-квазичастичных состояниях, со спином 10+, соответствующих vh[y2H 1&1ц2конфигурациям. В ядре 144Gd [71] квадрупольные полосы построены на 4-квазичастичном состоянии 20+. В настоящее время для описания трехаксиальности чаще всего используется вариант модели принудительного вращения, в которой ядро рассматривается во вращающейся системе координат. Решение уравнения Шредингера: с соответствующим гамильтонианом (Routhian) при заданной частоте вращения ш выражается как функция параметров деформации EW(P,Y) [74], Минимумы на двумерной энергетической поверхности. (Total Routhian Surface RS) соответствуют. ядерным: уровням, а найденные таким образом для каждого - уровня параметры (р\у) позволяют вычислить квадрупольный момент Q и, тем самым, значения В(Е2) для переходов внутри полосы.
Методы установки «ворот» на переходы, расположенные "ниже" и "выше" исследуемого
Эффект магнитного вращения ожидался не только в области = 82, где он был открыт, но и для других околомагических ядер. К началу наших исследований уже была изучена схема распада 14 Gd [69], в которой были найдены 4 дипольных полосы (Рис. 2с) и для v ряда переходов на основе измерений их относительных интенсивностей были определены значения В(М1)/В(Е2). По некоторым признакам эти полосы, похожи на магнитновращательные, но не настолько регулярны по своей энергетической структуре, как в области = 82. Значения В(М1)/В(Е2) для полосы DB1 оказались действительно большими ( 50 \i2fif(cbf), но для других полос не превышали 15 и2м/(еЬ)2. Анализ на основе ТАС-модели показал, что относительно низкоспиновых полосам DB1 и DB3 можно приписать 4-квазичастичные конфигурации vh n 7 v2 и nil,/2 vhun1[87)i а полосы DB2 и DB4, являющиеся продолжением первых, могут быть построены на 6-квазичастичных конфигурациях, которые образуются после разрыва второй hn/2 нейтрон-дырочной пары. Расчет деформации, объясняющей экспериментальные значения; В(М1)/В(Е2) показал, что- полосы DB1 и DB3 действительно слабодеформированы (е -0.1), но деформация полос DB3 и DB4 должна быть больше (є -0.15). Таким образом, дипольные полосы 112Gd казались лишь кандидатами на магнитновращательные. Решающее значение приобретает информация о временах жизни уровней, позволяющая, как это было сделано для: изотопов РЬ, получить абсолютные значения В(М1) и В(Е2). После проведения и обработки результатов эксперимента на установке EUROBALL такая информация была получена [70, 73]. Помимо этого были изучены также дипольные полосы в соседнем ядре Ей [72], аналогичные по отношению к DB1 и DB2 142Gd и построенные на 3-квазичастичной конфигурации vAJ j ОлА,1, ; существенно уточнены и дополнены схемы распада обоих ядер; на основе учета допплеровского искажения у-линий, входящих в сложные мультиплеты перекрывающихся пиков, получены надежные данные об относительных интенсивностях переходов.
Результаты исследований оказались неожиданными. Во первых, при переходе от полос, построенных на 4-квазичастичных конфигурациях к полосам, которые, как казалось, должны принадлежать б-квазичастичным конфигурациям, не обнаружилось ожидаемого скачка в зависимости В(М1) от спина. Такой скачок наблюдался в 197РЬ [85] и имеет естественное объяснение в рамках ТАС-вращения, поскольку каждая полоса, как обсуждалось выше, должна начинаться с максимальных значений В(М1) и заканчиваться минимальными. Во вторых, в начале каждой из 4-квазичасгичных полос вместо ожидаемых больших значений В(М1) оказались малые, которые при увеличении спина скачкообразно увеличивались. Этот эффект казался совершенно необъяснимым не только с рамках ТАС-, но и РАС-схемы связи угловых моментов. Основываясь на полученных данных, была предложена полуклассическая модель, способная не только объяснить парадоксальное поведение В(М1), но и энергетическую структуру полос в Ей и Gd, Нашей задачей было сравнение экспериментальных данных с результатами расчетов и поиск оптимальных параметров модели. Суть подхода состоит в комбинации механизма ножниц (Shears), характерного для магнитного вращения, с РАС коллективным вращением остова. Эта модель (SPAC) рассматривает энергию состояния с данным спином как сумму энергий. квазичастиц и остова, зависящую от ориентации угловых моментов jj и jvtio отношению к оси х. Соответствующие углы (на Рис: Зв это определяются для каждого спина как результат минимизации полной энергии И, тем самым, находятся зависимости от спина как энергий уровней, так и вероятностей электромагнитных переходов В(М1) и В(Е2), которые напрямую выражаются через углы ориентации векторов Т, J и 7,-после замены коэффициентов Клебша-Гордона тригонометрическими функциями в классическом пределе. Для ТАС-схемы