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本次实验在兰州重离子研究装置上完成的[24],从分离扇回旋加速器引出能量为80.6 MeV/u的32S初级束,轰击厚度为1 581 μm的9Be靶,发生弹核碎裂反应。产生的次级束进入兰州放射性束流线[25],利用两段反对称双消色差传输结构,通过调节磁刚度(Bρ),分离和纯化目标核束流,并将其传输至探测阵列开展实验。采用能损(ΔE)-飞行时间(TOF)方法进行次级束的粒子鉴别,其中ΔE由四分硅探测器(Quadrant Silicon Detector, QSD)给出,TOF由位于T1和T2靶室内的塑料闪烁体探测器给出。根据RIBLL1的设置,采用LISE++软件进行模拟[26],并比对
$\Delta E {\text{-TOF}}$ 二维图,给出粒子鉴别情况。如图1所示,目标核29S与其他反应产物之间有较好的区分度,给后续数据分析工作带来了极大的优势。29S的平均纯度为 1.35%,平均流强为17.9 pps(particles per second)。实验所采用的阻停-衰变探测器阵列可分为三部分[16]:1) 位于阵列中心的3块双面硅微条探测器(Double-sided Silicon Strip Detector, DSSD);2) 位于DSSD下游的3块四分硅探测器;3) 环绕硅探测器的5个Clover型高纯锗探测器(high-purity germanium, HPGe)。表1为探测器阵列中硅探测器的型号及厚度汇总,DSSD及QSD的有效探测尺寸均为50 mm×50 mm,其中DSSD为16×16构型,条宽3 mm,条间距0.1 mm。采用不同厚度的硅探测器是为了兼顾衰变事件的探测效率和能量分辨,形成优势互补,以实现稀有衰变事件的实验测量[16-17]。通过调整降能片厚度,使次级束中的29S穿过DSSD1,停阻在DSSD2和DSSD3中,计数分别为
${9.1 \times 10^4}$ 和$1.3 \times 10^5$ 。DSSD2是最薄的W1型DSSD,厚度仅有40 μm,对$ \beta $ 粒子的探测效率极低,且阻停的29S统计量较小,不适合用于$ \gamma $ 符合,因此,文中$ \gamma $ 数据的分析基于停阻在DSSD3中的29S衰变事件。高纯锗探测器具有较好的$ \gamma $ 能量分辨率,用于测量丰质子核29S的$ \beta $ 延迟发射的$ \gamma $ 射线。本次实验采用的实验装置及设置的详细信息可参考已发表文献[16-17]。表 1 本次实验所用探测器阵列中硅探测器的型号及厚度
探测器名称 探测器型号 探测器厚度/μm DSSD1 MICRON W1 142 DSSD2 MICRON W1 40 DSSD3 MICRON W1 304 QSD1 MICRON MSQ25 1 546 QSD2 CIAE 300 QSD3 CIAE 300 -
DSSD3上每一个像素格(x-y)内所记录的注入事件的时间戳和其衰变的时间戳直接相减,获得该事件的衰变时间。29S的
$ \beta $ 衰变子核29P的衰变模式为$ \beta^{+} $ [27],因此,为使29P的$ \beta $ 衰变对衰变时间谱无贡献,选取DSSD3上能量高于1 MeV的$ \beta $ p衰变事件,绘制29S的衰变时间谱,如图2所示。真实的注入-衰变事件遵从指数衰减规律,考虑到偶然符合所形成的常数本底,采用式(1)所示的指数衰减加常数本底的函数拟合衰变时间谱,拟合方式采用极大似然方法(Maximum Likelihood Fit),拟合误差以统计误差为主:$$ y = A {{\rm{e}}}^{-\frac{t{\rm ln} 2}{T_{1/2}}} + B , $$ (1) 与之前研究工作(195(8) ms[28]、180(10) ms[29]、187(6) ms[21])相比,本工作所测定的半衰期为183(4) ms,在误差范围内一致且精度更高。
$ \gamma $ 射线的探测由环绕在硅探测器周围的5个高纯锗探测器完成。在束流实验前,采用四个标准$ \gamma $ 放射源(60Co、133Ba、137Cs、152Eu)对高纯锗探测器进行能量刻度。在束流实验过程中,选用次级束流中具有较高统计量且有可靠文献数据的25Si[30]、26P[31]、22Al[32]三个核,比对这三个核的$ \beta\gamma $ 实验数据和绝对强度,对高纯锗探测器进行$ \beta\gamma $ 绝对探测效率刻度[16]。将高纯锗探测器测量到的
