Утверждения, на основе которых базируется сильная аргументация

Основные состояния

   1. Основные состояния чётно-чётных ядер имеют спин/чётность 0⁺.

   2. Значение спина считается установленным точно, если оно получено при помощи таких методов как резонанс на атомных пучках, парамагнитный резонанс, спин-электронный "спин-эхо" резонанс и оптическая спектроскопия.

Гамма-переходы

   3. Согласие измеренного значения коэффициента одиночной конверсии с теоретическим значением для мультипольности, которое хорошо отделяется от значения для любой другой мультипольности, определяет мультипольность перехода.

   4. Во всех других случаях, если нет других оснований для назначения мультипольности, для установления мультипольностей перехода и коэффициента смешивания необходимо согласие двух или более измеренных коэффициентов конверсии или их отношений с теоретическими значениями.

   5. Так как E0-переходы могут идти только путём конверсии или образованием пары, то, если наблюдались фотоны, чистые E0 исключаются.

   6. Рекомендуемые верхние пределы на силы гамма-переходов (/_w, где _w - оценка Вайскопфа) для различных значений массовых чисел таковы.

                  /w (верхний предел)
           ---------------------------------
Переход*   A=6-44a$    A=45-150b,c    A>150d
E1 (IV)      0,3#    0,01      0,01
E2 (IS)e   100      300    1000
E3         100      100     100
E4         100      100@
M1 (IV)     10        3       2
M2 (IV)      3        1       1
M3 (IV)     10       10      10
M4                   30      10

*  'IV' и 'IS' означают изовектор и изоскаляр
@  /w(верхний предел)=30 для A=90-150
#  /w(верхний предел)=0,1 для A=21-44
$  /w(верхний предел)=0,003 для E1 (IS),
   10 - для E2 (IV), 0,03 - для M1 (IS), 0,1 - для M2 (IS)
a  Из 1979En05
b  Из 1979En04
c  Из 1981En06
d  Выведено M. J. Martyn из ENSDF
e  В супер-деформированных полосах E2-переходы могут иметь /w>1000.

Бета-переходы (см. 1973Ra10)

   7. Если log ft < 5,9, то переходы являются разрешенными: J=0 или 1, =no (чётность не изменяется). Сверхразрешённые (T=0) переходы 0⁺->0⁺ имеют log ft в диапазоне 3,48 - 3,50. Запрещённые по изоспину (T=1) переходы 0⁺->0⁺ имеют log ft > 6,4. Если 3,6 < log ft < 6,4, то переход не 0⁺->0⁺.

   8. Если log f^1ut < 8,5 (log f't < 7,4), то J=0,1; =yes или no.

   9. Если log ft < 11,0, то J=0,1; =yes или no или J=2; =yes.

  10. Если log ft < 12,8, то J=0,1,2; =yes или no.

  11. Если log f^1ut  8,5 (log f't  7.4) и если график Ферми имеет изгиб, соответствующий форм-фактору (p²+q²), то переход является первым уникально-запрещённым (J=2, =yes).

Смотрите раздел "Вероятность бета-распада".
Отметим, что log f^1ut =  log f't + 1,079.

Замечание: для нуклидов с заполненной оболочкой, или очень близких к заполненным оболочкам, значения могут быть меньше. Например, в районе около Z=82, верхний предел 5,9, приведённый в пункте 7, будет приблизительно 5,1.

-корреляция направлений

   12. Если экспериментальные значения коэффициентов -корреляций направлений составляют A₂+0,36 и A₄+1,1, то соответствующие последовательность спинов есть 020.

   13. Результаты () являются сильным основанием для исключения последовательностей спинов, для которых теоретические значения A₂ или A₄ лежат достаточно далеко вне экспериментального диапазона.

-корреляция направлений

  14. Если , то переход неразрешённый. Обратное неверно.

  15. Если A₄()0, то переход не является ни разрешённым, ни первым запрещённым.

  16. Если A₄()=0, то переход разрешённый или первый запрещённый.

