Fokal- Fokal-ebene

6 < 0 6=0

Detektorebene

6>0

Fig. IV.6: Verlauf der Fokalebene für T1?ß / 0 und T₁₂₆₆ 0.

Die TRANSPORT-Matrix zwischen Quelle und einem Punkt F der Fokalebene ergibt sich aus (IV.23) und nachfolgender Driftstrecke der Länge AZ (vgl. 11.25) durch Ma.trizenmultiplikation

/ l AZ 0 \ / RU R12

0 1 0 R21 R2 2

\ 0 0 1 / \ 0 0

/ K-i -i + AZ Krt-i ^19 ^^ 99

R21 R22

\ 0 0

16 1\

0 1 /

R16\

0

i /

(IV.24) wobei AZ den Abstand zwischen Detektorebene und Fokus F bezeichnet,

Zwischen Quelle und Fokus F besteht Punkt-zu-Punkt Abbildung, also ist

R'2 = R12 + Az • R22 = 0, (IV.25) so daß gilt

AZ = - (IV.26)

Durch Einsetzen von (IV.19) wird daraus AZ =

-6=0

• 6 (IV.27)

Die Position des Fokus ist x = R,^ß • 6, d. h. es ist

6 = 16

(IV.28)

Die Kombination von (IV.27) und (IV.28) liefert die Gleichung der Fokalebene in den Detektorkoordinaten:

2

z = - l

1*22 ^R12

6=0

+ T . x -•- T • x

'126 TT7 * '1266 TT7_{16 16} ( I V . 2 9 )

Für R

12 -A = 0 ist wegen des Liouville'schen Satzes (11.21) R,, = ^und

aus Gleichung (IV.29) wird ²²

Z = - 126 A

X + 1266 2

n - • X (IV.30)

16 16

Durch Differentiation erhält man aus (IV.30)

dz M.

= tan

x=0 D '126 (IV.31)

und

d2z x=0

Die Aberrationen T,26 bzw. T,266 sind somit ein Maß für den Winkel x zwischen Fokal- und Detektorebene bzw. die Krümmung K der Fokalebene im Bereich des Zentral strahl s.

IV.1.6 Optimierungen für das Experiment Ru(p,d) Ru

Das in den Abschnitten IV.1.4 und IV.1.5 Gesagte soll anhand der für das Experiment

1 0 4Ru(p,d)^{1 0 3}Ru ( I V . 3 3 )

durchgeführten Optimierungsprozedur illustriert werden. Der Q-Wert der Reaktion (IV.33) beträgt

QQ = - 6.7 MeV. (IV.34)

Bei der gewählten Protoneneinschußenergie von

E = 29 MeV ( I V . 3 5 )

besitzen demnach die zu analysierenden Deuteronen die kinetische Energie (bei Vernachlässigung der Rückstoßenergie des schweren Restkerns)

E , = E - Q = 22.3 MeV. (IV.36)

d p xo '

Da der Wirkungsquerschnitt der Reaktion (IV.33) zu klein ist, um die Optimierungen in der zur Verfügung stehenden Zeit durchzuführen, wurde mit Hilfe der elastischen Streuung

197Au(p,p')197Au (IV.37)

bei einem Laborwinkel von 10° optimiert. Wegen der Beziehung (II. 7)

BP = - - {IV. 38)

Z • e

mußte dabei die kleinere Masse m = -^ m, durch die doppelte Einschußenergie

E = 2 • Ed = 2 • 22.3 MeV * 45 MeV (IV. 39) kompensiert werden, damit die optimierte Einstellung anschließend für die 22.3 MeV Deuteronen verwendet werden konnte. ö Nach dem Optimieren erster Ordnung wurde mit dem Raumwinkel

n = 4 Q$ = 4 - 1 0 - 1 5 mrad2 = 0.6 msr (IV.40)

eine Linienbreite von 2a = 0.5 cm gemessen. Bei der eingestellten Impuls dispersion von 20.5 cm/% entspricht dies der Energieauflösung

= äf = • ^ ²⁰⁰°

Zu Beginn der Optimierung zweiter Ordnung wurden die Größen (x|0 ) und

( x | 0 ) für 5 Werte von 6 = (p - P2 0)/P0 bestimmt (offene Kreise in Fig. IV.7)

Daraus ergeben sich als Aberrationen zweiter Ordnung:

= 0.0014 cm/mrad2 ( I V . 4 2 )

T126 = °-0260 cm/mrad % ( I V . 4 3 )

wobei T-,22 durch Mittelung und T,26 durch Anpassen eines Polynoms zweiten Grades bestimmt wurden.

