Nghiên cứu giảm phông buồng chì hệ phổ kế gamma dùng detector HPGe GEM 15P4: Luận văn Thạc sĩ Vật lý

BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO TRƯỜNG ĐẠI HỌC SƯ PHẠM TP. HỒ CHÍ MINH

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ

ĐỖ THỊ THANH VƯỢNG NGHIÊN CỨU GIẢM PHÔNG BUỒNG CHÌ CỦA HỆ PHỔ

KẾ GAMMA DÙNG DETECTOR

HPGe GEM 15P4

TP. HỒ CHÍ MINH – 2011

BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO TRƯỜNG ĐẠI HỌC SƯ PHẠM TP. HỒ CHÍ MINH

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ

Người hướng dẫn khoa học: TS. VÕ XUÂN ÂN

ĐỖ THỊ THANH VƯỢNG NGHIÊN CỨU GIẢM PHÔNG BUỒNG CHÌ CỦA HỆ PHỔ

KẾ GAMMA DÙNG DETECTOR

HPGe GEM 15P4

Chuyên ngành: Vật lý nguyên tử, hạt nhân và năng lượng cao

Mã số: 60 44 05

TP. HỒ CHÍ MINH – 2011

LỜI CẢM ƠN

Trong quá trình hoàn thành luận văn, tôi đã nhận được rất nhiều sự quan tâm, động

viên, giúp đỡ của quý Thầy Cô, gia đình và bạn bè. Tôi xin được bày tỏ lòng biết ơn chân

thành và sâu sắc của mình đến:

TS. Võ Xuân Ân, người Thầy kính mến, đã mang đến cho tôi kiến thức khoa học và

phương pháp nghiên cứu khoa học, truyền đạt cho tôi tinh thần học hỏi và tinh thần trách

nhiệm cao trong công việc. Người Thầy luôn tận tâm hướng dẫn, nhắc nhở và động viên tôi

trong suốt quá trình thực hiện luận văn.

Thầy PGS. TS. Lê Văn Hoàng, Thầy TS. Nguyễn Văn Hoa, hai người Thầy đã gợi ý

những phương hướng nghiên cứu, đóng góp ý kiến và động viên tôi từ những ngày đầu thực

hiện luận văn.

Quý Thầy Cô trong Bộ môn Vật lý hạt nhân và Khoa Vật lý, Trường Đại học Sư phạm

TP.HCM đã đóng góp những ý kiến thảo luận quý báu và luôn tạo mọi điều kiện thuận lợi

về cơ sở vật chất để tôi có thể thực hiện các nghiên cứu phục vụ cho luận văn.

Bạn Trịnh Hoài Vinh, Thầy Bá Văn Khôi là những người đã luôn nhiệt tình giúp đỡ tôi

từ khi mới bắt đầu cho đến khi hoàn thành luận văn.

Xin gửi lời biết ơn sâu sắc đến cha mẹ và gia đình.

MỤC LỤC

LỜI CẢM ƠN ............................................................................................. 1

MỤC LỤC ................................................................................................... 1

BẢNG CÁC CHỮ VIẾT TẮT .................................................................. 1

DANH MỤC CÁC BẢNG ......................................................................... 3

DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ ................................................................... 4

MỞ ĐẦU ..................................................................................................... 1

Chương 1: TỔNG QUAN .......................................................................... 4 1.1. TÌNH HÌNH NGHIÊN CỨU TRÊN THẾ GIỚI VÀ TRONG NƯỚC LIÊN QUAN ĐẾN VẤN ĐỀ GIẢM PHÔNG BUỒNG CHÌ CỦA HỆ PHỔ KẾ GAMMA 4

1.1.1. Tình hình nghiên cứu trên thế giới............................................................................ 4

1.2. CƠ SỞ VẬT LÝ TƯƠNG TÁC CỦA GAMMA VỚI VẬT CHẤT .................... 9

1.1.2. Tình hình nghiên cứu trong nước ............................................................................. 8

1.2.1. Hấp thụ quang điện ................................................................................................... 9

1.2.2. Tán xạ Compton ...................................................................................................... 11

1.2.3. Hiệu ứng tạo cặp ..................................................................................................... 14

1.2.4. Bức xạ hãm ............................................................................................................. 15

1.3. HỆ PHỔ KẾ GAMMA........................................................................................ 17

1.2.5. Sự suy giảm của bức xạ gamma khi đi qua vật chất ............................................... 16

1.3.1. Cấu trúc của hệ phổ kế gamma ............................................................................... 17

1.4. PHÔNG PHÓNG XẠ VÀ CÁC PHƯƠNG PHÁP GIẢM PHÔNG .................. 20

1.3.2. Các đặc trưng kỹ thuật của detetor bán dẫn ............................................................ 18

1.4.1. Nguồn gốc phóng xạ môi trường ............................................................................ 20

1.4.2. Phông phóng xạ trong phổ năng lượng gamma ghi nhận bởi detector .................... 25

1.4.3. Các phương pháp giảm phông ................................................................................ 25

Chương 2: NGHIÊN CỨU GIẢM PHÔNG BUỒNG CHÌ BẰNG CHƯƠNG TRÌNH MCNP5 .................................................................... 30 2.1. PHƯƠNG PHÁP MONTE CARLO VÀ CHƯƠNG TRÌNH MCNP5 .............. 30

2.1.1. Phương pháp Monte Carlo ...................................................................................... 30

2.2. CÁC TIÊU CHÍ LỰA CHỌN VẬT LIỆU CHE CHẮN GIẢM PHÔNG ......... 38

2.3. XÂY DỰNG BỘ SỐ LIỆU ĐẦU VÀO ............................................................. 41

2.1.2. Chương trình MCNP5 ............................................................................................. 32

2.3.1. Hệ phổ kế gamma tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM ................................. 41

2.4. TÍNH ĐÚNG ĐẮN CỦA MÔ HÌNH ................................................................. 50

2.5. TÍNH TOÁN BỀ DÀY LỚP THIẾC VÀ BỀ DÀY LỚP ĐỒNG ...................... 53

2.3.2. Input của chương trình MCNP5.............................................................................. 47

Chương 3: KẾT LUẬN VÀ KIẾN NGHỊ VỀ HƯỚNG NGHIÊN CỨU TIẾP THEO .............................................................................................. 68

TÀI LIỆU THAM KHẢO ....................................................................... 70

PHỤ LỤC .................................................................................................. 77

BẢNG CÁC CHỮ VIẾT TẮT

Chữ viết tắt

Tiếng Việt

Tiếng Anh

ACTL Thư viện số liệu ACTL ACTivation Library

ADC Khối biến đổi tương tự – số Analog – to – digital

converter

CSS Hệ phổ kế triệt Compton Compton Suppression

Spectrometer

DETEFF Chương trình mô phỏng Monte DETector EFFiciency

Carlo DETEFF

ĐHKHTN TP.HCM Đại học Khoa học Tự nhiên

Thành phố Hồ Chí Minh

ĐHSP TP.HCM Đại học Sư phạm Thành phố Hồ

Chí Minh

ENDF Thư viện số liệu ENDF Evaluated Nuclear Data

File

ENDL Thư viện số liệu ENDL Evaluated Nuclear Data

Library

FWFM Độ rộng đỉnh năng lượng toàn Full width at fiftieth

phần tại 1/50 chiều cao cực đại maximum

FWHM Độ rộng đỉnh năng lượng toàn Full width at haft

phần tại 1/2 chiều cao cực đại maximum

FWTM Độ rộng đỉnh năng lượng toàn Full width at tenth

phần tại 1/10 chiều cao cực đại maximum

Ge Germanium

GEB Mở rộng năng lượng Gauss Gaussian Energy

Broadenning

Ge(Li) Detector germanium khuếch tán Germanium(Lithium)

lithium

GEANT Chương trình mô phỏng Monte GEANT

Carlo GEANT A toolkit for the

simulation of the

passage of particles

through matter

HPGe Detector germanium siêu tinh High Purity

Germanium khiết

HQCC Hiệu quả che chắn

Liquid Nitrogen LN2

MCA Máy phân tích biên độ đa kênh Multi channel analysis

MCG Chương trình Monte Carlo Monte Carlo Gamma

gamma xử lý các photon năng

lượng cao

MCN Chương trình Monte Carlo Monte Carlo Neutron

gamma xử lý bài toán vận

chuyển neutron

MCNG Chương trình Monte Carlo ghép Monte Carlo Neutron

cặp neutron – gamma Gamma

MCNP Chương trình mô phỏng Monte Monte Carlo N –

Carlo MCNP Particle

NPPs Nhà máy điện hạt nhân ở Nuclear Power Plants

Cofrentes, Tây Ban Nha at Cofrentes, Valencia,

Spain

P/C Tỷ số đỉnh/Compton Peak/Compton

TTHN TP.HCM Trung tâm Hạt nhân Thành phố

Hồ Chí Minh

PTN VLHN Phòng thí nghiệm Vật lý Hạt

nhân

DANH MỤC CÁC BẢNG

STT

Bảng

Diễn giải

Trang

1 1.1 25 Họ uranium (4n+2)

2 1.2 26 Họ actinium (4n+3)

3 1.3 27 Họ thorium (4n)

4 1.4 29 Một số hạt nhân phóng xạ nhân tạo phổ biến.

5 2.1 43 Các kiểu tally trong MCNP5.

6 2.2 44 Các phản ứng của neutron với detector.

Tốc độ đếm tại các đỉnh năng lượng xuất hiện

7 2.3 trong phép đo phông đối với hệ phổ kế gamma 52

tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM.

Hiệu suất tính toán của detector khi khảo sát

các bức xạ gamma từ môi trường bên ngoài đi 8 2.4 63 vào buồng chì có năng lượng từ 185,8 – 609,3

keV.

Hiệu suất tính toán của detector khi khảo sát

các bức xạ gamma từ môi trường bên ngoài đi 9 2.5 64 vào buồng chì có năng lượng từ 1120,3 –

1764,5 keV.

Kết quả khảo sát sự thay đổi hiệu suất tính toán

của detector theo bề dày lớp Sn, Cu và bề dày

lớp Sn, Cu ứng với HQCC 95% đối với các 10 2.6 71

trường hợp (1-A), (1-B), (1-C), (1-D) của các

vạch năng lượng tia X đặc trưng của Pb.

Kết quả khảo sát sự thay đổi hiệu suất tính toán

của detector theo bề dày lớp Sn, Cu và bề dày

lớp Sn, Cu ứng với HQCC 95% đối với các 11 2.7 75

trường hợp (2-A), (2-B), (2-C), (2-D) của các

vạch năng lượng tia X đặc trưng của Pb.

DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ

STT

Hình

Diễn giải

Trang

1 1.1 Cơ chế của hiện tượng quang điện. 11

2 1.2 Đỉnh hấp thụ toàn phần ứng với năng lượng E. 12

3 1.3 Tán xạ Compton. 13

Phân bố số photon tán xạ Compton trong một

đơn vị góc khối đối với góc tán xạ θ trong hệ 15 4 1.4 tọa độ cực tương ứng với các năng lượng tới

khác nhau.

Nền Compton ứng với năng lượng gamma tới 5 1.5 16 E.

6 1.6 Hiệu ứng tạo cặp. 16

7 1.7 19 Phổ bức xạ hãm của electron có năng lượng cực đại 2,8 MeV của 28Al.

8 1.8 Sơ đồ khối hệ phổ kế gamma. 20

Mặt cắt ngang (a) và mặt cắt dọc (b) của sự che 9 1.9 32 chắn thụ động và chủ động.

Phương pháp giảm phông bằng kỹ thuật phản 10 1.10 33 trùng phùng.

Phương pháp giảm phông bằng kỹ thuật phản 11 1.11 33

12 2.1 trùng phùng kép. Sơ đồ phân rã của 210Pb. 45

13 2.2 Cấu trúc bên trong của detector HPGe. 49

Mặt cắt dọc detector HPGe GEM 15P4 (đơn vị 14 2.3 50 mm).

Mặt cắt dọc buồng chì che chắn phông phóng

15 2.4 xạ tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM 50

(đơn vị mm).

Thứ tự các lớp vật liệu dùng để giảm phông 16 2.5 57 môi trường.

Sự thay đổi hiệu suất tính toán của detector

theo bề dày lớp Cu đối với trường hợp (1-A)

17 2.6 khi khảo sát các bức xạ gamma từ môi trường 67

bên ngoài đi vào buồng chì có năng lượng từ

1120,3 – 1764,5 keV.

Sự thay đổi hiệu suất tính toán của detector

theo bề dày lớp Cu đối với trường hợp (1-A) 18 2.7 70 của các vạch năng lượng tia X đặc trưng của

Pb.

Sự thay đổi hiệu suất tính toán của detector

theo bề dày lớp Cu đối với trường hợp (2-A) 19 2.8 74 của các vạch năng lượng tia X đặc trưng của

Pb.

MỞ ĐẦU

Với sự ra đời của detector germanium siêu tinh khiết (HPGe) và silicon (Si) trong suốt

thập kỉ 1960, lĩnh vực đo phổ gamma đã được cách mạng hóa và trở thành công nghệ phát

triển. Trong nhiều lĩnh vực của khoa học hạt nhân ứng dụng, detector ghi bức xạ gamma

được sử dụng để xác định hàm lượng của các hạt nhân phóng xạ phát gamma trong mẫu môi

trường. Những detector ghi bức xạ gamma đã đóng vai trò quan trọng trong các phòng thí

nghiệm phân tích phóng xạ trên khắp thế giới nhờ vào kỹ thuật phân tích không phá mẫu và

khả năng phân giải cao. Việc sử dụng các detector bán dẫn siêu tinh khiết đã mang lại các

kết quả chính xác hơn cho việc ghi nhận các bức xạ gamma ở các năng lượng khác nhau. Ở

Việt Nam, nhiều cơ sở như Viện Khoa học và Kỹ thuật Hạt nhân Hà Nội, Viện Nghiên cứu

Hạt nhân Đà Lạt, TTHN TP.HCM, Bộ môn Vật lý Hạt nhân Trường ĐHKHTN TP.HCM đã

trang bị các hệ phổ kế gamma loại này trong nghiên cứu và ứng dụng phân tích mẫu môi

trường hoạt độ thấp.

Ngay cả khi không có nguồn phóng xạ, hệ phổ kế germanium vẫn biểu hiện một tốc độ

đếm nào đó do các nguyên tố phóng xạ nguyên thuỷ phát ra xung quanh detector và do các

tia vũ trụ. Có thể kể ra như hiện tượng phóng xạ xảy ra tự nhiên bắt nguồn từ ba chuỗi phóng xạ: 232Th, 238U, 235U và từ 40K. Kali tự nhiên chứa 0,0117% 40K, phát ra lượng tử

gamma có năng lượng 1460,8 keV mà rất thường thấy vạch này là một trong những thành phần chính của phông. Chì thường được sử dụng làm vật liệu che chắn có thể chứa 210Pb sẽ

đóng góp vào phông, trong đó đóng góp chính là bức xạ hãm từ các con cháu của nó, chẳng hạn 210Bi. Trách nhiệm của nhà sản xuất là giảm những đóng góp phóng xạ của bản thân

detector và các lớp che chắn thụ động bằng cách lựa chọn cẩn thận những vật liệu sạch

phóng xạ. Ngoài ra, các neutron được tạo ra bởi các tia vũ trụ gây ra các phản ứng hạt nhân

'n )

khác nhau. Các phản ứng đó có thể là sự tán xạ không đàn hồi của các neutron nhanh (n,

hoặc sự hấp thụ của các neutron nhiệt (n, γ ).

Do đó, trong việc đánh giá hoạt độ phóng xạ mẫu môi trường, kết quả đo phổ gamma

không phải chỉ là kết quả của mẫu phân tích mà còn có sự đóng góp của phông do nhiều yếu

tố chi phối. Các phóng xạ phông nền này làm cho vùng liên tục trong phổ gamma dâng cao

đồng thời gây khó khăn cho việc xác định chính xác diện tích đỉnh tương ứng với vạch

gamma quan tâm phát ra từ nguồn. Do đó để phép đo mẫu môi trường có hoạt độ thấp đạt

hiệu quả thì việc giảm phông buồng chì của hệ phổ kế gamma là rất cần thiết.

Năm 2007 PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM đã được trang bị một hệ phổ kế

gamma dùng detector germanium siêu tinh khiết HPGe GEM 15P4. Qua thực nghiệm đánh

giá định lượng [29] cho thấy, hiện tại phông buồng chì của hệ phổ kế gamma tại PTN

VLHN Trường ĐHSP TP.HCM khá cao. Cụ thể là tốc độ đếm phông tổng trong trạng thái che chắn của buồng chì là 3,06 s-1 là tương đối cao so với giá trị cần thiết khoảng 1 s-1 [19],

cao gấp 2,71 lần so với tốc độ đếm phông tổng trong cùng trạng thái của buồng chì tại

TTHN TP.HCM.

Vì vậy tôi đã thực hiện đề tài: “Nghiên cứu giảm phông buồng chì của hệ phổ kế

Mục tiêu của luận văn là lựa chọn và xác định bề dày của các lớp vật liệu che

chắn để giảm phông buồng chì của hệ phổ kế gamma đặt tại PTN VLHN Trường

ĐHSP TP.HCM xuống mức thấp nhất. Điều này sẽ cải thiện chất lượng của hệ phổ

kế và nâng cao độ chính xác của phép đo hoạt độ phóng xạ trong các mẫu môi trường

có hoạt độ thấp.

gamma dùng detector HPGe GEM 15P4”.

Đối tượng nghiên cứu của luận văn là hệ phổ kế gamma sử dụng detector HPGe GEM

15P4 loại p được sản xuất bởi EG&G Ortec (Oak Ridge, Tennessee) đặt tại PTN VLHN

Trường ĐHSP TP.HCM.

Phương pháp nghiên cứu của luận văn là sử dụng mô phỏng Monte Carlo bằng chương

trình MCNP5 đã được xây dựng bởi Phòng thí nghiệm quốc gia Los Alamos, Hoa Kỳ để

tính toán bề dày của các lớp vật liệu che chắn.

Nội dung của luận văn gồm có ba chương:

+ Chương 1: TỔNG QUAN, trình bày tình hình nghiên cứu trên thế giới và trong nước

và liên quan đến vấn đề giảm phông buồng chì của hệ phổ kế gamma, cơ sở lý thuyết liên

quan đến đề tài, giới thiệu tổng quan về hệ phổ kế gamma và các phương pháp giảm phông

+ Chương 2: NGHIÊN CỨU GIẢM PHÔNG BUỒNG CHÌ BẰNG CHƯƠNG

TRÌNH MCNP5, giới thiệu phương pháp mô phỏng Monte Carlo và chương trình

MCNP5, trình bày các bước thực hiện bài toán mô phỏng, xây dựng input, tính toán

bề dày của các lớp vật liệu che chắn bằng chương trình MCNP5.

buồng chì của hệ phổ kế gamma.

+ Chương 3: KẾT LUẬN VÀ KIẾN NGHỊ, tổng kết đánh giá kết quả đã đạt được của

luận văn đồng thời đề xuất hướng phát triển tiếp theo của luận văn.

Chương 1: TỔNG QUAN

1.1. TÌNH HÌNH NGHIÊN CỨU TRÊN THẾ GIỚI VÀ TRONG NƯỚC

LIÊN QUAN ĐẾN VẤN ĐỀ GIẢM PHÔNG BUỒNG CHÌ CỦA HỆ PHỔ KẾ

GAMMA

1.1.1. Tình hình nghiên cứu trên thế giới

Năm 1990, Hesser [38] đã cải tiến cấu hình che chắn của một hệ phổ kế trước đó bằng

cách đặt thêm ống đếm chắn tia vũ trụ (cosmic ray veto counter) bên ngoài các lớp vật liệu

che chắn (từ ngoài vào là 10 cm chì thông thường, 5 cm chì hoạt độ thấp, 2 cm sắt và 3 cm

đồng). Ống đếm chắn tia vũ trụ gồm sáu ống đếm tỉ lệ với các điện cực dạng dây làm bằng

đồng thau. Hệ phổ kế được vận hành ở độ sâu che chắn tương đương khoảng 15 m nước.