$ \gamma $ 射线与DSSD3内29S衰变发射的$ \beta $ 粒子进行符合,得到如图3所示的$ \gamma $ 射线谱。这是首次获得的29S的$ \beta $ 延迟$ \gamma $ 谱,共有6个$ \gamma $ 峰。除正负电子湮灭产生的511 keV 峰外,每个峰的中心能量及来源核均标记在$ \gamma $ 峰的上方。将$ \gamma $ 射线谱和29S衰变发射的$ \beta $ 粒子进行符合,通过衰变信号的能量即可选出其中的$ \beta \gamma $ ,从而实现$ \beta \gamma$ 和$ \beta {\rm{p}} \gamma $ 的区分。对每一$ \gamma $ 峰进行半衰期检验,可以确认1 779 keV的$ \gamma $ 峰为29S经由$ \beta $ 延迟质子衰变布居到28Si的第一激发态退激到基态的$ \gamma $ 跃迁过程中产生。4个峰(1 038 keV、1 383 keV、1 953 keV、2 423 keV)由目标核29S经由$ \beta $ 衰变布居到子核29P的激发态退激产生。各个$ \gamma $ 跃迁的绝对强度根据下式计算:$$ I_{\gamma}^{} = \frac{N_{\gamma}^{}}{N{_{\rm impl}}^{}\cdot\varepsilon_{\beta\gamma}^{}} $$ (2) 式中:
$ N_{\gamma}^{} $ 为实验中所测得的该峰的$ \gamma $ 计数;$ \varepsilon_{\beta\gamma}^{} $ 为该能量下的绝对探测效率;$ N_{\gamma}^{}/\varepsilon_{\beta\gamma}^{} $ 的值即为该$ \gamma $ 峰所对应的修正后的绝对计数;$N{_{\rm impl}}^{}$ 为注入DSSD3的29S的总计数。表2给出了本次实验所测得的$ \gamma $ 射线的能量($ E_{\gamma}^{} $ )、绝对强度($ I_{\gamma}^{} $ )及$ \gamma $ 跃迁的初态($E_{\rm i}^{}$ )、末态($E_{\rm f}^{}$ )能级。其中,初态($ E_{\rm i}^{} $ )、末态($E_{\rm f}^{}$ )能级根据本次实验的$ \gamma $ 数据计算得到,本工作测得的29P的激发能与NDS的数据编评值[33]一致。表 2 29S的
$\beta$ 延迟$\gamma$ 的能量、绝对强度及初末态能级能量$E_{\gamma}^{}$/keV 绝对强度$I_{\gamma}^{}$% 初态能级$E_{{\rm{i}}}^{}$/keV 末态能级$E_{{\rm{f}}}^{}$/keV 1038(1) 2.6(12) 2423(2) 1384(2) 1383(1) 27.4(21) 1384(2) 0 1953(1) 4.3(7) 1953(2) 0 2423(1) 16.2(16) 2423(2) 0 29P的质子分离阈之上的能级退激以质子发射为主,
$ \gamma $ 退激的比例很小。以29P最低的$ T = 3/2 $ 态为例,该态通过发射质子退激是同位旋禁戒的,具有相对较高的$ \gamma $ 衰变宽度,但该态的$ \gamma $ 衰变宽度仅为总衰变宽度的0.22%[21, 34]。因此,29P质子分离阈之上的高激发态通过发射$ \gamma $ 射线退激布居到本实验所测得能级的强度可忽略不计。$ I_{\beta}^{} $ 表示$ \beta $ 衰变布居到质子束缚态的分支比,可由下式计算:$$ I_{\beta}^{} = I_{{\rm{out}}}^{}-I_{{\rm{in}}}^{} , $$ (3) 其中:
$ I_{{\rm{out}}}^{} $ 为从该能级退激的$ \gamma $ 绝对强度之和;$ I_{{\rm{in}}}^{} $ 为高能级退激到该能级的$ \gamma $ 绝对强度之和。参考NDS可知[33],1 038 keV和1 383 keV由29P的2 423 keV能级级联退激过程产生。由于2 423 keV→1 953 keV所产生的469 keV的$ \gamma $ 射线强度较小,本次实验中未观测到,参考NDS提供的2 423 keV能级退激分支比数据,根据本次实验测得的2 423 keV→1 384 keV和1 384 keV→0 keV的$ \gamma $ 强度数据,算得2 423 keV→1 953 keV的强度应为0.8(7)%。同理,可由1 953 keV→0 keV的$ \gamma $ 强度算得1 953 keV→1 384 keV的强度应为0.4(1)%。以1 384 keV的能级为例,该能级的