-0.02

~ 0.002

•oo Eo

0.001

9 0.000 x

1 1 1

J__A___L

B _ J „ _

Tl

i i i

_ it

}

1

i r

l ¹ "

i i

-0.6 -0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.6

6 = £l_PQ(o/0)

Fig. IV.7: Mit der RAYTRACING-Methode bestimmte Aberrationen {x G }, ( x | 0 ) vor (A) und nach (B) dem Optimieren der HT-Spulen im Dipol Dl.

Aus Zeitgründen wurde hier nur die Korrektur der für 0 ^ 10 mrad größeren Aberration T™ durchgeführt.

Die vollen Kreise in Fig. IV.7 zeigen die Situation nach dem ersten Optimations-schritt der 0-,-Sextupol stärke. Als Aberrationen zweiter Ordnung wurden

be-rechnet:

= 0.00035 cm/mrad T126 = 0.0230 cm/mrad.%9

( I V . 4 4 ) (LV.45)

womit eine drastische Senkung von T-,«o &ei W1'e erwartet fast unverändertem T^1?fi erreicht wurde. Nicht überraschend ist das Auftreten der Aberration dritter Ordnung

T1266 = °'042 {IV.46) da jede Korrektur n-ter Ordnung auch Aberrationen der Ordnung höher als n beeinflussen kann.

Die nach (IV.22) berechneten theoretischen Linienverbreiterungen sind in Fig. IV.8 wiedergegeben.

AX 0.2 (cm)

0.1

0.0

-0.6 -0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.6 Po

Fig. IV. 8: Theoretische Linienverbreiterung A: vor dem Optimieren

B: nach dem ersten Optimierungsschritt

Die mit dem Raumwinkel (IV.40) gemessene Linienbreite von 2o = 0.23 - 0.37 cm bedeutete eine Verbesserung der Auflösung nach

RE = 2800 - 4500 ^(.IV.47)

was für das vorliegende Experiment als ausreichend erschien.

IV.2 STRAHLANPASSUNG ZWISCHEN STRAHLFÜHRUNG UND SPEKTROGRAPH

Die Strahlanpassung ("beam matching") zwischen Strahlführungssystem und Spektrograph verfolgt zwei Ziele:

1. Korrektur der unter II.3.3 beschriebenen kinematischen Linienverbreiterung, d. h. Vergrößerung des Raumwinkels bei gleichbleibender Auflösung.

2. Verbesserung der Auflösung durch Kompensation der Impulsunschärfe und Winkeldivergenz des Primärstrahls.

Das "beam matching" umfaßt nur Korrekturen erster Ordnung und hat sich bei Experimenten, die hohe Auflösung erfordern, als unerläßlich erwiesen.

IV.2.1 Problemstellung

Im TRANSPORT-Formalismus läßt sich der Strahlengang vom Zyklotron bis zur Detektorebene wie folgt beschreiben:

0

Detektorebene Spektrograph. Target Strahl führung Zyklotron

Die Matrizen ß und S beschreiben die lonenoptik von Strahlführung (Zyklotron bis Target) bzw. Spektrograph (Target bis Detektorebene) und erfüllen den Liouville'schen Satz. Letzteres gilt nicht für die Targettransformation T, welche die Koordinaten der auslaufenden Teilchen mit den Koordinaten der einfallenden Teilchen verbindet. T ist gegeben durch

x²

0m3U und_{max ITlaX} •Lav ^{sind d}"i^e durch die Eintrittsschlitze des Spektrographen definierten halben Öffnungswinkel.

Für T gilt nach Fig. IV.9

T = - T)

COSy (IV.50)

Dabei wird der Targetwinkel y wie der Laborwinkel ö. Aß im Uhrzeigersinn gemessen.

Ferner folgt aus Fig. IV.9

so daß sich für den eingezeichneten Teilchenstrahl gemäß (11.54) die Impuls-abweichung

= K ( 0 "

ergibt.

(IV.51)

P⁰(U6^Q)

Target

(1+60

Fig. IV.9: Koordinaten in der Horizontalebene am Target.