Tại độ sâu này, hầu hết các muon bị loại bỏ khỏi các tia vũ trụ thứ cấp. Kết quả tiến hành đo

phổ khi có và khi không có che chắn tia vũ trụ lần lượt trong suốt 22,3 ngày và 18,5 ngày

cho thấy có sự giảm mạnh tại các năng lượng thấp hơn đỉnh huỷ (511 keV) là 20 lần,

khoảng 0,2110 – 0,0107 cpm, trong khi tốc độ đếm tổng trong dải năng lượng 65 – 2680

keV được giảm 13,3 lần khoảng 22,0 – 1,65 cpm. Radon được khử bằng cách mẫu được bỏ

ra ngoài, không khí trong buồng kín được thay thế bằng khí nitơ nhờ một xi lanh bằng thép,

biện pháp này đảm bảo loại bỏ radon nhanh chóng và hoàn toàn. Trong phòng thí nghiệm hoạt độ radon vào khoảng 100 Bq/m3. Cấu hình che chắn này mang lại hệ số suy giảm bằng 12 quan sát được trong các đỉnh của con cháu 222Rn, 214Pb và 214Bi, nhưng đối với các con cháu của 220Rn, 212Pb và 208Tl thì giảm nhẹ. Để tìm hiểu thêm hiệu quả làm giảm các thành

phần phông tia vũ trụ khi có che chắn tia vũ trụ, hệ phổ kế được đặt sâu dưới đất 775 m tại

mỏ muối Asse II ở miền Bắc nước Đức. Kết quả cho thấy tốc độ đếm tổng trong dải năng

lượng 65 – 2680 keV giảm 29 lần, khoảng 22,0 – 0,76 cpm, tức giảm thêm 2 lần so với khi

hệ phổ kế được đặt ở độ sâu 15 m.

Năm 1996, Laurec, Blanchard, Pointurier và Adam [46] đã trang bị thêm thiết bị che

chắn tia vũ trụ cho hệ phổ kế gamma. Các tấm che chắn tia vũ trụ được chế tạo bởi

Cyberstar Corporation, bao gồm bốn tấm chất dẻo nhấp nháy (plastic scintillating plates) 60

cm x 60 cm x 4 cm. Bề dày 4 cm làm mất năng lượng các hạt tích điện hơn 8 MeV. Buồng

che chắn được làm bằng chì có hoạt độ rất thấp (chì cổ). Lớp bên ngoài là chì hoạt độ thấp

dày 10 cm. Detector germanium phông thấp kết hợp với hệ che chắn tích cực làm bằng các

tấm chất dẻo nhấp nháy được nối với mạch điện tử phản trùng phùng đã làm giảm phông từ

4 đến 5 lần trong dải năng lượng 500 keV – 2,7 MeV và từ 5 đến 10 lần trong dải năng lượng dưới 500 keV. Dưới những điều kiện này, tốc độ đếm phông nhỏ hơn 10-4 số

đếm/s/keV.

Năm 1996, Nunez-Lagos và Virto [51] đã đưa ra các phương pháp giảm phông cho hệ

phổ kế về các mặt như giảm nhiễu điện tử, giảm phóng xạ bên trong detector, giảm radon;

lựa chọn và sử dụng vật liệu che chắn; che chắn bức xạ vũ trụ và neutron.

Năm 2006, Hurtado, Garcia-Leon và Garcia-Tenorio [39] đã thiết kế và lắp đặt một hệ

thống giảm phông bao gồm phần che chắn thụ động gồm chì hoạt độ thấp, một hệ thống khử

radon đơn giản và một phần che chắn tích cực, làm bằng chất dẻo nhấp nháy kết hợp với các

kết cấu phản trùng phùng khác nhau. Phần che chắn thụ động xung quanh detector là chì hoạt độ thấp dày 10 cm, có khoảng 6,2 Bq/kg 210Pb và 5 mm đồng điện phân lót bên trong

lớp chì để giảm các tia X huỳnh quang đặc trưng từ lớp chì. Thiết bị che chắn tia vũ trụ là

một tấm chất dẻo nhấp nháy được đặt phía trên lớp chì. Chất dẻo nhấp nháy được nối với

một ống nhân quang điện Bicron EMI 9266. Các xung đến từ tấm chất dẻo nhấp nháy che

chắn tia vũ trụ và detector germanium được xử lý bởi một mạch điện tử nhằm loại bỏ sự

trùng phùng tạo ra trong phông tia vũ trụ. Phông do radon và các con cháu được làm giảm

nhờ việc đưa khí nitơ từ bình dewar vào buồng che chắn. Những nghiên cứu này nhằm đạt

đến mục tiêu là giảm phông tia vũ trụ và giảm những giới hạn phát hiện của các phổ kế

gamma đặt tại các phòng thí nghiệm tiêu chuẩn, có thể cạnh tranh trong các phép đo xác định tuổi 210Pb.

Từ năm 1996 đến năm 2000, các phương pháp giảm phông tích cực và thụ động và kết

quả của các phép đo phông, đã được nhóm Krzysztof Kozak, Jerzy W. Mietelski, Miroslawa

Jasinska và Pawel Gaca nghiên cứu thực hiện [44]. Phông của hệ phổ kế được ghi nhận

trong các cấu hình che chắn khác nhau được nghiên cứu cải tiến. Tên của ba hệ phổ kế

gamma trong quá trình nghiên cứu giảm phông là hệ phổ kế K, hệ phổ kế S và hệ phổ kế E.

Hệ phổ kế K áp dụng phương pháp giảm phông thụ động, sử dụng các lớp che chắn chì,

đồng, và hơi nitơ lỏng (LN2). Hệ phổ kế S áp dụng phương pháp giảm phông thụ động, sử

dụng các lớp che chắn chì, đồng điện phân, hơi LN2 và lót thêm cadmium, paraffin gắn phía

trên hệ phổ kế. Hệ phổ kế E, có phông siêu thấp, sử dụng cả phương pháp giảm phông thụ

động và tích cực. Phương pháp giảm phông thụ động áp dụng cho hệ phổ kế E là sử dụng

lớp chắn chì, cadmium, đồng điện phân, paraffin được gắn phía trên và xung quanh hệ phổ

kế, hơi LN2 và bên trong thể tích được che chắn của hệ phổ kế một dòng khí nitơ từ bình

dewar được thổi vào để giảm sự đóng góp phông do radon và các con cháu của radon.

Phương pháp tích cực áp dụng cho hệ phổ kế E là dùng một ống đếm tỉ lệ nhiều dây

Charpak đặt phía trên hệ phổ kế, đây là một detector chắn tia vũ trụ chủ động và làm việc

theo kiểu phản trùng phùng với một detecdor germanium gắn phía trên hệ phổ kế. Việc che

chắn tích cực làm giảm nền phông liên tục của hệ phổ kể từ 80 keV – 3 MeV đến 2 lần

khoảng 0,88 – 0,46 cps và nhìn thấy rõ vạch 186 keV. Điều này không xảy ra khi không có

che chắn tích cực.

Năm 2002, Semkow và cộng sự [54] đã phát triển và vận hành hệ phổ kế gamma

phông thấp bao gồm detecdor germanium hiệu suất 131 %, kiểu hình chữ U. Che chắn thụ

động bao gồm chì siêu tinh khiết dày 6 inch (1 inch = 0,0254 m) và che chắn tích cực là một

tấm chắn muon gắn ở phía trên hệ phổ kế. Toàn bộ hệ thống được đặt bên trong một phòng

thép dày 6 inch có từ trước thế chiến thứ II. Phòng thép được đặt bên dưới lớp nước sâu 33

m. Tốc độ đếm phông tổng cộng trong dải năng lượng 50 – 2700 keV là 0,068 số đếm/s/100 cm3 thể tích germanium. Hệ phổ kế phục vụ như một thiết bị mẫu dùng để đo phóng xạ của môi trường hoạt độ thấp có độ chính xác cao. Một ứng dụng đặc biệt là đo hàm lượng 228Ra

trong nước uống. Lấy 1 lít mẫu nước uống, sau khi xử lí hóa học, đem đo trong thời gian

1000 phút, đã đạt đến giới hạn phát hiện Ld = 2 mBq/l (0,55 pCi/l), so với giới hạn phát hiện EPA cho phép là 1 pCi/l. Phương pháp khác nâng cấp hệ phổ kế cải tiến sự phát hiện 228Ra,

đó là đo trực tiếp nước mà không cần xử lí hóa học, được thảo luận.

Năm 2007, Mrđa và cộng sự [50] đã cải tiến cấu hình che chắn tích cực mới cho hệ

phổ kế gamma. Phần che chắn thụ động được làm từ 120 mm chì hoạt độ thấp. Hàm lượng 210Pb của lớp che chắn chì đo được là 25 ± 5 Bq/kg. Các tính toán Monte Carlo bằng chương

trình PHOTON (Puzovic và Anicin, 1998) đã được thực hiện để lựa chọn vật liệu thích hợp

và bề dày tối ưu của các lớp vật liệu lót bên trong. Kết quả nghiên cứu cho thấy thiếc thích

hợp hơn cadmium đã thường được sử dụng trước đó do xác suất bắt neutron thấp. Phản ứng 113Cd(n, γ)114Cd gây ra một đỉnh phông có năng lượng 558,2 keV và đỉnh kém hơn có năng

lượng 651 keV. Thuận lợi nữa thiếc là kim loại không độc hại. Bề dày tối ưu của thiếc được

tìm ra là 3,5 mm. Các tia X của thiếc được làm giảm bởi lớp lót đồng có bề dày 0,5 mm. Sự

che chắn tích cực đối với ảnh hưởng từ tia gamma môi trường, các muon vũ trụ và các

neutron được khảo sát. Phần che chắn chủ động gồm năm tấm che chắn làm bằng chất dẻo

để ngăn cản tia vũ trụ có kích thước 0,5 m x 0,5 m x 0,05 m. Tốc độ đếm của detector khi có

che chắn thụ động trong dải năng lượng 50 – 1800 keV là 0,9 c/s. Đây là giá trị tốt khi có

che chắn thụ động đặt ở mặt đất. Các detector nhấp nháy R500*50 N 500 được sản xuất bởi

SCIONNIX (Netherlands) được bố trí phủ kín nắp (UV – upper veto) và lớp chì che chắn

xung quanh (SV – veto). So sánh các phổ phông thu được khi có và không có che chắn tích

cực cho thấy rằng hầu hết các bức xạ huỷ gây ra bởi các muon vũ trụ được loại trừ bởi lớp

che chắn ngăn cản muon. Các sự kiện trùng phùng được loại bỏ đối với vùng năng lượng

thấp của phổ hơn là vùng năng lượng cao, do hiệu suất phát hiện cao hơn của detector

germanium tại các năng lượng thấp hơn. Trong vùng năng lượng rộng 150 keV – 75 MeV,

hệ phản trùng phùng được sử dụng. Nếu lắp đặt tối ưu, tốc độ đếm phông đạt đến 0,31 c/s

đối với vùng năng lượng 50 – 3000 keV. Đỉnh hủy 511 keV cũng bị giảm xuống đến 7 lần

nhờ hệ phản trùng phùng.

Năm 2007, Kohler và cộng sự [43] đã chế tạo một hệ phổ kế gamma mới. Phần che

chắn thụ động theo thứ tự từ trong ra ngoài gồm 5 cm đồng, 5 cm chì hoạt độ thấp (2,7 ± 0,6) Bq/kg 210Pb và 10 cm chì thông thường (33 ± 4) Bq/kg 210 Pb. Bên ngoài là lớp vỏ kín được lấp đầy bằng khí nitơ nhằm giảm phông do 222Ra. Hệ phổ kế với tấm che chắn

ngăn cản muon (anti – muon veto) được đặt trong buồng số 2 Phòng thí nghiệm Felsenkeller

ở độ sâu 110 m dưới mặt đất. Các tường dày 50 cm của buồng với kích thước bên trong là 3

m x 6 m x 2,2 m được thiết kế theo cấu trúc xếp lớp gồm thép và chì. Dòng muon trong

phòng thí nghiệm được giảm 42 lần và tốc độ đếm phông trong dải năng lượng 40 – 2700 keV là 0,034 Bq/kg tốt hơn 38 lần so với khi đặt hệ phổ kế ở trên mặt đất. Hệ đo này thích

maxEβ

hợp tốt trong việc kiểm tra nước sinh hoạt của con người với những giới hạn cho phép của 226Ra và 228Ra là vài mBq/l. Đồng dùng lót thêm bên trong làm suy giảm bức xạ hãm và các tia X gây ra do các tia beta từ phân rã của 210Bi ( = 1,2 MeV) từ lớp chì.

Năm 2007, Mrđa và cộng sự [49] đã thực hiện những kiểm tra đầu tiên hoạt động của

hệ phổ kế gamma phông siêu thấp thể tích lớn. Vật liệu che chắn detector chủ yếu là các lớp

chì được sắp xếp cạnh nhau. Lớp ngoài có bề dày 5 inch là chì sạch phóng xạ loại thông thường, lớp trong cùng có bề dày 1 inch là chì sạch phóng xạ có hàm lượng 210Pb không

vượt quá 20 Bq/kg. Ngoài ra còn có một số lớp vật liệu lót bên trong để hấp thụ các tia X

lớp K của chì trong dải năng lượng 70 – 85 keV. Các vật liệu lót là thiếc sạch phóng xạ có

bề dày 1 mm và đồng tinh khiết cao có bề dày 1,5 mm. Để hấp thụ các tia X phát ra từ Sn

trong dải năng lượng 25 – 28 keV, trên các lớp che chắn có một lỗ thông khí để đưa khí nitơ

vào từ bình dewar nhằm giảm phông do radon và con cháu của radon gây ra. Việc so sánh

phổ phông của detector khi để trần và khi có che chắn được thực hiện. Tổng số các sự kiện

được ghi nhận trong thời gian 517 ks, kết quả cho thấy hệ số suy giảm trên toàn phổ là 238

trong dải năng lượng 40 – 2768 keV.

Năm 2010, Breier và Povinec [32] đã sử dụng chương trình GEANT4 để tính toán các

thành phần phông có nguồn gốc từ tia vũ trụ của một hệ phổ kế dùng detector germanium.

Các kết quả cho thấy phông của detector germanium đặt tại độ sâu 100 m nước giảm 30 và

100 lần tương ứng với trường hợp khi không có và khi có sự che chắn tia vũ trụ so với

trường hợp phông của detector germanium khi đặt trong phòng thí nghiệm trên mặt đất.

1.1.2. Tình hình nghiên cứu trong nước

Năm 2005, tác giả Trần Văn Luyến [19] đã thiết kế buồng chì giảm phông cho hệ phổ

kế gamma của TTHN TP.HCM. Cấu hình buồng chì gồm chì, thiếc và đồng theo thứ tự từ

ngoài vào trong. Buồng chì được thiết kế bởi 17 tấm chì dày 3 cm, đặt chồng khít lên nhau

theo dạng hình trụ với đường kính trong dtrong = 30 cm, đường kính ngoài dngoài = 50 cm,

chiều cao trong htrong = 30 cm và chiều cao ngoài hngoài = 50 cm. Trong buồng chì có lót một

lớp thiếc sạch phóng xạ dày 10 mm, ba lớp đồng lá dày 2 mm dọc theo thành, mặt dưới và

mặt trên buồng chì. Kết quả là phông trong buồng chì rất sạch và ổn định. Đặc biệt, sau khi

lót thêm một lớp thiếc dày 1 cm vào tháng 1/99 và lớp paraffin vào tháng 5/99 vào bên

trong. Phông buồng chì giảm rõ rệt trong vùng năng lượng thấp. Chất lượng phông buồng

chì này cho phép đo các mẫu phóng xạ môi trường hoạt độ thấp. Điều này sẽ làm cho buồng chì có khả năng đo được các tia gamma mềm như 46,5 keV của 210Pb và 63,3 keV của 234Th.

Năm 2009, tác giả Trương Thị Hồng Loan [18] đã khảo sát bằng mô phỏng MCNP sự

hấp thụ tia X đ ặc trưng của lớp thiếc và đồng lót ở mặt trong buồng chì của hệ phổ kế

gamma thuộc Phòng thí nghiệm chuyên đề 2, Bộ môn Vật lý Hạt nhân Trường ĐHKHTN

TP.HCM. Thí nghiệm mô phỏng phổ khi buồng chì có lót hai lớp thiếc, đồng và khi không

có chúng được thực hiện. Kết quả cho thấy với sự có mặt của lớp thiếc dày 1,0 mm và lớp

đồng 1,5 mm có thể hấp thụ được khoảng 97,3% các tia X từ chì. Giá trị này phù hợp khá

tốt với kết quả khảo sát 98,5% của hãng Canberra [61] với độ sai biệt khoảng 1,2%.

Hệ phổ kế gamma phông thấp của Trường Đại học Khoa học Tự nhiên Hà Nội [5]

đã được giảm phông bằng phương pháp bảo vệ thụ động đối với bức xạ gamma, neutron

và bảo vệ tích cực bằng phương pháp phản trùng phùng đối với thành phần cứng của tia

vũ trụ. Thứ tự từ trong ra ngoài là detector HPGe, 15 cm chì sạch phóng xạ (chì cổ), 10 cm

paraffin pha B hoặc paraffin kết hợp với 1 mm Cd, các tấm plastic để ghi các hạt tích điện

trong tia vũ trụ. Ống nhân quang điện gắn với tấm plastic thông qua lớp dẫn sáng.

1.2. CƠ SỞ VẬT LÝ TƯƠNG TÁC CỦA GAMMA VỚI VẬT CHẤT

Bức xạ gamma là sóng điện từ có bước sóng rất ngắn nhỏ hơn 10-8cm. Tia gamma

không bị lệch trong điện trường và từ trường có khả năng đâm xuyên lớn, gây nguy hiểm

cho con người. Bức xạ này ngoài tính chất sóng còn được hình dung như dòng hạt nên gọi

là lượng tử gamma hay photon.

Khi đi xuyên qua vật chất, tia gamma sẽ tương tác với vật chất theo nhiều cơ chế

khác nhau, có thể là tương tác quang điện, tán xạ Compton, tán xạ Rayleigh, hiệu ứng

tạo cặp, hay phản ứng quang hạt nhân ... Tuy nhiên, đối với các tia gamma phát ra từ

những đồng vị phóng xạ thông thường, chỉ có tương tác quang điện, tán xạ Compton và

hiệu ứng tạo cặp là tham gia chủ yếu vào việc tạo thành tín hiệu xung trong detector.

Ngoài ra, hiệu ứng bức xạ hãm của các electron cũng đóng góp vào sự hình thành phông

nền của phổ gamma.

1.2.1. Hấp thụ quang điện

Trong hiệu ứng hấp thụ quang điện, một lượng tử gamma va chạm với electron quỹ

đạo và hoàn toàn biến mất, khi đó toàn bộ năng lượng của gamma được truyền cho electron

quỹ đạo để nó bay ra khỏi nguyên tử. Electron này được gọi là electron quang điện. Electron

quang điện bay ra với động năng Ee bằng đúng hiệu số giữa năng lượng của gamma tới E và

lkε của electron trên lớp vỏ trước khi bị bứt ra:

ε−

năng lượng liên kết

= eEE

(1.1)

ε=ε lk

ε>ε K

Trong đó: đối với lớp K, đối với lớp L và . Theo hệ thức (1.1)

thì năng lượng của tia gamma phải lớn hơn hoặc bằng năng lượng liên kết của electron thì

hiệu ứng quang điện mới có thể xảy ra. Những tia gamma có năng lượng vào khoảng vài

trăm keV sẽ truyền phần lớn năng lượng của mình cho electron quang điện.

Hiệu ứng quang điện không xảy ra đối với electron tự do vì không thỏa mãn định luật

bảo toàn năng lượng và bảo toàn động lượng [6]. Như vậy, muốn có hiệu ứng quang điện

cần có thêm một điều kiện nữa là các electron phải ở trạng thái liên kết với nguyên tử đồng

thời năng lượng của tia gamma không quá lớn. Vì tia gamma năng lượng lớn sẽ coi các

electron như những electron liên kết rất yếu, gần như là các electron tự do và hiện tượng

quang điện không xảy ra.

Hình 1.1. Cơ chế của hiện tượng quang điện.