-поляризационная корреляция

  17. Для разрешённых переходов

	-	A1()<0, если Ji=Jf
	+	A1()>0, если Ji=Jf
	-	A1()0, если Ji=Jf+1
		A1()<0, если Ji=Jf-1
	+	A1()0, если Ji=Jf+1
		A1()>0, если Ji=Jf-1

  18. Если A₃()0, то -переход неразрешённый. Обратное верно не всегда.

Угловое распределение

  19. В угловом распределении гамма-излучения из разрядки состояний, заселённых в реакциях с большим спином (с типовыми значениями /J=0.3, где - параметр заселения магнитного подсостояния):

1. Если A₂+0,3 и A₄-0,1, то, в общем, переход имеет J=2 (квадрупольный). (Такие-же значения A₂ и A₄ возможны и для переходов с J=0, D+Q, но такие переходы существенно реже. A₄=0 для J=0 определяет дипольный переход).
2. Если A₂-0,2 и A₄0, то переход, в общем, имеет J=1 (дипольный).
3. Если A₄>0, и A₂ приблизительно от +0,5 до -0,8, то переход имеет J=1, D+Q.

DCO отношение

   В угловом распределении (DCO) гамма-излучения из разрядки состояний, заселённых в реакциях с большим спином (с типичным значением /J=0,3, где - параметр заселения магнитного подсостояния).

  20. Для J=2, выстроенный квадрупольный как опорный переход:

1. R(DCO)1,0, то, в общем, переход имеет J=2 (выстроенный квадрупольный). (Такое же значение возможно и для J=0, дипольного, но такие переходы встречаются существенно реже).
2. Если R(DCO)0,5, то, в общем, переход имеет J=1 (выстроенный дипольный).
3. Если R(DCO) значимо отличается и от 0,5 и от 1,0, то переход имеет J=1 (или 0), D+Q.

  21. Для J=1; выстроенный дипольный как опорный переход:

1. Если R(DCO)2,0, то, в общем, переход имеет J=2 (выстроенный квадрупольный). (Такое же значение возможно и для J=0, дипольных, но такие переходы встречаются существенно реже).
2. Если R(DCO)1,0, то, в общем, переход имеет J=1 (выстроенный дипольный).
3. Если R(DCO) значимо отличается и от 2,0 и от 1,0, то переход имеет J=1 (или 0), D+Q.

Реакции

  22. Кулоновское возбуждение при низких энергиях в основном приводит к E2-возбуждению.

  23. Кулоновское возбуждение определяет J, если вероятность возбуждения находится в согласии с вычисленными значениями в Alder (1960Al23).

  24. Спин компаунд-состояния, полученного захватом теплового нейтрона, равен спину исходного ядра плюс или минус 1/2.

  25. Первичное гамма-излучение из реакции захвата нейтрона может быть E1, M1, E2 или M1+E2.

  26. Если угловое распределение в реакции однонуклонной передачи может быть описано одним значением L, то спин конечного состояния J_f может быть выражен через спин исходного состояния J_i (векторно)

        Jf = Ji + L + 1/2

  27. Если из векторного анализа однонуклонной реакции передачи следует явное преобладание либо J=L+1/2, либо J=L-1/2 и, если L - известно, то считается, что значение J установлено.

  28. В общем случае для состояний, заселяемых в реакциях с большим значением спина, спины увеличиваются с увеличением энергии возбуждения. Это является результатом того факта, что эти реакции имеют тенденцию к заселению ираст-состояний или близких к ним.

  29. Если угловое распределение может быть описано единственным значением L, то J конечного состояния связано с J исходного состояния (векторно) J_f = J_i + L, _fi=(-1)^L, в следующих случаях:

1. сильная группа наблюдается в реакциях (p,t), (t,p) и (³He,n) (подразумеваетcz, что сильные группы являются результатом передачи двух идентичных нуклонов в относительном s-состоянии);
2. сильная группа наблюдается в реакции с -частицей (⁶Li,d);
3. неупругое рассеяние (e,e') и (,').

  30. В реакциях с J=0⁺ мишени, налетающей и улетающей частицы, если выход группы при 0^o и 180^o:

1. ненулевой, то чётность конечного состояния (-1)^Jf;
2. нулевой при нескольких несвязанных значениях энергии, чётность конечного состояния (-1)^Jf+1.