Der zweite Term

6^C. = C - «^Q ( I V . 5 2 )

in der letzten Gleichung von (IV.49) ist die Fortpflanzung der Impulsunschärfe 6 des Primärstrahls über die Reaktion:

o

matching factor" C ist definiert durch

6 des Primärstrahls über die Reaktionskinematik (11.51). Der "dispersion

C = (IV.53)

yLAB

und hängt wie der Kinematik-Faktor K vom Laborwinkel s. ÄR ab. Aus (11.51) ergibt sich durch Differentiation

C = l T 5- F ( I V . 5 4 )

bl

(R2 - si mit

pl mß

wobei R durch (11.52) gegeben ist. (Das positive Vorzeichen in (IV. 54)2

gilt für R2 < 1).

Bei elastischer Streuung ist C = 1. Für schwere Targetkerne ist C * E,/

(E, + Q) s £,/£„, wogegen sich bei leichten Targetkernen C mit 9. AR

ändert.

Die Summe von (IV. 51) und (IV. 52) ergibt die totale Impulsabweichung 62

in 61. (IV. 49).

Aus (IV. 48) und (IV. 49) läßt sich nun die horizontale Abweichung des Rand-strahls vom Sollstrahl in der Detektorebene berechnen:

x = sⁿx² + s^{l 2} 0² + s^{l f i}

[K(62 - 0a) * C

Mit

und wird

xl = bllxo + b!2 eo + b!6

x = xo(^sll^bll^T ~ ^S16^b21 ' ^K>

+ V^sll^b12^T - ^S16^b22 ' ^K>

+ fi«(Snbo^v 11 16 16 26 16 '^1cT - s,^cb^oc • K + S^{1 C}C)

+ Ö²(^si2 ^{+ S}16 ' ^K> ^{( I V}'^{5 6 )}

Damit ist die Abweichung x ausgedrückt durch die Koordinaten x , 0 , ö

des Strahls am Zyklotronaustritt und den Öffnungswinkel 20 des Spektrographen, Die Optimierung der Auflösung bei maximalem Öffnungswinkel verlangt eine

Minimalisierung der in Klammern stehenden Ausdrücke von Gl . (IV. 56). Die Forderungen und die entsprechenden Optimierungsverfahren lauten:

= 0 ("Kinematische Verschiebung") (IV. 57)

= 0 ("Kinematische Defokussierung") (IV. 58)! 30o

|4- = 0 ("Dispersions-Anpassung") (IV.59)

Werden diese drei Bedingungen erfüllt, so bleibt zur Reduzierung des vierten Koeffizienten 3x/3x kein freier Parameter übrig, so daß

x = XQ - MQV CIV.60)

wobei

MOV = sllbllT - 516b21K

als Gesamtvergrößerung bezeichnet wird. Die Energieauflösung wird also nach 61. (11.43):

16

2 <xo^>

(IV.62)

Mit <x > ist hier die "Breite" des Strahls am Zyklotronaustritt bezeichnet,

0 "*

In den folgenden Abschnitten sollen die Prozeduren (IV.57), CIV.58) und (IV.59) näher erläutert werden.

IV.2.2 Kinematische Verschiebung

Der Einfluß von 0« auf die Linienbreite im Detektor ist in Fig. IV.10 illustriert.

Fokalebene für K = 0 Fokalebene für K>0

1 1

L

Fig. IV.10: Kinematische Verschiebung der Fokalebene.

F, sei der Fokus bei Punkt-zu-Punkt Abbildung (d. h. s,« = 0) für K = 0 (d. h. schwerer Targetkern). Wird die Kinematik "eingeschaltet", so

ver-••schiebt sich der Fokus in den Punkt F? ("kinematische Verschiebung"). Die so entstandene Linienverbreiterung im Punkt F, läßt sich korrigieren durch Verschieben des Detektors in die neue Fokalebene. Die Strecke L = F-.F«

läßt sich durch Einführen der Drift L berechnen:

5' = L - S = '21 0

12 L"S22 '22

0

16 '26

l

Aus der Bedingung

S16 Ö2 = folgt dann L =

-1+S11S26K

(IV.63)

Die "klassische" Methode des Verschiebens des Detektors wird am BIG KARL ersetzt durch Anpassen des auf s,^? wirkenden Quadrupels Q^? an die Kinematik, so daß gilt

3x

30, = s¹² _

= 0.

