Резонансные состояния и электромагнитные переходы в ядре 26Al тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ.

1. ОБЗОР ЖТЕРАТУРНЫХ ДАННЫХ О СВОЙСТВАХ ВОЗБУЖДЕННЫХ СОСТОЯНИЙ И ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ПЕРЕХОДОВ В ЯДРЕ 26А С

Актуальность проблемы. Изучение структуры резонансных состояний и свойств электромагнитных переходов легких ядер {А 40) с помощью реакций радиационного захвата и неупругого рассеяния протонов представляет собой одно из актуальных направлений ядерной физики. Это обусловлено тем, что в области так называемых низких энергий, где возможны радиационный захват и неупругое рассеяние протонов, все другие каналы реакций закрыты. Реакции радиационного захвата протонов атомными ядрами позволяют устанавливать свойства возбужденных состояний ядер в очень широком диапазоне энергий возбуждения. Благодаря плавному изменению энергии ускоренных протонов и высокой монохроматичности пучка возможно изучать в й реакции уровни ядра от близких к энергии связи протона до энергий гигантского резонанса. Состояния, расположенные выше энергии связи частицы, достаточно сложны. Поэтому направления исследования в резонансной области связаны с поиском и изучением относительно простых состояний, которые могут быть описаны в терминах частично-дырочных возбуждений или с помощью оболочечной модели. Зто изобараналоговые резонансы и гигантские резонансы различной мультипольности. Нечетно-нечетные ядра sd оболочки наименее изучены экспериментально и теоретически. Зто связано с тем, что эти ядра нестабильны, и поэтому изучение их свойств в реакциях с электронами и гамма-квантами не проводилось. А необходимость учета остаточного взаимодействия между нечетными протоном и нейтроном усложняет теоретические расчеты, 6 протонов Вр 1376, 1588, I65I, I70I, I7I6 кэВ и определены спины соответствующих резонансных состояний и коэффициенты смешивания по мультипольностям в гамма-переходах с этих резонансных состояний. 5. Впервые определены изоспины резонансных состояний ядра А в области энергий возбуждения 6,6-8,1 МэВ. Идентифицировано 18 изобараналоговых состояний. 6. Впервые изучен гамма-распад резонансо-подобной структуры в реакции я(р> (fj А /\Z 7. Впервые идентифицирован Ж-резонанс в ядре Научная и практическая ценность работы. Полученные в работе экспериментальные данные позволили найти распределение вероятностей электромагнитных переходов в резонансной области, идентифицировать М1-резонанс в ядре М Новые данные о положении М1-резонанса в нечетно-нечетных ядрах позволяют выяснить роль остаточного взаимодействия в формировании М1-резонанса и его фрагментации. Данные о вероятности перехода аналог-антианалог позволили получить значения параметра изоспинового расщепления и сравнить с модельными расчетами, 11центйфикация состояний типа поляризации остова позволила установить основную трехчастичнуго конфигурацию, ответственную за формирование таких состояний. Полученные данные могут быть использованы в расчетах звездного термоядерного синтеза, а также необходимы для удовлетворения запросов предприятий атомной энергетики и международного обмена, На защиту выносятся следующие результаты: 7,5 ZS I. Функция возбуждения реакции j(p>p) и энергетическое положение 26 резонансов, впервые обнаруженных в ос ядре ядра М Силы и схеш распада резонансных состояний в области энергий возбуждения 7,6-8,3 МэВ, предложенные впервые. 2. Анализ по статистической модели плотности уровней в резонансной области и вывод о том, что в рассмотренной области энергий возбувдения преобладают одночастичные степени свободы. 3. Угловые распределения гамма-лучей из реакции MQ(P> измеренные впервые. Спины резонансных состояний, коэффициенты смешивания по мультипольностям в гамма-переходах с резонансных состояний, значения вероятностей электромагнитных переходов и значения изоспина резонансных состояний. 4. Гамма-распад резонансо-подобной структуры в реакции lj(pi) АС и анализ вероятностей гамма-переходов типа аналог-антианалог и аналог-состояние поляризации остова в рамках частично-дырочного подхода оболочечной модели. 5. Энергетическое положение и тонкая структура Щ р е зонанса в ядре At Анализ полной М1-силы в рамках оболочечной модели ядра. Вывод о влиянии сия спаривания на раз* личие в положении М1-резонанса в нечетно-нечетных и четночетных ядрах sd гамма-квантов. Апробация результатов работы. Результаты работы докладывались на ХПХ-ХХХП Всесоюзных ежегодных совещаниях по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра,на конференции по оболочки. 6. Метод и программа расчета угловых распределений о ядерно-физическим исследованиям, посвященной 50-летию осуществления в СССР реакции расщепления атомного ядра в г.