$ I_{{\rm{out}}}^{} $ 为1 384 keV→0 keV的27.4(21)%,$ I_{{\rm{in}}}^{} $ 为2 423 keV→1 384 keV的2.6(12)%和1 953 keV→1 384 keV的0.4(1)%,由式(3)计算可得,29S经由$ \beta $ 衰变布居到29P的1 384 keV能级分支比为24.4(24)%。同理,对其他能级进行同样的分析,结果汇总如表3所列,可得29S经$ \beta $ 衰变布居到29P质子束缚态的总分支比为47.9(34)%。由Vieira等[21]研究可知,29S布居到29P质子非束缚态的总分支比为47(5)%,可推算布居至束缚态的总分支比为53(5)%,与本文结果一致。表 3 29S由
$\beta$ 衰变布居到29P能级及分支比能级/keV $J^{\pi}$ $I_{\beta}^{}$/% 1384(2) 3/2+ 24.4(24) 1953(2) 5/2+ 3.9(10) 2423(2) 3/2+ 19.6(21) 29S的基态自旋宇称为5/2+,根据
$ \beta $ 衰变选择定则,倾向于布居到29P中$ J^{\pi} $ = 3/2+,5/2+和7/2+的态。而29P的基态为1/2+,经二级禁戒跃迁才可能由$ \beta $ 衰变直接布居至该态,由Baman等[35]工作可知,该过程的log$ ft $ >11.0,对应的分支比小于$6 \times 10^{-5}$ %[21],因此,29S直接衰变至29P基态的分支比可忽略不计。根据上述分析,推得29S的部分衰变纲图如图4所示,图中的蓝色箭头代表对应的
$ \gamma $ 跃迁过程,29P的能级能量、$ \beta $ 衰变布居到该能级的分支比及自旋、宇称标注在对应能级旁。一对镜像核相似能级之间的能级差称为镜像能差(Mirror Energy Difference, MED),是同位旋对称性破缺的重要标志[36-38],其定义为
$$ {{\rm{MED}}} = E_{{\rm{x}}}^{}(J^{\pi},T_{Z}^{} = -T)-E_{{\rm{x}}}^{}(J^{\pi},T_{Z}^{} = T) , $$ (4) $ E_{{\rm{x}}}^{}(J^{\pi},T_{Z}^{}) $ 表示自旋、宇称为$ J^{\pi} $ 、同位旋第三分量为$ T_{Z}^{} $ 的态的激发能。MED的绝对值越大,即两相似能级之间的能级差越显著,同位旋对称性破缺越大。同位旋对称性破缺程度还可用镜像不对称参数$ \delta $ 定量描述,$\delta = ft^{+}/ft^{-}-1$ ,其中,$ ft^{\pm} $ 分别对应29S/29Al的$ \beta^{\pm} $ 比较半衰期,是反映$ \beta $ 衰变跃迁类型的物理量,$ f $ 为相空间因子,$ t $ 为该衰变分支的半衰期。若$ \delta $ = 0,则代表同位旋对称性未破缺,反之,$ \delta $ 的绝对值越大,同位旋对称性破缺程度越大。采用AME2020提供的29S的
$ \beta $ 衰变能$Q_{{\rm{EC}}}^{} = 13~858(13)$ keV[27],根据本次实验中所测得的29S半衰期183(4)ms、29P的激发态能级、$ \beta $ 衰变布居到该能级的分支比,基于美国的国家核数据中心(National Nuclear Data Center, NNDC)提供的LOGFT分析程序[39],计算29P每一能级的log$ ft $ 值。根据Alburger等[23]的关于29Al的$ \beta^{-} $ 衰变性质研究可知,本次实验中所测得的29P的三个能级,与29Si最低的三个能级一一对应,互为镜像能级。表4汇总了这对镜像核衰变的相关参数、镜像不对称参数和镜像能差,从表中可以看出,29S→29P/29Al→29Si的$ \beta $ 衰变过程中,相似能级的自旋、宇称一致,镜像不对称参数小,镜像能差小,衰变基本对称,即同位旋对称性破缺较小。表 4 29S和29Al经
$\beta$ 衰变布居到相似能级的比对,包括能级、$\beta$ 衰变分支比、log$ft$ 值、镜像不对称参数和镜像能差29S→29P 29Al→29Si [23] $Q_{{\rm{EC}}}^{}$=13 858(13) keV, $T_{1/2}^{}$=183(4) ms $Q_{\beta^{-}}^{}$=3 679.7(12) keV, $T_{1/2}^{}$=6.56(6) min $J^{\pi}$ $E_{{\rm{x}}}^{}$/keV $I_{\beta}^{}/ \text{%}$ log$(ft{}^{+})$ $J^{\pi}$ $E_{{\rm{x}}}^{}$/keV $I_{\beta}^{} / \text{%}$ log$(ft^{-})$ $\delta$/% MED/keV 3/2+ 1 384(2) 24.4(24) 5.109(11) 3/2+ 1 273.391(9) 89.9(3) 5.050(5) 15(3) 111(2) 5/2+ 1 953(2) 3.9(10) 5.799(15) 5/2+ 2 028.17(4) 3.8(1) 5.733(13) 16(5) −75(2) 3/2+ 2 423(2) 19.6(21) 5.006(11) 3/2+ 2 425.99(3) 6.3(2) 5.026(15) −4(4) −3(2) 库仑相互作用及核力中电荷相关的部分都有可能造成同位旋对称性破缺[20, 40-41]。一般来说, 离