IV.2.3 Kinematische Defokussierung

Fig. IV.11 zeigt die Situation, wenn der einfallende Strahl im Punkt F, auf dem Target fokussiert ist, d. h. wenn b,? = 0. Der Reaktionswinkel d ist abhängig von der Divergenz 9-, vor dem Target:

= «LAB + er

Dies bewirkt über die Kinematik K die Impulsabweichung

62 ^{= K(}\AB ⁼ ' ^K0

und somit die Abweichung

x = - S16K01

in der Detektörebene. Einsetzen von eⁿ_l = die von e verursachte Abweichung

b_t!⁰¹x^ + b o 2l⁰⁰e + b o 26^oc 6 liefert für o

x = - S¹⁶b²² K • 0^Q (IV.64)

Target

Po

Fig. IV.11: Durch G, = b^??0 verursachte Impulsabweichung 6«

Target

Fig. IV.12: Kinematische Defokussierung

Gl. (IV.64) ist gerade der Beitrag des Koeffizienten

( I V . 6 5 )

für b,² = 0. Wegen Det ß = l ist b²² 4 0, so daß die Abweichung (IV. 64) durch Maßnahmen h i nter dem Target nicht zum Verschwinden gebracht werden kann (außer im trivialen Fall s^lfi = 0).

Nur durch Defokussieren des Strahls am Target kann der Koeffizient (IV. 65) zu Null gemacht werden (Fig. IV. 12): Der Fokus wird dabei in den Punkt F2

gelegt, so daß für den einfallenden Randstrahl (e-, i- 0) ebenfalls der Reak-tionswinkel = s. AB resultiert.

Die Distanz L = F-.F2 läßt sich ähnlich wie im letzten Abschnitt durch Auf-multiplizieren einer Drift L auf die vorhergehende Matrix B berechnen;

B1 = L - B '21 0

12 L-b22 '16 + L>b26\

b26 1

Fokus in F? bedeutet

in = io + L = 0

das heißt

L = - ^(IV.66)

Wegen

= s b T

S11^D12' - 0 ^(IV.67)

ist

12 ( I V . 6 8 )

so daß

L = - 16

S1 1 'T

( I V . 6 9 )

Das kinematische Defokussieren wird am BIG KARL mit Hilfe der beiden letzten Quadrupel-Doublets QB51 und QB61 des Strahlführungssystems durchgeführt.

IV.2.4 Dispersionsanpassung

Um von der Impulsunschä'rfe 6 des Zyklotronstrahls unabhängig zu werden, muß der Koeffizient

= Sllb16T - 516b26K + S16C (IV.70)

zum Verschwinden gebracht werden. Für gegebene Spektrographendispersion s.,6

und Vergrößerung s., muß also gelten:

'16 16

11

C ^k K

T " b26 T ^(IV.71)

Dies wird erreicht durch Anpassen der Dispersionsterme b,ß und b?ß der Strahl führung mit Hilfe der Quadrupole QB1 bis QB4, deren Einstellwerte durch eine TRANSPORT-Rechnung bestimmt werden.

V. DIE REAKTIONEN ¹⁰²Ru(d,p}¹⁰³Ru, ¹⁰⁴Ru(p,d)¹⁰³Ru

Zur Untersuchung der tiefliegenden Zustände von Ru wurden mit BIG KARL103 die (d,p)-Stripping- und (p,d)-Pick-up-Reaktionen bei Einschußenergien von E, = 45 MeV und E = 29 MeV gemessen. Die erreichte Auflösung von E/AE = 5000 reichte aus, um alle stark angeregten Zustände bis zu einer Anregungsenergie von l MeV aufzulösen. Für diese Zustände wurden Winkel Verteilungen im Bereich 0,^Aß = 4° - 43° aufgenommen ( V . 2 ) und eine DWBA-Analyse durchgeführt

( V . 3 ) . Wie in der Diskussion der Ergebnisse ( V . 4 ) gezeigt wird, ergibt sich eine gute Obereinstimmung mit früher durchgeführten Experimenten (Di 70, Fo 71) und darüber hinaus die Beseitigung von bisherigen Zweideutigkeiten in der Zuweisung von Spin und Parität einiger Zustände.

V.l EINLEITUNG

Das Rotationsmodell von A. Bohr (Bo 52) war sehr erfolgreich in der

Beschreibung der stark deformierten Kerne gerader Nukleonenzahl im Bereich der seltenen Erden und der Aktiniden. Durch Kombination mit dem Nilsson-Modell deformierter Potentiale (Ni 55} wurde es möglich, auch die Eigen-schaften der Kerne ungerader Nukleonenzahl in diesen Bereichen zu erklären.