Харькове. Публикации. По теме диссертации опубликовано 7 статей и 7 тезисов докладов.I. ОБЗОР Ж Т Е Р А Т Ш Щ Х Д Ш Ш Х О СВОЙСТВАХ ВОЗБУЖДЕННЫХ СОСТОЯНИЙ И ЭЛЕКТРОМАГНИТНЬК ПЕРЕХОДОВ В ЯДРЕ hi В последние годы [1»2] реакция 9[Р) А привлекла внимание астрофизиков. Это связано с тем, что в метеорите Альенде был обнаружен [З] избыток устойчивого изотопа магния MQ (ПО сравнению с его средним содержанием в СолнечAt Оченой системе). Исследования показали, что этот избыток является следствием распада радиоактивного изотопа видно, что он должен был попасть в протосолнечную туманность за миллион лет до того, как начали затвердевать метеориты (таков период его полураспада). Сейчас появление изотопа 26 j /7J связывают со взрывом близкой сверхновой звезды. При таких взрывах температура повышается настолько, что в веществе начинается термоядерный синтез химических элементов, и в частности радиоактивного алюминия. ся с помощью реакции 7.6 At образуетM-At g fp>i() At в так называемом звездном цикле [3j. Этот цикл показан на рис. I. Так как MQ может образовываться при 2.6 распаде как основноR ГО состояния At it -J-/2 7,2. Ю л так и первого At t j/£ 6,4С<?АГ) то для поAt ж At в в ковозбужденного состояния нимания динамики звездного термоядерного синтеза необходимо знать отношение вероятности образования широкой области термоядерной температуры [2] Кроме того, возникновение жизни также связывают с содержанием At метах, так как простейшие органические молекулы, входящие в состав кометных ядер, способны при облучении к самоорганизации. К началу наших исследований наиболее полно были исследованы связанные состояния ядра At f4j. Энергии связанных состояний вплоть до энергии связи протона (J)>=6305 кэВ) определены с помощью реакций f9(p>b) At lji ,Р) AC, АС(р) А в работах [b-S], Гамма-распад связанных состояний изучался в работах [5,7,8,I0,IlJ в которых получены наиболее полные данные о коэициентах ветвления связанных состояний. Времена жизни связанных состояний ядра ht измерены методом ослабления Доплеровского сдвига в работах [5,8,10,12]. Спины и четности определялись как с помощью изучения угловых распределений гамма-квантов [7], так и с помощью Vv/В/1 анализа [13]. Для объяснения суще7.6 ствущей структуры связанных состояний ядра М привлекались оболочечная модель [9,13,14,15] ротационная модель [16] и модель Нильссона, учитывающая Коряолисово взаимодействие и остаточное взаимодействие [17]. Эти простые модели объяснили положение многих наблвдающихся уровней ядра А их спины, изоспины, четности, времена жизни. Стала более очевидной ротационная структура состояний ядра At Н а рис. 2 приведены известные к настоящему времени [16] ротационные полосы в At Изоспиновая структура уровней выяснена вплоть до 5 МэВ по энергии возбуждения [13]. Значительно меньше исследована резонансная область. Зто область от энергии связи протона (6,3 МэВ)до энергии связи нейтрона (11,3 МэВ). Основными реакциягли, которые применяются в исследованиях в этой области, являются реакции (р/ J C и i Р> р К началу наших исследований было известно 68 резонансных состояний [8] в области энергий возбуждения от 6,5 до 8,5 МэВ. Схемы распада резонансных состояний в области энергий ускоренных протонов с /э 1,7 МэВ определены в II работе [в]. При определении энергии гамма-квантов в этой работе учитывались поправки на потери отдачи и Доплеровский сдвиг. С ш ш резонансов в(/?,у ж р p}f реакциях определялись как из относительных измерений (относительно сил известных резонансов) [8], так и абсолютных измерений [1,2]. Силы резонансов определены в этих работах в области энергий ускоренных протонов с Ер 1,7 МэВ. Спины резонансных состояний определялись из анализа измеренных угловых распределений гамма-квантов [8,19]. К началу наших исследований были установлены значения спинов 7 резонансных состояний из 68, Такое положение, в отличие от соседних ядер sd-оболочкж, связано с тем, что спины связанных состояний ядра At (на которые происходит распад резонансных состояний) изменяются от 0" до 6 Поэтому в гамма-переходах с резонансных состояний могут встречаться не только диполъ-квадрупольные смеси, но и квадруполь-октупольные, а также смеси более высокого порядка. Это в свою очередь приводит к необходимости измерений угловых распределений гамма-квантов под большим числом углов, так как в угловом распределении может присутствовать коэффициент при Ре (cos б) в разложении по полиномам Лежандра. Коэффициенты смешивания по мультиполъностям гамма-переходов с резонансных состояний были известны только для двух резонансов о £р 316 кэВ и 388 кэВ fl9j. Спины этих резонансов определены из совместного анализа многих гаммапереходов. Применение такого метода связано с тем, что в теоретическом выражении для углового распределения гаммаквантов кроме неизвестного коэффициента смешивания по мулътипольностям, присутствуют еще три неизвестных параметра РГ З Pi V* Звездный MQA ЦИКЛ PS >fc 27 28 /3 I I Si Pc Рис. 1.2. Ротационные полосы в ядре At заселенности (спин основного состояния ядра мишени 5/2"). Изоспин состояний при Ер 316 кэВ и 388 кэВ определен из сравнения экспериментальных вероятностей гамма-переходов различной мультипольности с л Т 0 и д Т 1 с известными правилами отбора для нечетно-нечетных ядер и рекомендованными верхними пределами для вероятностей гамма-переходов [20]. Таким образом, существующие экспериментальные данные не позволяют получить распределение вероятностей электромагнитных переходов различной мультипольности в резонансной области ядра At. Т.е. не позволяют идентифицировать Ж резонанс, который находится в доступной для изучения с помощью pti реакции области; получить сведения об изоспиновом расщеплении в ядре At (переходы типа аналог-антианалог) хорошо известном в соседних ядрах; обнаружить состояния типа поляризации остова, привлекающие к себе большое внимание в последнее время.