Badanie kolektywnych własności jąder atomowych w funkcji

Report
Badanie kolektywnych
własności jąder atomowych
w funkcji temperatury i spinu
- wybrane aspekty
Maria Kmiecik
Obszary badań własności kolektywnych jąder
energia wzbudzenia
GDR
yrast + Bn
yrast
PDR
moment pędu
M. Kmiecik 28.03.2013
Plan
• Jądro złożone – temperatura, kręt
• Gigantyczny rezonans dipolowy – GDR a kształt jądra
• Pomiar szerokości GDR w funkcji temperatury dla
i 88Mo
• Zależność kształtu jądra od krętu dla
216Rn
132Ce
i 46Ti
• Wzbudzenia jąder o niskich energiach - pigmejski rezonans
dipolowy - PDR
• Pomiar PDR w
68Ni
oraz 208Pb
• Podsumowanie
M. Kmiecik 28.03.2013
Układ HECTOR
Kolaboracja detektora HECTOR: Mediolan-Kraków
8 dużych det. BaF2 (+ 8 dużych det. LaBr3)
oraz filtr krotności HELENA (38 małych det. BaF2)
Do pomiarów z szybkimi wiązkami
z układem RISING
BaF2 HECTOR
HELENA (filtr krotności
- 38 małych BaF2)
Układ do pomiarów GDR stosowany
w konfiguracjach
z różnymi detektorami
Ge Cluster-EUROBALL
BaF2 HECTOR
M. Kmiecik 28.03.2013
Rozpad gorącego jądra złożonego – widmo gamma
90
a
n
60
n
n
n
50
40
30
20
GDR g
Eyrast
10
0
Zliczenia
70
*
n
GDR g
80
E [MeV]
energia wzbudzenia
widmo kwantów g
Eyrast + Bn
0
10
20
30
40
L []
moment pędu
50
60
10
2
10
1
10
0
10
-1
10
-2
10
-3
10
-4
10
-5
przejścia
statystyczne
GDR
70
5
10
15
20
25
Eg [MeV]
M. Kmiecik 28.03.2013
Gigantyczny Rezonans Dipolowy
GDR – Giant Dipole Resonance
s(Eg)
G
 Kolektywne wzbudzenie jądra
EGDR
funkcja Lorentza:
 Makroskopowo przedstawiane
poprzez oscylacje neutronów
względem protonów
 W podejściu mikroskopowym
opisywane jako superpozycja
wzbudzeń cząstka – dziura
s (Eg  
(E
2
s 0GGDR
Eg2
2
g
2
 EGDR

2
2
 GGDR
Eg2
 Nasilenie (SGDR)
s0=1
(maksymalna wartość oznacza 100% nukleonów
uczestniczących w oscylacjach,
– gigantyczne wibracje, duża kolektywność)
 Energia – centroida (EGDR)
energia oscylacji~ 1/R
 Szerokość (GGDR)
G ~ -1/t (T=0 GGDR = G↑ + G↓ )
T>0 termiczne fluktuacje
M. Kmiecik 28.03.2013
Efektywna szerokość GDR
 = 0.3
0.20
g = -60
o
0.15
Y [j. u.]
=0
o
g=0
G
0.10
0.00
o
g=0
0.15
5
10
15
20
G
0.10
25
Eg [MeV]
0.05
0.00
 = 0.3
0.20
0.05
0.05
5
10
15
20
Eg [MeV]

5
2k 

Ek  E0 exp
 cos g 

4
3 


E0  18A
 25A
2
20
o
G
0.10
0.05
S k Gk Eg
g
g = -30
15
Eg [MeV]
1

6
2
(E
10
0.15
Y ( Eg )  Y1 ( Eg )  Y2 ( Eg )  Y3 ( Eg )0.00
Yk ( Eg ) 
5
 = 0.3
0.20
1

3
0.00
25
Y [j. u.]
Y [j. u.]
0.15
G
0.10
Y [j. u.]
0.20
5
10
15
20
25
Eg [MeV]

2
 EGDR
 Gk2 Eg2
k
 E
Gk  GGDR  k
 EGDR




M. Kmiecik 28.03.2013
25
Termiczne fluktuacje kształtu
Model LSD
kształty jąder przy określonych
temperaturach i krętach
E(x,y)
I = 60 
oblate
I = 10 
s (Eg , T , I    P(  , g , T , I )s (Eg ,  , g 
s (Eg ,  , g  
2
2
s 0GGDR
, k Eg
 (E  E
g

