Untersuchung der anregungszustände des 96Mo kernes über die reaktion 95Mo(n, γ)96Mo

Nuclear Physics A159 (1970)

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UNTERSUCHUNG DER ANREGUNGSZUSTiiNDE

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DES 96Mo KERNES

tJBER DIE REAKTION 95Mo(n, Y)~~Mo D. HECK, N. AHMEDt, lnstitut fiir Angewandte

U. FANGER, Kernphysik,

W. MICHAELIS,

Kernforschungsrenrrum

H. OTTMAR Karlsruhe,

und H. SCHMIDT

Karlsruhe,

Deutschland

Eingegangen am 25. August 1970 Abstract: The gamma radiation following thermal neutron capture in 95Mo has been studied using an enriched sample of Moo3 in external target geometry at the Karlsruhe reactor FR 2. Energies and intensities of the gamma rays in the energy ranges 0.15 to 2.70 MeV and 4.87 to 8.90 MeV have been determined with Ge(Li) diodes in Compton-suppression and singles mode. Cascade relationships were studied with a Ge(Li)-Ge(Li) coincidence setup. A level scheme of 96Mo is proposed which includes 37 levels and 138 gamma transitions. Gamma-gamma angular correlation measurements with an apparatus consisting of two NaI(TI) detectors were used to determine the spin values of 7 levels and the mixing ratios of the involved transitions. The most striking result is the observation of a second 2+ level in the region of the two-phonon states. This level is separated only by 2.3 keV from the well known 4+ state at 1628 keV. A level at 1148 keV appears to have spin and parity 0 +. The results are compared with earlier shell-model calculations and are discussed in terms of collective nuclear motions. R

NUCLEAR REACTIONS 95Mo(n,y), E = th; measured E,,, lyrpcoin,j’*/(8); deduced Q. 96Mo deduced levels, J, ;r, y-mixing ratios. Enriched target, Ge(Li) and NaI(TI) detectors. I

1. Einleitung

In neuerer Zeit wurden Anzeichen gefunden, dag die Niveauschemata der Kerne im Bereich N > 60 und 2 w 44 Rotationsbanden aufweisen. Die in diesem Massenbereich aus der Kernspaltung entstehenden Bruchstiicke emittieren Gammaquanten, die als Uberglnge zwischen Zustlnden kollektiver Kernrotation interpretiert werden konnen ‘I~). Dies Ia& den SchluD zu 3), dal3 die Kerne in diesem Massenbereich im Grundzustand oder zumindest in angeregten Zustanden deformiert sind. Von uns wurden, ausgehend von den beiden stabilen Isotopen “MO und 97Mo, die geraden Kerne 96Mo und 98Mo iiber die (n, y) Reaktion untersucht ++. Diese Kerne liegen in der Nachbarschaft des Gebietes vermuteter Kerndeformation. In der vorliegenden Arbeit wird die Reaktion 95Mo(n, Y)~~Mo behandelt, in einer weiteren Veroffentlichung “) wird iiber Untersuchungen der 97Mo(n, Y)~*Mo Reaktion berichtet werden. Die Anregungszustande des 96Mo waren bereits Gegenstand einer Vielzahl von Untersuchungen. Ein Teil der Arbeitcn behandelt die inelastische Deuteronenstreu7 Gegenwktige Anschrift: Carleton University, Ottawa, Ontario, Canada. tt VorIWlige Ergebnisse dieser Untersuchung sind in Ref. 4*S, wiedergegeben. 49

D. HECK t?I d.

50

ung ‘) und die Coulombanregung mit E-Teilchen a-r’). Auch iiber die (d, p) Strippingreaktion am 95Mo liegen Ergebnisse vor i2*i3). Eine kiirzlich erschienene Arbeit beschreibt Untersuchungen der (n, n’y) Reaktion am 96Mo [Ref. ‘“)I. Die meisten Informationen iiber die untersten Anregungszustlnde des 96Mo stammen aus Messungen des radioaktiven Zerfalls des 96Nb [Ref.’ 5 -23)], des 96T~ aus dem Grundzustand 15*16*18*22-32) sowie aus dem 52 min isomeren Zustand 23*26,30). Da in diesen Messungen die Spinwerte J der Ausgangskerne J = 6, 7 bzw. 4 betragen, werden im Endkern 96Mo bevorzugt Niveaus mit Spinwerten J 2 3 direkt bevolkert. Bei allen Zerfallen betragen die Q-Werte etwa 3 MeV. Wegen der hohen Bindungsenergie des letzten Neutrons im 96Mo Kern (X 9.2 MeV) bietet die (n, y) Reaktion die Moglichkeit, such hiihere Energiezustande anzuregen. Die vom Einfangzustand iiber Dipolstrahlung erreichbaren Niveaus haben Spinwerte zwischen J = 1 und J = 4, entsprechend den mijglichen Spin- und Paritatswerten J” = 2+, 3+ des Einfangzustandes, die aus der Zuordnung J” = 5”’ fiir den Grundzustand des 95Mo folgen. Eine Ubersicht iiber die Ergebnisse friiherer Untersuchungen der “Mo(n, ~)~‘jMo Reaktion gibt Ref. 33). 2. Experimentelle Einzelheiten 2.1. PROBE

Als Probensubstanz dienten 742 mg MOO, mit hoher Anreicherung des Isotops 95Mo. Die Isotopenzusammensetzung des natiirlichen Molybdains sowie der angereicherten Probe ist aus Tabelle 1 ersichtlich. An eventuell stijrenden Verunreinigungen enthalt das 95M003 Anteile von Cu (< 2.0 %), Ti (< 0.3 “/,), Ni (< 0.3 T/c) und In (< 0.1 %). Andere Verunreinigungen haben entweder einen kleinen Wirkungsquerschnitt oder sind nur in so geringen Mengen vorhanden, dab ihr Beitrag mit TABELLE 1

Isotopenzusammensetzung

natiirliches MO

lsotop

Hlufigkeit % “) 92 94 95 96 97 98 100

und relative Einfanganteile

< 0.3 14.5 1.2 2.2 0.15 0.20

15.84 9.04 15.72 16.53 9.46 23.78 9.63

Einfanganteil % ‘) < 1.5 ‘v 80 7 8 4 0.7

‘) Ref. a4). “) Nach Angabe des Herstellers AERE, Harwell, Berkshire, England.

~_

angereicherte -~Hlufigkeit % Y _._.~__ 0.26 1.00 96.17 1.53 0.31 0.59 0.13

Probe Einfanganteil “/0

< 0.006 99.81 0.13 0.05 0.006 0.002

Sicherheit

vernachlassigt

werden

kann.

Fur

die Neutronenbestrahlung

wurde

die

pulverfiirmige Probe in eine kleine zylindrische Polyathylenkapsel mit 0.5 bis 1 mm Wandstlrke geftillt. Daher treten als Untergrund die Neutroneneinfanglinien des Wasserstoffs und Kohlenstoffs auf.

2.2. MESSANORDNUNGEN

Die nach Neutroneneinfang emittierte Gammastrahlung wurde mit vier verschiedenen Anordnungzn untersucht: Einem Anti-Compton-Spektrometer 3 “) fur den Bereich 0.15 bis 2.70 MeV, einer planaren Ge(Li) Diode fur den Bereich 4.87 bis 8.90 MeV, einer Ge(Li)-Ge(Li) Koinzidenzapparatur 36) und einer yy Winkelkorre37*3*). Die Apparaturen waren an verschiedenen horizontalen lationsapparatur Experimentierkanalen des Karlsruher Reaktors FR 2 aufgebaut, deren Neutronenflul3 an den externen Targetpositionen zwischen 3 * lo6 und 7. 10’ cm-‘. set-’ betrug. Das Anti-Compton-Spektrometer 35) bestand aus einem 4.9 cm3 Ge(Li) Detektor, der von einem 50 cm 0 x 40 cm Plastikszintillator in Antikoinzidenzschaltung umgeben war, urn den durch Compton-Streuung verursachten Untergrund unter den Photolinien zu unterdriicken. Urn die Nachweiswahrscheinlichkeit fur die unter % 0’ gestreuten Gammaquanten zu vergrbOern, wurde zusatzlich ein 10.2 cm 0 x 15.2 cm NaJ(T1) Detektor verwendet. Die mit dieser Anordnung erzielte AutIGsung betrug 1.62 keV FWHM fiir die i3’Cs Gammastrahlung, das Verhaltnis Photolinie zu Comptonkante erreichte dabei den Wert 73 : I. Zum Nachweis der zweiten Paarlinien der Ubergange im Bereich oberhalb 4.87 MeV wurde eine planare Ge(Li) Diode von 2.3 cm3 aktivem Volumen eingesetzt. Ihr Aufldsungsvermogen betrug 5.4 keV FWHM fur die zweiten Paarlinien des “Fe-Dubletts bei 7632 und 7646 keV. Die Intensitaten der zweiten Paarlinien, der ersten Paarlinien und der Photolinien verhielten sich bei dieser Energie wie 45 : 3 : I _ Der geometrische und elektronische Aufbau der Koinzidenzapparatur war eine Modifikation der in Ref. 36) beschriebenen Anordnung. Als Detektoren wurden zwei koaxial gedriftete Ge(Li) Dioden mit einem Volumen von 30 cm3 verwendet, die bei lo4 Impulsen pro set ein Auflosungsvermbgen von etwa 6 keV FWHM fiir die 1332 keV Linie des 6oCo zeigten. ljber einen 2 x 1024 Kanal Doppel-ADC war die Apparatur mit dem Datenerfassungssystem MIDAS 3y*40) verbunden, das die Vorgabe von 64 digitalen Impulshohen-Fenstern erlaubte. Die zu diesen Fenstern koinzidenten Spektren wurden on-line auf Magnetplattenspeicher aufaddiert und anschliel3end nach der Doppelfenstermethode ausgewertet. Die vollautomatische Winkelkorrelationsapparatur 37*38) enthielt zwei 10.2 cm 0 x 12.7 cm NaJ(T1) Detektoren. Einer dieser Detektoren wurde urn die horizontale Neutronenstrahlachse in 30” Winkelschritten zwischen 90” und 270” relativ zum feststehenden Detektor gedreht. Die Datenerfassung erfolgte such hier mit dem Rechncrsystem MIDAS 39s40).