ОСНОВНЫЕ ВЫВОДЫ ТЕОРИИ РЕЗОНАНСНЫХ ЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ И ТЕОРИИ ЗЛЖТРШАГНИТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ 1,1. Ядерные реакции, вызываемые протонами низких энергий Отличительной особенностью ядерных реакций при малых энергиях является наличие хорошо выраженных резонансов в зависимости от энергии различных поперечных сечений. Эти резонансы отвечают определенным состояниям ядра, экспериментальное изучение которых позволяет получать сведения как о механизме ядерного взаимодействия, так и о конкретных свойствах атомных ядер, Такие хорошо выраженные резонансы наблвдаются с протонами, нейтронами, tC частицами в качестве бомбардирующих частиц. Для этой группы частиц энергия связи их в ядре значительно меньше, чем для дейтронов, тритонов и Не. Поэтому эти частицы наиболее часто используются для исследования резонансных ядерных реакций. Кроме того для многих ядер sd оболочки энергия связи протона значительно меньше энергий связи остальных частиц [21]. Поэтому в области энергий возбуждения 5-10 МэВ, радиационный захват и неупругое рассеяние протонов являются основными методами исследования возбужденных состояний этих ядер. Функции возбуждения i р и р pY реакций проявляют ярко выраженную резонансную структуру. Энергетическая зависимость сечения такой реакции вблизи изолированного резонанса описывается формулой Брейта-Вигнера[22]: у i C2.i; л},\(2Щ Гр Гр В этих формулах М VJWET (2.3) 1й- дебройлевская длина волны протона; BL энергия протона с массой в лабораторной системе отсчета; М масса ядра-мишени; Е энергия протона в системе центра масс; Вд наблвдаемая резонансная энергия (энергия, соответствующая максимуму поперечного сечения после введения поправки на толщину мишени); J и J спин резонансного состояния и спин ядра мишени соответственно; Г полная ширина наблвдаемого резонанса на половине высоты максимума, представляет собой сумму: Г"- Гр -Г 0 }f ные протонная и радиационная ширины соответственно. Наблвдаемая в эксперименте ширина резонанса Г зависит от полной ширины Г, энергетической неоднородности пучка А В р и толщины мишени следующим образом [2 2/: Л с UJyTJ кп (2.4) Если выполнено условие >Г >{йЕр у J (случай тонких мишеней), то функция возбуждения имеет вид резких, хорошо очерченных резонансов. Б противном случае кривая выхода реакции имеет вид ступенек (случай толстых мишеней). Истинная резонансная энергия равна разности между энергией, соответствующей максимальному выходу и половиной толщины мишени f22]. Энергия возбувденного состояния, соответствующего определенному резонансу, вычисляется из выражения: С/?Ь J где (2.5) О- энергия связи падающей частицы в составном ядре. Она эквивалентна энергии возбувдения над основным состоянием, которую имело бы ядро, если бы протон мог проникнуть в ядро при £р 0. Точность в определении энергии возбуждения £;с определяется, в основном, ошибкой в определении энергии протонов. 2.2. Вероятности электромагнитных переходов Свойства электромагнитного излучения хорошо известны. Поэтому электромагнитное излучение, сопровождающее распад возбужденных состояний атомных ядер, широко используется ДО1Я изучения структуры ядра. Возбуждение атомных ядер происходит в результате ядерных реахщий, альфа и бета-распадов. Если энергия возбуждения ядра больше энергии связи нуклона, то имеется конкуренция между вылетом нуклона и электромагнитным переходом, причем испускание гамма-кванта преобладает в том случае, когда испускание нуклона затруднено. Если энергия возбуждения ядра меньше энергии связи нуклона, то разрядка таких состояний происходит путем испускания гамма-квантов, электронов внутренней конверсии из оболочки атома или путем внутренней конверсии с образованием электрон-позитронных пар. Гамма-квант это частица с нулевой массой и спином, равным единице. Спин гамма-кванта ориентирован либо параллельно, либо антипараллельно импульсу (спиральность фотона h +1), и, следовательно, возможны только два состояния фотона с данным импульсом hc Состояние гамма-кванта Л его Состояний гамма-кванможно также определить, задавая угловой момент проекцию и волновое число тов с Д О не существует, поскольку для такого состояния проекция углового момента на любое направление должна быть равной нулю, а поэтому такое состояние должно соответствовать частицам со спиральностьго 0. Д и уи. где Для всякой совокупности величин Д существует два состояния гамма-кванта, каждое из которых можно характеризовать либо спиральностью ±1» либо четностью и X Кванты с заданными значениями Л либо магнитной УУД мув зависимости от четности этих чисел называют квантами либо электрической Д льтипольности, а именно: (2.6) Поскольку внутренняя четность гамма-кванта равна единице, о квантах типа /Д можно говорить как о квантах с орбитальным угловым моментом "эе Д а кванты типа В Л содержат составляющие с Д +1, отношение амплитуд которых равно С Л /С Л--О 18 В ядерных фотопроцессах длина волны гамма-кванта обычно велика по сравнению с радиусом ядра, т.