2
2
GDR , k
2
k 1, 2 , 3, 4, 5
2
2
 GGDR
, k Eg
efektywne funkcje nasilenia GDR
F=E-TS, P(x,y)  exp(-F(x,y)/T)
147
4
Eu
147
I = 10 , T = 2 MeV
I = 60 , T = 2 MeV
T= 2MeV
1 .0
Y [j. u.]
Eu
I=60 
I=60
T=2 MeV
T=2MeV
I=10 
I=10
T=0.5 MeV
T=0.5MeV
I=60
I=60 
T=0.5 MeV
T=0.5MeV
2
1 .0
0 .8
0 .8
0 .0
0 .0
4
-0 .
0.2
0.0
30 )
s(g +
2
-0 .
)
0.0
)
 2 co
o
0 .2
o
0.2
0 .4
30
o
30
4
-0 .
0.4
0.8
0 .6
+
+
2
-0 .
0.6
1.0
0.4
1.0
0.8
1.2
T= 0.5MeV
0
o
30 )
s(g +
4
 2 co
I = 60 , T = 0.5 MeV
I = 10 , T = 0.5 MeV
1 .0
0.6
Y [j. u.]
0 .2
1.2
g
n(
si
g
n(
si
0 .4
2
0 .6
2
I=10
I=10

T=2
MeV
T=2MeV
2
1 .0
0 .8
0 .8
0 .0
0.4
0 .0
2
-0 .
4
-0 .
0.2
0.0
)
0.0
)
o
30 )
s(g +
o
c
2
0 .2
o
0.2
0 .4
30
o
30
4
-0 .
0 .6
+
+
2
-0 .
0.6
0.8
1.0
g
n(
si
0 .2
1.2
2
0 .4
g
n(
si
2
0 .6
zespół kształtów
0.4
0.6
0.8
1.0
o
30 )
s(g +
o
c
2
1.2
0
0
5
10
15
20
Eg [MeV]
25
30
0
5
10
15
20
25
Eg [MeV]
M. Kmiecik 28.03.2013
30
35
 ln 
=