Trong hiệu ứng quang điện, khi một electron quang điện bị bứt ra ngoài, nó sẽ tạo ra

một lỗ trống tại lớp vỏ mà nó bứt ra. Lỗ trống này sẽ nhanh chóng được lấp đầy bởi những

electron tự do trong môi trường vật chất hoặc sự dịch chuyển của các electron ở những lớp

ngoài của nguyên tử. Kèm với sự dịch chuyển của electron giữa hai lớp trong nguyên tử là

việc phát ra tia X đặc trưng hay còn gọi là tia X huỳnh quang. Tia X đặc trưng này sẽ bị hấp

thụ bởi những nguyên tử khác trong vật chất thông qua hiệu ứng quang điện ở các lớp vỏ có

liên kết yếu với nguyên tử, tuy nhiên sự góp mặt của nó vẫn có thể ảnh hưởng đến hàm đáp

ứng của detector. Ngoài ra, trong một số trường hợp, tia X đặc trưng được hấp thụ bởi

electron ở những lớp ngoài của chính nguyên tử đó. Kết quả là electron này sẽ bị bật ra khỏi

nguyên tử và được gọi là electron Auger. Hai quá trình phát tia X đặc trưng và phát electron

Auger cạnh tranh lẫn nhau.

Trong tương tác của tia gamma hoặc tia X có năng lượng tương đối thấp, quá trình

tương tác quang điện là quá trình chiếm ưu thế. Ngoài ra, xác suất để một photon chịu hấp

aσ . Qui luật của

aσ như sau

thụ quang điện có thể được biểu diễn qua tiết diện hấp thụ

[27]:

n m a ~ Z / E γ

(1.2)

4,5

Trong đó: n và m nằm trong dải từ 3 đến 5 tùy thuộc vào năng lượng của tia gamma.

5 3,5 Z / E γ

Z / E γ . Tiết diện hấp thụ quang điện phụ

và Ví dụ, một số hàm đã được đưa ra là

thuộc chủ yếu vào năng lượng của tia gamma tới và nguyên tử số Z của môi trường. Theo

công thức (1.2), đối với những vật liệu nặng, tiết diện hấp thụ quang điện lớn ngay cả với tia

gamma có năng lượng cao, đối với vật liệu nhẹ thì hấp thụ quang điện chỉ có ý nghĩa đối với

những tia gamma có năng lượng thấp. Đây là lý do cần thiết phải chọn các vật liệu có Z cao

để sử dụng trong che chắn tia gamma, chẳng hạn chì, uranium. Cũng với lý do tương tự mà

rất nhiều hệ phổ kế gamma sử dụng detector với các thành phần vật liệu có nguyên tử số Z

lớn.

Hiệu ứng quang điện dẫn đến sự hấp thụ toàn bộ năng lượng của gamma tới E. Trong

điều kiện lý tưởng, toàn bộ năng lượng này được truyền cho động năng của electron, đây là

một hằng số ứng với chùm gamma đơn năng chiếu vào detector. Khi đó, phân bố tích phân

động năng của electron sẽ là một hàm delta đơn giản như hình 1.2 và trong phổ gamma xuất

hiện một đỉnh hấp thụ toàn phần tương ứng với năng lượng E của gamma tới. Đây chính là

đỉnh E đặc trưng của mỗi đồng vị. Mỗi loại đồng vị có thể có 1, 2 … đỉnh hấp thụ toàn phần với những hiệu suất phát tương ứng. Ví dụ 40K phát gamma có năng lượng 1461 keV với

hiệu suất phát là 10,67%.

Hình 1.2. Đỉnh hấp thụ toàn phần ứng với năng lượng E.

1.2.2. Tán xạ Compton

Khi tăng năng lượng của tia gamma lên giá trị lớn hơn rất nhiều so với năng lượng liên

kết của electron lớp K thì vai trò của hiệu ứng quang điện không còn đáng kể và hiệu ứng

tán xạ Compton bắt đầu chiếm ưu thế. Khi đó có thể bỏ qua năng lượng liên kết của electron

so với năng lượng gamma và tán xạ gamma lên electron có thể coi như tán xạ với electron

tự do. Tán xạ Compton là tán xạ đàn hồi giữa gamma với các electron ở quỹ đạo ngoài cùng

của nguyên tử. Sau tán xạ, lượng tử gamma sẽ bị lệch hướng bay và mất một phần năng

lượng. Đồng thời, electron cũng được giải phóng ra khỏi nguyên tử. Vì lượng tử gamma có

thể bị tán xạ theo mọi góc nên năng lượng truyền cho electron sẽ có giá trị biến thiên từ 0

đến một giá trị cực đại nào đó.

Tán xạ Comton xảy ra mạnh ở vùng năng lượng 150 keV – 9 MeV đối với germanium

và ở vùng năng lượng 50 keV – 15 MeV đối với silicon. Hình 1.3 trình bày cơ chế tán xạ

Compton của tia gamma lên electron liên kết yếu với nguyên tử của môi trường.

Hình 1.3. Tán xạ Compton.

Dựa vào định luật bảo toàn động lượng và bảo toàn năng lượng, ta có thể rút ra được

năng lượng của tia gamma sau khi tán xạ và năng lượng của electron bị bứt ra là một hàm

theo góc tán xạ θ như sau:

' ν = h

ν h ( − 1 cos

)

ν h m c 0

( − 1 cos

)

(1.3)

= ν − ν = ν h

( − 1 cos

)

ν h m c 0 ν h m c 0

(1.4)

Trong đó: m0 là khối lượng nghỉ của electron. Đối với các góc tán xạ nhỏ thì tia

gamma tới truyền rất ít năng lượng cho electron. Electron nhận được năng lượng lớn nhất tương ứng với góc tán xạ 1800, đồng thời vẫn còn một phần năng lượng của tia gamma tới

nằm trong tia gamma tán xạ.

Ngoài ra, ta có thể tính được góc bay của electron sau tán xạ cũng như độ tăng bước

ϕ = −

sóng của chùm tia gamma tán xạ theo các công thức sau:

tan

cot an

θ 2

−

1 ν h ' ν h

( θ

λ=λ−λ=λ∆ '

sin

)2/

(1.5)

(1.6)

− 12

10.42,2

=λ c

h cm 0

Trong đó: được gọi là bước sóng Compton.

σ d Ω d

của tán xạ Compton được tính theo công thức Klein – Nishina: Tiết diện vi phân

2 Zr 0

σ d Ω d

1 −α+ 1(

cos

θ )

cos 2

α 2 cos

− 1( θ 1)[

θ cos ) −α+ 1(

cos

)]

  

  

  +  1  

  

α =

(1.7)

ν h m c 0

Trong đó: và r0 là bán kính electron theo lý thuyết cổ điển.

θ trong hệ tọa độ cực tương ứng với các năng lượng tới khác nhau [42].

Hình 1.4. Phân bố số photon tán xạ Compton trong một đơn vị góc khối đối với góc tán xạ

Phân bố mô tả trong hình 1.4 cho thấy những tia gamma có năng lượng lớn thì sẽ có xu

hướng tán xạ với góc nhỏ.

Khi tán xạ Compton xảy ra trong vùng nhạy của detector, electron Compton sẽ bị mất

toàn bộ động năng trong detector và detector sẽ tạo ra xung tương ứng với phần động năng

này. Do đó, trên phổ xuất hiện nền Compton liên tục chứa các xung trải dài từ động năng

bằng 0 đến động năng cực đại của electron Compton. Trên phổ gamma, tại vị trí ứng với

động năng cực đại của electron Compton tán xạ sẽ xuất hiện một chổ dốc được gọi là cạnh

Compton. Các tia gamma thứ cấp có thể thoát khỏi bề mặt tinh thể nhưng cũng có thể tương

tác tiếp bằng các hiệu ứng đã biết. Như vậy bằng hiệu ứng tán xạ Compton, tia gamma cũng

có thể cho xung đóng góp vào đỉnh năng lượng toàn phần nếu tia gamma mất hoàn toàn

năng lượng trong tinh thể sau những tán xạ liên tiếp.

Hình 1.5. Nền Compton ứng với năng lượng gamma tới E.

1.2.3. Hiệu ứng tạo cặp

Nếu gamma tới có năng lượng lớn hơn hai lần năng lượng nghỉ của electron (1022

keV) thì nó sẽ sinh ra một cặp electron – positron khi qua trường của hạt nhân. Hiệu ứng tạo

cặp chỉ chiếm ưu thế ở vùng năng lượng trên 10 MeV. Sự biến đổi năng lượng thành khối

lượng như trên cần phải xảy ra gần một hạt nào đó để hạt này chuyển động giật lùi giúp tổng

động lượng được bảo toàn. Vì vậy, quá trình tạo cặp xảy ra gần hạt nhân. Do động năng

chuyển động giật lùi của hạt nhân là rất bé nên phần năng lượng còn lại sẽ biến thành động

năng của electron và positron. Quá trình tạo cặp cũng có thể diễn ra gần electron nhưng có

xác suất bé hơn khoảng 1000 lần so với quá trình tạo cặp gần hạt nhân.

Hình 1.6. Hiệu ứng tạo cặp.

Khi xảy ra hiện tượng tạo cặp thì hiệu năng lượng E – 2m0c2 bằng tổng động năng của

electron và positron, do hai hạt này có khối lượng gần bằng nhau nên có xác suất lớn để hai

hạt có động năng bằng nhau. Electron mất dần năng lượng của mình khi di chuyển trong vật

chất do quá trình ion hóa các nguyên tử môi trường. Positron mang điện tích dương cũng

mất dần năng lượng, khi gặp electron của nguyên tử sẽ tạo ra hiện tượng hủy cặp electron –

positron. Kết quả của quá trình hủy cặp là hai lượng tử gamma được sinh ra và bay ngược

chiều nhau, mỗi lượng tử gamma có năng lượng 511 keV (bằng năng lượng nghỉ của

electron).

−

3/1

Tiết diện tạo cặp trong trường hạt nhân có dạng tương đối phức tạp. Trường hợp

cm 0

Zcm137 0

=σ

−

và không tính đến hiệu ứng màn che thì:

2 r 0

218 27

Z 137

28 9

E2 cm 0

   

   

(1.8)

Trong đó: Z là nguyên tử số của chất hấp thụ, r0 là bán kính electron theo lý thuyết cổ

0cm là năng lượng nghỉ của electron.

−

3/1

điển, E là năng lượng của photon tới và

0 Zcm137

− 3/1

=σ

−

Trong trường hợp và tính đến hiệu ứng màn che toàn phần thì:

(1.9)

( Z183

)

2 r o

Z 137

28 9

2 27

  

  

−

3/1

0 Zcm137

<< E

= 30 MeV đối với nhôm và bằng 15 MeV đối với chì. Trong đó:

cm5 0

cm10 0

ElnZ~ 2

Trong miền năng lượng , tiết diện tạo cặp tỉ lệ với Z2 và lnE:

(1.10)

Theo công thức (1.10) thì tiết diện tạo cặp electron – positron gần tỉ lệ với Z2 nên có

giá trị lớn đối với chất hấp thụ có nguyên tử số lớn chẳng hạn như chì hay uranium.

Hiệu ứng tạo cặp dẫn đến sự hình thành hai lượng tử gamma có năng lượng 0,511

MeV. Tùy theo trường hợp, cả hai lượng tử này bị hấp thụ hoặc một hoặc cả hai đều bay ra

khỏi detector mà ta thấy xuất hiện các đỉnh sau:

+ Cả hai lượng tử gamma hủy cặp đều bị hấp thụ hoàn toàn trong thể tích nhạy của

detector: có sự xuất hiện đỉnh hấp thụ toàn phần E do năng lượng của tia gamma bị mất là

(E – 1022 + 1022) = E keV. Nghĩa là có sự đóng góp vào đỉnh hấp thụ toàn phần.

+ Một trong hai lượng tử gamma hủy cặp thoát ra khỏi vùng nhạy của detector: có sự

xuất hiện đỉnh thoát đơn (E – 511) keV.

+ Cả hai lượng tử gamma hủy cặp thoát ra khỏi vùng nhạy của detector: có sự xuất

hiện đỉnh thoát đôi tương ứng với năng lượng (E – 1022) keV.

Do xác suất tạo ra đỉnh thoát đơn và đỉnh thoát đôi thường rất thấp. Do đó cần phải sử

dụng nguồn phát gamma có cường độ mạnh hoặc đo trong thời gian dài mới khảo sát được

các đỉnh này.

1.2.4. Bức xạ hãm

−β . Các electron phát ra bị hấp

Hầu hết các nguồn phát gamma đi kèm với phóng xạ

thụ trong nguồn, trong lớp bọc nguồn hoặc lớp ngăn electron đi tới detector và tạo ra các

bức xạ hãm. Các bức xạ hãm này đi đến detector và đóng góp vào phổ bức xạ gamma. Phổ

bức xạ hãm kéo dài từ 0 đến năng lượng của electron, tập trung chủ yếu trong miền năng

lượng thấp. Như vậy bức xạ hãm không tạo đỉnh phổ mà làm cho vùng phổ có năng lượng

thấp bị dâng cao. Điều này làm tăng nền phông của các đỉnh có năng lượng thấp và ảnh

hưởng đến độ chính xác của phép đo. Để hạn chế bức xạ hãm phải sử dụng chất hấp thụ

electron làm từ vật liệu nhẹ. Sự sinh ra bức xạ hãm càng đáng kể khi năng lượng của

electron càng lớn và môi trường làm chậm có nguyên tử số Z càng lớn. Ví dụ như electron

có năng lượng 1 MeV sinh ra bức xạ hãm đáng kể trong chì (Z = 82) nhưng không đáng kể trong nhôm (Z = 13). Trong trường hợp của nguồn 28Al, do electron phát ra có năng lượng

cực đại 2,8 MeV nên làm tăng phông vùng năng lượng thấp đáng kể như trong hình 1.7.

Hình 1.7. Phổ bức xạ hãm của electron có năng lượng cực đại 2,8 MeV của 28Al [27].

1.2.5. Sự suy giảm của bức xạ gamma khi đi qua vật chất

Cho một chùm bức xạ gamma hẹp đi qua lớp vật chất, cường độ dòng bức xạ I sau khi

qua lớp vật chất phụ thuộc vào cường độ chùm gamma trước khi qua lớp vật chất I0 được

cho bởi công thức [25]:

I e−µ

(1.11)

Trong đó: µ là hệ số suy giảm tuyến tính, x là bề dày của lớp vật chất.

Trong thực tế khi chùm lượng tử gamma đi qua lớp vật chất dày, cường độ dòng bức

xạ qua lớp vật chất được đóng góp bởi bức xạ tán xạ và bức xạ không tán xạ. Nghĩa là

cường độ của chùm bức xạ rộng sau khi qua tấm vật chất được đóng góp thêm bởi các bức

xạ tán xạ thứ cấp và được mô tả bằng công thức [25]:

I e−µ

BN(h ν ,Z, µ x) (1.12)

Trong đó: BN(h ν ,Z, µ x) 1≥ là hệ số tích lũy năng lượng khi có chú ý tới đóng góp của

bức xạ tán xạ, Z là bậc số nguyên tử của môi trường, hν là năng lượng của bức xạ tới.

1.3. HỆ PHỔ KẾ GAMMA

Nghiên cứu mẫu môi trường là một trong những lĩnh vực đang được quan tâm trong

nghiên cứu Vật lý Hạt nhân ngày nay. Có rất nhiều phương pháp được sử dụng để nghiên

cứu mẫu môi trường chẳng hạn như phương pháp đo phân rã alpha, beta, gamma, các

phương pháp huỳnh quang tia X, phương pháp phân tích kích hoạt neutron … Trong đó, các

phương pháp đo bằng hệ phổ kế gamma được ứng dụng rất rộng rãi nhờ vào ưu điểm của nó

như khả năng phân tích đa nguyên tố, việc xử lý mẫu không quá phức tạp như khi đo bức xạ

alpha hay beta. Sự phát triển của các kỹ thuật chế tạo tinh thể cũng như kỹ thuật điện tử

ngày càng phát triển cũng đã góp phần làm cho việc ứng dụng phổ kế gamma vào nghiên

cứu môi trường ngày càng rộng rãi.

1.3.1. Cấu trúc của hệ phổ kế gamma

Sơ đồ khối của hệ phổ kế gamma phông thấp được mô tả bởi hình 1.8. Trong đó,

detector được đặt trong buồng chì để giảm phông phóng xạ. Vì tính chất phụ thuộc vào nhiệt

độ của chất bán dẫn, các electron nhiệt sẽ được sinh ra nếu chất bán dẫn chịu điều kiện nhiệt

độ cao trong thời gian dài. Hiện tượng này sẽ gây ảnh hưởng đến kết quả đo khi sử dụng

detector bán dẫn. Do đó detector bán dẫn thường được làm lạnh bằng nitơ lỏng ở nhiệt độ – 1960 C.

Hình 1.8. Sơ đồ khối hệ phổ kế gamma.

1.3.2. Các đặc trưng kỹ thuật của detetor bán dẫn

1.3.2.1. Độ phân giải năng lượng

Độ phân giải năng lượng của detector được định nghĩa là tỉ số giữa FWHM và vị trí

đỉnh hấp thụ toàn phần H0, trong đó FWHM là bề rộng của phân bố tại tọa độ bằng một nửa

độ cao cực đại của đỉnh.

Detector HPGe có thể đạt độ phân giải vào khoảng 1,8 keV ở đỉnh năng lượng 1332 keV của 60Co. Trong khi detector NaI chỉ đạt độ phân giải vào khoảng 100 keV ở đỉnh 1332

keV.

Độ phân giải tốt không những giúp nhận biết các đỉnh kề nhau mà còn giúp ghi nhận

được các nguồn yếu có năng lượng riêng biệt khi nó nằm chồng lên miền liên tục. Các

detector có hiệu suất bằng nhau sẽ có kết quả là các diện tích đỉnh bằng nhau, nhưng những

detector có độ phân giải năng lượng tốt sẽ tạo nên các đỉnh năng lượng hẹp và cao, các đỉnh

năng lượng này có thể nhô lên cao hơn so với vùng nhiễu thống kê của miền liên tục.

1.3.2.2. Tỉ số đỉnh/Compton (P/C)

Tỉ số này cho phép đánh giá khả năng phân biệt được các đỉnh yếu có năng lượng thấp

nằm trên nền Compton của các đỉnh năng lượng cao của detector. Đó là tỉ số chiều cao của

đỉnh hấp thụ toàn phần với chiều cao của nền Compton tương ứng (thường lấy ở mép

Compton). Tỉ số này càng cao thì càng có lợi cho phép đo hoạt độ thấp và phổ gamma phức

tạp. Tỉ số này phụ thuộc vào thể tích của detector, các detector lớn có tỉ số P/C lớn vì phần

đóng góp của tán xạ Compton vào đỉnh hấp thụ toàn phần lớn. Tỉ số P/C theo quy định

thường được tính bằng cách chia độ cao của đỉnh 1332 keV cho độ cao trung bình của nền

Compton trong khoảng 1040 – 1096 keV. Đối với detector HPGe, tỉ số P/C thông thường

nằm trong khoảng 40:1 đến 60:1 ứng với đỉnh năng lượng 1332 keV.

1.3.2.3. Dạng của đỉnh

Dạng chi tiết của các đỉnh quan sát được trong phổ gamma là một thông số quan trọng

nếu diện tích đỉnh cần được đo một cách chính xác. Hầu hết sự làm khớp dạng đỉnh đều sử

dụng dạng sửa đổi của phân bố Gauss cho phép thể hiện phần đuôi ở phía năng lượng thấp

của phân bố. Phần đuôi có thể xuất hiện do nhiều hiệu ứng vật lý, bao gồm sự thu gom điện

tích không hoàn toàn trong một số vùng của detector hoặc do các electron thứ cấp và bức xạ

hãm trong vùng thể tích hoạt động.

Để chỉ ra đặc trưng của phần đuôi, người ta thường sử dụng đại lượng 1/10 chiều cao

(FWTM) của đỉnh năng lượng toàn phần. Đối với các detector tốt, phần đuôi của đỉnh sẽ

nhỏ, FWTM sẽ nhỏ hơn hai lần FWHM (tỷ lệ FWTM/FWHM đối với đỉnh dạng Gauss là

1,823) [30].