Zur Ener~eeichung des Anti-Hampton-Spektrums im Bereich 0-U bis 2.70 MeV wurde die G~mmastrahlu~g von ‘%, Gee0 und 24Na [Ref. 41)fl 137Cs [Ref. ““)], 95Zr, s5Nb und 5aMn[Ref.43],88Y~Ref.44)] und *H(n, y9’I-I[Ref.4J)]verwendet. Fur den Energiebereich oberhalb 4.87 MeV dienten als Energiereferenzen die Neutroneneinfang-Gammaspektren von 12C [Ref. 46)] und lSN [Ref. ,‘)I. Die Ansprechfunktion des Anti-Compton-Spektrometers war aus Messungen mit Hilfe von absolut geeichten Gamm~quelIen bis zur Energie von 1836 keV sehr genau bekannt 08) und wurde bis 2.70 MeV extrapoliert, Fiir den Energiebereich oberhalb 4.87 MeV wurde der Verlauf der A~spr~hwah~~heinli~hke~t fur die zweite Faarlinie iiber die Intensit&ten 49) des zur Energi~i~hung verwendeten Sticksto% ermittelt. Die Bestimm~ng der Energien und Intensit~te~ der ~oba~hteten ~ammastrahlung erfoigte mit einem ~umputerprogramm $*f, d as modi~z~erte Gau~fnnkt~onen fiir die Linienform zugrunde legt. 2.4. WINKELKORRELATIONSANALYSE

Die Intensitatsanalyse der teilweise komplexen Strukturen der NaJ(Tl)Spektren erfolgte ebenfalls mit dem in Abschnitt 2.3 erwahnten Computerprogramm 50). Die damit fur jede Wi~keIstellung erhaltenen Linie~i~tensit~ten wurden auf apparative Instabilitgten, Exzeatrizit&en und Inhomogenidten von Probe und Neutronenstrahl anhand der wshrend der Messung mitregistrierten Einzelzlhlraten korrigiert. Ein weiteres Programm die&e daze, an die so gewonneneu und mit statistischen Gewichten versehenen Intensit%en die Winkelverteilun~funktion

nach der Methade der kleiasten Fehlerquadrate anzupassen ’ ‘). Die resultierenden Koeffizienten A,, wurden anschlieoend auf Einflilsse der Probenlange, des endlichen Detektor~ffnungswinkels und der Wechselwirkung der Gammastrahlung in der Probe nach der in Ref. “) angegebenen Methode korrigiert.

Fig. f zeigt einen Ausschnitt aus dem A~ti~Cumpto~-Spektrum zwis~h~~ 550 und f 250 keV. Das Ergebnis der Computer-Analyse des Tripletts bei 850 keV ist gesondert herausgezeichnet. In Fig. 2 ist das Einzelspektrum im Energiebereich oberhalb 4.87 MeV dargestellt. Tabelle 2 enthalt die Energie- und Intensitltswerte der in den beiden Energiebereichen 0.15 bis 2.70 McV und 4.87 bis 8.90 MeV beobachteten Gammalinien. Die angegebenen Energieunsicherheiten schlieBen statistische und systematische Fehler ein. Bei intensiven Cinien stammt der Hauptbeitrag des Fehlers aus der UUsicherheit der ~erw~~deten Eichlinien.

260

12

i

I

f

Fig. 1. Ausschnitt aus dem Anti-Compton-Spektrum der Reaktion g5Mo(n, P)~~Mo. Energiebereich von 550 bis 1250 keV. Die Computerfitanalyse des TripIetts bei 850 keV ist gesondert dargestellt (Energien in Klammern). Die Numerierung der Linien entspricht derjenigen von Tabelle 2, Untergrundlinien sind mit U gekennzeichnet.

ir

261

2%

8

%o(n, Y)%O

55

TABELLE 2

Gammalinien Linie Nr. _.

1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 I9 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47

Energie

Fehler

-% (kev)

A% (kev)

8375.8 1656.4 7528.1 7 176.2 7058.4 6934.5 6919.4 6787.0 6767.5 6759.8 6743.9 6728.1 6715.5 6705.2 6673.0 6613.9 6583.2 6576.5 6559.7 6529.1 6507.1 6454.2 6449.7 6418.2 6390.7 6367.2 6363.9 6347.9 6335.2 6203.2 6197.9 6192.8 6178.7 6167.3 6118.9 6101.4 6066.4 6019.8 5998.3 5987.5 5976.0 5967.4 595 1.6 5929.9 5921.0 5914.6 5908.1

0.8 0.7 0.6 0.8 0.8 1.2 0.5 0.9 1.2 1.0 0.9 0.6 0.6 0.7 0.5 0.6 1.2 0.9 0.6 0.7 0.6 0.5 0.8 0.6 1.1 0.6 0.5 0.8 0.5 0.9 1.7 0.8 0.5 0.6 0.5 0.6 0.5 0.5 0.7 1.0 0.6 1.o 0.5 1.2 0.5 1.0 1.3

aus der Reaktion Intensitlt I Y

0.78 0.13 0.94 0.026 0.02 1 0.046 4.20 0.012 0.014 0.012 0.012 0.078 0.045 0.016 0.49 0.11 0.010 0.013 0.14 0.09 0.013 0.20 0.021 0.024 0.014 0.075 0.80 0.02 0.038 0.018 0.01 I 0.02 0.10 0.04 1 0.65 0.033 0.17 0.20 0.019 0.011 0.061 0.033 0.62 0.010 0.035 0.023 0.010

g5Mo(n, ‘)

Y)~~Mo Fehler

“)

Interpretation

A’u

0.04

0.01 0.04 0.005 0.005 0.015 0.005 0.005 0.008 0.005 0.01 0.005 0.005 0.03 0.01 0.005 0.005 0.0 1 0.01 0.005 0.01 0.005 0.005 0.006 0.020 0.04 0.006 0.005 0.005 0.005 0.005 0.01 0.005 0.03 0.008 0.04 0.015 0.005 0.005 0.007 0.008 0.03 0.005 0.005 0.008 0.005

C- 778 C-1498 C-l 626 C-1978 C-2096 c-22 19 C-2235

U U C-2426 C-2438 C-248 1 C-2540 U U C-2594 C-2625 C-2700 C-2735 C-2787 C-2790 C-2819 U C-2975 C-2987 C-3025 c-3053 C-3087 c-3 134 U c-3 179 C-3187 C-3203 U

U

‘)

D. HECKei d.

56

TABELLE2 (Fortsetmng) Linie Nr.

48 49 50 51 52 53 54 5.5 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 19 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91 92 93 94 95 96

Energie

5900.8 5816.3 5869.4 5862.2 5854.5 5842.1 5826.4 5818.6 5791.4 5780.1 5760.9 5737.6 5727.0 5720.8 5712.3 5705.7 5693.9 5689.4 5682.1 5671.3 5660.5 5650.1 5613.8 5601.9 5566.1 5544.4 5531.1 5524.7 5517.1 5485.7 5474.8 5468.2 5464.5 5459.1 5447.3 5428.6 5424.1 5418.8 5404.8 5395.8 5389.6 5377.1 5347.6 5332.3 5326.2 5317.4 5284.3 5279.s 5264.8

Fehler

0.5 0.5 0.5 0.6 0.5 0.7 0.5 0.5 0.7 0.5 0.9 0.5 0.9 1.0 0.5 0.6 0.5 0.8 0.6 0.6 0.6 0.5 0.6 0.5 0.5 0.5 0.6 0.6 0.7 0.5 0.5 0.8 0.7 0.5 0.7 0.5 1.0 0.5 0.5 0.5 0.5 0.5 0.5 0.5 0.5 0.5 0.5 1.0 0.8

Intensitiit “)

Fehler “)

Iv

d”r

0.027 0.047 0.13 0.021 0.037 0.018 0.046 0.31 0,030 0.033 0.025 0.47 0.038 0.066 1.82 0.05 0.11 0.05 0.05 0.05 0.018 0.24 0.16 0.93 0.10 0.53 0.49 0.03 1 0.025 0.092 0.091 0.029 0.038 0.15 0.042 0.10 0.017 0.055 0.25 0.092 0.11 0.035 0.054 0.077 0.066 0.097 0.25 0.017 0.042

0.005 0.005 0.01 0.005 0.005 0.005 0.005 0.02 0.005 0.005 0.008 0.03 0.008 0.015 0.09 0.008 0.015 0.015 0.01 0.01 0.01 0.015 0.03 0.05 0.01 0.03 0.05 0.005 0.005 0.01 0.01 0.008 0.008 0.01 0.008 0.01 0.008 0.008 0.015 0.008 0.03 0.005 0.008 0.01 0.008 0.008 0.02 0.008 0.008

Interpretation “)

C-3284

c-3335

c-341 7

C-3442

U

c-3551

U

U

%fo(n, v)%o

57

TABELLE 2 (Fortsetmng)

Linie Nr.