Temperatura jądra
Obliczenia za pomocą
kodu statystycznego GEMINI++
dla 48Ti + 40Ca → 88Mo
Ewiązki= 300MeV, <TCN> = 3 MeV
 /()
1/2
 =  ∗ −  − 
Ewiązki= 600MeV, <TCN> = 4.5 MeV
<TGDR > = 2.0 (0.6) MeV
4
<TGDR > = 3.1 (1.0) MeV
temperatura jądra, w którym
wzbudzony był GDR
(po emisji kwantu g )
3
T [MeV]
2
2
1
1
4
8
12
16
20
24
40
4
8
12
16
20
24
28
32
Eg [MeV]
Eg [MeV]
<TGDR > temperatura efektywna
Eg = EGDR
30
zliczenia
T [MeV]
3
 =
−1
20
10
0
0.0
1.0
2.0
T [MeV]
3.0
M. Kmiecik 28.03.2013
0.025
Kręt jądra
48
0.020
fuzja
residua
rozszczepienie
0.015
0.010
0.005
s [j. u.]
 Obliczenia z wykorzystaniem
kodu statystycznego GEMINI++
(dla 48Ti + 40Ca → 88Mo)
40
600 MeV Ti+ Ca
 Pomiar za pomocą
filtru krotności
0.000
48
0.020
40
300 MeV Ti+ Ca
<L> = 39 
0.015
0.010
0.005
mierzony fold
(krotność zarejestrowanych kwantów)
fold 1-2,
fold 7-8,
fold 13-14,
1.0
fold 3-4,
fold 9-10,
fold 15-16,
fold 5-6,
fold 11-12,
fold 17-20
0.8
0.6
0.000
0
10
20
30
40
50
60
70
80
L []
Po zastosowaniu warunków
wymaganych w eksperymencie:
- rejestracji residuów w detektorach
umieszczonych pod odpowiednimi kątami
- oraz detekcji wysokoenergetycznych
kwantów gamma
s
0.05
0.4
s [j. u.]
0.2
0.0
300 MeV
600 MeV
0.04
10
20
30
40
< I > []
50
60
0.03
0.02
70
0.01
0.00
Foldy → rozkłady krętu
<L> = 42
0
10
20
30
40
50
60
70
[]
M.LKmiecik
28.03.2013
80
Czy szerokość GDR ulega wysyceniu dla wysokich
temperatur?
• wytworzenie jąder złożonych o różnych energiach
wzbudzenia (temperaturach) lecz takich samych średnich
krętach
A. Bracco et al., PRL 62 (1989) 2080
G. Enders et al., PRL 69 (1992) 249
• wyjaśnienia:
- wysycenie momentu pędu
wnoszonego w reakcji
- wpływ multifragmentacji
- emisja przedrównowagowa
P.M.Kelly et al. PRL82 (1999) 3404
T=2.5
T=3.5
M. Kmiecik 28.03.2013
Pomiar szerokości GDR dla
takie same wartości średnich krętów <I> = 45 
zależność od temperatury
132Ce
O. Wieland et al., Phys. Rev. Lett. 97, 012501 (2006)
Wzrost szerokości GDR dla temperatury do około 4 MeV.
zgodność z obliczeniami modelu termicznych fluktuacji kształtu
z uwzględnieniem czasu życia jądra złożonego
Brak wysycenia szerokości GDR dla
132Ce
M. Kmiecik 28.03.2013
Szerokość GDR dla
48
88Mo
40
48
300 MeV Ti + Ca
100000
100000
exp.
Gemini++
exp.
Gemini++
zliczenia
10000
1000
100
10
10
EGDR = 15.5 (3) MeV
fit
0.12
0.08
0.04
GGDR = FWHM
0.04
5
10
15
5
10
E15
[MeV]20
g
20
25
GGDR = 11.2 (9) MeV
0.08
0.04
0.04
30
30
EGDR = 15.3 (2) MeV
0.08
0.00
25
fit
0.12
Y [j. u.]
Y [j. u.]
0.08
0.00
0.12
GGDR = 10.3 (6) MeV
0.12
Y [j. u.]
1000
100
Y [j. u.]
zliczenia
10000
0.00
40
600 MeV Ti + Ca
0.00
5
5
Eg [MeV]
10 GGDR
15= FWHM
20
Eg [MeV]
10
15
20
Eg [MeV]
25
25
30
30
Michał Ciemała, praca doktorska
M. Kmiecik 28.03.2013
Zależność szerokości GDR dla
14
a)
88Mo
od temperatury
b)
10
88
dane eksp. Mo
LSD model:
G0 = 4 MeV
8
88
exp. data Mo
"phonon damping" model
6
G0 = 5 MeV
G0 = 6 MeV
4
0
1
2
3
4
0
1
2
T [MeV]
3
zgodność z obliczeniami
obu modeli:
 PDM „tłumienia
fononowego”
 TSFM - termicznych
fluktuacji kształtu
4
T [MeV]
Porównanie z wynikami innych pomiarów
dla jąder Mo (o różnych krętach)
12
11
10
FWHM [MeV]
FWHM [MeV]
12
9
86
Mo
[S. K. Rathi et al.,
8
Phys. Rev C67, 024603 (2003)]
88
7
92
6
możliwe wysycenie
szerokości GDR
dla 88Mo przy T = 3MeV
Mo
Mo
[M. Kicinska-Habior et al.,
Phys. Rev C45, 569 (1992)]
5
0
1
2
T [MeV]
3
4
M. Kmiecik 28.03.2013
Szerokość GDR w funkcji krętu jądra
dla wysokiego spinu dane z eksperymentu,
w którym widma GDR bramowano rozpadem
wysoko spinowych izomerów (w 212Rn i 211Rn).
G [MeV]
9
exp. fold 5-8 i 9-30
exp. izomer
LSD
8
nieznaczny wzrost szerokości GDR
niewielka
deformacja aż do
rozszczepienia
Porównanie zależności szerokości GDR
od krętu dla jąder o różnych masach
7
6
0.5
eq
0.4
<>
<>
   