  31. В реакциях с поляризованными частицами при J=1 в подсостоянии налетающих частиц с m=0, при J=0⁺ вылетающих частиц и мишени, если выход группы при 0^o и 180^o:

1. ненулевой, то чётность конечного состояния (-1)^Jf+1;
2. нулевой при нескольких некоррелированных значениях энергии, то чётность конечного состояния (-1)^Jf.

Области сильной ядерной деформации

   Систематическое проявление структуры ротационных полос в сильно-деформированных ядрах может оказать значительную помощь в приписывании J, так как можно также привлечь энергию уровня как один из аргументов. Зачастую это позволяет с уверенностью произвести назначение J уровню из данных, для которых, при отсутствии такой структуры, нельзя было бы вывести однозначное приписывание.

   32. Соображения, основанные на энергиях уровней. Если группирование состояний не является слишком сильным, то энергии наиболее низколежащих членов полосы могут быть выражены относительно простым соотношением (см. 1971Bu16 и ссылки в ней):

E(J,K)=AX+BX2+CX3+...+(-1)J+K(J+i){A2K+B2KX+...}

(1)

    где X=J(J+1)-K²

   Инерциальный параметр, A, проявляет систематическое поведение в различных областях сильнодеформированных ядер, что может быть полезно для приписания уровней ротационным полосам. В некоторых примерах (например, сильное Кориолисово связывание), когда значения A могут сильно отклоняться от систематического поведения, такие наблюдения могут быть полезны сами по себе, так как могут позволить установить наличие таких эффектов и, следовательно, помочь найти основания для приписани я ядерной конфигурации.

   В случае полос с K=1/2, параметр развязывания, который характерен для каждой такой полосы, даётся отношением A₁/A в формуле (1). Установление значения параметра развязывания предполагаемой полосы может оказаться полезным при назначении ей ядерной конфигурации, и наоборот.

  33. Разрешённые незаторможенные бета-переходы. В этой области бета-переходы, имеющие значения log ft < 5,0, классифицируются как "разрешённые незаторможенные" (au). Такие переходы происходят между одночастичными орбиталями, имеющими одни и те же асимптотические квантовые числа. В области "редких земель" (90N112, 60Z76), известно 4 таких орбитальных пары: [532], недалеко от начала этой области; [523], недалеко от середины этой области; [514], выше середины этой области; и [505] - в конце этой области,. Наблюдение au-перехода является определённым указанием на присутствие отдельной пары орбиталей.

  34. Кулоновское возбуждение. Если обнаружена последовательность уровней "ротационно-подобного" характера по энергиям, возбуждаемая с повышенной вероятностью, то это является основанием того, что эта последовательность (по крайней мере, несколько наинизших, до первого "бэкбендинга") образует ротационную полосу на базе основного состояния. Если вероятности E2-переходов являются большими (десятки единиц Вейскопфа или более) и сравнимыми друг с другом, то имеется основание рассматривать их как имеющих структуру полосы и приписать последовательные значения J, если спин хотя-бы одного уровня известен.

  35. Альфа-распад. Наблюдение "благоприятного" (не замедленного - ред.) альфа-перехода (HF<4) указывает на то, что оба вовлечённых состояния имеют одинаковую ядерную конфигурацию. Если последовательность уровней, связанных с заселяемым уровнем этим "благоприятным" переходом, имеет "ротационно-подобный" характер и эти уровни имеют значения HF, которые изменяются в соответствии с установленной тенденцией ротационных полос (1972El21), то эта последовательность может рассматриваться как образующая ротационную полосу, и её ядерная конфигурация та же, что и в распадающемся состоянии. Если значение J последнего состояния и его конфигурация известны, то можно считать, что соответствующие величины известны для полосы в дочернем ядре, и наоборот.