97 98 99 100 101 102 103 104 105 106 107 108 109 110 111 112 113 114 115 116 117 118 119 120 121 122 123 124 125 126 127 128 129 130 131 132 133 134 135 136 137 138 139 140 141 142 143 144 145

Energie

Fester

EY WV)

5260.8 5252.8 5247.2 5227.2 5222.1 5215.7 5202.4 5196.5 5193.3 5187.3 5177.4 5172.9 5160.9 5148.0 5140.8 5133.2 5127.3 5124.4 5118.1 5107.8 5104.4 5096.3 5089.6 5071.4 5072.2 5062.8 5057.2 5042.3 5038.9 5027.4 5018.4 5014.2 5008.9 5003.8 4999.9 4991.0 4985.4 4974.5 4956.2 4952.0 4941.6 4933.6 4924.2 4919.9 4914.3 4907.4 4891.4 4886.3 4880.1

IntensitM “Y

0.8 0.5 0.5 0.8 0.5 0.5 1.1 0.9 0.5 f.i 0.5 0.5 0.5 1.4 0.5 0.5 0.5 0.9 0.5 0.5 0.9 0.5 0.8 0.5 0.5 0.5 0.5 0.5 1.2 0.5 0.5 0.9 0.5 0.6 0.5 0.5 0.5 O‘S 0.4 0.5 0.4 0.4 0.4 0.5 0.5 0.4 1.2 0.4 0.4

0.034 0.055 0.61 0.02 1 0.12 0.18 0.015 0.029 0.092 0.018 0.11 0.064 0.048 0.010 0.15 0.037 0.21 0.045 0.17 0.14 0.05 0.06 0.02 0.076 0.08 1 0.14 0.039 0.26 0.025 0.055 0.058 0.026 0.17 0.04% 0.15 0.19 0.063 0.076 0.26 0.088 0.22 0.69 0.50 0.067 0.095 0.13 0.016 0.13 0.19

l)

Fehier b,

interpretation “)

%

0.008 0.008 0.04 0.008 0.01 0.015 0.008 0.01 0.01 0.01 0.01 0.01 0.008 0.008 0.01 0.008 0.02 0.02 0.02 0.02 0.02 0.01 0.01 0.008 0.008 0.01 0.008 0.015 0.015 0.008 0.008 0.008 0.01 0.008 0.01 0.02 0.008 0.008 0.02 0.015 0.02 0.04 0.04 0.008 0.008 0.01 0.008 0.01 0.02

U

w

U

U

w

w

U

58

D. HECK et al. TABELLE 2 (Fortsetzung)

Energie

Fehler

Intensitiit “)

Fehler “)

(l%)

A% (l=V)

‘Y

d’r

146 147 148 149 150 151 152 153 154 155 156 157 158 159 160 161 162 163 164 165 166 167 168 169

4874.9 2663.8 2639.7 2585.4 2507.6 2502.2 2488.4 2401.9 2377.3 2208.6 2151.7 2132.4 2112.1 2066.8 2011.8 2008.5 1957.2 1923.2 1918.6 1877.2 1856.1 1846.3 1826.8 1815.4

0.4 1.5 1.5 1.2 1.5 1.5 1.5 1.0 0.8 0.7 0.4 0.9 0.3 0.7 0.3 0.3 0.3 0.3 0.5 0.4 0.4 0.3 0.5 0.4

0.11 1.24 0.22 0.26 0.28 0.19 0.09 0.52 0.32 0.16 0.23 0.12 0.41 0.18 0.57 0.53 0.44 0.68 0.20 0.25 0.20 0.66 0.17 0.19

0.01 0.20 0.05 0.05 0.05 0.05 0.05 0.08 0.05 0.10 0.05 0.08 0.08 0.08 0.08 0.08 0.05 0.08 0.08 0.08 0.05 0.08 0.05 0.05

170 171 172 173 174 175 176 177 178 179 180 181 182 183 184 185 186 187 188 189 190 191 192 193

1793.9 1761.8 1709.0 1702.8 1657.6 1647.6 1625.7 1611.8 1607.5 1592.9 1528.0 1507.9 1497.84 1463.3 1461.1 1459.0 1456.2 1440.9 1434.7 1425.1 1404.3 1398.4 1396.3 1386.0

0.5 0.3 0.4 0.3 0.3 0.3 0.3 0.3 0.4 0.3 0.4 0.3 0.11 0.4 0.8 0.5 0.3 0.2 0.8 0.2 0.4 0.3 0.2 0.2

0.16 0.56 0.22 0.55 0.31 0.56 0.97 0.34 0.17 0.19 0.30 0.30 3.76 0.24 0.24 0.37 0.33 0.43 0.06 0.35 0.10 0.33 0.43 0.31

0.05 0.08 0.05 0.05 0.05 0.05 0.05 0.05 0.05 0.05 0.08 0.05 0.20 0.10 0.10 0.10 0.10 0.05 0.05 0.05 0.05 0.05 0.05 0.05

Linie Nr.

Interpretation ‘)

3442-

778

3284- 778

3179- 778 2987-

778

2790- 778 2787- 778 D 3551-1628 3417-1498

2625- 778 2594- 778 3442-l 626 2540- 778 3335-1626 2481- 778 3284-1626 2426- 778 16260

3134-1626 14980 3442-1978 3087-l 626 3087-1628 2235- 778 2219- 778 3053-1628 3025-1626 3025-1628

%o(n, Y)%iO

59

TABELU 2 (Fortsetzung) Like Nr.

Energie

194 195 196 197

1360.4 1352.9 1346.8 1320.9

198 199 200 201 202 203 204 205 206 207 208 209 210

Fehler A% WV)

Intensitlt “)

Fehler b,

‘Y

44

0.4 0.3 0.2 0.5

0.12 0.17 0.34 0.09

0.05 0.05 0.05 0.05

1317.33 1307.9 1301.0 1240.9 1238.1 1202.1 1200.1 1190.23 1164.50 1155.4 1138.5 1126.3 1109.1

0.12 0.4 0.5 0.4 0.2 0.2 0.4 0.14 0.14 0.2 0.5 0.2 0.5

2.79 0.11 0.09 0.14 0.42 0.72 3.44 0.75 0.48 0.19 0.06 0.17 0.12

0.15 0.05 0.05 0.05 0.05 0.08 0.30 0.05 0.05 0.05 0.03 0.03 0.05

211 212 213 214 215 216 217 218 219 220 221 222 223 224 225

1106.44 1096.7 1091.30 1074.1 1052.7 1049.6 1046.2 1042.7 1013.2 1003.6 997.3 991.7 983.1 976.2 968.2 1

0.13 0.5 0.11 0.3 0.2 0.5 0.2 0.2 0.3 0.7 0.2 0.4 0.2 0.6 0.12

0.92 0.25 6.27 0.16 0.17 0.06 0.16 0.23 0.09 0.05 0.29 0.09 0.17 0.05 0.99

0.05 0.10 0.40 0.05 0.03 0.03 0.03 0.03 0.03 0.03 0.03 0.03 0.03 0.03 0.05

226 227 228 229 230 231 232 233

966.3 960.7 947.8 944.2 934.7 928.4 925.5 914.6

0.2 0.3 0.3 0.4 0.5 0.5 0.5 0.3

0.29 0.12 0.09 0.07 0.04 0.06 0.06 0.11

0.05 0.03 0.02 0.03 0.03 0.03 0.02 0.03

234 235 236 237 238

902.4 891.5 882.8 864.82 853.03

0.4 0.2 0.4 0.12 0.15

0.06 0.09 0.06 0.50 1.18

0.02 0.02 0.02 0.03 0.10

Interpretation ‘)

2987-1626 2975-l 628 2819-1498 3417-2096 2096- 778

2700-1498 1978- 778 2819-1628 2790-1626 3025-1870 2755-1628 2735-1626 3087-1978 2735-1628 2594-1498 1870- 778 2700-1626 3284-2235 3025-1978 2540-1498

2975-1978 3087-2096 2481-1498 3417-2441 2594-l 626 3203-2235 2594-1628 3442-248 1 20961148

u 2426-1498 2540-l 626 3134-2219 2987-2096 2735-1870 2481-1628

60

D.HECK et&. TABELLE 2 (Fo~se~g)

Linie Nr.

Energie (%)

Fehler

Intensitgt *)

Fehler b,

A-% (kev)

‘r

d’r

239 240 241 242 243 244 245 246 247 248 249

849.95 847.67 819.5 812.48 810.8 800.36 790.57 778.26 755.6 746.8 740.7

0.11 0.11 0.2 0.13 0.2 0.13 0.12 0.10 0.2 0.9 0.2

250 251 252 253 254 255 256 257 258 259

736.86 721.51 719.53 709.1 105.7 626.8 615.8 611.4 608.67 593.2

0.11 0.15 0.11 0.6 0.2 0.3 0.2 0.2 0.11 0.2

3.50 0.77 8.90 0.025 0.09 0.06 0.25 0.30 3.60 0.37

0.20 0.08 0.50 0.01 0.01 0.02 0.03 0.03 0.20 0.05

260 261 262 263 264 265 266 261 268 269 270 271 272 273 274 275

591.19 568.80 555.5 516.1 480.5 468.3 459.88 434.6 423.9 406.5 405.1 371.63 369.67 364.90 352.3 349.7

0.13 0.12 0.2 0.9 0.2 0.3 0.12 0.2 0.4 0.3 0.3 0.13 0.12 0.13 0.2 0.2

0.78 0.76 0.10 0.03 0.87 0.12 0.37 0.08 0.025 0.05 0.04 0.30 0.98 0.34 0.19 0.79

0.05 0.05 0.02 0.03 0.15 0.05 0.02 0.01 0.01 0.01 0.01 0.02 0.05 0.03 0.02 0.05

276 277 278 279 280 281 282 283

298.7 293.9 288.5 283.0 279.50 266.8 259.2 241.2

0.3 0.4 0.2 0.2 0.14 0.4 0.5 0.2

0.020 0.015 0.02 0.025 0.16 0.015 0.010 0.55

0.005 0.005 0.01 0.005 0.01 0.005 0.005 0.03

13.30 10.60 0.16 0.66 0.23 0.33 0.62 62.00 0.32 0.06 0.29

0.70 0.60 0.03 0.05 0.05 0.03 0.05 0.02 0.05 0.05

Interpretation “)

1628- 778 1626- 778 2441-1628 2438-1628 2426-1626 7780 2975-2219 3187-2441 2975-223s 3335-2594 2235-1498 2219-1498 1498- 778 3187-2481 3053-2426 2594-1978 2481-1870 2235-l 626 2219-1626 3134-2540 2219-1628 2438-1870 2790-2235 U 1978-1498 3203-2735 2438-1978 2975-2540 3179-275s 2625-2219 1870-1498 1148- 778 2235-1870 1978-1626 1978-1628 2219-1870 3053-2755 2735-2438 3417-3134

1870-1628 2219-1978

“Mo(n,

y)%io

61

TABELLE 2 (Fortsetzung) Linie Nr.