0.3
rozszczepienie
0.2
  A 5/ 3
0.1
0.0
0
10
20
30
40
50
L [ ]
M. Kmiecik et al. Phys.Rev. C 70, 064317 (2004)
większy wzrost
dla lżejszych
jąder – efekt
rotacji
M. Kmiecik 28.03.2013
Przejście Jacobiego
przewidywane teoretycznie kształty
obiektów grawitujących
 kształty McLaurina: sferyczny →
oblate → spłaszczony oblate
 przejście Jacobiego: oblate →
trójosiowy → prolate
 przejście Poincare: trójosiowy →
kształt o symetrii oktupolowej
podobne zachowanie przewidywane dla
szybko rotujących jąder atomowych
M. Kmiecik 28.03.2013
Przewidywania przejścia Jacobiego dla
46Ti
K. Mazurek – obliczenia LSD
GDR
I=10
I=20
I=26
I=30
I=34
I=38
yield
yield
energia potencjalna
0
10
20
E [ MeV]
30
40
10
20
30
E [MeV]
40
10
20
E [MeV]
kształty Jacobiego
funkcja nasilenia GDR charakteryzuje się występowaniem
składowej niskoenergetycznej
M. Kmiecik 28.03.2013
30
40
Pomiar przejścia Jacobiego w
o
0
o
g=
P(,g)  exp(-F(,g)/T)
o
0
g=
0
g=6
g=6
46Ti
46Ti
o
0
0.75
0.75
0.50
o
30 )
in(g+
2 s
0.50
I = 28 - 34
I = 24
0.25
0.25
1.5
1.0
1.5
1.0
0.5
0.00
0.0
0.00
o
)
+30
os(g
o
30 )
s(g+
o
c
2
0.5
0.0
2 c
termiczne fluktuacje
kształtu + rozszczepienie
pod wpływem siły Coriolisa
av
f GDR
(T , I )   f GDR (  , g ,  )e  F (T , I ; ,g ) / T ( I ; ,g )  4 sin( 3g ) ddg
Exp.
LSD (I = 28-34)
Obserwacja po raz pierwszy
przejścia Jacobiego oraz
działania siły Coriolisa
powodującej rozszczepienie
składowych GDR
LSD (I = 24)
Yg [a. u.]
with Coriolis
A. Maj et al., Nucl. Phys. A731, 319c (2004)
M.Kmiecik et al.,Acta Phys.Pol. B38, 1437 (2007)
0
5
10
15
20
Eg [MeV]
25
30
35
M. Kmiecik 28.03.2013
Przejście Jacobiego dla
88Mo
– przewidywania
Energia - LSD
K. Mazurek – obliczenia LSD
GDR – LSD + termiczne fluktuacje kształtu
G0= 5 MeV
<I> = 42 
M. Kmiecik 28.03.2013
Badanie przejścia Jacobiego w
T = 2 MeV
300 MeV
Y [j. u.]
Y [j. u.]
0.12
0.08
0.04
0.00
5
10
15
20
0.12
T = 3.1 MeV
600 MeV
0.04
10
15
20
Eg [MeV]
Eg [MeV]
T = 2 MeV
GDR
LSD
0.12
taki sam średni kręt <I> = 42 
0.08
0.00
5
30
25
88Mo
25
30
wyniki pomiaru dobrze
odtwarzane przez
obliczenia (LSD+ fluktuacje
termiczne + siła Coriolisa)
T = 3.1 MeV
GDR
LSD
Y
0.08
0.04
0.00
5
10
15
Eg [MeV]
20
25
5
10
15
20
25
Eg[MeV]
obserwacja kształtów
Jacobiego ?
wzrost względnego udziału
niskoenergetycznej składowej
z 4 % do 11 %
30
większy względny udział
składowej niskoenergetycznej
dla wyższej temperatury
spowodowany większymi
fluktuacjami kształtu
M. Kmiecik 28.03.2013
Wzbudzenia kolektywne jąder zimnych (o niskich
energiach) na przykładzie PDR
energia wzbudzenia
reakcje wzbudzenia PDR:
 rozpraszanie (g,g’), (p,p’),
(a,a’) na jądrach tarczy
 wzbudzenie kulombowskie
w reakcji rozpraszania
ciężkich jonów
yrast + Bn
 w jądrachyrast
egzotycznych –
reakcje rozpraszania
wirtualnego fotonu
PDR
moment pędu
M. Kmiecik 28.03.2013
PDR – pigmejski rezonans dipolowy
PDR – Kolektywna (koherentna) oscylacja skórki neutronowej względem rdzenia
przewidywania teoretyczne
Richter NPA 731(2004)59
16
Photoabsorption
cross section (a.u.)
Pygmy
GDR
14
12
PDR
10
8
6
4
2
0
0
20
Gamma Energy [MeV]
Nasilenie E1 przesuwa się do niskich energii (centroida