She!ine (Sh 60) vermutete, daß auch im Bereich der Übergangskerne (A ~ 100) bei neutronenreichen Kernen (N £ 60) stabile Quadrupel-Deformationen auf-treten können. Anzeichen dafür wurden gefunden durch Messungen der durch die Spaltprodukte von Cf emittierten y-Strahlen (Jo 65, Ch 70). Weitere252 Bestätigungen ergaben sich aus der Beobachtung von Rotationsbanden (Le 71) und Quadrupolmomenten (No 73, Ge 74) bei neutronenreichen Ru-Isotopen.

Berechnungen der Potentialenergien für A - 100 (Ar 69, Ra 70, Fa 74) klassifizieren diese Kerne jedoch als "weich" gegenüber Deformationen, so daß für ungerades A die Deformation des Kerns stark vom Einteilchen-Zustand des ungepaarten Neutrons abhängt (Im 73). Es wurde vermutet (Ra 71, Im 73), daß der tiefliegende ll/2~-Zustand der neutronenreichen Ru-, Pd- und Cd-Isotope einer negativen (linsenförmigen) Deformation entspricht, im Gegensatz zu den Grundzuständen dieser Kerne, für die eine positive (zigarrenförmige) Deformation erwartet wird. Aufgrund der Auswahlregeln sollte daher der Zerfall dieses ll/2~-Zustandes in den Grundzustand stark behindert sein. Tatsächlich wurden für den isomeren 11/2 -Zustand in Ru eine Halbwertszeit von103

t, ,p = 1.7 ms gefunden (Kl 7 5 ) .

Die an mehreren Übergangskernen mit ungeradem A beobachteten Rotationsbanden werden in jüngster Zeit im sogenannten "rotational-aligned model" als

"decoupled bands" interpretiert (Kl 75, Re 75, Sm 76, Sm 79, Se 80): Das ungepaarte Neutron wird als vom Kernrumpf "entkoppelt" (d. h. minimal ge-koppelt) betrachtet, womit es im Wesentlichen zum "Zuschauer" der Bewegungen des Rumpfes wird. Die Rotationsbanden entstehen sodann aus der Überlagerung von Einteilchen-Zuständen mit dem Grundzustandsband des.Rumpfes. Mit diesem Modell konnten z. B. die auf den tiefliegenden 11/2"- und 7/2 -Zuständen aufgebauten Bande des Kerns Ru gut beschrieben werden.103

Trotz mannigfacher experimenteller und theoretischer Untersuchungen des typischen Übergangskerns Ru ist dessen Struktur noch nicht vollständig103 geklärt. Die meisten Experimente beruhen auf der Messung von Y-Obergängen, die nicht immer eine eindeutige Bestimmung von Spin und Parität der be-trachteten Zustände gestatten. Erst der Einsatz hochauflösender Magnet-spektrographen ermöglichte die Untersuchung komplementärer Transfer-Reaktionen (z. B. (d,p) und ( p , d ) ) , durch die solche Mehrdeutigkeiten geklärt werden können.

In Fig. V.l sind in einem Niveau-Schema des Kerns Ru die zur Zeit bekannten103 Zustände bis zu einer Anregungsenergie von ^ l MeV eingezeichnet. Mit dem Ziel, vorläufige Spin- und Paritätszuweisungen zu bestätigen und vorhandene Zweideutigkeiten (z. B. 7/2~-Zustand bei E = 297 keV) zu beheben, wurden

A

mit BIG KARL folgende Transfer-Reaktionen untersucht:

102Ru(d,p)¹⁰³Ru, E^d(LAB) = 45 MeV

104Ru(p,d)103Ru, E (LAB) = 29 MeV.

Dabei wurden die Einschußenergien E, und E so gewählt, daß auch Höchspin-Zustände angeregt wurden, gleichzeitig jedoch eine ausreichende absolute Energieauflösung (d. h. Linienbreite in keV) gegeben war.

3/2* 906

-Jf/\& 554 J^b

=^(5/2+) 548 J*^

"1" - 0.2 551.1"

(5/2)* 501.1 E

1/2* 432.9 3/2* 405.6 E

5/2* 346.4

(7/2)" 297.1 E

11/2" 239.7

Fig. V.l: Niveauschemata des Kerns 44^59. Die mit "E" bezeichneten Niveaus103, wurden zur Energieeichung verwendet (vgl. V . 2 . 2 ) .