284 285 286 287 288 289 290 291

Energie

Fehler

(k%)

($?)

239.4 235.9 229.9 218.98 206.1 203.8 192.7 159.63

0.3 0.3 0.6 0.13 0.3 0.2 0.2 0.14

Intensitat “)

Fehler b,

&J

AZ7

0.04 0.03 0.02 0.050 0.020 0.040 0.020 0.050

0.01 0.01 0.01 0.005 0.005 0.005 0.005 0.005

Interpretation ‘)

3417-3179 2438-2219

2787-2594 27W2540

Target: MoOa Pulver mit zu 96.2 % angereichertem 9sMo. “) Anzahl der Gammaquanten pro 100 430 Einfange (siehe Text). “) Siehe Text. “) Bei Ubergangen, die in das Niveauschema eingeordnet sind, ist die Energie des Ursprungs- und des Endniveaus angegeben; C bezeichnet den Einfangzustand. D bedeutet moglicherweise vorhandenes, aber nicht aufgelostes Dublett, unsichere Linien sind durch U gekennzeichnet.

Die Intensitatsskalen der beiden Energiebereiche sind an die absoluten Intensitlitswerte der Linien bei 6.92 MeV und 0.775 MeV des nattirlichen Molybdans aus Ref. 53) angeschlossen. Bei der Normierung im Energiebereich bis 2.70 MeV wurde beachtet, da13 aufgrund der unvollstandigen At&sung in Ref. 53) in der dort angegebenen Intensitat der 0.775 MeV Linie die 98Mo Linie bei 787 keV [Ref. “)I und die 96Mo Linien Nr. 245 bis 252 zwischen 7 18 keV und 790 keV enthalten sind. Unter Berticksichtigung dieser Beitrage ergibt sich eine gute Ubereinstimmung der tibrigen Intensit&ten von Groshev 53) mit den entsprechenden Werten der Tabelle 2. Die aufgefi.ihrten Intensitatsunsicherheiten umfassen statistische Fehler und Unsicherheiten in der Anpassung der Ansprechfunktion. Nicht beriicksichtigt sind Fehler, die sich aus dem Normierungsverfahren und der Unsicherheit der zugrundegelegten Intensitaten aus Ref. 53) ergeben. Die Abweichung von absoluten Intensitaten wird auf maximal 30 % geschatzt. In einer zusatzlichen Messung im Energiebereich von 6 bis 10 MeV wurde kein Direkttibergang vom Einfangzustand zum Grundzustand gefunden. Ein solcher Ubergang ware als E2 Strahlung miiglich. Falls er tatsachlich vorhanden sein sollte, mu13 seine Intensitat kleiner als 0.002 sein. 3.2. KOINZIDENZSPEKTREN

Die Resultate der Koinzidenzmessungen sind in Tabelle 3 ZusammengefaBt. Bei einigen der beobachteten Linien konnte nicht entschieden werden, welchen Ubergangen sie zuzuordnen sind. In diesen Fallen sind in der linken Spalte die in Frage kommenden Uberglinge aufgefiihrt. Ahnlich wurde im Falle des 850 keV Tripletts verfahren, wo geschweifte Klammern eine nicht eindeutige Zuordnung markieren. Unsichere Koinzidenzen sind eingeklammert. Entsprechend den gewahlten Energie-

62

D.

HECK

ef al.

EOfI-O6P[ EZEI-O[EI 80ZTl7611 E611-b811 ZIII-OOII

+

6601-2801

+

++

PL6 -196

t

698 -098 858 -6P8

+

8P8 -8E8

z

+

+

+

+2

++

Z+

+

3

918 -808 98L -99L

t -+ ++++++

+++ +

EPL -6ZL 9ZL -IIL

z++

+

tt9 -109 L6S -L85

+

s

ZLS -z9s

2

P8P -SLP

+

PLE -6SE 9%

-SPE

9PZ -9EZ

+

%o(n. r)%o

t

t

-I*

L

.t -1.

.+

+

t

+

+

_-

I

7

__

+

2-c

em II vv

+

i

-+-+

3

_L

+

‘7

.I.

+ -

+-!--C

+

+t

.;_

+

T+ --

.Ih

+

+

v

-I+ -t1.

i

+

+

i-

,4 i+

f

+

-I-

+

‘-

_L

+

-.-

i +

63

64

D. BECK et al.

%o(n,

r+%o

65

bereichen fiir die beiden Detektoren konnten nur Koinzidenzbeziehungen von Ubergiingen im Bereich 100 bis 1250 keV mit solchen im Bereich 500 bis 1500 keV festgestellt werden. In Fig. 3 sind einige typische Koinzidenzspektren wiedergegeben; das Detailbild in Fig. 3. zeigt die Lage der Koinzidenz- und Untergrundfenster. TABELLE 4 -/y

Koinzidenzen

zu PrimiriibergBngen Diskriminatorfenster (MeV) 6.92 6.36 5.95 5.71

‘) Unsichere Koinzidenzen

in 96Mo, gemessen mit zwei 10.2 cm 0 x 12.7 cm NaJf,Tl) Detektoren In Koinzidenz erscheinende (MeV) (IJO), 2.01, 2.40, 2.66,

Linien ‘)

(1.46), 1.09, 0.85, 0.78,0.61 (1.64), 0.85, 0.78 (2.01). 1.76, 1.60, 0.85,0.78 1.92, (1.50), (1.46), 1.10,0.78

sind eingeklammert.

Gleichzeitig mit den Winkelkorrelationsmessungen wurden zu den intensivsten Primartiberglngen Koinzidenzspektren aufgenommen. Die Resultate sind in Tabelle 4 zusammengefafit. Da wegen der komplizierten Aufliisungsfunktion der NaJ(T1) Detektoren neben den gewiinschten Photolinien such Paarlinien von Ubergangen mit hiiherer Energie durch den Differentialdiskriminator erfa& wurden, sind die Zuordnungen nicht immer eindeutig. Wegen der schlechten Statistik und der geringen Energieautliisung kann such keine Aussage tiber schw;ichere, in der Flanke einer intensiven Linie verborgene Uberglnge wie im Falle der 720 keV und der 737 keV Linie gemacht werden. 3.3. NIVEAUSCHEMA

Fig. 4 zeigt das aus den (n, y) Untersuchungen resultierende Niveauschema. Beobachtete Koinzidenzen sind durch Punkte wiedergegeben. Linien, die aufgrund mijglicher Doppeleinordnung nicht sicher plaziert werden kbnnen, sind gestrichelt gezeichnet. Die Breite der Pfeile entspricht der IntensitHt der Uberglnge. Bis auf 5 Niveaus bei 1148 keV, 1628 keV, 1870 keV, 2441 keV und 2755 keV, die schon aus anderen Reaktionen bekannt sind (Tabelle 5), werden alle Niveaus von Primlriiberg;ingen gespeist, und ihre Existenz konnte zu einem grol3en Teil durch nachgewiesene Koinzidenzbeziehungen bestgtigt werden. Insbesondere ist das Auftreten von zwei Niveaus mit 2.3 keV Abstand bei 1626 keV als gesichert anzusehen. Die Einordnung schwicherer Linien, zu denen keine Koinzidenzbeziehungen g:funden wurden, erfolgte nachdem Ritz’schen Kombinationsprinzipmit einemComputerprogramm54). Dieses Programm wurde such zur Bestimmung der Niveauenergien verwendet, wobei alle abregenden Ubergange zur Mittelwertbildung herangezogen wurden. Aus den

66

D. HECK

et al.

eingeordneten Primlriibergangen ergibt sich unter Berticksichtigung der RiickstoDkorrektur als gewichteter Mittelwert fur die Bindungsenergie des letzten Neutrons B, = 9154.2kO.5 keV, wobei der Fehler alle systematischen Fehlerquellen einschlief3t. Dieser Wert steht in guter ubereinstimmung mit dem aus Massendifferenzen ermittelten Wert, der von Mattauch 5“) mit 9156.8 + 3.5 keV angegeben wird.

Fig. 4. Niveauschema von g6Mo aus der Reaktion g5Mo(n, ~)~sMo. Koinzidenzen sind durch Punkte markiert, aufgrund maglicher Doppeleinordnung unsicher plazierte Ubergtinge sind gestrichelt gezeichnet. Die Breite der Pfeile entspricht der Intensitiit der ubergange. Alle Energien in keV.