связи подобный: подход уже был известен [88]. Коренное отличие схемы связи SPAC от ТАС состоит в возможности генерации трех различных полос уровней, построенных: на одной и той же начальной квазичастичной конфигурации с перпендикулярными векторами jj, и jv, начальное положение одного из которых (обычно X ) вдоль оси симметрии, а другой вектор jv может быть направлен как вдоль («нормально»), так и- противоположно оси х коллективного вращения, причем в последнем случае («инверсном») он может выстраиваться вдоль оси х, двигаясь как по (CW), так и против (CCW) часовой стрелки, вызывая скачкообразное падение В(М 1). По-видимому, этот случай и реализуется в дипольных полосах 14lEu и K2Gd. Таким образом, мапштповращательная природа этих полос с характерным эффектом «пожниц» подтвердилась, но, в отличие от околомагических изотопов РЬ, где реализуется ТАС-вращение в слабодеформированиом среднем - поле, здесь, в силу более значительной деформации, имеет место РАС-схема связи угловых моментов, обеспечивая своеобразный смешанный (магнитный + коллективный электрический) тип вращения.
Анализ допплеровских экспериментов являлся главной составной частью этой работы. На первом ее этапе, т.е. при обработке ОДС- и плунжерного экспериментов, выполненных на установке NORDBALL, в основном использовались уже разработанные и; апробированное в течение предыдущих 15 20- лет методы и программное обеспечение. Это было возможно и- оправдано в частности тем, что ядерная реакция I09Ag + 13С при Е = 54MeV, в которой образовывались изучаемые ядра Г (канал; Зп) и TV (какал: рЗп) относилась к. тому же классу, который использовался и ранее. Это реакции, вызываемые а-частицами и тяжелыми ионами с массой А 16, которые характеризуются относительно небольшим вносимым угловым моментом. После испускания из составного ядра легких частиц в координатах Е- I (энергия возбуждения - спин) образуется область т.н. «входных состояний» ("entry states"), с которой происходит дальнейшая разрядка у-каскадами, сначала квазинепрерывного спектра, а затем и дискретными. При небольшом вносимом угловом моменте область входных состояний, точнее максимум? распределения дифференциального сечения о(Е , I), приходится на: сравнительно; малые (по отношению к положению исследуемого уровня) значения Е и І. В этих условиях заселение изучаемых уровней у-каскадами квазинепрерывного спектра («боковая подпитка» - "side feeding") происходит достаточно быстро, со средней задержкой tjf O.lps, которая в большинстве случаев много меньше измеряемых времен жизни tSf« т. Если tSf мало,. то вероятность засел ения в единицу времени PsK0 можно! в первом приближении характеризовать одной экспонентойР ) = 1/fsf exp(/TSf), т.е. так, как если бы заселение изучаемых уровней происходило с одного эффективного вышележащего уровня. Для рассматриваемого класса реакций ожидаемые значения т5г могут быть, оценены полуэмпирически, на основе анализа и обобщения имеющихся немногочисленных экспериментальных данных [13, 23, 24, 50, 89, 90]. Один из таких методов - оценки TSf, основанный на анализе относительного положения: изучаемого уровня по: отношению к расчетной области І входных состояний, был -. предложен. и реализован нами при исследовании П91 [53];
Эмпирическая оценка эффективного времени боковой подпитки
Рассмотрим качественно механизм явления на примере Gd (Рис.1.4.1.2 б). После г того: как из составного ядра испарится последняя частица,. дочернее ядро остается в; возбужденном состоянии; которое характеризуется; значениями Е и; I - энергией возбуждения- и: спином; Распределение дочерних, ядер, по Е И; I; образует так. называемую область «входных состояний»- на- диаграмме: Е —L: Взаимное: расположение области входных состояний и дискретных уровней является. главным фактором, определяющим характер заселения последних; Положение области входных состояний і определяется І в; первую! очередь величиной; углового момента, вносимого І бомбардирующей частицей - в составное ядро, так как: вылетающие легкие частицы уносят, сравнительно небольшую его долю.-. Корректные расчеты параметров: области І входных состояний; основываются? на; статистической: теории: ядерных реакций;. Простейшие модели; разрядки: возбужденных состояний- основываются на предположении,.что первые -у-переходы являются преимущественно статистическими дипольными (Е1 или Ml) и в результате таких переходов,, происходящих без существенного изменения І I; быстро достигается область коллективных состояний, находящаяся вблизи ираст-линии. Вслед за этим разрядка происходит вдоль полос коллективных состояний; («стретч»-каскадам и) вплоть- до достижения; области дискретных уровней.