$ \beta $ 稳定线较近的核素镜像不对称参数通常较小,而远离$ \beta $ 稳定线的核素,特别是质子滴线核及其镜像核,有可能出现较大的镜像不对称参数。寻找具有较大同位旋对称性破缺的镜像核对,将带来对核力、核结构和多体方法的深入理解,具有重大物理意义。目前的实验研究表明,对
$ sd $ 壳丰质子核,由于库仑相互作用,当价质子主要占据轨道角动量为s$ _{1/2}^{} $ 轨道时,价质子不受离心势垒影响,与核心的耦合很松散,其波函数的径向部分比其他轨道更向外扩展,这种弱束缚效应,可以产生质子晕结构等现象[16, 20]。以22Si→22Al/22O→22F为例,根据包含同位旋非守恒力的核力的壳模型计算表明,该镜像衰变过程中如此强的镜像不对称源于质子占据了s$ _{1/2}^{} $ 轨道,说明质子晕结构导致同位旋对称性破缺[10]。以同在$sd $ 壳层的17Ne→17F[42-43]/17N→17O[44]为例,这对镜像核的衰变子核中,17F的单质子分离能为600.27 keV,为弱束缚核,而17O的单中子分离能为4 143.08 keV,为深束缚核[27],根据文献数据可知,这对镜像核之间的同位旋对称性破缺程度大于本文所研究的29S→29P/29Al→29Si。本文所研究的丰质子核29S,其衰变母核与子核的质子分离能均较大,为深束缚核,且不具备晕结构,因此该核的同位旋对称性破缺程度较小。
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摘要: 在兰州重离子研究装置的放射性束流线(HIRFL-RIBLL1)上,使用由三块双面硅微条探测器及环绕它的五个高纯锗探测器组成的探测器阵列,对丰质子核29S的
$\beta$ 延迟$\gamma$ 衰变性质展开研究。本次实验获得了29S的半衰期,为183(4) ms。首次实现了29S的$\beta$ 延迟$\gamma$ 测量,准确地获得了4条$\gamma$ 射线,得到了通过$\beta$ 衰变布居到子核29P低激发态的衰变分支比,并由此建立了29S的部分衰变纲图。基于实验数据,研究了29S→29P/29Al→29Si镜像衰变过程中的同位旋对称性破缺。Abstract: The$\beta$ -delayed$\gamma$ decay properties of proton-rich nucleus 29S were studied with three double-sided silicon strip detectors surrounded by five high-purity germanium detectors on the HIRFL-RIBLL1 facility. The most precise half-life of 29S was obtained to be 183(4) ms in this experiment. The measurements of$\beta$ -delayed$\gamma$ rays of 29S were achieved for the first time and four$\beta$ -$\gamma$ rays were observed accurately. The$\beta$ -decay branching ratio for the low-lying excited states of 29P was determined and a partial decay scheme of 29S was established. Based on experimental data, the isospin symmetry breaking in the mirror decay process of the 29S→29P/29Al→29Si was studied.-
Key words:
- proton-rich nucleus /
- β decay /
- half-life /
- decay scheme /
- mirror asymmetry