Fig* A 3.4. ~~-~~~~~~~~~~~~~~~~

Die Analyse der ~~nke~ko~~~~o~e~ ~~s~~~c~t~sich auf ~~r~~g~ im Energiebereich von 0.5 bis 3.0 MeV in K~~~z~d~~ mit den Linien 778 key, 848 keV und 850 keV. Wegen der geringen Auflkung der verwendeten NaJ(TI) Detektoren wurde besandere Sorgfalt darauf verwendet, den Beitrag von stiirenden Liaien durch Subtraktion der zu diesen Linien koinzidenten Spektren nach der Doppelfenstermethode zu eliminieren, Als Kontrolle die&e z.B. im Falle des zur komplexen 850 keV Linie koinzidenten S~~~t~~rns das Verschw~nden der Linien 720 keV und 737 keV. fn die Par~eterda~t~~~~~~~ Fig- 5a und 5b der Aa, A4 Koe~2~enten sind die f-3 die

68

a. nacx et al. TABELLE 5

Zusammenstellung

der in verschiedenen Reaktionen beobachteten

(n, y)

(d, P) “)

E (keV)

J”

778.26&0.1 2+ 1147.9 f0.3 (o+) 1497.82f0.f 2+ 1625.93~0*1 2+ 1628.22&0.1 4’ f869S Ilro.15 4f 1978.3 10.2 3’ 2095.6 kO.2 (I** 2’) 2219.3 10.2 2+, 3+, 4+ 2234.5 10.2 32426.2 10.2 2’, 3+, 4+ 2438.3 10.2 2’, 3+, 4+ 2440.7 10.3 2481.1 f0.3 2540.4 rtO.3 2594.2 f0.3 2”, ?+, 4+ 2624.5 rtO.4 2700.0 fO.3 2734.5 &to*3 (3+*4+) 2754.6 ho.3 2786.9 kO.4 2790.2 10.4

j%Zerfall *)

(d, d’) “f

E(keV)

E (keV)

780 lf50

760

Niveaus von g6Mo

J”

E (keV)

2+

J”

778.2

2+

1500

1497.9

2’

1540 1880 1990 2100

f6IO 1810

f 628.0 1869.6 1978.3

4+ 4+ 3f

2219.5

(4+)

2230

2250 2410

2430

3-

5+ G+

2480 2550 2594.5

(3+. 4+)

2710 2740 2754.8

6*

(2791)

2818.5 10.3 2875.3 (2946.4) 2975.2 2986.8 3024.6 3053.2 3087.2 3133.8 3179 3287 3203 3284 333s 3417 3441.7 3551

fO.3 f0.S kO.4 10.4 f0.S rto.4 il.0 Al.0 11.0 11.0 f1.0 +1.0 hO.7 f1.O

“) Ref. r2).

3020 (4+)

(4f)

23-,4-

“) Ref. ‘).

‘) Ref. 23).

E (keV)

777 1147 1495 1624 1865 197.5 2092 223Q

2438.4 2440.8

2800

(n, n’y) d,

d, Ref * l*)

*

(“I+, a+> (3”, 4+, s*)

95M~(n,

69

r)=Mo

verschiedenen Kaskaden gemessenen Werte eingezeichnet mit den Fehlergrenzen, die sich aus der Anpassung der Winkelverteilungsfunkti?n an die ~obachteten Intensitgten ergeben. In FMen, in denen die Intensit&tsanalyse unsichere Werte iiefert, z.B. bei schlecht definiertem Verlauf des Untergrundes unter einer Linie, sind die daraus resultierenden Unsicherheiten in der Fehlerangabe mit beriicksichtigt. Die miiglichen

0.6 A2

Fig. 5. Parametrische Darstellung der AZ, A4 Koeffizienten fiir die Kaskaden a) mit der Spinfolge J-2-O (mit J = I, 2,3,4), b) mit der Spinfolge J-4-Z (mit J = 2,3,4). Parameter ist das MischungsverhPltnis 6 des ersten Uberganges. *) Unter der Annahme einer reinen Quad~poIstrahlung fiir den 850 keV Ubergang.

Spinfolgen, die gefundenen 6- bzw. Q-Werte t und die ggf. daraus folgenden Paritgtszuordnungen fiir die betreffenden Niveaus sind in Tabelle 6 ZusammengefaBt. Die Fehlergrenzen von S und Q ergeben sich aus rechteckigen Fehlerbereichen ftir die AZ, A, Wertepaare. Ergebnisse von Winkelkorrelationsmessungen aus anderen Arbeiten sind mit in die Tabelle 6 aufgenommen, sofern sic iiber dieselben Kaskaden Auskunft geben wie die vorliegende Untersuchung. t 6 = /;e = @/(I +a’); Wahl des Vorzeichens von 6 gem&D Ref. 56).

0.28 ho.12

0.04 rlrO.06

1923-850

14

-0.07

*0.11

a.d

1

442

3551

3442 3-4-2

2-2-o

“1

0.02 hO.18

2235 317913284

3-2-2

“1

1

1978

1870

0.18 kO.16

0.105~0.060

‘1 a.*

“1

-0.043 f0.022

3-2-O

1 4-2-O

1626

1498

Niveau (keV)

( 4-

3-

2-

3-

3”

4+

2+

2f

JP

Spin/Paritltszuordnung

an g6Mo

1923

2664

609

1200

( 0.003~0.017

1091

14*6 -5 73+6

-0.35+;.:;

0.22 *CL18

0.04: ;;*;

aus Ref. 5B). r) Aus dem

4.5:; 3 11 $3k - to.5

c%0

61+!+ -6 (0) (0)

66;: -1.25

10.15

- 1.40 &to.09

&0.30

-1.65

BO 0

w 0

52ss -4

16’3 -2

-0.4o+;*y;

0.0*0.017

l.OS’;.;$ 0 .06+0:06

-0.05

-0.44+;.;;

6

848

720

Obergang (keV)

Mischungsverhlltnis

“) Diese Arbeit. b, Korrigiert auf Beimischungen der Kaskade 737-(720)-778 keV. ‘) (n, y) Reaktion an natiirlichem Molybdin “) Mit der Annahme einer reinen Quadrupolstrahiung fur den Ubergang bei 850 keV. ‘) Aus dem Zerfall des p6Nb aus Ref. I’). Zerfah des g6Nb aus Ref. 23). *) Mit der Annahme 6 = 1.05 fiir den Ubergang bei 848 keV.

-778

2664-778

13

0.09

0.04*

609-848

(2402$-2508)

12

i 0.225~0.015 -0.047f0.045

11

10

0.210~0.012

9

1200-778

0.178~0.037 -0.090~0.019

0.021~0.015

( O.lO1fO.O1O

“1

‘1

0.030&0.016

O.lOOfO.O1O

1091-77s

-0.01210.055

“1 “)

0.035~0.030

0.061 kO.025

2-2-o

0.04O=!zO.O26 0.15 hO.03

( 0.110&0.020 0.41 kO.02

-778

848 -778

2-2-o

1

Spinfolge Ji-J-Jf

“1 “) 8.d 1

8.b

m

0.067&0.015

0.056~0.030

4

Bemerkun-

0.232&0.009

-0.072&0.020

A2

gemessene Koeffizienten

(848+850)

120-178

Kaskade (keV)

8

Nr.

TABELLE6 Ergebnisse der Winkelkorrelationsmessungen

g R 4 ;; ?‘

P

%o(n. Y)Q%O

71

4. Diskussion der AnregungszustHndevon 96Mo In der anderen Arbeiten aus dem

Tabelle 5 sind die gefundenen Niveaus mit Spin- und Parititswerten den in Reaktionen beobachteten Zustlnden gegeniibergestellt, wobei nur neuere beriicksichtigt wurden. Zu beachten ist die gute Ubereinstimmung mit den b-Zerfall 23) bestimmten Niveauenergien. Zu den einzelnen Niveaus ist zu

bemerken: Niueau 778 keV. Die Zuordnung J” = 2+ fur dieses Niveau regung bekannt ll). Davon geht die Winkelkorrelationsanalyse dem 778 keV Ubergang aus.