е. 9-/ 6,1.10" А/2 £уМэВ (Я 1 2 А/ Ферми), и поэтому в длинноволновом приближении г у мультиполные моменты, связанные с квантами электрической и магнитной мультипольностей, принимают особенно простой вид. Так как амплитуда перехода при испускании (или поглощении) кванта данной мультипольности пропорциональна матричному элементу оператора мультипольного момента, то полная вероятность распада, просуммированная по магнитным подсостояниям гамма-кванта и конечного состояния ядра, выражается в длинноволновом приближении в виде f24j T(EWX;I,-U)---0JJ/JT где приведенная вероятность перехода f"B(£(M»). 27 В(Е(ми) Ь 2Ii4 \<Izh2\M(E(M)mihiy \<1г\\м(е(м)А1\Ьу\ не зависит от энергии перехода. (2.8) Спины и четности в начальном и конечном состояниях подчиняются определенным правилам отбора, вытекающим из законов сохранения момента количества движения и четности. Сохранение момента количества движения приводит к следующим цравЕлам отбора по спинам a сохранение четности требует: для электрических переходов для магнитных Приведенные вероятности электрического и магнитного излучений весьма чувствительны к ввду ядерных волновых функций. Поэтому экспериментальное изучение электромагнитного излучения дает ценные сведения о структуре ядра. Вероятность электромагнитного перехода связана с радиационной шириной уровня тривиальным соотношением Т(Е(М)Х) r-f/A (2.9) Пользуясь выражением (2.7), получаем следущие соотношения. для экспериментального определения приведенной вероятности из измеренных радиационных ширин: В(Е) 0.9Г/Е B(E3) 2,73fOY,/£/ BCMi) О, S6-:/oYf/£/ В(МЗ) Z.-IOT/E (2.10) Ейесь энергия гамма-кванта i должна быть взята в мегаэлектронвольтах; величины В Е X) в единицах е ферми величина Г в электронвольтах; В(М)) в единицах (ek/ZMc) ферми Общзгю формулу (2.7) можно использовать в любой модели ядра, ]д[я этого необходиню получить волновые функции и операторы перехода в соответствущих координатах. В простейшей, одночастичнои модели предполагается, что переход совершается однш,5 нуклоном, движущимся в центральном силовом поле с потенциалом, не зависящим от скорости. Нуклоны рассматриваются как точечные заряды с магнитными моментами. В такой модели приведенные вероятности одночастичных переходов принимают вид [24] Bo,(Bi-]rk);[zx4)<U}o\h{y <ii|rli (2.II) г(/;Н.)=(||]&-,)Д <i.i)o\uy2 <u\r\ly 2 Mi где j c-S полный угловой момент нуклона;< 2" I /д 4 коэффициент векторного сложения. При сравнении с экспершлентальными значениями вероятностей электромагнитных переходов, обычно пользуются приближенными вариантами выражений (2.II), так называемывли единицами Вайскопфа. Для этого, во-первых, радиальные интегралы <iz\ и заменяют приближенным выражением 3(jl-3j И что соответствует волновой функции, постоянной внутри ядра радиусом R и равной нулю вне его. Во-вторых, коэффициенты векторного сложения вычисляются для перехода между состояниями с iy= Я-*4 и 2." 2 третьих, для магнитных глультипольных переходов множитель Л С?2(Д" fej берут равным десяти. Тогда при радиусе R 1,2А ферми можно получить [24], что (2.12) ферми 2Д-2 Часто величину В\л/(МЛ) выражают в единицах ifjZj-M которая равна yuo 1,1.10"" ферми. В силу правил отбора по четности ирлеем для электрического перехода (£i +Л-Вг) четно. Для магнитного перехода: (ii-T.T-i) -четно. Приведенные выше формулы (2.II) получены для перехода единичного протона. Ввиду отсутствия у нейтронов заряда, согласно одночастичной модели, мультипольные переходы единичного нейтрона возможны лишь за счет эффекта отдачи или взаимодействия собственного магнитного момента с электромагнитным полем. Поэтому следовало бы ожидать, что вероятности переходов в нечетно-нейтронных ядрах должны быть значительно меньшими, чем в нечетно-протонных. Однако на опыте этого различия не обнаружено. "Однопротонные" формулы применяются в одинаковой мере и к протонным и к нейтронным переходам и к переходам любой другой природы. Так как представление об однопротонном, как и вообще об одночастичном переходе, сильно идеализированное, то и выражения (2.12), называемые "одночастичными оценками" следует рассматривать лишь как единицы измерения, удобные для сравнения вероятностей переходов друг с другом, не придавая им более глубокого смысла. Именно в этой роли они получили широкое распространение. Простейшее усовершенствование одночастичной модели оболочек состоит в учете наличия в оболочке других частиц (модель независимых частиц). Если оба состояния или одно из них определяются конфигурациями из нескольких частиц и при переходе эта конфигурация изменяется, то в модели нездвисимых частиц такой переход запрещен, так как при этом изменяются волновые функции более чем одной частицы. Но даже если переход совершается одной частицей, учет того обстоятельства, что некоторые подсостояния т в оболочке могут быть заняты (если оболочка частично заполнена), приводит к уменьшению вероятности перехода. Выражения для множителя, учитывающего уменьшение по сравнению с вероятностью, вычисленной по формулам (2.12), приводятся в работе [25j. В обобщенной модели ядра [26J предполагается, что нуклоны движутся почти независимо в общем среднем несферическом поле с медленно изменяющимся потенциалом. При этом движение нуклонов приблизительно