Если теп много- меньше: изучаемого уровня: и І характеристического- времени торможения, то отличие временного закона, заселения, от экспоненциального несущественно. Таким образом, если время жизни уровня т 0.5 пс и боковая подпитка і
Осуществляется Преимущественно Статистическими Переходами (Тбп 0.1 пс) ее можно охарактеризовать одним параметром; при этом даже грубая оценка ТбП, основанная на; рассмотрений диаграммы входных состояний, позволяет, определить х с точностью 20-30%. Но - если т; Тбп, то без: дополнительных экспериментов; измерение х весьма ненадежно. При малых энергиях возбуждения и углового момента; получающихся, как, правило, в результате реакций с: легкими бомбардирующими частицами- близко к кулоновскому барьеру, эффективное время. боковой подпитки Тві,; обычно мало г по сравнению с временем жизни заселяющихся уровней х и временем торможения ядер отдачи, в веществе мишени і может рассчитываться: по полуэмпирическим формулам [13,. 50, 53, 55]. Для реакций; стяжелыми ионами типичное значение теп 0.2 пси анализ формы у-линии; ОДС методом зависит от используемой временного заселения из континуума..
Существуют методы, основанные на - технике у-у совпадений,. где специальной -. выборкой и последующей постановкой ворот на у-линии в каскаде: стараются по возможности избежать полностью- ИЛИ частично влияния боковой и каскадной подпитки. Применение таких методов; обычно приводит к сильному понижению статистики в І исследуемых у-линиях. Поэтому для- анализа слабых у-линий высокоспиновых состояний; обычно применяются- спектры, полученные с использованием суммарных; ворот, поставленных ниже интересующего перехода.. В этих условиях интенсивность боковой подпитки; сравнима скаскадным;питанием, ш корректный5 учет ее временного, распределения; на каждый: уровень становится; критическим:. Часто для ядер близких, к, хорошему ротатору для учета: боковой= подпитки;принимают модель,.по которой боковую подпитку на исследуемый уровень; описывают с помощью дополнительной вращательной полосы, квадрупольный момент которой Q становится дополнительнымі;т параметром\при анализе формы, у-линии:. Этот подход, как и подобные, в принципе не очень корректен, так как для тех случаев, когда область входных состояний . (по оси спина) находится близко к исследуемому уровню, то питание из континуума частично реализовывается через статистические El-каскады. Статистическая модель вычисления времени бокового заселения в реакциях с ТИ обычно основана на предположении, что все заселение из континуума определяется только конкуренцией между «стретч» Е2 полосами и статистическими -. переходами,. Однако для исследований околомагических ядер такого приближения недостаточно; ЕГ нашей работе используется новый;метод учета боковой подпитки [91]. Этот подход основан- на. вычислении-: областей заселения входных состояний .так же как и = ут каскадов из области континуума; с. помощью метода Монте-Карло; используя\ несколько параметров: в процессе одновременною подгонки1 для? двух типов;: экспериментальных данных: 1) полученных: при» анализе: у-линиШ ОДС методом, чувствительным! к временному распределению заселения высокоспиновых. уровней каскадами из континуума, 2) статистических распределений у-каскадов,. которые возможно измерить, независимо: Так, для з области: околомагических ядер Gdi анализировались одновременно: экспериментальные: данные о распределениях множественности у-квантов и анализ форм у-линии..