1.3.2.4. Hiệu suất detector

Trong thực nghiệm hiệu suất detector được tính theo công thức sau [34]:

ε = e

ln 2

−

w T 1/ 2

t yAke m

(1.13)

peN là số đếm đóng góp trong

eε là hiệu suất thực nghiệm của detector,

Trong đó:

là thời gian đo, y là cường độ phát của tia quang đỉnh của phổ gamma thực nghiệm, mt

gamma, A là hoạt độ của nguồn tại thời điểm chứng nhận, k là hệ số chuyển đổi từ đơn vị

là thời gian phân rã từ thời điểm chứng nhận đo hoạt độ phóng xạ khác sang đơn vị Bq, wt

1/2T là chu kỳ bán rã.

đến thời điểm đo và

Sai số tương đối của hiệu suất thực nghiệm Ue được tính theo công thức:

U U U

2 y

2 p

2 a

(1.14)

Trong đó: Up, Uy, Ua là sai số tương đối của số đếm đóng góp trong quang đỉnh của

phổ gamma thực nghiệm (Npe), cường độ phát xạ của tia gamma (y) và hoạt độ nguồn đo

(A) tương ứng.

Trong tính toán bằng chương trình MCNP5, hiệu suất của detector được xác định bằng

công thức [36]:

ε = c

pc N

(1.15)

cε là hiệu suất tính toán của detector, Ns là số photon phát ra từ nguồn theo

Trong đó:

mọi hướng, Npc là số photon đóng góp vào quang đỉnh của phổ gamma mô phỏng bằng

chương trình MCNP.

Sai số tương đối của hiệu suất tính toán Uc được xác định theo công thức:

1 N

(1.16)

1.4. PHÔNG PHÓNG XẠ VÀ CÁC PHƯƠNG PHÁP GIẢM PHÔNG

1.4.1. Nguồn gốc phóng xạ môi trường

Từ tro bụi của những vụ nổ các ngôi sao, khoảng 4,5 tỷ năm trước đây đã hình

thành Mặt Trời và hệ thống hành tinh của chúng ta. Trong đám tro bụi đó, có một lượng rất

lớn các nguyên tố phóng xạ. Theo thời gian, đa số các nguyên tố phóng xạ này phân rã và

trở thành các nguyên tố bền, chúng là thành phần chính của hệ thống hành tinh của chúng

ta ngày nay. Tuy nhiên, trong vỏ Trái Đất vẫn còn những nguyên tố phóng xạ, đó là

những nguyên tố phóng xạ có thời gian bán rã cỡ tuổi của Trái Đất hoặc lớn hơn. Các

đồng vị phóng xạ này cùng với sản phẩm phân rã của chúng là nguồn chính của bức xạ ion

hoá tự nhiên tác dụng lên mọi sinh vật trên Trái Đất. Một nguồn của các bức xạ ion hoá tự

nhiên khác là các tia vũ trụ khi chúng đi vào tầng khí quyển và bề mặt Trái Đất. Do đó các

nguồn phóng xạ được chia thành hai loại: nguồn phóng xạ tự nhiên và nguồn phóng xạ

nhân tạo. Các nguồn phóng xạ tự nhiên gồm hai nhóm: nhóm các đồng vị phóng xạ

nguyên thuỷ (có từ khi tạo thành Trái Đất và vũ trụ) và nhóm các đồng vị phóng xạ có

nguồn gốc từ vũ trụ (được tia vũ trụ tạo ra). Các nguồn phóng xạ nhân tạo do con người

tạo ra bằng cách kích hoạt hạt nhân trong lò phản ứng hay máy gia tốc, sản phẩm của các

phản ứng hạt nhân hoặc từ các vụ thử nghiệm vũ khí hạt nhân …

1.4.1.1. Các nguồn phóng xạ tự nhiên

a. Các nhân phóng xạ nguyên thủy

Các hạt nhân phóng xạ có nguồn gốc từ Trái Đất xuất hiện từ lúc hình thành vũ trụ. Đa

số các hạt nhân này có chu kì bán rã rất lớn, khoảng hàng trăm triệu năm. Nếu tính từ lúc

Trái Đất được tạo thành, các hạt nhân nào đã trải qua khoảng vài chục chu kì bán rã thì hầu

như không còn tồn tại nữa. Chỉ những hạt nhân có chu kì bán rã lớn, so sánh được với tuổi của Trái Đất thì vẫn còn tồn tại như 238U, 235U, 232Th. Các sản phẩm của các hạt nhân này

cũng không bền nên chúng tiếp tục phân rã tạo thành ba họ phóng xạ trong tự nhiên.

Ba họ phóng xạ có đặc điểm chung là: hạt nhân thứ nhất là đồng vị phóng xạ sống lâu. Họ thorium với hạt nhân đầu tiên là 232Th với thời gian bán rã khoảng 1,4.1010 năm nên hầu như thorium không giảm trong quá trình tồn tại của Trái Đất. Hạt nhân đầu tiên 238U của họ uranium có thời gian sống 4,5.109 năm nên nó bị phân rã một phần, còn 235U có thời gian bán rã 7.108 năm nên phân rã đáng kể. Vì vậy trong vỏ Trái Đất có rất nhiều thorium, còn

lượng 235U bé hơn 140 lần so với thorium. Mỗi họ đều có một thành viên dưới dạng khí phóng xạ, chúng là các đồng vị khác nhau của nguyên tố radon: trong họ uranium khí 222Rn được gọi là radon, trong họ thorium khí 220Rn được gọi là thoron và trong họ actinium khí 219Rn được gọi là actinion. Radon là khí trơ, không tham gia bất kỳ phản ứng hóa học nào,

là tác nhân gây ung thư hàng đầu trong các chất gây ung thư phổi. Trong không khí radon

và thoron ở dạng nguyên tử tự do, sau khi thoát ra từ vật liệu xây dựng, đất đá, chúng phân rã thành chuỗi các đồng vị phóng xạ con cháu, nguy hiểm nhất là 218Po. Sản phẩm cuối cùng trong mỗi họ phóng xạ đều là chì: 206Pb trong họ uranium, 207Pb trong họ actinium và 208Pb trong họ thorium. Các họ phóng xạ này tồn tại ở mọi nơi, mọi vật, có trong đất đá,

trong không khí, trong vật liệu xây dựng …

Các bảng 1.1, 1.2, 1.3 trình bày ba họ phóng xạ uranium (238U), actinium (235U) và

thorium (232Th).

Bảng 1.1. Họ uranium (4n+2) [6].

Đồng vị Kiểu phân rã Chu kỳ bán rã

4,56.109 năm

β 24 ngày

6,7 giờ 2,48.105 năm 6.104 năm

1617 năm

3,8 ngày

β 27 phút

238U 234Th 234Pa 234U 230Th 226Ra 222Rn 218Po 214Pb 214Bi

20 phút

β 20 phút

1,32 phút 3.10-7 s

22,3 năm

210Tl 214Po 210Pb 210Bi 5 ngày

5 ngày

β 4,2 phút

138 ngày

trạng thái bền

206Tl 210Po 206Pb

Bảng 1.2. Họ actinium (4n+3) [6].

Đồng vị Kiểu phân rã Chu kỳ bán rã

7.108 năm

25,6 giờ 3,4.104 năm

235U 231Th 231Pa 227Ac

13,5 năm

18,9 ngày

22 phút

11,4 ngày

4 s

227Th 223Fr 223Ra 219Rn 215Po 1,8 ms

1,8 ms

36,1 phút

211Pb 215At 211Tl 2,16 phút

2,16 phút

1,32 phút

5 ms

207Bi 211Po 207Pb trạng thái bền

Bảng 1.3. Họ thorium (4n) [6].

Đồng vị Kiểu phân rã Chu kỳ bán rã

1,4.1010 năm

β 6,7 năm

β 6,1 giờ

1,9 năm

3,6 ngày

54 giây

0,16 giây

β 10,6 giờ

232Th 228Ra 228Ac 228Th 224Ra 220Rn 216Po 212Pb 212Bi

60,5 phút

60,5 phút 3.10-7 giây

β 3,1 phút

212Po 208Tl 208Pb

trạng thái bền

Ngoài các họ phóng xạ trên, trong tự nhiên còn tồn tại một số đồng vị phóng xạ với nguyên tử số thấp như 40K, 50V, 87Rb, 187Re, 115In, 190Pt, 138La, 144Nd, 148Sm, 176Hf ... Trong các đồng vị phóng xạ trên, 40K rất phổ biến trong môi trường. Hàm lượng trung bình của 40K

trong đất đá khoảng 27 g/kg, trong đại dương khoảng 380 mg/l, trong động vật, thực vật và

cơ thể con người vào khoảng 1,7 g/kg

b. Các tia vũ trụ

Các bức xạ proton, alpha … năng lượng cao từ không gian bên ngoài rơi vào khí

quyển Trái Đất gọi là các tia vũ trụ. Tia vũ trụ có năng lượng cỡ từ hàng chục MeV đến 1020 eV hay cao hơn. Trên đường đi đến mặt đất, tia vũ trụ xuyên qua lớp vật chất dày khoảng 103 g/cm2 của khí quyển và do tương tác với vật chất nên thành phần các bức xạ

khác với tia vũ trụ nguyên thủy. Tia vũ trụ nguyên thủy gọi là tia vũ trụ sơ cấp còn bức xạ

sinh ra do tia vũ trụ sơ cấp tương tác với bầu khí quyển gọi là tia vũ trụ thứ cấp.

Các tia vũ trụ sơ cấp gồm 2 thành phần là thành phần thiên hà, chúng được sinh ra từ

các vật thể vũ trụ rất xa Trái Đất, và thành phần Mặt Trời, sinh ra từ các vụ nổ Mặt Trời.

Thành phần thiên hà gồm 79% các proton năng lượng cao, 20% các hạt alpha và các hạt ion

nặng hơn, phần còn lại là các electron, photon, neutron … Thành phần Mặt Trời gồm các

proton và hạt alpha với năng lượng tương đối thấp, vào khoảng ≤ 400 MeV và có cường độ rất lớn ≈ 106 – 107 hạt/cm2.s. Cũng có những trường hợp đặc biệt, chúng có năng lượng một

vài GeV.

Tia vũ trụ thứ cấp sinh ra do các tia vũ trụ sơ cấp tương tác với vật chất trong bầu khí

quyển. Tia vũ trụ thứ cấp được chia thành ba thành phần:

+ Thành phần kích hoạt hạt nhân gồm các hạt hadron (pion, proton, neutron…).

+ Thành phần mềm gồm các electron, positron và gamma. Tia gamma năng lượng cao

0π → γ + γ

được sinh ra đồng thời với các hạt hadron do quá trình phân rã hạt pion trung hòa:

(1.17)

(

π → µ + ν ν )

+ Thành phần cứng gồm các hạt muon, sinh ra do sự phân rã của các hạt pion tích điện:

(1.18)

Các muon năng lượng cao có khả năng đâm xuyên rất lớn do mất năng lượng rất ít đối

với các quá trình ion hóa và bức xạ hãm trong môi trường.

1.4.1.2. Các nguồn phóng xạ nhân tạo

Trong quá trình sử dụng phóng xạ hơn một trăm năm qua, loài người đã đưa vào tự

nhiên những hạt nhân phóng xạ mới, đóng góp vào lượng phóng xạ tự nhiên. Các nguồn

phát phóng xạ nhân tạo có thể kể đến như các lò phản ứng hạt nhân hay các máy gia tốc hạt

tích điện, các nhà máy điện hạt nhân, các vụ thử vũ khí hạt nhân, các khu chứa chất thải

phóng xạ, chất thải rắn, đồng vị phóng xạ đánh dấu … Những hạt nhân phóng xạ này ngày

càng tăng trong những lần thử vũ khí hạt nhân và trong những sự cố hạt nhân. Tuy nhiên

chúng có chu kì bán rã ngắn hơn nhiều so với các hạt nhân phóng xạ nguyên thủy.

Nếu kể đến đóng góp vào lượng phóng xạ tự nhiên thì các hạt nhân phóng xạ nhân tạo

đóng góp ít hơn cả, kế đến là các hạt nhân phóng xạ có nguồn gốc từ vũ trụ và chiếm phần

lớn lượng phóng xạ là các hạt nhân phóng xạ nguyên thủy. Bảng 1.4 liệt kê một số hạt

nhân phóng xạ nhân tạo phổ biến.

Bảng 1.4. Một số hạt nhân phóng xạ nhân tạo phổ biến [6].

Loại bức Năng lượng Tên Ký hiệu T1/2 xạ (MeV)

5,48 Americium

241Am

458 năm 0,06

10,6 β Krypton

85Kr

0,67 năm

β Strontium

90Sr

2,27 28 năm

5,27 Cobalt

60Co

1,173 ; 1,332 năm

Caesium

137Cs

0,66 30 năm

0,080; 0,248; Iodine

131I

8 ngày 0,364; 0,637

Tecnecium

99mTc

140,5 6 giờ

β Phosphorus

32P

1,711 15 ngày

1.4.2. Phông phóng xạ trong phổ năng lượng gamma ghi nhận bởi detector

Phông được ghi nhận trong detector là sự hưởng ứng đơn giản của detector ngay trong

sự vắng mặt của nguồn. Phổ phông của các detector germanium là do sự kết hợp của các

nguyên nhân sau:

1.1. Khối điện tử

1.2. Bức xạ gamma của môi trường

1.3. Phóng xạ từ vật liệu cấu trúc detector và vật liệu che chắn.

1.4. Bức xạ vũ trụ

1.4.3. Các phương pháp giảm phông

1.4.3.1. Khối điện tử

Bản thân detector, mạch điện RC với một diode, cũng như chuỗi điện tử, bộ tiền

khuếch đại, bộ khuếch đại, bộ chuyển đổi ADC và bộ nhớ hay PC, có thể bị ảnh hưởng bởi

sự phát tần số vô tuyến, các bộ chuyển đổi, tiếng ồn, tạp âm và ảnh hưởng của các hiệu ứng

microphone, chủ yếu là do sự dao động cơ học từ tường và sàn nhà. Tất cả chúng có thể

phát các tín hiệu tạp nhiễu khó tách rời khỏi các tín hiệu thật trong phổ. Vùng ảnh hưởng

chính là phổ năng lượng thấp và thường đóng góp một phần nhỏ vào phông. Nhưng nếu các

nguồn phông khác bị xóa bỏ những tín hiệu tạp nhiễu này có thể bị phát hiện. Để tránh các

ảnh hưởng của tần số vô tuyến, sự che chắn Faraday là cần thiết cũng như sự chắn của các

dây. Cách đơn giản để tránh các dao động là đặt detector và lớp chắn trên một bề mặt chống

dao động. Bình dewar nên được đặt trên một bề mặt cô lập khác để tránh sự truyền các dao

động tạo ra do sự sôi của nitơ lỏng.

1.4.3.2. Bức xạ gamma của môi trường

Phông của một hệ phổ kế gamma còn do các nhân phóng xạ nguyên thủy và nhân tạo

đã đóng góp từ không gian xung quanh detector. Có thể dùng phương pháp bảo vệ thụ động

để ngăn cản các bức xạ này. Cách thực hiện bảo vệ thụ động là dùng một tổ hợp các vật liệu

có nguyên tử số Z giảm dần tính từ ngoài vào đến detector như là chì cổ, thiếc, đồng, nhôm

… Lớp vật liệu ngoài cùng có Z lớn nhất sẽ hấp thụ các bức xạ của môi trường bên ngoài,

còn các tia X thứ cấp do tương tác của tia gamma môi trường với vật liệu có Z lớn nhất sẽ

được lớp vật liệu có nguyên tử số Z nhỏ hơn kế tiếp bên trong hấp thụ, quá trình cứ tiếp tục

cho đến khi bức xạ tia X đặc trưng của vật liệu cuối cùng không xuyên vào được detector

hoặc đã bị suy giảm đến cường độ nhỏ không đáng kể.

Radon là một trong các nguồn chính của phông phóng xạ môi trường, ngay cả với các detector được che chắn rất tốt. Các đồng vị 222Rn (T1/2 = 3,8 ngày), 220Rn (T1/2 = 54 s) và 219Rn (T1/2 = 4 s) cùng với bụi thông thường là các nhân tố chính của sự khuếch tán. Khi khí

radon lọt vào không gian trống giữa các lớp vật liệu che chắn và tinh detector, các con cháu

của nó tích tụ dần và làm dày đặc không gian này. Dải hoạt độ tự nhiên của các đồng vị này là từ dưới 0,04 Bql-1 đến hơn 4 Bql-1. Trong đó, sự đóng góp vào phông chủ yếu là do 222Rn, là một con cháu của 238U, phụ thuộc vào số lượng của uranium hoặc 226Ra trong các vật liệu.

Để giảm bớt ảnh hưởng của radon lên các phổ là làm thông khí vùng đo gần detector

bằng cách đưa vào một khí sạch phóng xạ. Một giải pháp tốt là sử dụng khí nitơ được làm

bay hơi từ bình dewar. Vì radon nặng hơn không khí, sự làm sạch hiệu quả hơn nếu khí nitơ

được đưa vào từ nắp của buồng đo và được thông hơi tại đáy và cần bịt kín hệ thống thỏa

đáng để duy trì một áp suất dương.

1.4.3.3. Phóng xạ từ vật liệu cấu trúc detector và vật liệu che chắn

Phổ phông gây ra bởi vật liệu cấu trúc detector và vật liệu che chắn xung quanh

detector chủ yếu là do các tia gamma của những đồng vị thuộc các họ phóng xạ nguyên thủy 238U, 232Th, 235U cũng như 40K và một vài đồng vị phóng xạ nhân tạo như 60Co, 137Cs … Sự

lựa chọn nghiêm ngặt các vật liệu sạch phóng xạ, có hoạt độ phóng xạ thấp làm vật liệu cấu

trúc detector và các vật liệu che chắn xung quanh detector có thể làm giảm mạnh phông

phóng xạ này.

1.4.3.4. Bức xạ vũ trụ và neutron

Tại mức mặt biển, bức xạ vũ trụ chủ yếu là các muon (75%), các tia gamma và các

electron, chỉ có 0,1% là proton.

Các hạt tích điện năng lượng cao có thể chạm thể tích hoạt động của tinh thể detector,

phát một xung tức thời với phân bố năng lượng liên tục. Các electron với năng lượng trên 10

MeV, các muon với năng lượng trên 100 MeV và các proton với năng lượng trên 1 GeV, rất

thường xuyên có mặt trong bức xạ vũ trụ ở bề mặt Trái Đất. Chúng gây ra một tín hiệu

khoảng 6 – 7 MeV đối với mỗi centimet chúng đi trong tinh thể detector. Bên cạnh các đỉnh

hấp thụ toàn phần chúng còn gây ra sự tăng phông trong phổ năng lượng thấp.

Các muon làm tăng phông do bức xạ hãm của các electron δ , được tạo ra khi các

muon tác dụng với tinh thể germanium, lớp chắn chì và các vật liệu xung quanh. Các quá

trình khác là sự tạo cặp phân rã muon, bức xạ hãm muon và sự ion hóa trực tiếp. Kết quả

của những tương tác này là tạo ra phổ liên tục với một đỉnh hủy nhô lên. Ngoài ra, phản ứng

giữa các muon với germanium, chì và các vật liệu xung quanh thông qua sự bắt giữ muon

dẫn tới hạt nhân Z – 1 bị kích thích cao và mất kích thích bởi sự phát neutron. Các neutron

này gây ra các trạng thái gamma bị kích thích trong Ge, Pb, các vật liệu xung quanh và gây

ra sự tán xạ neuton không đàn hồi, sự bắt giữ và sự kích hoạt. Tia gamma phát ra theo các

tương tác này được phát hiện bởi tinh thể Ge và đóng góp vào phông.