ist aus Coulombanaller Kaskaden mit

Niveau 1148 keV. Dieses Niveau entspricht dem in (d, p) Messungen 12) bei 1.15 MeV gefundenen Zustand und seine Energie stimmt recht gut mit dem in der (n, n’y) Wert von 1147 keV tiberein. Da8 dieses Niveau bei den Reaktion ’ “) ermittelten verschiedenen jl-Zerfallen nicht angeregt wird, deutet auf einen niedrigen Spinwert hin. Da beim Nachbarisotop 98Mo ein tiefliegender O+ Zustand bei 735 keV auftritt 6*“), vermuten wir, da13 such im 96Mo bei relativ niedriger Energie ein Of Zustand vorhanden ist. Das Fehlen eines Primariibergangs und eines Grundzustandsiibergangs ist mit der Zuordnung J” = O+ fur dieses Niveau erklarbar. Energetisch ist die 350 keV Linie als Ubergang zwischen den Niveaus 1498 keV und 1148 keV mdglich. Im /I-Zerfall des 96Nb [Ref. 23)], bei dem das 1498 keV Niveau in 9 y0 aller Zerfalle tiber y-Kaskaden angeregt wird, wurde eine Linie bei 370 keV, die den O+ Zustand abregt, nicht beobachtet. Daraus kann man schlieDen, daD nur ein verschwindender Bruchteil von der IntensitHt der in allen /I-Zerfallen 23) beobachteten 350 keV Linie einem Ubergang vom 1498 keV zum 1148 keV Niveau zugzschrieben werden kann. Wenn die in der (n, y) Reaktion beobachtete Intensitat der Linie bei 350 keV so aufgeteilt wird, da13 etwa 20 % auf den ‘Ubergang 1978 keV1628 keV und 80 “/, auf den Ubergang 2219 keV - 1870 keV entfallen, erreicht man zufriedenstellende Ubereinstimmung mit den Intensitatsverhaltnissen, die im Zerfall des 96Nb und des 96mT~ beobachtet werden 23 ). Es besteht daher keine Notwendigkeit, einen dritten Ubergang von 350 keV zwischen den Niveaus 1498 keV und 1148 keV einzuftihren; die Existenz eines solchen Ubergangs kann aber such nicht ausgeschlossen werden. Ein Ubergang zwischen den Niveaus 1626 keV und 1148 keV mu&e die Energie 478 keV haben. Das beobachtete y-Spektrum la& bei dieser Energie eine Linie zu, die aber unsicher bleibt wegen der Oberlagerung durch eine Untergrundlinie, die aus der “B(n, a)‘Li * Reaktion stammt. Die Intensitlt eines solchen Ubergangs kann den Wert I, = 0.1 keinesfalls iibersteigen. Niveau 1498 keV. Die Analyse der Winkelkorrelation ergibt fur die 720-778 keV Kaskade die Spinfolge 2-2-0, wobei der 720 keV Ubergang einen Quadrupolanteil von 16 y0 hat. Die Zuordnung J” = 2+ ist mit dem vorhandenen Grundzustandsiibergang in Einklang und wird durch Coulombanregung ‘) und /I-Zerfall 19) bestatigt.

~~~euu~ 1626 keV md 1628 keV. Die Existenz des hier neu eingef~hrten Niveaus bei 1626 keV dicht unterhalb des bekannten Niveaus bei 1628 keV ist durc;h den recht intensivea Prim~r~bergang bei 7528 keV und durch den in Koinzidenz zum 778 keV ubergang beobachteten 848 keV ffrbergang gesichert. Die Dublettst~tnr bei 849 keV wird durch das in Fig. 1 gezeigte Spektrum eindeutig belegt. Intensit&&erlegungen an der entsprechenden Linie im Koinzidenzspektrum zeigen, da13 beide Gammalinien in Koinzidenz zum 778 keV Ubergang auftreten. Eine weitere Bestatigung liefert der zu 6.92 MeV koinzidente 609 keV Ubergang. Einen Hinweis auf einen solchen engen Niveauabstand liefern such die Liniendubletts 350-352 keV, 591-593 keV, 966-968 keV, 1106-l 109 keV, 1396-1398 keV und 1459-1461 keV. Wegen der geringen Energiedi~erenz von 2.3 keV lassen sich die 848 keV und 850 keV Linien in der Winkelko~elationsmessung nicht at&&en. Trotzdem kann schon aus der Lage des gemessenen AZ, A4 Wertepaares (Fig. 5a) ges~hlossen werden, dal3 mindestens 2 Kaskaden zu dieser Verteilung beitragen. Mit der bekannten Zuordnung J” = 4+ fiir den 1628 keV Zustand i”) und der Annahme, dai3 dessert Abregung eine reine Quadrupolstrahlung ist, ergeben sich fur die 848-778 keV Kaskade die in Zeile4 der Tabelle 6 wiedergegebenen Winkelkorrelationskoeffizienten (vergl. Fig. 5a). Die Zuordnung JR = 2+ zu dem 1626 keV Niveau ist vertriiglich mit der Einordnung des Ubergangs Nr. 176 als Grundzustandsilbergang. Eine Linie bei dieser Energie wurde such im Zerfall des g6mT~beobachtet ““). Ordnet man die bei diesem Zerfali eb:nfalls beobachteten Linien bei 968 keV und 352 keV als Uberg&tge zum 1626 keV Niveau ein, so entfallt die Einf~h~g des in Ref. ““1 angegebenen Niveaus bei 2946 keV. Von Lovas und Zamori 58) wurden in der (n, y) Reaktion fiir die (848 f 850)- 778 keV Kaskade die Koeffzienten A, = 0.110 und A, = 0.040 gemessen. Der Unterschied zu unseren Werten l%t sich einerseits durch Verwendnng von ~at~rli~~ern Molybdlin, andererseits mit dem weitgehend isotropen Untergrund unter den Linien erklaren, der eine schwiichere Anisotropie vortiuscht. Dieser Untergrund wird bei den von diesen Autoren verwendeten Einkanaldiskriminatoren mit erfaBt, wahrend er in der vorliegenden Arbeit durch Subtraktion nach der Doppelfenstermethode eliminiert wird. Niueaus 1870 keV md 1978 keV. Die Abregungen des 1870 keV Niveaus stimmen mit den in allen /I-Zerfallen 23) gefundenen uberg~nge~ bei 1091 keV, 372 keV und und 241 keV iiberein. Ahnlich gut ist die ~bereinsti~ung beim 1978 keV Niveau, wo zu den bekannten Obergangen ‘“1 bei 1200 keV, 481 keV und 350 keV der Ubergang 352 keV als Abregung zum 1626 keV Niveau eingeordnet werden konnte. Wahrscheinlich ist dicser Ubergang identisch mit den Ubergangen 351.9 keV im Zerfall des g6mT~bzw. 352.2 keV im Zerfall des g6Nb [Ref. ““)I, so daD keine Notwendigkeit zur Beibehaltung eines Zustandes bei 2791 keV [Ref. 23)] besteht. Die fiir die Kaskaden 1091-778 keV und 1200-778 keV gemessenen Winkelkorrelationskoeffizienten (Tabelle 6, Zeile 5 und 8) weichen von den im fl-Zerfall gemessenen Koefhzienten

%o(n, v)~~Mo

73

[Ref. 17*23)] (Zeile 6, 7, 9 und 10 in Tabelle 6) leicht ab. Die in der (n, y) Reaktion vorhandenen storenden Beitrsige der 1106 keV und 1190 keV Linien mit unbekannter Winkelkorrelation fiihren zwangsllufig zu einer gr6Deren Unsicherheit der gemessenen Werte, die an den Zuordnungen J” = 4’ und 3+ jedoch nichts Hndern und such die Quadrupolanteile im wesentlichen bestitigen. Niueau 2096 keV. Dieses such in der (d, p) Reaktion “) undder (n, n’y) Reaktion 14) gefundene Niveau wird durch den nur in Koinzidenz zur 778 keV Linie beobachteten Ubergang bei 1317 keV bestatigt. Die Tatsache, da8 es in den verschiedenen /IZerfallen nicht angeregt wird, spricht fur einen niedrigen Spinwert (J = 1 oder 2). Der Spin 0 kann wegen des 948 keV Uberganges zum I 148 keV Niveau ausgeschlossen werden, wenn die Zuordnung J = 0 zum 1148 keV Niveau richtig ist. Da zum 2096 keV Niveau nut- ein schwacher Primiriibergang bei 7058 keV - es handelt sich vermutlich urn Ml Strahlung - gefunden wurde, ist die Paritat wahrscheinlich positiv. Nioeau 2219 keV. Dieses Niveau ist bisher nur aus dem p-Zerfall des 96Nb und des 96*T~ bekannt 22*23). In der (n, y) Reaktion wird es durch den schwachen Primariibergang bei 6935 keV angeregt. Keiner der von diesem Niveau ausgehenden Uberglnge ist so intensiv, daB eine Messung der Winkelkorrelation mit geniigender Zahlrate und damit eine Spinbestimmung miiglich ware. Die in fi-ZerfallsuntersuJ” = 4+ fur dieses Niveau ist jedoch nicht in chungen 22*23) gefundene Zuordnung Widerspruch mit dem von uns beobachteten Abregungsmechanismus. Niveau 2235 keV. Eine Abschatzung der Strahlungstlrke k = f,Z,/($A3D) des 6919 keV Ubergangs gibt mit den Werten von Ref. 59) fur die totale Gammastrahlungsbreite f y = 185 meV und dem mittleren Abstand D der zum Ubergang beitragenMeVe3. Ein Vergleich mit den Niveaus D = 142 eV den Betrag kegI = 79 * lo-” Strahlungsstarken fiir bekannte El und Ml Primiiriibergange von vielen Kernen 60) zeigt, da8 der Wert des 6919 keV ‘Uberganges deutlich iiber dem Maximalwert kz 30 * 10-r’ MeVd3 fur Ml Strahlung liegt und dieser Ubergang daher mit groI3er Wahrscheinlichkeit El Strahlungscharakter hat. Mit der positiven Paritlt des Einfangzustandes ergibt sich fiir das Nivcau 2235 keV negative Paritat. Da Abregungen mit Paritltswechsel (bevorzugt El Strahlung) sowohl nach Spin 2 als such nach Spin 4 Niveaus vorhanden sind, kommt fur das hier diskutierte Niveau nur die Zuordnung J” = 3- in Frage, such wcnn der gemessene A4 Koeffizient der 609-848 keV Kaskade den theoretischen Wert fur diese Verteilung A, = 0 nicht erreicht. Diese Diskrepanz im A4 Koeffizienten ist auf nicht beriicksichtigte Beimischungen der Ubergange 591 keV und 593 keV zuriickzuftihren. Der A2 Koeffizient, der fur eine reine El Strahlung des 609 keV Ubergangs erwartet wird, betragt A2 = -0.088 und liegt innerhalb der Fehlcrgrenzen des gemessenen Wertes A, = -0.047+0.045. Die Zuordnung J” = 3- ist in Ubereinstimmung mit (d, d’) Messungen ‘). Aus Messungen der Zirkularpolarisation von y-Strahlen nach dem Einfang polarisierter thermischer Neutroncn in 95Mo gcht hervo r, daf3 mit dieser Zuordnung der 6919 keV Ubergang vorwiegend vom Compound-Zustand mit J” = 2+ ausgeht 61).