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表 1 本次实验所用探测器阵列中硅探测器的型号及厚度
探测器名称 探测器型号 探测器厚度/μm DSSD1 MICRON W1 142 DSSD2 MICRON W1 40 DSSD3 MICRON W1 304 QSD1 MICRON MSQ25 1 546 QSD2 CIAE 300 QSD3 CIAE 300 表 2 29S的
$\beta$ 延迟$\gamma$ 的能量、绝对强度及初末态能级能量$E_{\gamma}^{}$/keV 绝对强度$I_{\gamma}^{}$% 初态能级$E_{{\rm{i}}}^{}$/keV 末态能级$E_{{\rm{f}}}^{}$/keV 1038(1) 2.6(12) 2423(2) 1384(2) 1383(1) 27.4(21) 1384(2) 0 1953(1) 4.3(7) 1953(2) 0 2423(1) 16.2(16) 2423(2) 0 表 3 29S由
$\beta$ 衰变布居到29P能级及分支比能级/keV $J^{\pi}$ $I_{\beta}^{}$/% 1384(2) 3/2+ 24.4(24) 1953(2) 5/2+ 3.9(10) 2423(2) 3/2+ 19.6(21) 表 4 29S和29Al经
$\beta$ 衰变布居到相似能级的比对,包括能级、$\beta$ 衰变分支比、log$ft$ 值、镜像不对称参数和镜像能差29S→29P 29Al→29Si [23] $Q_{{\rm{EC}}}^{}$=13 858(13) keV, $T_{1/2}^{}$=183(4) ms $Q_{\beta^{-}}^{}$=3 679.7(12) keV, $T_{1/2}^{}$=6.56(6) min $J^{\pi}$ $E_{{\rm{x}}}^{}$/keV $I_{\beta}^{}/ \text{%}$ log$(ft{}^{+})$ $J^{\pi}$ $E_{{\rm{x}}}^{}$/keV $I_{\beta}^{} / \text{%}$ log$(ft^{-})$ $\delta$/% MED/keV 3/2+ 1 384(2) 24.4(24) 5.109(11) 3/2+ 1 273.391(9) 89.9(3) 5.050(5) 15(3) 111(2) 5/2+ 1 953(2) 3.9(10) 5.799(15) 5/2+ 2 028.17(4) 3.8(1) 5.733(13) 16(5) −75(2) 3/2+ 2 423(2) 19.6(21) 5.006(11) 3/2+ 2 425.99(3) 6.3(2) 5.026(15) −4(4) −3(2) -
[1] BLANK B, PŁOSZAJCZAK M. Reports on Progress in Physics, 2008, 71(4): 046301. doi: 10.1088/0034-4885/71/4/046301 [2] BLANK B, BORGE M. Progress in Particle and Nuclear Physics, 2008, 60(2): 403. doi: 10.1016/j.ppnp.2007.12.001 [3] PFÜTZNER M, KARNY M, GRIGORENKO L V, et al. Rev Mod Phys, 2012, 84(2): 567. doi: 10.1103/revmodphys.84.567 [4] HEISENBERG W. Z Physik, 1932, 77: 1. doi: 10.1007/BF01342433 [5] MILLER G A, OPPER A K, STEPHENSON E J. Annual Review of Nuclear and Particle Science, 2006, 56(1): 253. doi: 10.1146/annurev.nucl.56.080805.140446 [6] SUN L J, XU X X, LIN C J, et al. Nucl Instr and Meth A, 2015, 804: 1. doi: 10.1016/j.nima.2015.09.039 [7] SUN L J, XU X X, FANG D Q, et al. Phys Rev C, 2017, 95: 014314. doi: 10.1103/PhysRevC.95.014314 [8] WANG Y T, FANG D Q, WANG K, et al. The European Physical Journal