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Настоящая работа посвящена изучению структуры резонансных состояний и свойств электромагнитных переходов в ядре 26At с помощью реакций радиационного захвата и неупругого рассеяния протонов. Основные результаты данной работы могут быть сформулированы следующим образом:

25" 24"

1. Изучена функция возбуждения реакции (р, P'ti) ty в интервале энергий ускоренных протонов ЕР = 1,9-2,7 МэВ. Обнаружено 26 ранее неизвестных резонансов.

24"

2. Изучена функция возбуждения реакции MgfpjX) At в интервале энергий ускоренных протонов Ер = 1,7-2,0 МэВ и впервые определены силы II резонансов, расположенных в этой области.

3. Измерены гамма-спектры из реакции Mf(prf) № • Впервые предложены схемы распада резонансных состояний

О £ ядра At при Ер = 1342, 1354, 1744, 1748, 1766, 1774, 1776, 1813, 1830, 1835, 1901 кэВ.

4. Измерены угловые распределения гамма-квантов из реакции 25M<j(p>x)26At при энергиях ускоренных протонов

Ер = 953, 1376, 1588, 1651, 1701, 1716 кэВ. На основе анализа угловых распределений определены спины 6 резонанс

26 А/) ных состоянийи6связанных состояний ядра At с энергиями 3673, 4205, 4773, 5131, 5245, 5514 кэВ, Определены также коэффициенты смешивания по мультипольностям гамма-лучей, образующихся при распаде резонансных состояний. Из анализа полученных экспериментальных данных определены вероятности электромагнитных переходов с резонансных состояний.

5. Проведен анализ плотности уровней ядра At в резонансной области с применением статистической теории. Отмечается, что совпадение теоретических результатов с экспериментальными данными можно получить только в том случае, если учитывать зависимость плотности ядерных уровней от спина. Сделан вывод о том, что в рассмотренной области энергий возбуждения преобладают одночастичные степени свободы.

6. Анализ схем распада и приведенных вероятностей ди-польных гамма-переходов позволил установить изоспиновую структуру резонансных состояний в области энергий возбуждения 6,6—8, I МэВ. Впервые идентифицировано 18 изобараналого-вых состояний.

7. Рассмотрен гамма-распад резонансо-подобной структуры в реакции^5уJ 6/\Z . Резонансы при Ер = 1716, 1651, 1588 кэВ идентифицированы как состояния MI-резонанса. Получено распределение приведенных вероятностей гамма-пере

2* А Г) ходов в основное состояние ядра А с с резонансных состояний в области энергий возбуждения 6,7-8,1 МэВ. Резонанс при Ер = 1701 кэВ идентифицирован как d 3/2 - аналог. Определен из энергии изоспинового расщепления параметр изо-спинового взаимодействия Vi . Отмечается зависимость параметра V1 от структуры антианалогового состояния. Из анализа распада резонансного состояния при Ер = 1376 кэВ идентифицированы состояния типа поляризации остова с основной конфигурацией [d3/z(Si/z S</z)if] .

8. Полученное энергетическое положение MI-резонанса 2 6 в ядре At сравнивается с положением MI-резонанса в ядрах А/а иг , а также с положением в четно-четных ядрах sd - оболочки. Сделан вывод о том, что основной механизм, ответственный за положение MI-резонанса в нечетно-нечетных ядрах sd - оболочки, есть спин-орбитальное расщепление d - состояния { di/z ^ d ). Отличие в положении MI-резонанса для четно-четных и нечетно-нечетных ядер объясняется влиянием сил спаривания.

9. Разработаны метод и программа для анализа угловых распределений гамма-квантов.

Результаты исследований, изложенные в диссертации, опубликованы в работах [91-99].

В заключение выражаю глубокую благодарность научному руководителю доктору физико-математических наук Е.Г.Копанцу за постоянную помощь на всех этапах выполнения работы; младшему научному сотруднику Л.П.Корде за помощь при измерениях; лаборанту И.П.Колодяжному за подготовку электронной аппаратуры к работе и помощь в проведении измерений; Т.С.Назаровой за изготовление тонких напыленных мишеней; всему коллективу электростатического ускорителя за хорошую работу генератора; сотрудникам обслуживающим измерительный центр за помощь при подготовке электронной аппаратуры к работе.

1. Anderson M.R., Kennett S.R., Mitchell L.W. , Sargood D.G. Resonance strength, measurements and thermonuclear reaction rates for 25Mg( p, tf )26A1. - Hud. Phys., 1980,v. A 349, p. 154-164.