zależy od grubości skóry neutronowej)
Nasilenie E1 zależy liniowo od parametru energii
symetrii, która zależy od grubości skórki neutronowej
M. Kmiecik 28.03.2013
Przewidywania teoretyczne PDR dla
68Ni
PHYSICAL REVIEW C 75, 054320 (2007)
Jun Liang, Li-Gang Cao and Zhong-Yu Ma
68Ni
D. Vretnar et al. NPA 692(2001)496
M. Kmiecik 28.03.2013
PDR w 68Ni - wzbudzenie kulombowskie
68Ni @ 600 AMeV na tarczy 197Au
Fragmentacja 86Kr przy 900 MeV/u na tarczy Be (4g/cm2) →
Przekrój czynny na różne
rodzaje wzbudzeń w procesie
wzbudzenia kulombowskiego
68Ni
(600 MeV/u)
C.A. Bertulani, G. Baur, Nucl. Phys. A 458, 725 (1986);
Emax 
T. Glasmacher, Annu. Rev. Nucl. Part. Sci. 48, 1 (1998)
g
bmin
Wzbudzane stany E1 o energii do
ok. 15 MeV – głównie poniżej GDR
M. Kmiecik 28.03.2013
c
Widma kwantów g
Struktura ≈ 11 MeV
we wszystkich detektorach
po raz pierwszy
zbadano PDR w reakcji
o energii relatywistycznej
za pomocą pomiaru
kwantów gamma
Pik związany z emisją
z jąder pocisku
Statystyczna emisja kwantów g
z jąder tarczy (197Au)
Statystyczna emisja
kwantów g z jąder
pocisku (68Ni)
M. Kmiecik 28.03.2013
Pomiar PDR w
208Pb
Reakcja nieelastycznego rozpraszania
na tarczy 208Pb
17O
17O
@ 20 MeV/u
– niska energia separacji neutronu (Sn = 4.1 MeV)
- odrzucenie przypadków wzbudzenia jąder pocisku
Detektory:- HPGe (AGATA Demonstrator)
- LaBr3 (3.5” x 8”)
- E-E –Si
energia wzbudzenia jąder tarczy
GQR
strata energii E
17O
~ 10 MeV
całkowita energia kinetyczna
rozproszonych jonów
TKEL (total kinetic energy loss) - różnica energii
kinetycznej jądra rozproszonego elastycznie
i rozproszonego nieelastycznie
M. Kmiecik 28.03.2013
Widma przejść gamma dla
208Pb
18O
16O
17O
LaBr3
AGATA
R. Nicolini et al., Acta Phys. Pol. B42, 653 (2011)
M. Kmiecik 28.03.2013
PDR w
208Pb
PDR
wiele potwierdzonych
przejść
dość dobra zgodność
rezultatów z wynikiem
wcześniejszego
eksperymentu dla
reakcji (g,g’)
N. Ryezayeva et al., Phys. Rev. Lett. 89, 272502 (2002)
po raz pierwszy
pomiar PDR w reakcji
rozpraszania ciężkich
jonów
M. Kmiecik 28.03.2013
Perspektywy
reakcje z wiązką
protonów
(CCB)
kształty Jacobiego
- wiązki radioaktywne
i Poincarego
GDR (T)
PDR
GQR
-
(jądra egzotyczne)
- nowe układy detekcyjne
(p,CN) – reakcja
bardzo du żez utworzeniem
deformacje
jądra złożonego (PARIS, AGATA)
- laboratoria z wiązkami
(mały kręt wnoszony
w reakcji –
ciężkich jonów
zależność tylko od(LNL
temperatury)
Legnaro,
ŚLCJ Warszawa)
- (p,p’) – rozpraszanie
I []
M. Kmiecik 28.03.2013
Podsumowanie
• Zaobserwowano wzrost szerokości GDR wraz z temperaturą
świadczący o istotnym znaczeniu w opisie jąder gorących
termicznych fluktuacji kształtu. Dla jąder 88Mo jest on jednak
słabszy, co może sugerować początek obszaru wysycenia
szerokości GDR dla TGDR = 3MeV w tym jądrze.
• Wraz ze wzrostem krętu jądro może zmieniać swój kształt, co
zostało zaobserwowane w przypadku przejścia Jacobiego (46Ti,
88Mo) lub zachować niewielką deformację aż do rozszczepienia
(216Rn).
• Zmierzono pigmejski rezonans dipolowy (PDR) dla jądra 68Ni
za pomocą kwantów gamma w reakcji wzbudzenia