A, 2018, 54(6): 107. doi: 10.1140/epja/i2018-12543-1 [9] XU X X, LIN C J, SUN L J, et al. Phys Lett B, 2017, 766: 312. doi: 10.1016/j.physletb.2017.01.028 [10] LEE J, XU X X, KANEKO K, et al. Phys Rev Lett, 2020, 125: 192503. doi: 10.1103/PhysRevLett.125.192503 [11] WANG Y T, FANG D Q, WANG K, et al. Phys Lett B, 2018, 784: 12. doi: 10.1016/j.physletb.2018.07.034 [12] WU C G, WU H Y, LI J G, et al. Phys Rev C, 2021, 104: 044311. doi: 10.1103/PhysRevC.104.044311 [13] LIANG P F, SUN L J, LEE J, et al. Phys Rev C, 2020, 101: 024305. doi: 10.1103/PhysRevC.101.024305 [14] JIAN H, GAO Y F, DAI F C, et al. Symmetry, 2021, 13(12): 2278. doi: 10.3390/sym13122278 [15] LIU J J, XU X X, SUN L J, et al. Phys Rev Lett, 2022, 129: 242502. doi: 10.1103/PhysRevLett.129.242502 [16] SUN L J, XU X X, LIN C J, et al. Phys Rev C, 2019, 99: 064312. doi: 10.1103/PhysRevC.99.064312 [17] SHI G Z, LIU J J, LIN Z Y, et al. Phys Rev C, 2021, 103: L061301. doi: 10.1103/PhysRevC.103.L061301 [18] 高祺锐, 徐新星, 周小红, 等. 原子核物理评论, 2021, 38(2): 117. doi: 10.11804/NuclPhysRev.38.2020084 GAO Q R, XU X X, ZHOU X H, et al. Nuclear Physics Review, 2021, 38(2): 117. (in Chinese) doi: 10.11804/NuclPhysRev.38.2020084 [19] SUN L J, LIN C J, XU X X, et al. Chin Phys Lett, 2015, 32(01): 012301. doi: 10.1088/0256-307X/32/1/012301 [20] 徐新星. 科学通报, 2021, 66(26): 3405. doi: 10.1360/TB-2021-0394 XU X X. Chin Sci Bull, 2021, 66(26): 3405. (in Chinese) doi: 10.1360/TB-2021-0394 [21] VIEIRA D J, GOUGH R A, CERNY J. Phys Rev C, 1979, 19: 177. doi: 10.1103/PhysRevC.19.177 [22] ZHOU Z Y, SCHLOEMER E C, CABLE M D, et al. Phys Rev C, 1985, 31: 1941. doi: 10.1103/PhysRevC.31.1941 [23] ALBURGER D, WARBURTON E. Nuclear Physics A, 1982, 385(3): 474. doi: 10.1016/0375-9474(82)90098-7 [24] ZHAN W L, XIA J W, ZHAO H W, et al. Nucl Phys A, 2008, 805(1): 533c. doi: 10.1016/j.nuclphysa.2008.02.292 [25] SUN Z Y, ZHAN W L, GUO Z Y, et al. Nucl Instrum Methods Phys Res A, 2003, 503(3): 496. doi: 10.1016/S0168-9002(03)01005-2 [26] TARASOV O, BAZIN D. Nucl Instr and Meth B, 2008, 266(19): 