  36. Реакции однонуклонной передачи (инициированные лёгкими ядрами). Для реакций однонуклонной передачи, инициированных лёгкими ядрами (⁴He и более лёгкими), характерное поведение сечения взаимодействия среди членов ротационной полосы ("отпечаток") может использоваться для назначения набора уровней ротационной полосе основанной на данной Нильссоновской конфигурации с соответствующими J, при условии, что "отпечаток" хорошо согласуется с предсказанными волновыми функциями Нильссоновской модели и заметно отличается от ожидаемых других конфигураций в данном массовом диапазоне. (Этот метод даже более строг, если угловые распределения, дающие уникальные значения L, или векторную анализирующую способность, поддерживают назначения одному или более числу уровней.)

Высокоспиновые состояния

   При распаде высокоспиновых состояний, обычно появляющихся при реакциях на тяжёлых ионах или при образовании высоковозбуждённых состояний в реакциях деления или кулоновского возбуждения, мультипольности разряжающих состояний гамма-квантов и относительные спины и чётности уровней обычно определяются из угловых распределений, угловых корреляций (отношений DCO), линейных поляризаций и коэффициентов внутренней конверсии. Вдобавок, относительное расположение энергий уровней и увеличение гамма-интенсивностей с уменьшением энергии возбуждения, является важной информацией.

   37. Для сильнодеформированных ядер, когда наблюдается регулярная последовательность переходов с J=2 (выстроенные квадрупольные) при больших спинах как каскад, то такой последовательности может быть приписана общая полоса с E2 мультипольностью для всех переходов в каскаде. Подобная, но более слабая аргументация приложима для менее деформированных ядер, где общая последовательность уровней также связана выстроенными переходами с J=2 в каскаде.

   38. Для ядер, близких к сферическим, где наблюдаются переходы с регулярной последовательностью J=1 (выстроенные дипольные) при высоких спинах как каскад, то такая последовательность может быть приписана общей полосе с (M1) мультипольностью для всех переходов в каскаде. (Каскады с J=1 и E1 переходами могут наблюдаться в редких случаях - в ядрах, которые демонстрируют полосы с переменной чётностью или зеркальную симметрию.)

   39. В случае отсутствия данных по угловым распределениям/корреляциям регулярная последовательность переходов в каскаде может быть приписана общей структуре или полосе, если:
а) низколежащие уровни этой структуры имеют хорошо установленные значения спина и чётности и
б) существуют серьёзные основания считать, что при больших значениях энергий и спинов, полоса не меняет внутреннюю структуру по причине пересечения полос или других возмущений.

Альфа-распад

   40. Фактор замедления для альфа-переходов из основного состояния чётно-чётных ядер в основное состояние дочерних ядер по определению равен 1. Для ядер с нечётным A или нечётно-нечётных ядер значение фактора замедления 4 обозначает "благоприятные" альфа-переходы, и они связывают состояния, имеющие те же спин, чётность и ядерную конфигурацию.

   41. Для альфа-распада между двумя состояниями, одно из которых имеет J=0, изменение чётности даётся выражением =(-1)^J.

Протонная радиоактивность

   42. Спин и чётность уровня, проявляющего протонную радиоактивность и принадлежащего к околосферическому Z-чётному, N-нечётному ядру, могут быть приняты равными величинам J излучаемого протона, если:

   а) переход идёт на основное состояние дочернего ядра;

   б) значения J протона физически приемлемы, то есть, поддерживаются систематикой или вычислениями по оболочечной модели;

   в) вычисленное значение времени жизни относительно протонного распада для этих значений J меньше, чем полученное в эксперименте и

   г) вычисленное значение времени жизни относительно протонного распада для других физически возможных значений J много больше или много меньше, чем полученное в эксперименте.

Утверждения, на основе которых базируется слабая аргументация

    1. В тех случаях, когда гамма-кванты одной мультипольности "группируются" в одном районе на графике зависимости времён жизни от энергии, как это справедливо для M4, другим гамма-квантам, чьи времена жизни попадают в этот район, можно приписать соответствующую мультипольность.

    2. В тех случаях, когда "группировки" для двух мультипольностей, как, например, для M1 и E2, попадают в один район времён, то новым гамма-квантам, чьи времена жизни попадают в этот район, можно приписать любую из этих мультипольностей, или их смесь.