Có thể làm giảm thành phần phông trong detector germanium do các tia vũ trụ tạo ra

bằng phương pháp che chắn bảo vệ tích cực như lắp đặt detector germanium trong một

phòng thí nghiệm nằm dưới mặt đất. Tuy nhiên, việc xây dựng và vận hành một phòng thí

nghiệm dưới mặt đất thì đắt và bất tiện. Một giải pháp che chắn tích cực khác là vận hành

phổ kế gamma với một hệ thống phản trùng phùng. Phương pháp này sử dụng các tấm chất

dẻo nhấp nháy bao quanh lớp chắn chì rồi sử dụng sơ đồ phản trùng phùng với detector

germanium. Kết quả chính của những hệ thống này là loại trừ phông tạo ra bởi muon vũ trụ

mà không làm mất các sự kiện từ mẫu. Chất dẻo hoặc chất lỏng nhấp nháy sẽ giảm bớt ảnh

hưởng của các muon và các tia gamma thứ cấp và cũng sẽ đáp ứng như một tác nhân làm

chậm neutron. Tuy nhiên, di chuyển hệ phổ kế vào một phòng thí nghiệm nằm dưới mặt đất

tại độ sâu vừa đủ để giảm dòng muon vũ trụ sẽ có ảnh hưởng mạnh mẽ nhất.

Hình 1.9. Mặt cắt ngang (a) và mặt cắt dọc (b) của sự che chắn thụ động và chủ động [50].

Dưới đây là một vài thí dụ về phương pháp giảm phông tích cực bằng kỹ thuật phản

trùng phùng. Đặt một số detector bảo vệ với hiệu suất gần 100% đối với muon lên trên

detector chính và dùng sơ đồ phản trùng phùng để loại trừ các xung xuất hiện đồng thời

trong detector chính và một trong các detector bảo vệ. Trong hình 1.10, detector ghi được

bao bọc bởi detector bảo vệ, đây là detector nhấp nháy dùng chất nhấp nháy là chất plastic

có kích thước lớn, được gia công thành hình giếng, bao bọc detector ghi. Tín hiệu từ hai

detector này được đưa vào hệ thống phản trùng phùng. Toàn bộ hệ hai detector được đặt

trong lớp chì dày đóng vai trò bảo vệ thụ động. Để tăng hiệu suất ghi, người ta đã nghiên

cứu xây dựng hệ detector hoạt động theo kỹ thuật phản trùng phùng kép. Trong kỹ thuật

này, hai detector như nhau đóng vai trò vừa là detector bảo vệ, vừa là detector ghi.

Hình 1.10. Phương pháp giảm phông bằng kỹ thuật phản trùng phùng [5].

Hình 1.11. Phương pháp giảm phông bằng kỹ thuật phản trùng phùng kép [5].

Các neutron rất nguy hiểm đối với hệ phổ kế phông thấp vì chúng gây ra nhiều phản

ứng hạt nhân. Nếu chúng ở trong các lớp chắn thì bên cạnh các phản ứng va chạm không

đàn hồi (n,n’), chúng tạo ra sản phẩm các bức xạ gamma bởi các phản ứng (n, )γ và (n, n ' )γ

và đóng góp vào phông. Một vài các neutron tương tác trực tiếp với germanium trong tinh

thể và tạo ra các phản ứng không đàn hồi và các đồng vị phóng xạ. Neutron có sức xuyên

mạnh hơn tia gamma và chỉ có thể bị ngăn chặn bởi tường bê tông dày, bởi nước hoặc tấm

chắn paraffin. Phương pháp khác giảm thiểu các ảnh hưởng của neutron thứ cấp là vây

quanh detector với một tiết diện vật liệu bắt giữ neutron cao như cadmium, boron hoặc

114

lithium. Trong đó, cadmium và boron có sự bắt tức thời các tia gamma mà sẽ đóng góp vào

γ Cd (n, ) Cd

phông. Tuy nhiên, cadmium có thể gây ra phản ứng 113 và sinh ra các lượng

tử gamma có năng lượng 558,4 keV và 805,9 keV. Các vật liệu chứa hydrogen làm việc tốt

nhất đối với neutron nhiệt, nhưng chúng sau đó tạo ra các tia gamma 2225 keV do sự bắt

giữ neutron từ hydrogen.

Như vậy để che chắn bảo vệ thụ động, trong thực tế người ta thường dùng một tổ hợp

các vật liệu tính từ ngoài vào đến detector có nguyên tử số Z giảm dần là chì cổ, thiếc, đồng,

nhôm … cho đến khi bức xạ tia X đặc trưng của vật liệu cuối cùng không xuyên vào được

detector. Việc sử dụng buồng chì và các vật liệu lót bên trong lớp chì để che chắn phông

gamma là một cách giảm phông thụ động. Đối với thành phần cứng của tia vũ trụ, chẳng

hạn như các hạt muon, thì phương pháp bảo vệ thụ động không thể che chắn được. Khi đó,

người ta sử dụng phương pháp giảm phông tích cực để che chắn muon.

Chương 2: NGHIÊN CỨU GIẢM PHÔNG BUỒNG CHÌ BẰNG

CHƯƠNG TRÌNH MCNP5

2.1. PHƯƠNG PHÁP MONTE CARLO VÀ CHƯƠNG TRÌNH MCNP5

2.1.1. Phương pháp Monte Carlo

2.1.1.1. Giới thiệu

Phương trình vận chuyển bức xạ qua vật chất chỉ có thể giải được cho một số cấu hình

nhất định. Tuy nhiên ngày nay quá trình tương tác của photon và electron đã được khảo sát

rất chi tiết cũng như thư viện số liệu hạt nhân sẵn có, ý tưởng sử dụng phương pháp mô

phỏng Monte Carlo cho việc giải quyết các bài toán vận chuyển bức xạ được hình thành.

Phương pháp Monte Carlo là phương pháp tính số cho bài toán mô phỏng sự tương tác của

những vật thể này với những vật thể khác hay là với môi trường dựa trên các mối quan hệ

vật thể – vật thể và vật thể – môi trường đơn giản. Phương pháp Monte Carlo cố gắng mô

hình hoá tự nhiên thông qua sự mô phỏng trực tiếp các lý thuyết động lực học cần thiết dựa

theo yêu cầu của hệ cần khảo sát. Lời giải được xác định bằng cách lấy mẫu ngẫu nhiên của

các quan hệ hay là các tương tác vi mô cho đến khi hội tụ về kết quả. Do vậy cách thực hiện

lời giải bao gồm các hành động hay phép tính được lặp đi lặp lại.

Phương pháp này được sử dụng để mô tả lý thuyết các quá trình thống kê và đặc biệt

hữu ích trong các bài toán phức tạp không thể mô tả bằng các phương pháp tất định. Việc

mô phỏng thường được thực hiện trên máy tính bởi vì số phép thử phải rất lớn để có thể mô

tả chính xác hiện tượng.

Trong quá trình mô phỏng một photon hoặc electron được xem như “hạt vật lý”. Mỗi

hạt sẽ được theo dõi từ vị trí ban đầu của nó trong nguồn phóng xạ, qua các lớp vật liệu

trung gian và vào thể tích nhạy của detector. Photon sẽ tương tác thông qua các hiệu ứng

hấp thụ quang điện, tán xạ Compton và hiệu ứng tạo cặp. Từ các tương tác này, electron,

positron và các photon thứ cấp (bức xạ hãm, bức xạ huỳnh quang, lượng tử hủy cặp) được

tạo ra. Các số giữa 0 và 1 được lựa chọn một cách ngẫu nhiên để xác định loại tương tác và

vị trí xảy ra tương tác dựa trên các định luật vật lý và xác suất của các quá trình liên quan.

Tại mỗi điểm tương tác, kết quả tương tác sẽ được xác định bằng xác suất của mỗi loại

tương tác có thể và góc tán xạ. Quá trình này được lặp lại cho đến khi hạt nguồn và tất cả

các hạt thứ cấp đã để lại toàn bộ năng lượng của nó hoặc thoát ra khỏi thể tích detector. Nếu

tất cả năng lượng này được để lại trong detector, một số đếm sẽ được đưa vào phổ gamma

tại năng lượng xấp xỉ của nó. Quá trình này được lặp lại cho đến số ngẫu nhiên được giới

hạn trước. Bằng cách theo dõi tất cả các sự kiện xảy ra, ta có thể thu được một phổ phân bố

của bức xạ tới.

2.1.1.2. Đặc trưng của phương pháp Monte Carlo

Tính đúng đắn phương pháp Monte Carlo phụ thuộc vào một số yếu tố như luật số lớn,

định lý giới hạn trung tâm và số ngẫu nhiên [20].

a. Định lý giới hạn trung tâm

Định lý giới hạn trung tâm mô tả cách ước lượng Monte Carlo tiến đến giá trị thực.

Theo lý thuyết, ước lượng Monte Carlo luôn phân bố chuẩn quanh giá trị thực của bài toán

khi N lớn. Độ lệch chuẩn của việc tính toán Monte Carlo khi đó được cho bởi căn bậc hai

của phương sai chia cho N . Kết quả này là quan trọng cho việc đánh giá độ chính xác của

tiến trình Monte Carlo.

b. Luật số lớn

Luật số lớn phát biểu rằng ước lượng phương pháp Monte Carlo của tích phân khi sử

→

dụng n số ngẫu nhiên sẽ hội tụ về giá trị thực của tích phân khi n đủ lớn.

f (x)dx

f (n ) i

(2.1)

∑

∫

1 n

1 − b a

Với f(ni) là hàm được lấy tích phân và ni là tập hợp n số ngẫu nhiên có phân bố đều

trong giới hạn x = a và x = b. Vế trái của phương trình (2.1) là ước lượng Monte Carlo của

tích phân còn vế phải là tích phân thực của hàm giữa a và b. Định lý này đặc biệt quan trọng

do nó xác định các kết quả tính toán Monte Carlo như những ước lượng phù hợp. Do đó hai

tính toán Monte Carlo lý tưởng cần tạo ra cùng một ước lượng (trong sai số thống kê).

c. Số ngẫu nhiên

Để tạo được một dãy số ngẫu nhiên, nhiều phương pháp khác nhau đã được áp dụng. Ở

đây, xin trình bày một phương pháp được dùng phổ biến nhất đó là phương pháp đồng dư

tuyến tính. Phương pháp này đã được sử dụng trong nhiều ngôn ngữ lập trình, chẳng hạn

như C, Fortran. Đồng thời nó cũng là phương pháp chính được sử dụng trong chương trình

MCNP5 và DETEFF.

Dùng phương pháp Monte Carlo điều quan trọng nhất là phải tạo ra các số ngẫu nhiên

phân bố đều trên khoảng (0, 1) và có mật độ xác suất bằng 1. Một thuật toán tạo số ngẫu

nhiên được gọi là phương pháp đồng dư tuyến tính như sau:

0x M<

+ c

− n 1

ξ = n

nx / M

là số nguyên lẻ số gieo ban đầu.

Trong đó: a và c là các số nguyên, M thường là một số nguyên có giá trị lớn, x0 là số

nx là số ngẫu nhiên ở

gieo ban đầu có thể được đặt bởi người dùng trong quá trình tính toán,

lần gieo thứ n.

Thuật toán tạo số ngẫu nhiên này có ưu điểm là đơn giản, dễ sử dụng, tính toán nhanh

và dãy số ngẫu nhiên do nó tạo ra là khá tốt.

Chu kì của phương pháp đồng dư tuyến tính (chiều dài của dãy số cho đến khi số đầu

nx sẽ lấy tất cả các giá

điều này có nghĩa là trong trường hợp tốt nhất thì tiên bị lặp lại) M≤

trị có trong đoạn.

2.1.2. Chương trình MCNP5

2.1.2.1. Giới thiệu

MCNP là phần mềm vận chuyển bức xạ đa năng dựa trên phương pháp Monte Carlo

của phòng thí nghiệm quốc gia Los Alamos, Hoa Kỳ [33]. Đây là một công cụ tính toán rất

mạnh, có thể mô phỏng số vận chuyển neutron, photon và electron, và giải các bài toán vận

chuyển bức xạ ba chiều, phụ thuộc thời gian, năng lượng liên tục trong các lĩnh vực từ thiết kế lò phản ứng đến bảo vệ bức xạ và vật lý y học với các miền năng lượng neutron từ 10-11

MeV đến 20 MeV và các miền năng lượng photon và electron từ 1 keV đến 1000 MeV.

MCNP sử dụng các thư viện số liệu hạt nhân và nguyên tử năng lượng liên tục. Các

nguồn cung cấp dữ liệu chính bao gồm:

+ The Evaluated Nuclear Data File (ENDF)

+ The Evaluated Nuclear Data Library (ENDL)

+ The Activation Library (ACTL)

+ Applied Nuclear Science (T – 2) Group tại Los Alamos.

Chương trình Monte Carlo vận chuyển hạt đầu tiên là MCS được viết năm 1963. Tiếp

theo MCS là MCN được viết năm 1965. MCN có thể giải bài toán các neutron tương tác với

vật chất hình học ba chiều và sử dụng các số liệu vật lý được lưu trong các thư viện riêng rẽ,

phát triển cao.

MCN được hợp nhất với MCG (chương trình Monte Carlo gamma xử lý các photon

năng lượng cao) năm 1973 để tạo ra MCNG – chương trình ghép cặp neutron – gamma.

Năm 1973, MCNG được hợp nhất với MCP (chương trình Monte Carlo photon với xử lý vật

lý chi tiết đến năng lượng 1 keV) để mô phỏng chính xác các tương tác neutron – photon và

trở thành MCNP từ đó. Mặc dù đầu tiên MCNP có nghĩa là Monte Carlo neutron – photon

song hiện nay nó có nghĩa là Monte Carlo N Particle. Ở đây, hạt N có thể là neutron, photon

và electron.

MCNP3 được viết lại hoàn toàn và công bố năm 1983. MCNP3 là phiên bản đầu tiên

được phân phối quốc tế. MCNP4 được công bố năm 1990. Nó thích ứng với việc mô phỏng

hạt N đa tác vụ hoạt động trên các cấu trúc máy tính song song. MCNP4 đã bổ sung vận

chuyển electron.

MCNP4A được công bố năm 1993 với các nét nổi bật là phân tích thống kê được nâng

cao, đa tác vụ làm việc với nhiều bộ xử lý để chạy song song trên hệ cấu trúc máy tính song

song.

MCNP4B, được công bố năm 1997, đã đưa vào các toán tử vi phân nhiễu loạn, vật lý

photon được nâng cao.

MCNP4C được công bố năm 2000, mô tả những nét nổi bật của xử lý cộng hưởng

không phân giải, các nâng cao vật lý electron.

MCNP4C2 có các đặc trưng mới là vật lý quang hạt nhân và một vài cải tiến khác,

được công bố năm 2001.

MCNP5 có bổ sung thêm hiệu ứng giản nở Doppler cùng với các thư viện tiết diện

được cập nhật.

MCNP được nhóm X-5, Ban Vật lý ứng dụng, Phòng thí nghiệm quốc gia Los Alamos,

cải tiến và cứ 2 – 3 năm công bố một phiên bản mới. MCNP có thể chạy trên nền các máy

tính Cray UNICOS, các workstation hay các máy tính (PC) chạy Unix hay Linux, các máy

tính chạy trên nền Window. MCNP đã cách mạng hóa khoa học không chỉ ở cách nó được

ứng dụng mà còn ở thực tế nó đang trở thành kho kiến thức vật lý. Kiến thức và kinh

nghiệm có trong MCNP là rất lớn.

Trong 10 năm gần đây các tính toán bằng phần mềm mô phỏng MCNP đã được triển

khai ở Viện Nghiên cứu Hạt nhân Đà Lạt, Trung tâm Nghiên cứu & Triển khai Công nghệ

Bức xạ TP.HCM, Viện Khoa học và Kỹ thuật Hạt nhân Hà nội, Viện Năng lượng Nguyên tử

Việt Nam … Những tính toán này chủ yếu là các tính toán tới hạn lò phản ứng và các phân

bố trường liều bức xạ.

Phương pháp mô phỏng Monte Carlo dựa trên cơ sở chương trình MCNP5 đã được

chúng tôi sử dụng để mô hình hóa cấu hình detector – nguồn – buồng chì và khảo sát hiệu

suất tính toán của detector, từ đó tìm ra bề dày tốt nhất của các lớp vật liệu che chắn nhằm

giảm phông buồng chì của hệ phổ kế gamma đặt tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM.

2.1.2.2. Các mô hình tương tác photon trong chương trình MCNP5

Phương pháp Monte Carlo cho phép mô phỏng lần lượt từng photon riêng biệt đi

xuyên qua thể tích hoạt động của detector. Các đại lượng vật lý tuân theo qui luật thống kê

được lấy mẫu tương ứng theo một hàm phân bố xác suất thích hợp. Chẳng hạn, trong trường

hợp nguồn điểm, hướng và điểm tới của tia gamma trên bề mặt detector được xác định bằng

cách lấy mẫu ngẫu nhiên từ phân bố đồng dạng. Điểm tương tác của tia gamma trong thể

tích hoạt động của detector được xác định bằng cách lấy mẫu ngẫu nhiên từ phân bố hàm

mũ theo cường độ tia gamma. Cường độ tia gamma trong môi trường được mô tả theo hàm

−µ

số phụ thuộc vào hệ số hấp thụ tuyến tính toàn phần và bề dày lớp vật chất như sau

I e 0

µ = σ N t

σ = σ

+ σ

(2.2)

Photoelectric

Compton Scattering

T hom son Scattering

Pair production

(2.3)

Trong đó: I là cường độ tia gamma tại độ sâu r bên trong thể tích hoạt động của

tσ là tiết diện

detector, I0 là cường độ tia gamma tại bề mặt detector, N là mật độ nguyên tử,

tương tác hiệu dụng toàn phần.

−µ

I e 0

Đặt R là số ngẫu nhiên thuộc khoảng (0, 1) và thỏa mãn công thức:

∫

0 ∞

−µ

I e 0

(2.4)

∫

= −

− ln(1 R)

1 µ

Suy ra (2.5)

Nếu r vượt quá kích thước giới hạn phần thể tích hoạt động của detector thì tia gamma

được xem như không tương tác và thoát khỏi detector. Còn nếu r nhỏ hơn kích thước giới

hạn thì tia gamma được xem như trải qua một tương tác. Sau đó bản chất của tương tác

được xác định bằng cách lấy mẫu theo các tiết diện tương tác tương ứng với các quá trình

tương tác như hấp thụ quang điện, tán xạ Compton, tán xạ Thomson, hiệu ứng tạo cặp …

Hướng và năng lượng của tia gamma tán xạ sau đó lại được xác định bằng việc lấy mẫu theo

các hàm phân bố xác suất thích hợp. Các sản phẩm con cháu (electron quang điện, electron

vỏ K, tia X của quá trình quang điện; electron và tia gamma tán xạ của quá trình tán xạ

Compton; electron, positron và các photon hủy cặp của quá trình tạo cặp …) sẽ tiếp tục

tương tác bên trong thể tích hoạt động của detector cho đến khi năng lượng tia gamma tới

được hấp thụ hoàn toàn hoặc một phần và một phần thoát khỏi thể tích hoạt động của

detector. Phần năng lượng hấp thụ này sẽ được chuyển đổi thành xung điện áp với độ cao tỉ

lệ tương ứng. Phân bố độ cao xung theo năng lượng hay còn gọi là phổ gamma mô phỏng

được lấy ra bằng thẻ truy xuất kết quả F8 của chương trình MCNP5. Ngoài ra do ảnh hưởng

của ba hiệu ứng là sự giãn rộng thống kê số lượng các hạt mang điện, hiệu suất tập hợp điện

tích và đóng góp của các nhiễu điện tử làm cho quang đỉnh của phổ gamma thực nghiệm có

dạng Gauss. Do đó quá trình mô phỏng phổ gamma còn sử dụng tùy chọn GEB (Gauss

Energy Broadening) của thẻ FT8 trong chương trình MCNP5. Khi đó phổ gamma mô phỏng

phù hợp tốt với phổ gamma thực nghiệm. Dựa trên cơ sở phổ gamma mô phỏng này hiệu

suất tính toán của detector được xác định bằng cách lấy số photon đóng góp trong đỉnh năng

lượng toàn phần chia cho số photon phát ra từ nguồn theo mọi hướng.

Đối với các tương tác photon, MCNP5 có hai mô hình: đơn giản và chi tiết. Trong

trường hợp xử lý đơn giản, MCNP5 bỏ qua tán xạ kết hợp (tán xạ Thomson) và các photon

huỳnh quang tạo ra từ hấp thụ quang điện. Xử lý này được sử dụng cho các bài toán photon

năng lượng cao hoặc các bài toán mà trong đó electron là tự do. Trường hợp xử lý chi tiết sẽ

tính đến tán xạ kết hợp và cả photon huỳnh quang. Xử lý này được áp dụng ở năng lượng

dưới giá trị EMCPF của thẻ PHYS:P với giá trị mặc định là 100 MeV.