Рассмотрим пример- исследования Gd. Распределение - временного закона заселения г дискретных состояний из квазинепрерывного спектра. dP/dt зависит от положения области входных состояний по отношению к исследуемым дискретным уровням. Область входных состояний для случая 144Gd, высокоспиновые состояния которого заселялись в реакции 114Cd48 (36Si6,6n) при Ес =182 MeV, показана на Рис. 1.4.1.26 и является результатом моделирования программы СОМРА методом Монте-Карло (всего разыгрывалось 106 событий) с учетом торможения бомбардирующих частиц в мишени толщиной 1 мг/см . Параметры для описания барьера деления были получены на основании анализа распределений множественности у-квантов, измеренных для различных реакций, приводящих к заселению ядер 142"146Gd [91]. При моделироиании разрядки входных состояний программой GAMMA учитывались статистические El, Ml и Е2 переходы и «стретч» Е2 полосы (с вращательным демпинг-эффектом). Так как рассматриваемые уровни находятся близко к полумагическому ядру 146Gd, то было необходимо учесть также влияние как супердеформированных полос, так и существование большого числа частично-дырочных возбуждений в области входных состояний, которые генерируют полосы с магнитно-дипольными переходами [91]. Результаты вычислений распределений временного закона заселения дискретных состояний из квазинепрерывного спектра dP/dt для уровней с 20+ по 28+, являющимися членами полосы 4 144Gd представлены на Рис. 1.4.3.1.
Свойства квадрупольной полосы в 144Gd в рамках много-квазичастичного расширения МВБ1
Исследуемые: уровни; могут заселяться не только посредством известных переходов с верхних уровней: (каскадное питание; "cascad feeding" - CF), но так. же : посредством ненаблюдаемых переходов (боковая подпитка "side; feeding" - SF). Не достаточно корректный учет CF и SF может приводить к. существенным систематическим ошибкам в измерениях времен жизни т..
Одним, из методов, позволяющим; исключить эти ошибки, является, установка ворот ("gate ) на переход, расположенный непосредственно ВЫШЕ исследуемого. В: этом методе необходимо знать временной закон заселения: исследуемого уровня, который: может быть извлечен из анализа формы у-линии І питающего перехода при. стандартной-установки ворот снизу. Описанный: метод называется: GTU (Gate-onransition: Up). Вариант: этого; GTU метода, в. котором ворота?ставятся только- на1 смещенную (flight) компоненту питающего перехода, называется FGTU (Flight Gate Transition Up) [49," 92]. Этот метод менее чувствителен: к закону заселения\ вышележащего уровня, поскольку отбираются- только те у-кванты,. которые испускаются движущимися ядрами отдачи; то есть учитывается- только? быстрая компонента распада;
Во втором методе ворота устанавливаются на несмещенную компоненту перехода: с исследуемого уровня, а: изучается -.. форма линии уровня, питающего исследуемый уровень [93].1 Эта форма линии; сравнивается с формой линией, наблюдаемой в: условиях, когда используются широкие ворота, устанавливаемые на переход, идущий с исследуемого уровня. Когда используется только несмещенная компонента в качестве ворот, допплеровски смещенная компонента питающего перехода уменьшается. Время-жизни измеряется исследуя степень. этого подавления.. Этот метод называется NGTB (Narrow Gate on Transition Below). В нашей работе [69] предложен новый вариант этого метода NGTB; в котором могут быть использованы ворота произвольной ширины.
Однако, наиболее распространенный метод исследования ОДС - это! установка ворот на переходы или комбинацию переходов, расположенных НИЖЕ исследуемого уровня, что позволяет только очищать спектры, не исключая при этом влияния CF и SF. Если устанавливаются ворота на переходы с уровней, характеризуемых большими эффективными; временами жизни, когда допплеровский эффект не проявляется, то ширина: ворот не имеет значения, но для тех переходов для которых допплеровский эффект проявляется, ворота должны быть достаточно широкими, чтобы избежать подавление1 допплеровского эффекта в исследуемом переходе. Этот метод мы: называем WGTB (Wide Gate Transition Below).
Большая часть времен жизни исследуемых нами уровней была получена, используя метод WGTB, так как в этих случаях статистика, необходимая применения для специальных методов, описанных выше, была недостаточна. Однако в тех случаях, когда это оказывалось возможным, использование специальных методов существенно повышало надежность измерений - времен жизни и, в частности, служило критерием правильности учета эффекта боковой подпитки; Реализация техники GTU и NGTB с помощью метода Монте-Карло описана в [69]. Особенности учета каскадного питания при; использовании WGTB метода: Каскадное питание с известных дискретных уровней может приводить к проблемам в определении времен жизни при применении WGTE метода, но эти: проблемы: разрешимы в условиях, когда: схема уровней подробно исследована и статистика, в; спектрах, достаточно велика. Лучший, путь для определения большинства времен жизни: состоит в определении времен жизни последовательно, начиная с верхних уровней; принимая во внимания, все возможные каскады. Неопределенности во временах жизни верхних уровней не сказывается прямо на извлечение времен жизни исследуемого уровня. Часто число уровней в. каскаде может быть-искусственно уменьшено, например, до двух переходов, используя эффективное время жизни верхнего - уровня, которое извлекается из; анализа его формы у-линии. При этом; главным критерием корректности учета питающей ветви является достаточно хорошее, описание формы линии питающего перехода при некоторых предположениях о временах жизни уровней и интенсивностях питающих переходов, если они неизвестны., В принципе, WGTE метод не нуждается в информации о всех временах жизни уровней сверху. Если часть информации отсутствует, то допустимо использовать упрощенную схему уровней с несколькими: варьируемыми параметрами для хорошего, воспроизведения формы линий, соответствующих наиболее важным питающим переходам.