kulombowskiego przy energii relatywistycznej oraz dla 208Pb
z wykorzystaniem reakcji nieelastycznego rozpraszania ciężkich
jonów.
M. Kmiecik 28.03.2013
Podziękowania
IFJ PAN: Adam Maj, Michał Ciemała, Kasia Mazurek,
Witek Męczyński, Mirek Ziębliński, …….
Mediolan: Angela Bracco, Franco Camera,
Oliver Wieland, Silvia Leoni, ……….
………
M. Kmiecik 28.03.2013
Dziękuję za uwagę
M. Kmiecik 28.03.2013
M. Kmiecik 28.03.2013
Theoretical shapes of rotating gravitating body
Colin MacLaurin
(1742) showed that, as the angular momentum increases, the spherical
body (Earth) will become more flat (oblate). It changes its shape to an ellipsoid with two
equal long axes, rotating around the short axis.
McLaurin
shapes:
McLaurin
shapes spherical
→ oblate
more flat oblate
→
2,3h
24h
Jacobi shapes:
2.4h
oblate
→ triaxial
Jacobi shapes
Carl Gustav Jacob Jacobi
in 1834 calculated that at certain
angular velocity the rotating body
(gravitating mass rotating
synchronously) may change abruptly
the shape from MacLaurins oblate
shape to triaxial and then more
elongated. (Jacobi bifurcation).
Henri Poincare
2,4h
Poincare shapes:
(1885) described new shapes that
could be obtained by rotating mass at the Jacobi path
at given angular velocity.
The body having Jacobi elongated triaxial shape can
change it at multiple bifurcation point to a pear shape
→
prolate
3,8h
Poincare shapes
2.5h
triaxial → pear shape
M. Kmiecik 28.03.2013
Zmiana kształtu jąder gorących wraz ze zmianą krętu
- przewidywania teoretyczne
Energia potencjalna jądra – obliczenia
w oparciu o model LSD (Lublin-Strasbourg Drop):
Dudek & Pomorski Phys. Rev. C67 (2003) 044316
T = 1.2 MeV
zmiana deformacji wraz ze wzrostem krętu:
 oblate – triaxial – prolate
(przejście Jacobiego)
T = 0.75 MeV
 niewielka deformacja typu
oblate - rozszczepienie
K. Mazurek, M. Kmiecik, A. Maj, J. Dudek and N. Schunck, Acta Phys. Pol. B38, 1455 (2007).
M. Kmiecik 28.03.2013
M.Kmiecik et al., Phys.Rev. C 70, 064317 (2004)
Badanie kształtu jąder o najwyższych krętach
Pomiar rozpadu jąder 216Rn
do stanów izomerycznych
w 212Rn i 211Rn
najwyższe kręty tuż przed
rozszczepieniem
4
total fold 9-30
MC casc.
total fold 5-8
MC casc.
6
10
10
izomer
MC casc.
< I > = 35
MC casc.
fold 5-30
5
10
3
10
izomer
0.6
10
Yg [a. u.]
s [a. u .]
0.8
fold 5-30
fold 5-8
fold 9-30
Yg [a. u.]
4
1.0
3
10
2
10
2
10
0.4
1
10
1
10
0.2
0.0
10
20
30
40
0.2
0.2
L [ ]
G
0.1
M. Kmiecik et al. Phys.Rev. C 70, 064317 (2004)
0.0
4
8
12
0.1
16
4
Eg [MeV]
8
12
16
20
0.0
4
8
12
16
M. Kmiecik 28.03.2013
E [MeV]
g
20
Pomiary PDR
D. Savran et al., PRL97(2006)172502
T. Hartmann PRL85(2000)274
Shevchenko PRL93(2004)122501-1
140Ce
wzbudzenie
izoskalarne
charakter izowektorowy,
taki sam jak GDR
reakcje (p,p’) i (e,e’)
struktura subtelna
reakcje (g,g’) i (a,a’g)
M. Kmiecik 28.03.2013
PDR dla
68Ni
Przekrój czynny na fotoreakcje (s)
Widmo wirtualnych
fotonów (VP x s)
Rozgałęzienia rozpadu gamma do
stanu podstawowego (R x VP x s)
ds Cg
dEg
O.Wieland et al., Phys.Rev.Lett. 102, 092502 (2009)


 1

 RF 
N g ( Eg )  s g ( Eg )  Rg ( Eg )


 Eg

Funkcja odpowiedzi
M. Kmiecik 28.03.2013

similar documents