74

D. HECK

et at.

Niveau 2426 keV. Das 2426 keV Niveau entspricht energetisch dem von Kim und

Cohen ‘) gefundenen Niveau bei 2.41 MeV. Die gefundenen Uberg%sge lassen die Spinwerte J = 2 bis 4 zu, der nur schwache PrimHriibergang macht negative ParitPt wenig wahrscheinlich. Niveaus 2438 keV und 2441 keV. ljber die Existenz dieser beiden dicht beieinander berichtet liegznden Zustande ist schon in verschiedenen Arbeiten 19,20,22,23,29-32) worden. Da sie beim Zerfall des g6Nb und des ‘@Tc stark angeregt werden, wurden ihre Spins haufig bestimmt. Die fur das 2438 keV Niveau angegebenen Zuordnungen, die sich teilweise auf Winkelkorrelationsmessungen stiitzen, variieren von 2* bis 5’ )], such ?- wurde angegeben ’ 7*2’). Da keine Abregung zu [Ref. 19,20,22,23,29-31 einem Zustand mit Spinwert J < 3 gefunden wurde, kann die Zuordnung J” = 5’ . ht aus gesc hl ossen werden. Der in der (n, y) Reaktion auftretende gem&l3Ref. 22*23)mc schwache Prim&riibergang bei 6716 keV w&e in diesem Fall E2 Strahlung. Der vom 2438 keV Niveau zum 2235 Niveau energetisch passende obergang bei 204 keV wurde nicht eingeordnet; denn im &Zerfall des g6Nb, der zu 95 o/o tiber dieses Niveau ablauft, wurde dieser Ubergang nicht beobachtet “I 23). Die bekannte Einordnung der 812 keV Linie als Abregung des 2441 keV Niveaus wurde beibehalten, obwohl sie energetisch als 24381626 keV ijbergang mdglich w&e. Die Zuordnung J” = 6’ [Ref. “,“)] fur das 2441 keV Niveau erkl&rt die Abwesenheit eines ijbergangs vom Einfangzustand. Niveaus zwischen 2480 keV md 3440 keV. Bei einigen Zustanden in diesem Bereich kiinnen aufgrund der gefundenen schwachen Prim~r~berg~nge und der eingeordneten Abregungen die Spinwerte einges~hr~nkt werden, wie ausTabelle 5 entnommen werden kann. Beim 2594 keV Niveau sind die in Ref. 23) angegebenen Zuordnungen nicht in Widerspruch zu unseren Beobachtungen. Fiir das 2755 keV Niveau ist das Fehlen eines Primariiberganges sowie die hier beobachtete Abregung zu einem J” I-. 4+ Zustand konsistent mit der Zuordnung J” = 6+ gem@ Ref. 22,23). Das bei 2790 keV gefundene Niveau ist sicher nicht identisch mit dem im /?-Zerfall des g6Nb beobachteten Niveau bei 279 1 keV [Ref. 22,23)], da es einen viillig anderen Abregungsmechanismus hat. Mit den aus der Winkelkorrelationsanalyse resultierenden A, und A4. Koeffizienten fiir die nicht getrennten Kaskaden 2402-778 keV und 2508778 keV kann ohne zusSitzliche Information nicht auf eine eindeutige Spinzuordnung fiir die Niveaus 3179 keV und 3284 keV geschlossen werden. N~vea~ 3442 keV. Ein Vergleich mit den Strahlungsst~rken

von ijbergangen bekannter Multipolaritat 60) zeigt, da13 der ffbergang 5712 keV mit k = 62 * 10wl’ MeVe3 sehr wahrscheinlich als El irbergang anzusehen ist. Mit der negativen Paritat des 3442 keV Niveaus kommt fur die Kaskade 2664-778 keV nur noch die Spinfolge 2-2-O in Frage, da die Spinfolgen 1-2-O oder 3-2-O eine groDe M2 Beimischung zur El Strahlung des 2664 keV Ubergangs ergeben wtirden (vergl. Fig. 5a). Niveau 3551 keV. Auch hier ergibt ein Vergleich mit Fig. 3 von Ref. 60), daD die StrahlungsstHrke des 5602 keV Ubergangs mit k = 37 + 10-l’ MeV3 fiir einen Ml

75

g%o(n . r)96uo .

Ubergang zu grog ist. Dieser Prim~r~bergang hat also wahrscheinli~h such El Charakter und das von ihm beviilkerte 3551 keV Niveau negative Paritgt. Die gemessenen Winkelverteilungsk~ffizienten der Kaskade 1923-850 keV lassen sowohl Spin 3 als such Spin 4 zu (vergl. Fig. 5b). In beiden F&lien sind zur El Strahlung einige Prozent (4.5 % bzw. 11 %) M2 Strahlung beigemischt. 5. Vergleich mit Theorien Der Kern g6Mo hat die Nukleonenzahlen Z = 42 und N = 54. Im Schalenmodell bxetzen nach dem Auffiillen der 2p, Bahn bei Z = 40 die restlichen beiden Protonen im Grundzustand die Ig+ Bahn. Die Neutronen werden nach dem Schalenabschlu~

I*

I-i

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T

0'

Fig. 6. Vergleich der Niveaus von 96Mo mit Schalenmodellrechnungen. b) Ref. 6*).

a) Calc. II von Ref. 62),

bei N = 50 indie 2d+Bahn eingebaut. Da die Zahl der Nukleonen au~erh~babgeschlossener Schalen nicht allzu grolf ist, so&e eine Bes~hreibung der Anre~n~zust~nde von ‘“MO durch SchalenmodellreGhn~gen mdglich sein. S&he Rechnungen sind unter Beriicksichtigung effektiver Restwzchselwirkungen von Bhatt und Ball 62) sowie vcm Vervier 63) durchgefiihrt worden, Als inerter Rumpf wurde dazu der “Zr Kern verwendet. Zur Anpassung der effektiven Restwechselwirkungen dienten die Anregungsenergien der Kerne zzMo,e ftir die Protonen in der lg% Bahn, ZiZr,, fiir die Neutronen in der 2d+ Bahn und I:Nb,, ftir die Wechselwirkung der lg, Protonen mit den 2d%Neutronen. Durch dieses Verfahren hoffen die Autoren 62*63), den EinfiuB von evil. auftretenden Konfigurationsbeimis~hun~en hiiherer Bahnen zum Teil in die effektiven Restwechselwir~ng~n zu “absorbieren”, Einen Vergleich des experimentellen Niveauschemas mit den Rechnungen 62F63) zeigt Fig. 6. Die Lage des ersten 2’ Zustandes ist etwas hoher als im Experiment‘ Das bei etwa 1.5 MeV auftretende 4’ Niveau entspricht dem expe~imentell gefundenen 1628 keV Zustand. Relativ gut wiedergegeben wird das niichste Niveau mit J n = 4+ bei 1870 keV und das 3” Niveau bei 1978 keV, wenn such aus den Schalenmodellrechnungen zu hohe Energiewerte resultieren. Den beiden gefundenen 2’ Niveaus bei 1498 keV und 1626 keV steht in dieser Theorie nur eines gegeniiber, das iiber dem ersten J” = 4’ Zustand iiegt. Ein weiterer 2+ Zustand tritt bei den Rechnungen erst oberhalb 2.5 MeV auf. Diese Diskrepanz zum Experiment kann nicht auf eine schlechte Anpassung der Wechselwirkungspar~eter zur~~kzuf~hren sein, sondern wird wahrs~heinliGh von der N~~htber~cksichtigung anderer Neutronenbahnen afs der 2d, Bahn verursacht, Vermutlich aus dem gleichen Grund Iiefern die Schalenmodellrechnungen such keinen Zustand bei I148 keV nut der Spin/Parit&szuordnung J” = Oi. Wie von Courtney und Moore 64) durch (p, p*e-) Untersuchungen am Nachbarisotop g8Mo festgestellt wurde, ist der dort auftretende 0” Zustand b:i 735 keV einer komplizierten Konfiguration von Neutronen auBerhalb der 2d, Bahn zuzuschreiben. DaB sich schon im Grundzustand des 96Mo ein Teil der Neutronen auBerhalb der 2d, Bahn befindet, wurde von Hjorth und Cohen 13) in (d, p) und (d, t) Messungen gefunden. Dies macht verstandiich, warum Schalenmodellrechnungen, die nur 2d* Neutronenzust~nde be~cksichtigen, das experimentelle Niveauschema schlecht wiedergeben. AuBerdem zeigt es sich, daS der EinfluB starker Kon~g~ationsbeim~s~hungen nicht wie angenommen dureh die Anpassung effektiver Restwechsel~virkungen kompensiert wird. Eine andere M~glichkeit zur Bes~hreibung der angeregten Kernzus~nde bieten die kollektiven Kernmodelle. Anhand der Systematik der empirischen Daten +von geraden Kernen im Bereich mittlerer Massenzahlen erwartet man, da13sich der g6Mo Kern wie ein typischer Vibrationskern verhllt. Der erste Anregungszustand bei 778 keV mit J” = 2+ wird in diesem Model1 als Einphonon-Quadrupolzustand interpretiert. Als Mitglieder des Zweiphononentripletts kommen das O+ Niveau bei 1148 keV und das 4+ Niveau bei 1628 keV in Fraga. Ungewiihnlieh ist dabei allerdings die tiefe Lage t Experimentelles ~atenrn~terj~~ fbiet sich in Ref. 65v66).

gsMo(n.

./)%40

77