Проиллюстрируем влияние на эффект Допплера постановки различных ворот на примере анализа у-линии 790 кэВ, соответствующей переходу 20+ —+ 18+ полосы (+,0)t 142Gd. На Рис. 1.6.2.1 рассмотрены следующие случаи постановки ворот: постановка широких ворот снизу исследуемого перехода.— WGTB метод, постановка ворот только на смещенную (flight) компоненту у-линии питающего перехода 22+ —+ 20 911 keV -FGTU метод и на всю целиком у-линию 911 keV - GTU метод. Результаты получены из комбинации спектров, полученных в у-у-у совпадениях под углами 77 и 103 Clover-детекторов комплекса EUROB ALL. Поскольку кольца детекторов, расположенных под углами-77 и 103 имеют одинаковые эффективности допплеровское уширение формы у-линии симметрично, у-Линия 793 keV соответствует переходу 6 — 4+ с большим эффективным временем жизни уровня;, поэтому форма этой! у-линии. является аппаратурной и может быть легко учтена в процедуре подгонки. Величины FWHM (в каналах) показаны двусторонними ; стрелками для каждого случая. Метод FGTU по сравнению с WGTB обеспечивает большой допплеровский эффект благодаря тому, что при заселении исследуемого уровня.отбирается только быстрая компонента распада, но статистика: в этом случае,. как правило,. мала. По = сравнению с методом FGTU статистика при анализе методом GTU выше, но Допплеровский эффект слабее. По сравнению; с WGTB допплеровский-эффект в GTU методе может быть слабее или сильнее в зависимости от эффективного времени заселения выбранной ветви распада.
На Рис.1.6.2.2 показано-сравнение двух методов- WGTU и NGTB-— в.случае извлечения времени жизни уровня 20+ I44 Gd, используя спектры под передними и задними углами (GASP эксперимент). Для заднего угла приведена у-линия, питающая! данный переход. Из сравнения видно подавление допплеровского эффекта, связанное с. применением NGTB метода. Внизу показан анализ -зависимостей для обоих методов. Несмотря на более низкую чувствительность метода NGTU по сравнению с WGTU, данные полученные из NGTU отличаются надежностью, так как, не зависят от каскадной к, особенно, боковой подпитки. Таким образом в данном.случае NGTU метод может рассматриваться как критерий корректности учета боковой подпитки при WGTU методе. Но NGTU метод несмотря на свои преимущества имеет 2 серьезных недостатка: уменьшение статистики по сравнении с обычным WGTU методом и, то,, что он работает только в определенных диапазонах времен жизни как питающего, так и исследуемого уровней, для которых допплеровский эффект должен быть достаточно хорошо выражен. Чувствительность NGTB метода. В идеальном случае при применении метода NGTB для постановки ворот должна быть выбрана только несмещенная компонента у линии, но практически это условие трудно реализовать, особенно в случае когда используются просуммированные по всем углам спектры. Увеличение ширины ворот приводит к увеличению статистики, но приводит к понижению чувствительности по отношению к измерению времени жизни. На Рис. 1.6.2.3 проиллюстрирована чувствительность NGTB метода для у-линии 837 keV, соответствующей переходу 26 — ТА полосы 4 в 144Gd. Рассмотрены случаи, когда ворота поставлены на 965 keV у линию (24+- 22+ переход) различной ширины. В качестве меры чувствительности используется наклон кривой зависимости относительного допплеровского сдвига F(T) = -—от времени жизни исследуемого на переход, с которого поставлены узкие ворота. Чувствительность метода существенно зависит от скорости ядер отдачи. В данном случае эта скорость достаточно велика ( 2.5%С) и поэтому использование не слишком малой ширины ворот в 3 кэВ, обеспечивающей достаточную статистику, не приводит к потери чувствительности по сравнению с предельно узкими воротами.