V.2 EXPERIMENTE

V.2.l Durchführung der Experimente Als Target wurden verwendet:

in? ?

Ru, Dicke 50 pg/cm , Anreicherung 99 %

1D4 9

Ru, Dicke 46 pg/cm, Anreicherung 99.6 %

Beide Targets wurden durch Elektronenstrahl-Verdampfung (Ma 74) von Ruthenium-Metall auf Kohlenstoff-Backings hergestellt. Die Fläche der Targets betrug ca. 12 x 9 mm2 .

Die Einstellung von Strahlführungssystem und Spektrograph wurde wie in Kap. IV beschrieben durchgeführt:

- Der Doppel-Monochromator der Strahlführung wurde im dispersiven Mode betrieben und die Strahlanpassung zwischen Strahlführungssystem und Spektrograph gemäß einer TRANSPORT-Rechnung vorgenommen (vgl. Abschnitt

IV.2). Dabei mußte jedoch wegen der kleinen Breite der Targets auf das kinematische Defokussieren (IV.2.3) verzichtet v/erden.

- Anschließend erfolgten Optimierungen erster und zweiter Ordnung sowie das Einstellen des Detektorsystems (vgl. Abschnitt IV.1).

Damit wurde bei einem Raumwinkel von n = 0.6 msterad eine Auflösung von 8 - 1 2 keV (R^E = 4000 - 6000) bei (d,p)-Messungen und 5 - 8 keV (R^£ = 2800 -4500) für (p,d)-Messungen erzielt. Zur Aufnahme der Winkelverteilungen

wurden Laborwinkel zwischen 4° und 43° in Schritten von 2 - 5 . eingestellt.

Im (p,d)-Experiment mußte wegen der großen Dispersion (D = 20.5 cm/%) und der geringen Energie der zu analysierenden Deuteronen die Winkelverteilung in zwei Intervallen der Anregungsenergie (0 - 0.5 MeV und 0.5 - l MeV) gemessen werden, um den ins Auge gefaßten Bereich 0 ^ E < l MeV abzudecken.

A

Zusätzlich wurden Winkel Verteilungen der elastischen Streuungen

102Ru(d,d^o)¹⁰²Ru, E^d = 45 MeV

104Ru(p,p^o)¹⁰⁴Ru, E^p = 29 MeV

aufgenommen. Sie bildeten die Grundlage der in Abschnitt V . 3 . 3 diskutierten optischen Modellrechnungen.

V.2.2 Spektren und Datenauswertung

In Fig. V.2 und Fig. V . 3 sind Beispiele von Spektren für die (d,p)- bzw.

(p,d)-Reaktion bei verschiedenen Reaktionswinkeln e.^AB abgebildet.

Der Vergleich zwischen den (d,p)- und (p,d)-Spektren demonstriert deutlich die Selektivität dieser komplementären Transfer-Reaktionen: Bei der (d,p)-Stripping-Reaktion werden bevorzugt die Einteilchen-Zustände der ungefüllten Neutronenschalen besetzt, während durch die (p,d)-Pick-up-Reaktion eher Lochzustände angeregt werden/.

Zur Auswertung der Spektren wurden sämtliche Meßdaten mit Hilfe des

Programms MWPC off-line sortiert und mit SPT (s. Anhang A) die Schwerpunkte, Inhalte und Breiten der einzelnen Linien bestimmt. Anschließend v/urden mit dem Programm BKDAP (s. Anhang A) die relativen experimentellen querschnitte (-£} berechnet. Die absoluten experimentellen Wirkungs-querschnitte ergaben sich dann gemäß

( V . l )

wobei der Normierungsfaktor F durch Vergleich der elastischen Streudaten mit optischen Modellrechnungen (s. V.3.3) gewonnen wurde:

F = r ... (V.2)

Für die (absoluten) experimentellen Wirkungsquerschnitte wurde ein Fehler von + 10 % abgeschätzt, der sich aus folgenden Teilen zusammensetzt:

102Ru(d.p) Ru.E103 ^d =

-•

™

180-e,

^Qb

= 22,9°

in m r- CMCM-— ct

C 3 L^ ^ -_ - A | ^K f-r\ r^ tß CO Ul J Ll J ^

y j ^^ **^ ^^

c3 <Sp OOO C

c2 to S3 ö ölcj(

00 ro 3 C--S|

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Im Dokument KERNFORSCHUNGSANLAGE JÜLICH GmbH Institut für Kernphysik (Seite 77-98)