    3. Всякий раз когда J2, ощутимая часть гамма-переходов происходит посредством наименьшей возможной мультипольностью.

    Это утверждение основано на недостатке контрпримеров и наблюдении, что немногочисленные E2 гамма-кванты также медленны, как M3, немногочисленные M2 гамма-кванты также медленны, как E3, и так далее.

    4. Спин и чётность родительского состояния может быть выведен из измеренных свойств их предполагаемого изобарно-аналогового резонанса, и наоборот.

    5. Низколежащие состояния ядер с нечётным A имеют спины и чётности, следующие из оболочечной модели, за исключением областей деформированных ядер. Это утверждение более строго при поддержке значений силовой функции (C²S) в реакциях однонуклонной передачи.

    Здесь признаётся, что некоторые выводы оболочечной модели более сильны, чем другие. Например, оболочечная модель достаточно мягко отрицает, что J основного состояния 39-го протона будет 3/2^-, но достаточно серьёзно отрицает, что это состояние будет 3/2⁺. Однако, мы не включаем сюда это различие и рассматриваем всю аргументацию оболочечной модели как слабую.

    6а. Для низко-лежащих состояний нечётно-нечётных сферических ядер может быть полезны правила Нордхейма (1950No10):

J = j_p+j_n, если j_p=l_p1/2 и j_n=l_n1/2;
J = |j_p-j_n|, если j_p=l_p1/2 и j_n=l_n1/2.

    6б. Для возбуждённых состояний сильно-деформированных нечётно-нечётных ядер могут быть полезны правила Галлахера-Можковского (1958Ga27) для вывода относительных положений двух двухквазичастичных состояний, образуемых двумя различными спариваниями составных квазичастиц, при условии, что они подтверждаются ещё какими-либо основаниями. Так, для состояния, соответствующему параллельному расположению (=1) проекций (=1/2) внутренних спинов двух нечётных частиц, можно ожидать, что оно будет лежать ниже, чем при антипараллельном (=0) расположении. В частности, это может быть полезно при установлении значений J основных состояний и ядерных конфигураций нечётно-нечётных ядер.

(В сильно-деформированных чётно-чётных ядрах можно ожидать обратную картину, то есть, при =0 спаривание будет вести к более низколежащим состояниям, чем при =1. В этих ядрах, однако, экспериментальная ситуация менее прозрачна, так как двухквазичастичные возбуждения зачастую лежат выше или около щели, где плотность уровней высока и спаривания вибрационных возбуждений могут воздействовать различно на два двухквазичастичных состояния.)

    7. Утверждения, подобные пунктам 5 и 6, основанные на других моделях.

    8. Утверждения, основанные на интерполяции или экстраполяции тенденций, подмеченных в каких-либо районах ядер, таких как показано в 1971Bu16, 1972El21, 1977Ch27, 1990Ja11 и 1998Ja08 для районов "редких земель" и тяжёлых ядер.

    9. Все утверждения, связанные с ненаблюдением ожидаемых переходов.

    10. Правила, извлечённые из обзора 1972El21 по "неблагоприятным" альфа-переходам, могут использоваться для вывода конфигурации родительского или дочернего уровня, при условии, что конфигурация другого известна.

    11. Для магнитных моментов крайняя редкость чистых одночастичных состояний и наблюдение больших отклонений от g-фактора свободного нуклона в ядрах означает, что сравнение между экспериментом и оценками из 'Шмидтовских ограничений' (основанных на таких чистых состояниях) не даёт основания для назначения спина и чётности. Магнитные моменты или g-факторы, тем не менее, могут дать некоторые основания для назначений где предсказания для возможных альтернатив, сделанных с использованием g-факторов, основанных на локальных систематиках измеренных моментов, сильно отличаются.

    Для возбуждённых состояний 'коллективные' аспекты состояния часто дают существенный вклад в магнитный момент. Поправка g-фактора на этот вклад - это дело детальной теории и любые назначения, основанные на подразумеваемом g(коллективное)=Z/A должны рассматриваться с осторожностью.