2. Anderson M.R., Mitchell L.\Y. , Sevior И.Е., Kennett S.R., Sargood D.G. Resonance strength measurements and thermopr p Сnuclear reaction rates for Mg(/>, У ) А1 (II). Nucl. Phys., 1982, v. A373, p. 326-340.

3. Lee Т., Papanastasion D. A., Wasserburg G.J. Aluminum26 in the early solar system: fossil or fuel Astrophys. J. , 1977, v. 211, p. 107-110.

4. Endt P.M., Van Der Leun C. Energy Levels of A=21-44 nuclei. Nucl. Phys., 1978, v. АЗЮ, p. 174-176.

5. Hausser 0., Anyas-Weiss N. Lifetimes and decay of the

6. MeV triplet in 26A1. Can. J. Phys., 1968, v. 46, p. 2809-2814.

7. Bissinger G.A., Quin P.A., Ghagnon P.R. A study of26ray transitions in Al. Nucl. Phys., 1968, v. A115, p. 33-48.

8. Bissinger G,A., Quin P.A., Chagnon P.R. Directionak correlation measurements in (•^He, p ft ) Al. Nucl. Phys., 1969, v. A132, p. 529-547.

9. De Neijs E.O., Meyer M.A., Reinecke J.P.L., Reitmann D.of.

10. The energy levels of "Al. Nucl. Phys., 1974, v. A230, p. 490.

11. Da Silva C.M., and Lisle J.C. The 2.07 MeV levels of 26A1. Uucl. Phys., 1968, v. A116, p. 452-464.

12. Gould C.R. , Jilley D.R. , Roberson N.R. Mean lifetimes of levels in 26A1. Phys. Rev., 1973, v. 07, p. 10681075.

13. Betts R.R., Fortune H.T., Pullen D.J. A study of 2бА1 Ъу the 25Mg (%e, d ) reaction. Uucl. Phys., 1978, v. A299, p. 412-428.

14. Cole B.J., Watt A., Whitehead R.R. The KVO interaction and band shifts in the sd-shell. Phys. Lett., 1973, v. 45B, p. 429-432.

15. Sharpey-Schafer J.P., Bailey D.C., Carr P.E., James А.Ж.,

16. Nolan P.J. , Viggars D.A. Evidence for а Кл 5+ Ground26-State Rotationak Band in Al. Phys. Rev. Lett., 1971, v. 27, p. 1463-1465.

17. Betts R.R., Fortune H.T. Comment on the Existence of9 fi

18. Rotationak structure in Al. Phys. Rev., 1973, v. C7, p. 1257-1259.

19. Wasielewski P., Malik F.B. Application of the unifiedpp Of}model with Coriolis coupling to Жа, Al and -'P. -Nucl. Phys., 1971, v. A160, p. 113-136,

20. Elix K. , Becker H.W. , Buchmann L., Gorres J., ICettner K.U., Wiescher Ы., Rolfs C. Search for low-energy resonances in 25Mg( p, у )2бА1. Z. Physik, 1979, v. A293,p. 261-268.

21. Hiermann P., Tanahy Z.E., Glasner K., Seliwenzel I., Kulilmann E. T=1 Atates in coAl. 2. Physik, 1980, v. A296, p. 263-271.

22. Endt P.M., Van der Leun G. Nucl. Data Tables, 1974, v. 13, p. 67.

23. Кравцов В.А. Массы атомов и энергии связи ядер.

24. М.: Атомиздат, 1965. 374 с.

25. Гоув Г. Резонансные реакции. Экспериментальная часть.- В кн.: Ядерные реакции / Под ред. П.М.Эндта и М.Демё-ра. М.: Госатомиздат, 1962, с. 251-308.

26. Fowler W.A., Lauritsen С.С., Lauritsen Ш. Gamma-Roda-tion from Excited states of light Nuclei. Rev. Mod. Phys., 1948, v. 20, p. 236-277.

27. Бор 0., Моттельсон Б. Структура атомного ядра. т. I. -М.: Мир, 1971. 456 с.

28. Гепперт-Майер М., Иенсен И.Г.Д. Элементарная теория ядерных оболочек. М.: Изд-во иностр. лит., 1958,- 318 с.

29. Бор 0., Моттельсон Б. Структура атомного ядра. т. 2. -М.: Мир, 1977, 664 с.

30. Айзенберг И., Грайнер В. Модели ядер. Коллективныеи одночастичные явления. М.: Атомиздат, 1975. - 454 с.

31. Варшалович Д.А., Пекер Л.К. Особенности деформированных нечетно-нечетных ядер с К = 0. Изв. АН СССР, сер. физ., 1961, т. 25, с. 287-296.

32. Нипьссон С. Связанные состояния индивидуальных нуклонов в сильно деформированных ядрах. В кн.: Деформация атомных ядер /Под ред. Л.А.Слива. М.: Изд-во иностр. лит., 1958, с. 232-304.

33. Войханский М.Е. Радиационные переходы в обобщенной модели ядра. В кн.: Гамма-лучи /Под ред. Л.А.Слива. М.: Изд-во АН СССР, 1961, с. 44-83.

34. Войханский М.Е., Пекер 1.К. 0 правилах отбора дляи переходов в нечетно-нечетных ядрах. - Изв. АН СССР, сер. физ., 1961, т. 25, с. 297-308.