Việc tạo ra electron từ photon có thể theo ba cách. Cả ba cách này là như nhau cho cả

hai mô hình đơn giản và chi tiết. (1) Nếu vận chuyển electron được kích hoạt (mode P E) thì

tất cả các va chạm photon ngoại trừ tán xạ kết hợp đều có thể tạo ra electron, các electron

này sẽ được dự trữ cho vận chuyển sau đó. (2) Nếu vận chuyển electron không được kích

hoạt (không có E trong thẻ MODE) thì mô hình bức xạ hãm TTB (thick – target

bremsstrahlung) được sử dụng. Mô hình này tạo ra các electron nhưng giả thiết rằng chúng

chuyển động cùng hướng với photon tới và ngay lập tức bị hủy. Các photon bức xạ hủy này

sẽ được lưu trữ cho quá trình vận chuyển sau đó. Gần đúng TTB không được sử dụng trong

các bài toán MODE P E, nhưng là mặc định cho các bài toán MODE P. (3) Nếu tùy chọn

IDES trên thẻ PHYS:P có giá trị 1 thì tất cả các quá trình sinh electron đều bị tắt, do đó

không có photon nào được tạo từ các electron.

2.1.2.3. Input

Phần quan trọng để vận hành một chương trình MCNP5 chính là input. Trong input,

các thông số như cấu hình hệ đo, thời gian gieo hạt, số hạt cần gieo, các thông số chính xác

của nguồn được khai báo. Qua các thông số nhận được, MCNP5 sử dụng thư viện số liệu

hạt nhân và các quá trình tính toán, gieo số ngẫu nhiên tuân theo quy luật phân bố, ghi lại sự

kiện lịch sử phát ra từ nguồn cho đến hết thời gian sống của nó. Khả năng mô tả hình học ba

chiều của MCNP5 là rất tốt, input chuẩn được chia ra làm ba phần là định nghĩa ô, định

nghĩa mặt và định nghĩa vật liệu chúng được ngăn cách nhau bằng các dòng trống. Định

nghĩa ô dựa các mặt biên được liên kết lại với nhau tạo thành và được lấp đầy vật chất đồng

nhất tương ứng. Định nghĩa mặt là các dạng toàn phương liên kết tạo thành các ô. Trong

định nghĩa dữ liệu cần phải khai báo nguồn, vật liệu cấu tạo các ô, loại đánh giá cần tính

toán, số hạt gieo, độ quan trọng của các ô.

Cấu trúc input trong MCNP5 được trình bày như sau:

+ Các dòng thông báo (tùy ý)

…………………………………………….. (dòng trống).

+ Một dòng thông báo tên bài toán

+ Định nghĩa các ô.

…………………………………………….. (dòng trống).

+ Định nghĩa các mặt.

…………………………………………….. (dòng trống).

+ Định nghĩa dữ liệu.

2.1.2.4. Các tally

MCNP5 cung cấp cho người dùng bảy tally chuẩn cho neutron, sáu tally chuẩn cho

photon và bốn tally chuẩn cho electron. Các tally cơ bản này có thể thay đổi bởi người dùng

theo nhiều cách khác nhau. Các tally trong MCNP5 đã được chuẩn hóa trên một hạt phát ra,

ngoại trừ một vài trường hợp đối với nguồn tới hạn. Các tally trong MCNP5 được cho trong

bảng 2.1.

Bảng 2.1. Các kiểu tally trong MCNP5.

Kí hiệu Mô tả Loại hạt

F1 Cường độ dòng qua bề mặt N,P,E

F2 Thông lượng trung bình qua một bề mặt N,P,E

F4 Thông lượng trung bình qua một cell N,P,E

F5 Thông lượng tại một điểm hay detector N,P

F6 Năng lượng trung bình để lại trong một cell N,P

F7 Năng lượng phân hạch trung bình để lại trong một cell N

F8 Phân bố độ cao xung trong detector P,E

Trong bài toán mô phỏng detector thì tally F8 được sử dụng. Tally F8 hay còn gọi là

tally độ cao xung, có chức năng cung cấp các phân bố năng lượng của xung được tạo ra

trong ô (cell) detector. Nó cũng cho ta biết sự mất mát năng lượng trong một ô. Tally độ cao

xung này mô phỏng tương tự một detector vật lý. Các khoảng chia năng lượng (energy bin)

trong tally F8 tương ứng với năng lượng toàn phần bị mất trong detector ở các kênh xác định

bởi mỗi hạt vật lý.

2.1.2.5. Output

Các kết quả sau khi chạy chương trình sẽ được xuất ra dưới dạng một tệp output. Bên

cạnh kết quả được xuất ra theo yêu cầu của người sử dụng, tệp output còn chứa rất nhiều

thông tin phong phú. Các thông tin này thường được liệt kê dưới dạng các bảng. Các bảng

này chứa các thông tin tổng hợp chuẩn nhằm cung cấp thêm cho người sử dụng các ý tưởng

về việc chạy chương trình, cung cấp sự hiểu biết sâu hơn về các quá trình vật lý của vấn đề

và sự đầy đủ của mô phỏng Monte Carlo. Nếu có lỗi xảy ra trong quá trình chạy chương

trình, các bảng dự đoán chi tiết cho việc sửa chữa được đưa ra. Mỗi kết quả được xuất ra

đều có các sai số thống kê tương đối của nó tương ứng với một độ lệch chuẩn. Theo sau các

kết quả là các bảng phân tích một cách tỉ mỉ nhằm hỗ trợ cho việc xác định độ tin cậy của

các kết quả.

2.2. CÁC TIÊU CHÍ LỰA CHỌN VẬT LIỆU CHE CHẮN GIẢM PHÔNG

Tia X đặc trưng phát ra từ tương tác quang điện của tia gamma với vật chất xung quanh

detector tạo ra một đỉnh phổ nằm ở vùng năng lượng tia X. Đối với vật liệu xung quanh

detedor có nguyên tử số Z lớn, tia X mang năng lượng cao do đó khả năng thoát ra khỏi bề

mặt vật liệu để đi đến detector càng cao. Vì vậy cần tránh bố trí các vật liệu này xung quanh

detector. Mặt khác, vật liệu Z cao như chì rất hiệu quả trong che chắn phông. Do đó cấu

hình buồng che chắn phù hợp bao gồm các lớp vật liệu nhẹ đặt bên trong lớp che chắn chính

làm từ vật liệu Z cao. Lớp vật liệu nhẹ sẽ hấp thụ các tia X phát ra từ lớp che chắn chính

đồng thời chỉ tạo ra các tia X năng lượng thấp dễ dàng bị hấp thụ, hoặc tạo ra các đỉnh phổ

trong miền năng lượng rất thấp do đó không ảnh hưởng đến các đỉnh phổ quan tâm.

Thông thường vật liệu che chắn được chọn là chì, sắt, đồng, thuỷ ngân, bê tông. Đó là

những vật liệu nặng (Z lớn) có tiết diện lớn đối với hiệu ứng hấp thụ quang điện.

+ Bê tông thường có độ phóng xạ cao vì có hàm lượng U, Th cỡ ppm.

+ Thuỷ ngân là chất lỏng, cần phải có bình đặc biệt để đựng, không thuận tiện.

+ Sắt, đồng có tiết diện lớn đối với các phản ứng (n, n’γ), (n, γ).

Các đồng vị tạo thành trong các phản ứng gây ra bởi neutron của tia vũ trụ phát ra bức

xạ gamma, tạo thành phông đối với detector được thống kê dưới đây.

Bảng 2.2. Các phản ứng của neutron với detector [5].

γE (keV)

Từ phản ứng Từ phản ứng

186

65Cu(n, γ )66Cu

1412,1

63Cu(n, n’ γ )63Cu

278,3

63Cu(n, γ )64Cu

1481,7

65Cu(n, n’ γ )65Cu

669,6

63Cu(n, n’ γ )63Cu

1547,0

63Cu(n, n’ γ )63Cu

962,1

65Cu(n, n’ γ )65Cu

122,1

57Fe(n, n’ γ )57Fe

1115,5

65Cu(n, n’ γ )65Cu

846,8

56Fe(n, n’ γ )56Fe

1327,0

63Cu(n, n’ γ )63Cu

368,0

199Hg(n, γ )200Hg

Còn lại chỉ có chì. Chì thông thường bao gồm 53% là Pb208, 24% Pb206, 22% Pb207 và

207Pb (n, n’γ) 207Pb cho bức xạ gamma năng lượng 569,2 keV; 1063,6 keV

206Pb (n, n’γ) 206Pb cho bức xạ gamma năng lượng 803,3 keV

1% Pb214. Chì tương tác với n, có thể xảy ra các phản ứng sau đây:

208Pb (n, n’γ) 208Pb cho bức xạ gamma năng lượng 2614,0 keV.

Tiết diện các phản ứng này nhỏ nên bức xạ gamma từ các phản ứng trên không gây

nên phông của detector.

Nhược điểm lớn nhất khi dùng chì để giảm phông là sự tồn tại đồng vị phóng xạ 210Pb với chu kỳ bán rã T1/2 = 22,3 năm. Tia gamma 46,5 keV từ 210Pb dễ dàng bị chặn đứng bởi lớp vật liệu lót bên trong để khử các tia X chì lớp K. Tuy nhiên, 210Bi là con cháu của 210Pb

−β với năng lượng là 1161 keV. Các hạt β- này sẽ tạo thành bức xạ hãm

phát ra tia

Bremsstrahlung và bức xạ tia X đặc trưng của chì như: 74,97 keV (PbKα1), 72,80 keV

(PbKα2), 84,94 keV (PbKβ1), 87,40 keV (PbKβ2). Bức xạ hãm từ các tia beta này dẫn đến sự

gia tăng đáng kể dải phông liên tục lên tới vài trăm keV.

Quá trình tinh chế không làm tách rời 210Pb từ đồng vị bền. Vì 210Pb có chu kỳ bán rã là 22,3 năm, nên chì cổ có hàm lượng 210Pb thấp hơn đáng kể so với chì trẻ. Để tránh 210Pb,

cần dùng loại chì cổ.

Hình 2.1. Sơ đồ phân rã của 210Pb.

Trong nghiên cứu thiết kế hệ phổ kế gamma phông siêu thấp của hãng Canberra cho

thấy với 0,5 mm cadmium ngăn chặn khoảng 70% các tia của X chì, 1 mm thiếc sẽ ngăn

chặn 95% các tia X của chì. Với một lớp đồng dày 1,5 mm thêm vào, tổng sự suy giảm các

tia X phát ra từ các vật liệu che chắn khoảng 98,5% [62]. Nếu quan tâm đến môi trường và

tránh sự độc hại, chúng ta nên sử dụng thiếc thay cho cadmium. Thuận lợi hơn nữa, thiếc là

một kim loại kết tinh cao, dễ uốn, dễ dát mỏng và không độc hại.

Như vậy kết cấu hệ giảm phông thường là chì, thiếc và đồng theo thứ tự từ ngoài vào

trong. Chì là loại vật liệu có Z cao (Z = 82), chính điều này đã giúp nó hấp thụ tia gamma

trong môi trường và làm giảm phông cho detector. Khi nguyên tử chì có trong các vật liệu

che chắn xung quanh detector hấp thụ gamma, phát ra từ nguồn đo hay từ các nguồn xung

quanh, nó sẽ phát ra tia X đặc trưng có năng lượng khoảng 70 – 85 keV. Các tia X này có

thể được ghi nhận bởi detector và làm cho phổ gamma bị nhiễu. Trong thực tế, người ta

thường sử dụng thêm một số lớp vật liệu lót bên trong buồng chì để che chắn các tia X này.

Có thể đặt kế tiếp lớp chì là một lớp thiếc, lớp này hấp thụ gần như toàn bộ tia X do chì phát

ra. Sau đó, thiếc phát ra tia X đặc trưng của nó có năng lượng khoảng 25 – 28 keV và được

lớp đồng kế tiếp lớp thiếc hấp thụ. Cuối cùng, các tia X do đồng phát ra có năng lượng thấp

khoảng 8 – 9 keV nên không gây ảnh hưởng đến hiệu suất ghi của detector. Có thể chỉ dùng

một lớp Al mỏng là hấp thụ hết. Cấu hình buồng giảm phông có thể thiết kế theo hình trụ

hoặc hình lăng trụ chữ nhật.

Chất lượng vật liệu che chắn: các vật liệu che chắn chủ yếu là chì, thiếc, đồng, các vật

liệu này phải đảm bảo sạch phóng xạ tự nhiên, không có các đồng vị phóng xạ nhân tạo như 137Cs, 60Co. Độ sạch phóng xạ tự nhiên rất quan trọng vì thứ nhất chúng có nhiều đỉnh

gamma trên toàn phổ, các đỉnh này trùng với các đỉnh cần quan tâm khi phân tích phóng xạ

môi trường, thứ hai U và Th trong tự nhiên có phân bố rộng rãi và thường tập trung vào các

mỏ chì vì chì là đồng vị bền của hai chuỗi phân rã này. Thông thường nếu chọn được chì cổ

thì có độ sạch U và Th hơn. Thiếc và đồng sạch 99,99% có thể có rất ít các đồng vị phóng

xạ tự nhiên nhưng do giá đắt, nguyên tử số Z và hệ số suy giảm năng lượng gamma tuyến

tính thấp hơn chì nên chỉ dùng vào việc lót bên trong để giảm phông thứ cấp do tán xạ

Compton và tán xạ nhiều lần.

Phạm vi nghiên cứu của luận văn giới hạn trong việc nghiên cứu giảm phông buồng

chì của hệ phổ kế gamma đặt tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM bằng phương pháp

giảm phông thụ động. Vì điều kiện phòng thí nghiệm chưa cho phép nên các phương pháp

giảm phông tích cực như sử dụng các tấm chắn cản muon và sử dụng sơ đồ phản trùng

phùng hay đưa hệ phổ kế hoạt động trong phòng thí nghiệm sâu dưới mặt đất là những

phương pháp đòi hỏi kỹ thuật cao và kinh phí trang bị cơ sở thiết bị, dụng cụ tốn kém nên

chưa được đề cập đến trong luận văn.

xe−µ cho thấy cường độ của bức xạ gamma chỉ bị suy giảm về cường độ chứ không bị hấp

Từ biểu thức về sự suy giảm của cường độ chùm tia gamma khi truyền qua vật chất I =

I0.

thụ hoàn toàn. Nghĩa là cần có bề dày các lớp vật liệu che chắn dày vô hạn thì cường độ bức

xạ gamma mới tiến đến 0. Nhưng điều này không thể thực hiện được vì không gian buồng

chì là hữu hạn và chi phí cho những vật liệu làm các lớp che chắn cho hệ phổ kế gamma rất

tốn kém. Cho nên các tiêu chí để lựa chọn các lớp vật liệu che chắn cần thiết phải là:

+ Vật liệu rẻ

+ Có nguyên tử số Z cao để hấp thụ tốt các bức xạ gamma

+ Sạch phóng xạ

+ Dễ gia công

+ Phổ biến, dễ tìm

+ Không độc hại

+ Đảm bảo hiệu quả che chắn tốt ở một bề dày thích hợp. Điều này đã có những

nghiên cứu xác nhận.

Trên cơ sở các nhận định nêu trên cho thấy chì, thiếc, đồng theo thứ tự từ ngoài vào

trong đều thỏa mãn những yêu cầu này.

2.3. XÂY DỰNG BỘ SỐ LIỆU ĐẦU VÀO

2.3.1. Hệ phổ kế gamma tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM

Hệ phổ kế bao gồm: buồng chì, detector HPGe GEM 15P4, nguồn cung cấp cao thế,

khối tiền khuếch đại nhạy điện tích, khối khuếch đại tuyến tính, khối phân tích biên độ đa

kênh (MCA), khối biến đổi tương tự – số (ADC) và lưu trữ dữ liệu, máy tính (PC) với phần

mềm ghi nhận và xử lý phổ Maestro – 32. Sơ đồ hệ phổ kế được trình bày trong phụ lục 1.

Ngoài ra, để khảo sát những đặc trưng của detector, bộ nguồn chuẩn Spectrum Techniques LLC gồm 133Ba, 109Cd, 57Co, 60Co, 22Na, 54Mn và 65Zn đã được sử dụng.

2.3.1.1 . Cấu trúc của detector HPGe GEM 15P4

Năm 2007, PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM đã được trang bị một hệ phổ kế

gamma dùng detector HPGe GEM 15P4 với các thông số kỹ thuật danh định như sau:

+ Hiệu suất tương đối 15% so với detector nhấp nháy NaI(Tl) kích thước 3 inch x 3

inch.

+ Độ phân giải năng lượng tại đỉnh 1332 keV của đồng vị 60Co là 1,80 keV. + Tỉ số P/C tại đỉnh 1332 keV của đồng vị 60Co là 46:1.

+ Dải năng lượng cho phép 5 keV – 4 MeV

+ Phần mềm ghi nhận và xử lý phổ Maestro – 32.

Phần chính của detector là tinh thể Ge siêu tinh khiết có đường kính ngoài 51,2 mm,

chiều cao 45 mm, ở giữa có một hốc hình trụ đường kính 11 mm và chiều cao 33,5 mm. Tín

hiệu được lấy ra từ một điện cực bằng đồng đặt ở trong hốc của tinh thể. Mặt trên và mặt

bên của tinh thể được bao phủ bởi lớp Li khuếch tán 0,7 mm được gọi là lớp Ge bất hoạt. Đây cũng là lớp n+ được nối với cực dương của nguồn điện. Mặt trong hốc tinh thể là lớp boron được cấy ion với bề dày 0,3 μm. Đây là lớp p+ được nối với cực âm của nguồn điện.

Mặt trên cùng của tinh thể có phủ hai lớp vật liệu, trong đó lớp trên là kapton 0,1 mm và lớp

dưới là mylar được kim loại hóa với bề dày 0,06 mm. Tinh thể Ge được đặt trong một hộp

C (77 K) nhằm giảm tối thiểu ảnh

kín bằng nhôm và ghép cách điện với que tản nhiệt bằng đồng. Que tản nhiệt sẽ dẫn nhiệt từ tinh thể Ge đến bình chứa nitơ lỏng với nhiệt độ –1960

hưởng nhiễu do dao động nhiệt trong tinh thể Ge và các linh kiện điện tử của tiền khuếch

đại.

Hộp kín bằng nhôm có bề dày 0,76 mm để đảm bảo tránh sự hấp thụ photon năng

lượng thấp và che chắn bức xạ hồng ngoại từ bên ngoài vào tinh thể Ge. Các điện cực cách

điện với nhau bởi lớp teflon và có một khoảng chân không trong tinh thể. Toàn bộ hộp kín

này được đặt trong một vỏ nhôm có đường kính 70 mm và dày 1,3 mm. Khoảng chân không

giữa mặt trên tinh thể và mặt dưới vỏ nhôm là 3 mm giúp tránh các va chạm vào bề mặt tinh

thể khi lắp ráp detector. Detector được đặt trong một buồng chì để giảm phông gamma từ

môi trường.

Hình 2.2. Cấu trúc bên trong của detector HPGe [35].

Hình 2.3. Mặt cắt dọc detector HPGe GEM 15P4 (đơn vị mm) [31].

2.3.1.2. Cấu trúc của buồng chì

Detector được đặt trong buồng chì nhằm mục đích che chắn, giảm phông phóng xạ do

các vật liệu xung quanh và tia vũ trụ gây nên, từ đó cải thiện được kết quả phân tích phổ

gamma. Điều này rất quan trọng do mục đích của hệ phổ kế gamma tại PTN VLHN Trường

ĐHSP TP.HCM là đo đạc các loại mẫu môi trường có hoạt độ thấp. Cấu trúc của buồng chì

được trình bày trong hình 2.4.

Hình 2.4. Mặt cắt dọc buồng chì che chắn phông phóng xạ tại PTN VLHN Trường ĐHSP

TP.HCM (đơn vị mm) [28].