des O+ Zustandes. Welcher der beiden 2+ Zust&de bei 1498 keV und 1626 keV als Zweiphononenzustand interpretiert werden soll, la& sich iiber das Verhiltnis der reduzierten E2 Ubergangswahrscheinlichkeiten b = B(E2,2+’ + 2+)/B(E2,2+’ + O+) entscheiden. Fiir die beiden Niveaus ergeben sich b 1498 =

15.7+ 2.5

und b 1626 = 145 *22

.

Danach entspricht dem Zweiphononen-Quadrupolzustand das 1626 keV Niveau besser. Fur diese Interpretation spricht such seine energetische Lage bei der 2. I fachen Energie des ersten 2+ Niveaus, die aus der Systematik der geraden Kerne erwartet wird 67). Die Deutung des 1498 keV Niveaus bleibt dabei offen. Denkbar ware eine Zuordnung zum Dreiphononen-Quintett, wobei das 4+ Niveau bei 1870 keV und das 3+ Niveau bei 1978 keV weitere Zustlnde dieses Multipletts sein konnen. Der 3Zustand bei 2235 keV ist als erster Oktupolzustand anzunehmen. Diese Interpretation wird durch den hohen Wirkungsquerschnitt zur Anregung dieses Niveaus in der (d,d’) Reaktion ‘) gestiltzt. Die Anwendung des Vibrationsmodells zur Beschreibung der Anregungszustlnde bleibt unbefriedigend, da die Zwei- und Dreiphononenmultipletts extrem stark aufspalten, so da8 der J” = O+ Zustand des Zweiphononentripletts etwas weniger als die 1.5 fache Energie des crsten Anregungszustandes bei 778 keV besitzt und der Dreiphononenzustand mit J” = 2+ unterhalb der beiden Zweiphononenzustlnde mit J” = 2+ und 4+ erscheint. Da g6Mo in der Nachbarschaft des Bereiches vermuteter Kerndeformation “) liegt, werden im folgenden die angeregten Zustande von g6Mo mit Hilfe eines neueren Modells 68) interpretiert. Dieses Model1 eignet sich besonders im Ubergangsgebiet zwischen spharischen und deformierten Kernen, da es alle Arten von Kernen - sowohl spharische Kerne mit harmonischen und anharmonischen Vibrationen als such symmetrisch und asymmetrisch deformierte Rotationskerne - in einer einheitlichen Weise beschreibt. Hierbei charakterisiert die Potentialflache als Funktion des Deformationsparameters /I und des Gestaltsparameters */ die moglichen Formen der Kernoberflache und deren kollektive Anregungen. Fur einen Vergleich mit diesem Model1 68) sind in Fig. 7 die Anregungszustande von g6Mo zu “Quasi-Banden” 69) ZusammengefaDt. Mit eingezeichnet sind die entsprechenden Zustande von “MO [Ref. “)I und die entarteten Phononenzustlnde des Vibrationsmodells in harmonischer Naherung. Die Vcrwandtschaftsbeziehungen der Bandenzustande mit den Vibrationszustlnden ist in Fig. 7 durch gestrichelte Verbindungslinien angedeutet. Der erste 2+ Zustand bei 778 keV, der erste 4+ Zustand bei 1628 keV und wahrscheinlich der 6+ Zustand bei 2755 keV sind in diesem Model1 als Mitglieder der Grundzustandsbande anzusehen (siehe Fig. 7). Diese Bande entwickelt sich beim ubergang vom Vibrator zum Rotator aus denjenigen Zustinden jedes Phononenmultipletts, die die hijchsten Spinwerte besitzen. Das O+ Niveau bei 1148 keV miX3te dem Bandenkopf der /I-Vibrationsbande entsprechen. Bemerkenswert ist dabei das

D. HECK et

78

ai.

sehr tiefe Absinken dieser Bande. Wahrscheinlich lSil3tsich eine so tiefe Lage der /I?Bande durch eine ausgepragtere Kastenform des in Ref. 6s) verwendeten Potentials erreichen. Denn fiir ein rechteckiges Potential ohne abgerundete Ecken sinkt der erste J” = O+ Anregungszusta~d auf die 0.85 fache Energie des ersten 2’ Zustands ab 70). Weitere Mitgheder der p-Bande sind moglilicherweise der 2+ Zustand bei 1498 keV und der 4’” Zustand bei 2219 keV. Aus einer Anzahl von weiteren Zustanden kann

II.,

6. s i+

22x4

3+

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I

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9- Btnde

R - Band@

y- B?.“dS

Vibrator g6Mo

‘*MO

Fig. 7. Zerlegung der Niveauschemata von ‘%Io und 98Mo [Ref. 6)] in Bandenzustgnde. In der Mitte die (entarteten) ZustBnde des harmonischen Vibrators. Der Ursprung der RotationszustSnde aus den VibrationszustPnden ist durch gestrichelte Linien angedeutet. Die an den Niveaus angeschriebenen Energiewerte sind in keV angegeben.

die y-Vibrationsbande aufgebaut werden: Der Bandenkopf wird vom 2+ Zustand bei 1626 keV gebildet. Die folgenden Zustlnde mit J” = 4’ (1870 keV) und .I’ = 3’ (1978 keV) sind in der Termfolge vertauscht, was durchaus bei einem wenig ausgepragten Rotationsspektrum miiglich ist [vergl. Fig. 1 in Ref. ““)I, da beide ZustHnde aus dem Phononenzustand mit N = 3 hervorgehen. Ergtinzt wird diese Bande durch dte ZustPnde mit J” = 5’ (2438 keV) und 6+ (2441 keV), deren geringer Energieabstand durch den gemeinsamen Ursprung aus dem Vierphononenzustand erkhirt

9’MO(rl,Y)q6Mo

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wird, wie in Fig. 7 angedeutet ist. Von den Zustgnden mit positiver Paritlt im Energiebereich bis 2.45 MeV kijnnen auf diese Weise alle Niveaus mit Ausnahme der Zustgnde bei 2096 keV und bei 2426 keV eingegliedert werden. Die mdgliche Aufteilung der AnregungszustHnde von 96M~, wie sie hier vorgenommen wurde, zeigt Ansgtze zur Ausbildung von Rotationsstrukturen. Die starke Abweichung der Rotationsenergien vom J(J+ 1) Gesetz - das Verhgltnis E,+/E,+ der Grundzustandsbande betrHgt etwa 2.1 anstelle des fiir eine reine Rotationsbande erwarteten Wertes von 3.33 - weist darauf hin, daD die Entwicklung der Vibrationszustlnde in Rotationsbanden gem%0 Ref. 68) noch nicht sehr weit fortgeschritten ist. Auch der Betrag der Rotationskonstanten A = E/J(J+ l), der aus der Energie des 778 keV Zustandes zu A x 130 keV ermittelt wird, liegt weit iiber dem fiir die RuIsotope gefundenen Wert von w 16 keV [Ref. ‘)I. Das Trggheitsmoment muB also sehr klein sein, und der hier untersuchte 96Mo Kern besitzt keine ausgeprggte Defcrmation. Anhand des betrachteten Kollektivmodells 68) lassen sich somit fast alle Anregungszustgnde bis etwa 2.5 MeV qualitativ gut interpretieren. Allerdings steht eine quantitative Vorhersage der Niveauenergien und der IntensitLtsverh<nisse der abregenden Ub:rg%nge noch aus. Literatur 1) F. Horsch und W. Michaelis, Physics and chemistry of fission (IAEA, Vienna, 1969) p. 527 2) G. Zicha, K. E. G. Mbner, P. Maier-Komor, J. Maul und P. Kienle, Proc. Int. Conf. on properties of nuclear states (Presses de l’Universit6 de Mont&al, Montrkal, Canada, 1969) p. 83 3) S. A. E. Johansson, Nucl. Phys. 64 (1965) 147 4) D. Heck, W. Michaelis, H. Ottmar und H. Schmidt, Neutron capture gamma-ray spectroscopy (IAEA, Vienna, 1969) p. 309 D. Heck, W. Michaelis, H. Ottmar und H. Schmidt, Proc. Int. Conf. on properties of nuclear states (Presses de l’Universit6 de Mont&l, Montreal, Canada, 1969) p. 8 6) D. Heck, U. Fanger, W. Michaelis, H. Ottmar und H. Schmidt, wird veroffentlicht 7) Y. S. Kim und B. L. Cohen, Phys. Rev. 142 (1966) 788 8) P. H. Stelson und F. K. McGowan, Phys. Rev. 110 (1958) 489 9) Y. P. Gangrskii und I. K. Lemberg, ZhETF 42 (1962) 1027; JETP (Sov. Phys.) 15 (1962) 711; Trans. Bull. Acad. Sci. USSR (whys. ser.) 26 (1962) 1009 10) R. L. Robinson, P. H. Stelson, F. K. McGowan, J. L. C. Ford Jr. und W. T. Milner, Nucl. Phys. 74 (1964) 281 11) G. M. Temmer und N. P. Heydenburg, Phys. Rev. 104 (1956) 967 12) C. F. Moore, P. Richard, C. E. Watson, D. Robson und J. D. Fox, Phys. Rev. 141 (1966) 1166 13) S. A. Hjorth und B. L. Cohen, Phys. Rev. 135B (1964) 920 14) K. C. Chung, K. Swartz, A. Mittler, C. Robertson, T. D. Brandenberger und M. T. McEllistrem, Bull. Am. Phys. Sot. 14 (1969) 1238 15) P. Preiswerk und P. Stlhelin, Helv. Phys. Acta 24 (1951) 300 16) S. Monaro, G. B. Vigniani und R. van Lieshout, Physica 28 (1962) 52 17) L. Simons, R. E. Holland, G. Wendt. E. Spring und L. Kald, Nucl. Phys. 39 (1962) 130 18) P. Born, W. H. Elsenaar, A. Veefkind und J. Blok, Physica 29 (1963) 905 19) S. Monaro, Nuovo Cim. 39 (1965) 442 20) M. R. Akhmed, K. A. Baskova. S. S. Vasil’ev, L. S. Gudym, L. N. Pankratova, N. P. Rudenko und L. Y. Shavtvalov, Trans. Bull. Acad. Sci. USSR (phys. ser.) 32 (1968) 258 21) S. Antmann, H. Pettersson und Y. Grunditz, Nucl. Phys. All0 (1968) 289 22) S. Antmann, Y. Grunditz, A. Johansson, B. Nyman, H. Pettersson und B. Svahn, Z. Phys. 233 (1970) 275

80

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