35. Наумов Ю.В., Крафт О.Е. Изоспин в ядерной физике. -1.: Наука, 1972, 179 с.33» Skorka S.J. , Hertel J., Retz-Schmidt. Nuclear Data. Sect. A2, 1966, p. 347.

36. Morpurgo G., Inhibition of Ш1 transitions with

37. T=0 in self-conjugate nuclei. Phys. Rev., 1958, v. 110, p. 721-725.

38. Warburton E.K. Inhibition of magnetic dipole radiation and the identification of T=1 states in light, self- conjugate nuclei. Phys. Rev., 1959, v. 113, p. 595-601.

39. Наумов Ю.В., Крафт О.Е. Гамма-распад аналоговых резонансов. ЗЧАЯ, 1975, т. 6, с. 892-970.

40. Anderson J.D., Wong С., McClure J.W. Coulomb Displacement Energies Derived from the (p, П ) Isobsric Reaction . Phys. Rev. , 1965, v. 138, p. 615-618.

41. Gaarde C., Kemp K., Petresch C., Folkmann F. Gamma49-ray decay from the anakjgye state of the ^Ca. -Nucl. Phys., 1972, v. A184, p. 241-252.

42. Борзов Й.Н., Камерджиев С.П. Гигантские мультипольные резонансы в ядрах. Изв. АН СССР, сер. физ., 1977, т. 41, с. 4-16.

43. Вдовин А.И. Резонансы и резонансо-подобные структуры в сферических ядрах. Изв. АН СССР, сер. физ., 1979,т. 43, с. 2018-2031.

44. Pagg L.W. Electroexcitation of nuclear magnetic dipole transitions. Rev. Mod. Phys., 1975, v. 47, p. 683711.

45. Kohno M., Sprung D.W.L. Quenching of the electromagnetic M1 strength due to the first order mesonic andground state correlation effects. Phys. Rev., 1982, p. 297-322.

46. Фогт 3. Резонансные реакции. Теоретическая часть. В кн.: Ядерные реакции / Под ред. П.М.Эндта и М.Демера. М.: Госатомиздат, 1962, с. 208-250.

47. Фергюсон А. Методы угловых корреляций в гамма-спектроскопии. М.: Атомиздат, 1969. - 253 с.53« Rosw H.J., Brink D.M. Angular Distributions of Gamma

48. Rays in Terms of phase-Defined Reduced Matrix Elements. Rev. Mod. Phys., 1967, v. 39, p. 306-347.

49. Winn W.G., Sarantites D.G. Directional-correlation attenuation factors for Ge(Li) ^ ray detectors. - Kucl. Instrum and Meth., 1968, v. 66, p. 61-69.

50. Gamp D.C., Van Lehn А.Ь. Finite solid-angle corrections for Ge(Li) detectors. - Nucl. Instrum. and Meth.,1969, v. 76, p. 192-240.

51. Соколов C.H., Сшгин И.Н. Нахождение минимумов функционалов методов линеаризации. Препринт ОШИ, ВД-810, Дубна, 1961. - 35 с.

52. Худсон Д. Статистика для физиков. М.: Мир, 1970. - 256 с.

53. Wapstra А.Н., Nijgh G.J., Van Lieshout R., Nuclear spectroscopy tables. North-Holland publishing company, .Amsterdam, 1959. - 286 p.

54. Wapstra A.H., Gove N.B. Nucl. Data, 1971, v. A9, p. 265.

55. Ставинский B.C. Плотность уровней атомных ядер. ЭЧАЯ, 1972, т. 3, с. 832-893.

56. Ericson Т. A statistical analysis of excited nuclear states. Nucl. Phys., 1959, v. 11, p. 481-491.

57. Gilbert A., Cameron A.G.W. A composite nuclear-level density formula with shell corrections. Can. J. Phys. 1965, v. 43, p. 1447-1496.

58. Newton T.D. Shell effects on the spacing of nuclear levels. Can. J* Phys., 1956, v. 34, p. 804-829.

59. Gilbert A., Chen F.S., Camerton A.G.Y/. Level densities in lighter nuclei. Can. J. Phys., 1965, v. 43,p. 1248-1258.

60. Малышев А.В. Плотность уровней и структура атомных ядер. М.: Атомиздат, 1969. - 86 с.

61. Nemirovski Р.Е., Adamchuk YV.V. Neutron and protonpair interaction energy. Nucl. Phys., 1962, v. 39, p. 551-562.

62. Шубин Ю.Н. Плотность уровней атомных ядер. Препринт ФЭЙ-102, 1967. - 42 с.

63. Шубин Ю.Н. Статистические методы в теории ядра. -ЭЧАЯ, 1974, т. 5, с. I023-1074.

64. Бирюков Н.С., ЗКуравлев Б.В., Руденко А.П., Сальников О.А., Трыкова В.И. Параметр спиновой зависимости из угловых распределений нейтронов в (р,п) реакциях. -Я.Ф., 1979, т. 30, с. 26-29.