Dưới đáy buồng chì có một lỗ tròn đường kính 115 mm để đặt detector. Buồng chì có

dạng hình trụ với đường kính ngoài 602 mm và cao 519,3 mm. Phần nắp buồng chì dày 50

mm, thành dày 78 mm và đáy dày 60,5 mm. Mặt trong của buồng chì là một lớp đồng dày

1,5 mm có tác dụng hấp thụ các tia X phát ra từ chì. Giữa thân và nắp buồng chì là một lớp

sắt dày 9,3 mm làm giá đỡ và di chuyển nắp buồng chì khi thực hiện việc đo đạc mẫu. Tất

cả các kích thước được khảo sát bằng thước cuộn và thước kẹp.

2.3.1.3. Những hạn chế của buồng chì hiện tại

Mức độ che chắn phông phóng xạ của buồng chì dựa trên các tiêu chí sau: tốc độ đếm

tổng của toàn dải năng lượng gamma từ 100 keV đến 2000 keV tính trong thời gian 1 s, tốc độ đếm tổng tốt thường dưới 1 s-1 [19]. Tốc độ đếm theo đỉnh năng lượng là diện tích đỉnh

năng lượng gamma quan tâm trong 1 s, tốc độ đếm này càng nhỏ càng tốt. Tỉ số trong ngoài

là tỷ lệ diện tích đỉnh năng lượng quan tâm trong và ngoài buồng chì, tỉ số này càng nhỏ

càng tốt [19].

Năm 2010, tác giả Phạm Nguyễn Thành Vinh đã thực hiện việc đánh giá mức độ che

chắn phông phóng xạ của buồng chì của hệ phổ kế gamma đặt tại PTN VLHN Trường

ĐHSP TP.HCM [29]. Các bước tiến hành thí nghiệm như sau:

+ Đo phông trong buồng chì: đóng nắp buồng chì và tiến hành đo đạc. Phông trong

buồng chì được đo trong 1 ngày (86400 s).

+ Đo phông ngoài buồng chì: do điều kiện không thể dịch chuyển detector ra khỏi

buồng chì. Tác giả Phạm Nguyễn Thành Vinh đã tiến hành mở nắp buồng chì và đo đạc.

Phông ngoài buồng chì được đo trong 1,5 ngày (129600 s).

+ Kết quả được lưu lại dưới dạng phổ và được trình bày trong phụ lục 3.

+ Sau khi xử lý thu được kết quả như bảng 2.3.

Bảng 2.3. Tốc độ đếm tại các đỉnh năng lượng xuất hiện trong phép đo phông đối với hệ

phổ kế gamma tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM.

Năng lượng Tốc độ đếm (10-3 s-1)

gamma Nguồn phát N1/N2 N2/N3 N1 N2 N3 (keV)

444,3 31,8 27,5 13,97 1,16 85,0

470,1 28,8 8,6 16,32 3,34 92,5

222,6 24,6 20,2 9,05 1,21 186,2

157,5 - - - - 209,3

224,1 22,8 8,7 9,83 2,62 238,6

108,8 - - - - 270,2

82,2 - - - - 277,4

112,9 - - - - 295,2

91,6 - - - - 300,1

66,9 - - - - 327,6

77,3 - - - - 338,3

110,0 - - - - 351,9

Pb X 234Th 226Ra 228Ac (232Th) 212Pb (232Th) 228Ac (232Th) 208 Tl (232Th) 214Pb (226Ra) 212 Pb (232Th) 228Ac (232Th) 228Ac (232Th) 214Pb (226Ra) 228Ac (232Th) 42,0 - - - - 463,0

96,0 30,0 11,2 3,20 2,68 511,0

18,4 - - - - 562,3

71,2 7,4 1,8 9,62 4,11 583,1

66,7 6,2 2,1 10,76 2,95 609,3

Hủy cặp 228Ac (232Th) 208Tl (232Th) 214Bi (226Ra) 137Cs 3,25 0,24 2,1 13,54 0,11 661,6

727,2 28,3 - - - -

768,4 24,6 - - - -

794,7 18,8 - - - -

835,5 9,5 - - - -

860,4 19,9 - - - -

212Bi (232Th) 214Bi (226Ra) 228Ac (232Th) 228Ac (232Th) 208Tl (232Th) 228Ac (232Th)

911,1 44,8 - - - -

934,1 12,3 - - - -

969,1 33,9 - - - -

1120,3 23,8 2,4 0,5 9,92 4,80

1155,2 6,4 - - - -

1460,8 113,3 15,3 1,6 7,41 9,56

214Bi (226Ra) 228Ac (232Th) 214Bi (226Ra) 214Bi (226Ra) 40K 228Ac (232Th) 214Bi (226Ra)

1588,0 4,9 - - - -

13,9 - - - -

1764,5 Tốc độ đếm tổng (s-1) 20,05 3,06 1,13 6,55 2,71

Trong đó: N1 là tốc độ đếm ngoài buồng chì, N2 là tốc độ đếm trong buồng chì, N3 là

tốc độ đếm phông trong buồng chì của hệ đo gamma tại Phòng An toàn Bức xạ, TTHN

TP.HCM. Số liệu được đo vào lúc 11:53 ngày 21/03/2005. Thời gian đo là 333333s.

Bảng 2.3 cho thấy buồng chì của hệ phổ kế gamma đặt tại PTN VLHN Trường ĐHSP

TP.HCM đã cải thiện đáng kể phông phóng xạ của môi trường xung quanh detector. Tốc độ

đếm tổng được cải thiện hơn 6 lần khi đậy nắp buồng chì. Tuy nhiên, tốc độ đếm trong vùng

năng lượng thấp (nhỏ hơn 200 keV) là tương đối cao ngay cả khi đã được che chắn bằng

buồng chì. Như vậy, việc che chắn của buồng chì trong vùng năng lượng thấp là không tốt,

gây khó khăn trong quá trình đo đạc, nghiên cứu các bức xạ gamma mềm có năng lượng tương đối thấp, chẳng hạn như trong nghiên cứu tính toán hoạt độ của 238U sử dụng đỉnh

63,3 keV [3], [41], [45].

Tốc độ đếm phông tổng trong trạng thái che chắn của buồng chì là 3,06 s-1 là tương đối cao so với giá trị danh định khoảng 1 s-1 [19], cao gấp 2,71 lần so với tốc độ đếm phông

tổng trong cùng trạng thái của buồng chì tại TTHN TP.HCM. Tại đỉnh năng lượng 661,66 keV của 137Cs, tốc độ đếm phông của hệ phổ kế tại TTHN TP.HCM lớn hơn tốc độ đếm

phông của hệ phổ kế tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM. Ngoài ra, tốc độ đếm phông

ở tất cả các đỉnh năng lượng khác ứng với hệ phổ kế tại TTHN TP.HCM đều cho kết quả tốt

hơn hẳn tốc độ đếm phông đối với hệ phổ kế tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM. Từ

đó có thể kết luận, phông phóng xạ môi trường xung quanh detector tại PTN VLHN Trường

ĐHSP TP.HCM đã được cải thiện rất nhiều khi thực hiện che chắn bằng buồng chì, nhưng

vẫn chưa đủ tốt khi so sánh với một hệ che chắn tương tự tại TTHN TP.HCM. Vấn đề này

có thể được lý giải như sau: kết cấu che chắn phông của buồng chì chưa tốt; việc che chắn

phông chỉ được thực hiện bên trên và xung quanh detector, khe hở giữa cổ detector và thành

buồng chì vẫn còn khá lớn, nghĩa là sự che chắn chưa đủ tốt tại phần này; chất liệu chì dùng

để chế tạo buồng chì có thể chứa nhiều tạp chất, đặc biệt là nguồn gốc không rõ ràng.

Phông phóng xạ cao như vậy sẽ gây khó khăn trong việc nghiên cứu các mẫu có hoạt

độ phóng xạ thấp, chẳng hạn như các mẫu môi trường.

2.3.2. Input của chương trình MCNP5

Hệ phổ kế gamma gồm buồng chì, detector, nguồn phóng xạ và hệ thống điện tử rất

phức tạp. Tuy nhiên khi tiến hành mô hình hóa hệ phổ kế thì có thể bỏ qua những phần

không gian đóng góp không đáng kể vào phổ gamma mô phỏng [4]. Do đó chỉ có cấu trúc

hình học và thành phần vật liệu của detector, buồng chì và nguồn phóng xạ là đáng quan

tâm nhất và cần được mô tả càng chính xác càng tốt. Thông tin về buồng chì có được bằng

cách khảo sát, đo đạc trực tiếp, còn thông tin về detector và nguồn phóng xạ do nhà sản xuất

cung cấp. Bộ số liệu đầu vào này phải chính xác và thỏa mãn các chuẩn mực đối với một

input của MCNP5 [60].

Các giả nguồn được dùng để khảo sát bài toán tính bề dày tối ưu của các lớp vật liệu

che chắn là:

+ Năng lượng của các đồng vị phóng xạ tự nhiên có giá trị trải đều từ nhỏ đến lớn và

nằm trong dải năng lượng rộng:

185,8 keV của 226Ra trong họ 238U 238,6 keV của 212Pb trong họ 232Th 295,1 keV của 214Pb trong họ 238U 351,9 keV của 214Pb trong họ 238U 511,0 keV của sự huỷ cặp e+, e-, sản phẩm do muon tạo ra 583,2 keV của 208Tl trong họ 232Th 609,3 keV của 214Bi trong họ 238U 1120,3 keV của 214Bi trong họ 238U 1238,8 keV của 214Bi trong họ 238U

1460,8 keV của 40K 1764,5 keV của 214Bi trong họ 238U

Pb α ), 74,9694 keV

K 2

+ Các vạch năng lượng tia X đặc trưng của chì là 72,8042 keV (

Pb α ), 84,936 keV (

Pb β ), 87,4 keV (

K 1

Pb β ).

K 2

(

Trong quá trình mô phỏng, MODE P được sử dụng thay cho MODE P E để tiết kiệm

thời gian tính toán, vì hiệu ứng Doppler quan trọng trong bài toán phổ gamma tán xạ lại

không có đóng góp lên miền tán xạ năng lượng thấp của phổ gamma hấp thụ toàn phần [22].

Mặt khác ở đây áp dụng mô hình chi tiết về tương tác của photon với vật chất. Mô hình này,

ngoài các quá trình quan trọng, có tính đến quá trình tán xạ Thomson và phát huỳnh quang.

Đối với MODE P, quá trình tương tác của electron với vật chất được mô phỏng theo mô

hình gần đúng TTB (thick target bremsstrahlung) của chương trình MCNP5.

Khi photon đi qua vùng nghèo, các cặp hạt mang điện được tạo ra và tập hợp về hai

điện cực. Thông qua tiền khuếch đại nhạy điện tích, điện tích các hạt mang điện được

chuyển đổi thành xung điện áp. Xung điện áp này tỉ lệ với phần năng lượng của photon

được giữ lại trong detector. Khi đó, phổ phân bố độ cao xung, hay phổ gamma mô phỏng

được lấy ra bằng thẻ truy xuất kết quả F8 của chương trình MCNP5. Khi được truy xuất

bằng thẻ F8, kết quả phân bố độ cao xung được tính bằng số đếm theo năng lượng (chuẩn

theo số quá trình phát photon từ nguồn tại năng lượng đó).

Ngoài ra, do ảnh hưởng của ba hiệu ứng là sự giãn rộng thống kê số lượng các hạt

mang điện, hiệu ứng tập hợp điện tích và sự đóng góp của các nhiễu điện tử [42] làm cho

các quang đỉnh của phổ gamma thực nghiệm có dạng Gauss. Tuy nhiên MCNP lại không

mô phỏng hiệu ứng này mà sử dụng một kỹ thuật làm phù hợp về độ rộng đỉnh giữa thực

nghiệm và tính toán. MCNP5 cho phép làm điều này thông qua tùy chọn GEB (gaussian

energy broadening) của thẻ FT8 được sử dụng kèm theo thẻ kết quả phân bố độ cao xung

F8. Với tùy chọn GEB, phổ gamma mô phỏng phù hợp tốt hơn với phổ gamma thực

nghiệm.

Giá trị độ rộng đỉnh năng lượng toàn phần tại một nửa chiều cao cực đại FWHM phụ

thuộc vào năng lượng E theo công thức bán thực nghiệm sau [60]:

= + FWHM a b E cE

(2.6)

Trong đó: a, b, c là các hằng số được xác định bằng phương pháp làm khớp bình

phương tối thiểu công thức trên với một số vạch năng lượng của nguồn chuẩn phóng xạ.

Các giá trị a, b, c sau đó được đưa vào input chương trình MCNP5 qua tùy chọn GEB.

FT8 GEB a b c

Để có được dữ liệu thực nghiệm về sự phụ thuộc của FWHM theo năng lượng E,

nguồn phóng xạ 226Ra được sử dụng.

Bằng chương trình Microcal Origin 6.0 dữ liệu đo đạc sẽ được làm khớp công thức bán

thực nghiệm (2.6), các hệ số a, b, c nhận được giá trị sau [28]:

a = 0,00091 ± 0,00002

b = 0,00082 ± 0,00004

c = 0,35560 ± 0,06957

Đưa các hệ số này vào tùy chọn GEB, các đỉnh năng lượng trong phổ gamma mô

phỏng sẽ được mở rộng và có dạng Gauss tương tự trong phổ thực nghiệm.

Một input điển hình của chương trình MCNP5 trong mô phỏng phổ gamma các nguồn

phóng xạ được trình bày trong phụ lục 4. Trong đó, các dòng 1 và 2 là dòng tiêu đề và dòng

thông báo bắt đầu khai báo thẻ ô (cell card). Dòng thứ 3 là dòng thông báo định nghĩa ô cho

detector, những dòng thông báo loại này nhằm giúp người sử dụng chương trình dễ dàng

phân biệt và điều chỉnh các ô khi cần thiết. Các dòng từ 4 đến 39 khai báo các thẻ ô, dòng

40 là dòng phân cách, dòng 41 bắt đầu khai báo thẻ mặt (surface card). Các dòng từ 42 đến

94 khai báo thẻ mặt, dòng 95 là dòng phân cách, dòng 96 bắt đầu khai báo thẻ dữ liệu (data

card). Cụ thể dòng 97 mô tả MODE P được sử dụng. Với MODE P, quá trình vận chuyển

của electron được tính toán theo mô hình gần đúng TTB. Từ dòng 98 đến dòng 114 mô tả

vật liệu. Từ dòng 115 đến dòng 140 mô tả nguồn phóng xạ. Dòng 141 là thẻ xử lý đặc biệt

FT8 với tùy chọn GEB. Dòng tiếp theo 142 mô tả thẻ truy suất kết quả phân bố độ cao xung

theo năng lượng F8. Dòng 143 mô tả thẻ E8 được sử dụng kèm theo thẻ truy suất F8. Trong

đó các khoảng chia năng lượng được chia tương ứng với số kênh của hệ phổ kế gamma, tức

là 8192 kênh. Dòng 146 và 147 mô tả kỹ thuật cắt năng lượng. Hai dòng cuối 148 và 149

thiết lập điều kiện kết thúc quá trình mô phỏng gồm số photon phát ra từ nguồn và thời gian

tính toán. Ngoài các dòng thông báo, các dòng bắt đầu bằng kí tự “c” tạm thời được bỏ qua,

MCNP5 sẽ không xử lý các dòng này.

Hình 2.5. Thứ tự các lớp vật liệu dùng để giảm phông môi trường.

2.4. TÍNH ĐÚNG ĐẮN CỦA MÔ HÌNH

Để có thể sử dụng được input đã xây dựng cho các tính toán tiếp theo, điều quan trọng

là phải xác định độ tin cậy của chương trình mô phỏng cũng như độ tin cậy của các thông

tin do nhà sản xuất cung cấp. Cách hiệu quả nhất để làm việc này là so sánh với các số liệu

thu được từ thực nghiệm. Nhưng hiện tại hệ phổ kế gamma tại PTN VLHN Trường ĐHSP

TP.HCM đã tạm ngưng hoạt động, nên bề dày của các lớp vật liệu che chắn được tính toán

mô phỏng thuần túy bằng chương trình MCNP5.

Tuy nhiên, các kết quả này là đáng tin cậy vì được xây dựng và khảo sát dựa trên cơ sở

chương trình MCNP5, đây là một công cụ mô phỏng có hiệu quả cao và đáng tin cậy. Điều

này đã được kiểm chứng và khẳng định qua nhiều nghiên cứu trên thế giới và trong nước.

Các nghiên cứu ứng dụng MCNP trên thế giới:

Năm 2000, Rodenas, Martinavarro và Rius [52] đã kiểm tra tính hiệu lực của phần

mềm MCNP phiên bản 4A và 4B trong việc mô phỏng đường cong hiệu suất chuẩn của

detector HPGe. Để làm điều đó việc tính toán Monte Carlo hiệu suất theo khoảng cách

nguồn detector, khảo sát hiệu suất khi thay đổi bề dày lớp che chắn, thay đổi đường kính

collimator, thay đổi vị trí nguồn theo hướng xa tâm trục được thực hiện và so sánh với kết

quả thực nghiệm tương ứng. Sự phù hợp tốt giữa kết quả mô phỏng và thực nghiệm cho

thấy MCNP là một công cụ hữu ích và mạnh trong việc chuẩn hiệu suất đặc biệt cho các

phép đo định lượng sự nhiễm bẩn hiện trường thực hiện tại NPPs của nhóm tác giả. Ngoài

ra MCNP là một chương trình tốt có thể được dùng để kiểm tra tính hiệu lực của các

phương pháp tính toán khác.

Năm 2006, Salgado và cộng sự [55] đã sử dụng phiên bản mới nhất MCNP5 để xác

định đáp ứng của detector phẳng HPGe trong việc đo tia X phát ra từ máy phát tia X có năng

lượng từ 20 – 150 keV. Tiến trình được thực hiện bao gồm việc đầu tiên là xác nhận lại

thông tin về lớp chết của detector được cung cấp bởi nhà sản xuất bằng cách khảo sát đường

cong hiệu suất với các bề dày lớp chết khác nhau và so sánh với thực nghiệm. Để xác định

phổ thực phát ra từ ống tia X, cần hiệu chỉnh hiệu ứng làm yếu chùm tia bởi không khí (hiệu

ứng air kerma). Muốn vậy cần mô phỏng đáp ứng của detector đối với tia X phát ra từ ống

phóng qua môi trường không khí và chân không. Ngoài ra đường cong thoát đỉnh và tán xạ

Compton cũng được đánh giá bằng mô phỏng để phục vụ cho thuật toán stripping trong việc

tìm lại phổ thực ban đầu của tia X. Kết quả cho thấy việc mô phỏng detector có thể cung cấp

một phương tiện hữu ích và đắc lực để xác định đường cong đáp ứng của detector, khắc

phục những khó khăn như thiếu nguồn phóng xạ với năng lượng quan tâm. Công cụ tính

toán này cho phép đạt kết quả tốt ngay cả với những trường hợp hình học đếm không chuẩn

như của máy phát tia X (RXD). Ngoài ra có thể dùng mô phỏng để tìm lại thông tin chính

xác về thông số của detector. Sự khác biệt giữa hiệu suất mô phỏng và thực nghiệm dưới

10% và sự khác biệt giữa giá trị air kerma mô phỏng từ detector HPGe và giá trị có được ở

phép đo từ buồng ion hóa dưới 12% cho thấy sự hữu ích trong việc ứng dụng mô phỏng để

đặc trưng hóa chùm photon áp dụng trong chẩn đoán y khoa.

Năm 2006, Dryak và Kovar [36] đã khảo sát bằng mô phỏng MCNP4C2 và so sánh

với thực nghiệm đường cong hiệu suất trong khoảng năng lượng 40 – 2754 keV đối với

nguồn điểm đặt tại khoảng cách 25 cm so với mặt detector. Các thông số của detector HPGe loại p đang dùng được xác định bằng các phương pháp chụp ảnh tia X, chụp ảnh bằng 137Cs, chụp ảnh bằng 192Ir và hấp thụ tia gamma. Kết quả cho thấy mô hình MCNP detector đang

khảo sát cho kết quả chính xác đường cong hiệu suất đỉnh toàn phần với sai số dưới 2%. Do

đó nó hữu ích cho việc tính toán hiệu suất đỉnh đối với các hình học không chuẩn, ví dụ

hình học mẫu thể tích.