4657. doi: 10.1016/j.nimb.2008.05.110 [27] WANG M, HUANG W J, KONDEV F, et al. Chin Phys C, 2021, 45(3): 030003. doi: 10.1088/1674-1137/abddaf [28] HARDY J, VERRALL R. Physics Letters, 1964, 13(2): 148. doi: 10.1016/0031-9163(64)90702-4 [29] FINK R W, BRAID T H, FRIEDMAN A W. Arkiv Fysik, 1967, 36: 471. [30] THOMAS J C, ACHOURI L, ÄYSTÖ J, et al. The European Physical Journal A - Hadrons and Nuclei, 2004, 21(3): 419. doi: 10.1140/epja/i2003-10218-8 [31] PÉREZ-LOUREIRO D, WREDE C, BENNETT M B, et al. Phys Rev C, 2016, 93: 064320. doi: 10.1103/PhysRevC.93.064320 [32] ACHOURI N L, DE OLIVEIRA SANTOS F, LEWITOWICZ M, et al. The European Physical Journal A - Hadrons and Nuclei, 2006, 27(3): 287. doi: 10.1140/epja/i2005-10274-0 [33] BASUNIA M S. Nuclear Data Sheets, 2012, 113(4): 909. doi: 10.1016/j.nds.2012.04.001 [34] IKOSSI P G, CLEGG T B, JACOBS W W, et al. Nuclear Physics A, 1976, 274(1): 1. doi: 10.1016/0375-9474(76)90223-2 [35] RAMAN S, GOVE N B. Phys Rev C, 1973, 7: 1995. doi: 10.1103/PhysRevC.7.1995 [36] ZUKER A P, LENZI S M, MARTÍNEZ-PINEDO G, et al. Phys Rev Lett, 2002, 89: 142502. doi: 10.1103/PhysRevLett.89.142502 [37] BENTLEY M A, LENZI S M. Progress in Particle and Nuclear Physics, 2007, 59(2): 497. doi: 10.1016/j.ppnp.2006.10.001 [38] KANEKO K, SUN Y, MIZUSAKI T, et al. Phys Rev C, 2014, 89: 031302. doi: 10.1103/PhysRevC.89.031302 [39] GOVE N B, MARTIN M J. Atomic Data and Nuclear Data Tables, 1971, 10(3): 205. doi: 10.1016/S0092-640X(71)80026-8 [40] HOFF D E M, ROGERS A M, WANG S M, et al. Nature, 2020, 580(7801): 52. doi: 10.1038/s41586-020-2123-1 [41] LI H H, YUAN Q, LI J G, et al. Phys Rev C, 2023, 107: 014302. doi: 10.1103/PhysRevC.107.014302 [42] OZAWA A, FUJIMAKI M, FUKUDA S, et al. Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics, 1998, 24(1): 143. doi: 10.1088/0954-3899/24/1/018 [43] BORGE M J G, DEDING J, HANSEN P, et al. Phys Lett B, 1993, 317(1): 25. doi: 10.1016/0370-2693(93)91564-4 [44] TILLEY D R, WELLER H, CHEVES C. Nuclear Physics A, 1993, 564(1): 1. doi: 10.1016/0375-9474(93)90073-7