65. Endt P.M., Van der Leun С. Energy Levels of A=21-44 nuclei. Mucl. Phys., 1974, A235, p. 27-55.

66. Skorka S.V., Hertel J., Retz-Schmidt T.W. Hucl.Data. Sect. A2, 1966, p. 346.

67. Доля Г.П., Качан А.С., Шляхов Н.А., Тутубалин А.И. Параметры спинового распределения из дифференциальных сечений ( п,<к ) реакций. - ВАНТ. Серия: Общая и ядерная физика, 1977, вып. 1(18), с. 21-25.

68. Копанец Е.Г., Львов А.Н., Мигаленя В.Я., Костин В.Я. Коваль А.А., Цытко С.П. Радиационный захват протонов

69. Watson D.D., Manthuruth.il J.С., Lee F.D. Isobaric ana25log states in Ci e Phys. Rev., 1967, v. 164, p. 1399-1407.

70. Betts R.R., DiCenzo S.B., Mortensen Ы.Н., White R.L. Evidence for the excitation of giant resonances in heavy-ion inealastic scattering. Phys. Rev. Lett., 1977,v. 39, p. 1183-1187.

71. Lam S.T., Litherland A.E., Azuma R.E. Study of the = 1,724 MeV resonance in the 27A1( p, X )28Si reaction. -Can. J. Phys., 1971, v. 49, p. 685-703.

72. Kurath D. Triaxial shapes for sd-shell nuclei. Phys. Rev., 1972, v. c5, p. 768-772.16

73. Arima A., Strottman D. Magnetic dipole strength in 0. Phys. Lett., 1980, v. 9бВ, p. 23-25.

74. Вдовин А.И., Соловьев В.Г. Квазичастично-фононная модель ядра. Ш. Однофононные состояния в сферических ядрах. -ЭЧАЯ, 1983, т. 14, с. 237-285.

75. Вдовин А.И., Стоянов Ч., КЩин и.П. Распределение силы Ж-переходов в сферических ядрах при больших энергиях возбуждения. Изв. АН СССР, сер. физ., 1978, т. 42, с. 2004-2009.

76. Chambon В., Desgrolard Р., Drain D., Lambert Ш., Регsehaye N. Elastic and inelastic proton scattering from21 ?2

77. Ne and T=1 energy levels in Na. Phys. Rev., 1975,v. G12, p. 1-13.

78. Kcinonen J., Riihonen M., Anttila A. Absolute resonancestrengths in the 20,21,22Ne(/>, Jf )21'22'23Ua and21Ke reactions. Phys.Rev., 1977, v.c15,p. 579-586.

79. Berg H.L., Hietzke W. , Rolfs C., Winkler H. Proton induced resonances on 21Ne. Uucl. Phys., 1977, p. 168-188.

80. Костин В.Я., Копанец Е.Г., Коваль А.А., Львов А.Н., Ми-галеня В.Я., Цытко С.П. Уровни ядра Р при Евозб= = 7,5*8,5 МэВ. УМ, 1972, т. 17, с. 495-498.

81. Harris G.J., Hyder А.К., Walinga J. Properties of levels from the reaction 2^Si( p, % Phys. Rev., 1969, v. 187, p. 1413-1444.

82. Костин В.Я., Копанец Е.Г., Коваль А.А., Львов А.Н., Мигаленя В.Я., фтко С.П. Гамма-распад резонансных уровней ядра30Р . УФЖ, 1976, т. 21, с. 1090-1094.

83. Костин В.Я., Копанец Е.Г., Коваль А.А., Цытко С.П.,

84. Ml состояния в легких ядрах. Тезисы докладов ХХУШ совещания по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра. Л., Наука, 1978, с. 141.

85. Качан А.С., Костин В.Я., Копанец Е.Г. К вопросу о совместном анализе угловых корреляций в ( Р, X ) и (/>,/>'<Г ) реакциях. - ВАНТ. Серия: Общая и ядерная физика, 1979, вып. 2(8), с. 5-6.

86. Копанец Е.Г., Качан А.С., Корда Л.П., Цытко С.П., Тутакин

87. Копанец Е.Г., Качан А.С., Корда Л.П. Изучение углового распределения гамма-излучения из реакции 2SM$(p, х) № . Изв. АН СССР, сер. физ., 1981, т. 45, с. 2157-2159.

88. Качан А.С., Копанец Е.Г., Корда Л.П. Изучение резонан25са при ЕР 1651 кэВ в реакции № •

89. ВАНТ. Серия: Общая и ядерная физика, 1981, вып. 2(16), с. 34-36.

90. Качан А.С., Копанец Е.Г., Корда Л.П. Резонансные сос1. Pfiтояния ядра А t . В кн.: Физика атомного ядра и элементарных частиц, ч. 2. М.: ЦНИИатоминформ, 1983, с. II9-I23.

91. Качан А.С., Копанец Е.Г., Корда Л.П. М1~резонанс в нечетно-нечетных ядрах sd оболочки. - Изв. АН СССР, сер. физ., 1984, т. 48, с. II6-II8.

92. Качан А.С., Антуфьев Ю.П., Корда Л.П., Хомяков Г.К.,

93. Водин А.Н., Копанец Е.Г. Резонансо-подобная структура в 16 лйядре At . ВАНТ. Серия: Общая и ядерная физика, 1984, вып. 2(27), с. 91-95.