Năm 2006, Salgado, Conti và Becker [53] đã tính toán các đặc trưng của detector kiểu

planar bằng chương trình mô phỏng Monte Carlo MCNP5 đối với các tia X trong khoảng

Các nghiên cứu ứng dụng MCNP trong nước:

năng lượng 20 – 150 keV và đã phát hiện có sự khác biệt với thực nghiệm khoảng 10%.

Ở Viện Khoa học và Kỹ thuật Hạt nhân Hà Nội có nhóm Lê Văn Ngọc, Nguyễn Thị

Thanh Huyền, Nguyễn Hào Quang [47], [48] nghiên cứu về tính toán hiệu suất đỉnh cho hệ

phổ kế gamma môi trường ký hiệu GMX có tại Viện bằng chương trình mô phỏng

MCNP4C2.

Ở Viện Nghiên cứu Hạt nhân Đà Lạt có nhóm Hồ Hữu Thắng, Nguyễn Xuân Hải, Trần

Tuấn Anh, Nguyễn Kiên Cường áp dụng chương trình MCNP4C2 xác định cấu hình che

chắn tối ưu trong thiết kế dẫn dòng và giảm phông cho hệ phổ kế cộng biên độ các xung

trùng phùng tại kênh ngang số 3 lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt [26].

Ở Trung tâm Nghiên cứu & Triển khai Công nghệ Bức xạ TP.HCM có nhóm Trần

Khắc Ân, Trần Văn Hùng, Cao Văn Chung [2] sử dụng phần mềm MCNP4C xác định vị trí

liều cực tiểu trong các thùng hàng ở các tỉ trọng hàng chiếu khác nhau phục vụ công tác vận

hành máy chiếu xạ STSV1- Co60/B tại trung tâm.

Ở Đại học Công nghiệp TP.HCM và TTHN TP.HCM có nhóm Ngô Quang Huy, Đỗ

Quang Bình, Võ Xuân Ân nghiên cứu các đặc trưng của hệ phổ kế gamma detector HPGe

đặt tại TTHN TP.HCM bằng MCNP4C2 [7], [8], [9], [40] ...

Ở Bộ môn Vật lý Hạt nhân Trường ĐHKHTN TP.HCM có nhóm Mai Văn Nhơn,

Trương Thị Hồng Loan, Đặng Nguyên Phương, Trần Ái Khanh, Trần Thiện Thanh sử dụng

phương pháp Monte Carlo với chương trình MCNP4C2 và MCNP5 để nghiên cứu chuẩn

hiệu suất và đặc trưng đáp ứng của detector HPGe có tại Phòng thí nghiệm Bộ môn Vật lý

Hạt nhân Trường ĐHKHTN TP.HCM [10], [11], [12], [13], [14], [15], [16], [17], [21], [22],

[23], [24], [56], [57], [58], [59].

Các công trình nghiên cứu nói trên đã cho thấy mô phỏng Monte Carlo với các chương

trình dựng sẵn MCNP5 rất đáng tin cậy để mô hình hóa hệ phổ kế, mô phỏng phổ gamma và

đánh giá các đặc trưng của detector.

Đối với hệ phổ kế gamma đặt tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM thì tác giả Trịnh

Hoài Vinh đã mô hình hoá bằng mô phỏng MCNP5 và kiểm tra độ tin cậy của chương trình

mô phỏng này bằng thực nghiệm. Kết quả cho thấy có sự phù hợp tốt giữa mô phỏng và

thực nghiệm [28]. Cụ thể là hiệu suất thực nghiệm của detector sai lệch nhỏ hơn 6% so với

hiệu suất tính toán của detector bằng chương trình MCNP5. Kết quả này đã khẳng định hiệu

lực của chương trình mô phỏng MCNP5 cũng như sự mô tả hình học hệ đo một cách chi

tiết. Từ đây có thể kết luận rằng bộ số liệu đầu vào mà tác giả Trịnh Hoài Vinh đã xây dựng

là đủ tin cậy cho các tính toán tiếp theo trên hệ phổ kế gamma dùng detector GEM 15P4 đặt

tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM bằng chương trình MCNP5.

Trên cơ sở mô hình hệ phổ kế gamma dùng detector GEM 15P4 đặt tại PTN VLHN

Trường ĐHSP TP.HCM của tác giả Trịnh Hoài Vinh đã xây dựng và kiểm chứng thực

nghiệm [28], chúng tôi xây dựng input của chương trình MCNP5 và phát triển một chương

trình tính toán để xác định bề dày của các lớp vật liệu che chắn bổ sung. Việc xác định bề

dày của các lớp vật liệu che chắn bổ sung này dựa trên quan điểm sao cho ít tốn kém vật

liệu nhất nhưng vẫn bảo đảm hiệu quả giảm phông tốt nhất.

2.5. TÍNH TOÁN BỀ DÀY LỚP THIẾC VÀ BỀ DÀY LỚP ĐỒNG

Bề dày các lớp vật liệu bổ sung thiếc (Sn) và đồng (Cu) được xác định trên cơ sở khảo

sát hiệu suất tính toán MCNP5 của detector. Khoảng bề dày khảo sát được chọn từ 0,1 – 6,5

mm vì theo những nghiên cứu trên thế giới và trong nước đã thực hiện và tìm ra bề dày các

lớp vật liệu bổ sung Sn và Cu nằm trong khoảng giá trị này [18], [43], [49], [50], [62].

Thay đổi bề dày lớp Sn và Cu từ 0,1 – 6,5 mm, với mỗi bước thay đổi bề dày là 0,1

mm và xác định hiệu suất tính toán MCNP5 của detector tương ứng với từng bề dày khảo

sát (có 65 kết quả hiệu suất tính toán MCNP5 của detector tương ứng với 65 giá trị bề dày

khảo sát từ 0,1 – 6,5 mm). Phương thức tính toán này được áp dụng trong hai trường hợp

sau đây:

(1) Có lót lớp Sn và Cu ở nắp buồng chì

(2) Không lót lớp Sn và Cu ở nắp buồng chì

Trong mỗi trường hợp (1) và (2), khảo sát các trường hợp cụ thể như sau:

(A) Cố định bề dày lớp Sn là 1 mm, xác định hiệu suất tính toán MCNP5 của detector

tương ứng với từng bề dày lớp Cu thay đổi từ 0,1 – 6,5 mm, mỗi bước thay đổi bề

dày là 0,1 mm.

(B) Không lót lớp Sn, xác định hiệu suất tính toán MCNP5 của detector tương ứng

với từng bề dày lớp Cu thay đổi từ 0,1 – 6,5 mm, mỗi bước thay đổi bề dày là 0,1

mm.

với từng bề dày lớp Sn thay đổi từ 0,1 – 6,5 mm, mỗi bước thay đổi bề dày là 0,1

mm.

(D) Cố định bề dày lớp Cu là 1,5 mm, xác định hiệu suất tính toán MCNP5 của

detector tương ứng với từng bề dày lớp Sn thay đổi từ 0,1 – 6,5 mm, mỗi bước

thay đổi bề dày là 0,1 mm.

Như vậy có tám trường hợp khảo sát là (1-A), (1-B), (1-C), (1-D), (2-A), (2-B), (2-C),

(2-D).

Để khảo sát khả năng che chắn của buồng chì do tác dụng từ các bức xạ môi trường và

các tia thứ cấp phát sinh từ vật liệu che chắn, các giả nguồn được xây dựng. Năng lượng của

các bức xạ do chúng phát ra được lựa chọn trải đều trong dải giá trị rộng.

Việc mô phỏng được thực hiện với số quá trình của hạt cỡ 2.109 để đạt sai số tương đối

của hiệu suất tính toán dưới 2%.

Các bức xạ gamma từ môi trường bên ngoài đi vào buồng chì chủ yếu phát ra từ các

đồng vị thuộc các họ phóng xạ nguyên thủy và được chọn trải đều trong dải năng lượng rộng từ 185,8 – 1764,5 keV, đó là 185,8 keV (226Ra), 238,6 keV (212Pb), 295,1 keV và 351,9 keV (214Pb), 511,0 keV (sự huỷ cặp của e+, e-, sản phẩm do muon tạo ra), 583,2 keV (208Tl), 609,3 keV, 1120,3 keV, 1238,8 keV và 1764,5 keV (214Bi), 1460,8 keV (40K).

Kết quả khảo sát cho thấy, đối với mỗi bức xạ gamma môi trường trong dải năng lượng

thấp từ 185,8 – 609,3 keV thì hiệu suất tính toán của detector không thay đổi, còn trong dải

năng lượng cao từ 1120,3 – 1764,5 keV thì hiệu suất tính toán của detector có thay đổi

(giảm) không đáng kể.

Bảng 2.4 trình bày kết quả hiệu suất tính toán của detector khi khảo sát các bức xạ

gamma từ môi trường bên ngoài đi vào buồng chì có năng lượng từ 185,8 – 609,3 keV.

Bảng 2.4. Hiệu suất tính toán của detector khi khảo sát các bức xạ gamma từ môi trường

bên ngoài đi vào buồng chì có năng lượng từ 185,8 – 609,3 keV.

Năng lượng (keV) Hiệu suất tính toán

185,8

0,0000002

238,6

0,0000003

295,1

0,0000005

351,9

0,0000007

511,0

0,0000015

583,2

0,0000017

609,3

0,0000020

Ở năng lượng thấp, hiệu suất tính toán của detector có giá trị không đổi. Kết quả này

được giải thích là do lớp Pb đã hấp thụ rất tốt các bức xạ gamma có năng lượng thấp. Các

bức xạ này khi gặp lớp Pb che chắn đã ngay lập tức bị Pb hấp thụ, chỉ có một lượng rất nhỏ

bức xạ có thể vào đến detector và đóng góp vào quang đỉnh của phổ gamma. Ngoài ra, từ

bảng 2.4 còn cho thấy, năng lượng bức xạ môi trường càng lớn thì hiệu suất tính toán của

detector càng tăng. Kết quả này có thể giải thích là do các bức xạ có năng lượng càng lớn thì

khả năng đi đến detector để đóng góp vào quang đỉnh của phổ gamma càng lớn nên làm

tăng hiệu suất ghi của detector.

Bảng 2.5 trình bày kết quả hiệu suất tính toán của detector khi khảo sát các bức xạ

gamma từ môi trường bên ngoài đi vào buồng chì có năng lượng từ 1120,3 – 1764,5 keV.

Bảng 2.5. Hiệu suất tính toán của detector khi khảo sát các bức xạ gamma từ môi trường

bên ngoài đi vào buồng chì có năng lượng từ 1120,3 – 1764,5 keV.

Năng lượng Khoảng giá trị hiệu suất tính toán

(keV) (1) Có lót Sn và Cu ở nắp (2) Không lót Sn và Cu ở

buồng chì nắp buồng chì

(A) Cố định bề dày lớp Sn 1mm, thay đổi bề dày lớp Cu từ 0,1 – 6,5 mm

1120,3 0,0000092 – 0,0000077 0,0000094 – 0,0000082

1238,8 0,0000122 – 0,0000099 0,0000124 – 0,0000106

1460,8 0,0000174 – 0,0000141 0,0000177 – 0,0000151

1764,5 0,0000229 – 0,0000185 0,0000231 – 0,0000196

(B) Không lót lớp Sn, thay đổi bề dày lớp Cu từ 0,1 – 6,5 mm

1120,3 0,0000096 – 0,0000076 0,0000097 – 0,0000081

1238,8 0,0000126 – 0,0000099 0,0000126 – 0,0000106

1460,8 0,0000182 – 0,0000145 0,0000181 – 0,0000152

1764,5 0,0000235 – 0,0000188 0,0000233 – 0,0000194

1120,3 0,0000096 – 0,0000080 0,0000097 – 0,0000084

1238,8 0,0000126 – 0,0000104 0,0000126 – 0,0000109

1460,8 0,0000182 – 0,0000152 0,0000181 – 0,0000157

1764,5 0,0000235 – 0,0000195 0,0000233 – 0,0000201

(D) Cố định bề dày lớp Cu 1,5 mm, thay đổi bề dày lớp Sn từ 0,1 – 6,5 mm

1120,3 0,0000091 – 0,0000077 0,0000094 – 0,0000081

1238,8 0,0000118 – 0,0000101 0,0000122 – 0,0000107

1460,8 0,0000171 – 0,0000145 0,0000175 – 0,0000153

1764,5 0,0000223 – 0,0000191 0,0000228 – 0,0000199

Từ bảng 2.4 và bảng 2.5 cho thấy, khoảng giá trị hiệu suất tính toán của detector khi

khảo sát các bức xạ gamma từ môi trường bên ngoài đi vào buồng chì có năng lượng lớn từ

1120,3 – 1764,5 keV thì lớn hơn hiệu suất tính toán của detector khi khảo sát các bức xạ

gamma từ môi trường bên ngoài đi vào buồng chì có năng lượng nhỏ từ 185,8 – 609,3 keV.

Như đã giải thích ở trên, các bức xạ có năng lượng càng lớn thì có khả năng đưa số lượng

hạt vào được đến detector để đóng góp vào quang đỉnh phổ gamma càng nhiều nên hiệu suất

ghi sẽ lớn hơn.

Bảng 2.5 cho thấy đối với mỗi mức năng lượng thì hiệu suất tính toán của detector

nghịch biến với bề dày vật liệu Sn và Cu, điều này phù hợp với lý thuyết về sự suy giảm của

cường độ bức xạ gamma theo bề dày vật liệu. Như vậy, các bức xạ gamma từ môi trường

bên ngoài đi vào buồng chì có năng lượng lớn khi bị lớp Pb hấp thụ đã tạo ra các tia X đặc

trưng. Các tia X này được lớp Sn bên trong hấp thụ. Lớp Sn sau đó cũng tạo ra các tia X đặc

trưng và bị lớp Cu bên trong hấp thụ. Các tia X của Cu có năng lượng thấp khoảng 8 – 9

keV nên không ảnh hưởng đến hiệu suất ghi của detector và có thể dùng một lớp Al mỏng là

hấp thụ hết. Bề dày các lớp Sn và Cu càng lớn thì hấp thụ được càng nhiều các tia X, dẫn tới

số bức xạ gamma môi trường đi đến được detector để đóng góp vào quang đỉnh của phổ

gamma càng ít, cho nên hiệu suất tính toán của detector càng nhỏ.

Từ bảng 2.5 khi so sánh khoảng giá trị hiệu suất tính toán của detector giữa trường hợp

(1) và trường hợp (2) và giữa các trường hợp (A), (B), (C), (D) đối với mỗi bức xạ gamma

môi trường cho thấy không có sự chênh lệch đáng kể. Kết quả này có thể giải thích là do lớp

Pb che chắn đã hấp thụ rất tốt các bức xạ gamma môi trường có năng lượng lớn. Do đó số

lượng bức xạ gamma này đến được detector thấp nên chưa thấy rõ sự khác biệt về khoảng

giá trị hiệu suất giữa trường hợp (1) và trường hợp (2) và giữa các trường hợp (A), (B), (C),

(D) đối với mỗi bức xạ gamma.

Đồ thị biểu diễn sự biến thiên của hiệu suất tính toán của detector theo bề dày lớp Cu

đối với trường hợp (1-A) được trình bày trong hình 2.6.

a

b

1460,8 keV

0,0000176

0,0000171

0,0000166

0,0000161

0,0000156

t ấ u s u ệ i H

0,0000151

0,0000146

0,0000141

Bề dày (mm)

c

d

Hình 2.6. Sự thay đổi hiệu suất tính toán của detector theo bề dày lớp Cu đối với trường

hợp (1-A) khi khảo sát các bức xạ gamma từ môi trường bên ngoài đi vào buồng chì có năng

lượng từ 1120,3 – 1764,5 keV.

a) ứng với trường hợp (1-A) của năng lượng 1120,3 keV

b) ứng với trường hợp (1-A) của năng lượng 1238,8 keV

c) ứng với trường hợp (1-A) của năng lượng 1460,8 keV

d) ứng với trường hợp (1-A) của năng lượng 1764,5 keV

Bảng 2.5 cho thấy đối với các bức xạ gamma môi trường có năng lượng lớn từ 1120,3

– 1764,5 keV, khoảng giá trị hiệu suất tính toán của detector giảm không đáng kể khi tăng

bề dày lớp Sn, Cu từ 0,1 – 6,5 mm. Như vậy, các bức xạ này do có năng lượng lớn nên khi

bị lớp Pb hấp thụ quang điện đã tạo ra các tia X đặc trưng của Pb. Bề dày lớp Sn, Cu càng

tăng thì lượng bức xạ này đi vào được detector để đóng góp vào quang đỉnh của phổ gamma

càng nhỏ, nhưng do lớp chì đã hấp thụ gần hết các bức xạ này nên hiệu suất tính toán của

detector giảm không đáng kể khi tăng bề dày lớp Sn, Cu. Điều này gây khó khăn cho việc

khảo sát hiệu quả che chắn của lớp lót Sn và Cu đối với các tia X đặc trưng của Pb.

Do đó, bước tiếp theo của luận văn là khảo sát trực tiếp hiệu quả che chắn của lớp Sn

và Cu đối với các tia X đặc trưng của Pb. Các tia X đặc trưng của Pb được dùng để khảo sát

Pb β ) và 87,4 keV (

Pb α ), 74,9694 keV (

Pb α ), 84,936 keV (

K 1

K 2

K 1

Pb β ).

K 2

là: 72,8042 keV (

Trong input, các giả nguồn được xây dựng để các tia X đặc trưng của Pb phát ra từ mặt

trong của lớp Pb. Các vạch năng lượng tia X đặc trưng của Pb vẫn dùng để khảo sát sự thay

đổi hiệu suất tính toán MCNP5 của detector theo bề dày lớp Sn và Cu trong tám trường hợp

(1-A), (1-B), (1-C), (1-D), (2-A), (2-B), (2-C), (2-D).

Hiệu suất tính toán của detector ứng với bề dày nhỏ nhất 0,1 mm trong khảo sát được

xem có khả năng che chắn kém nhất. Do đó, ứng với mỗi vạch năng lượng tia X đặc trưng

của chì và khảo sát trong từng trường hợp (1-A), (1-B), (1-C), (1-D), (2-A), (2-B), (2-C), (2-

D), hiệu quả che chắn của mỗi bề dày được xác định thông qua hiệu suất tính toán này của

detector theo công thức sau:

HQCC

ε − ε 0,1 ε

0,1

(2.7)

0,1ε là hiệu suất

Trong đó: HQCC là hiệu quả che chắn ứng với mỗi bề dày khảo sát,

xε là hiệu suất tính toán của detector ứng với

tính toán của detector ứng với bề dày 0,1 mm,

mỗi bề dày khảo sát.

Sau khi tính HQCC của từng bề dày lớp Sn, Cu trong khoảng bề dày khảo sát từ 0,1 –

6,5 mm, mỗi bước thay đổi bề dày là 0,1 mm đối với các tia X đặc trưng của Pb trong tám

trường hợp (1-A), (1-B), (1-C), (1-D), (2-A), (2-B), (2-C), (2-D). Kết quả cho thấy có những

trường hợp HQCC đối với các tia X đặc trưng của Pb đạt hơn 99% nhưng có những trường

hợp HQCC chỉ đạt đến 95%. Cho nên để HQCC có giá trị tối ưu như nhau trong mọi trường

hợp khảo sát thì HQCC 95% được chọn làm tiêu chuẩn để xác định bề dày của các lớp vật

liệu che chắn. Như vậy, trong mỗi trường hợp khảo sát (1-A), (1-B), (1-C), (1-D), (2-A), (2-

B), (2-C), (2-D) đối với mỗi vạch năng lượng tia X đặc trưng của Pb, HQCC 95% sẽ tương

ứng với một giá trị hiệu suất tính toán của detector, lấy giá trị này thay vào hàm làm khớp sẽ

≈

tính được bề dày của lớp Sn và Cu ứng với HQCC 95%. Các số liệu được làm khớp bình

0,99

phương tối thiểu theo dạng hàm số y = a.e-bx với hệ số xác định . Hàm làm khớp

phù hợp tốt với các giá trị tính toán trong vùng bề dày lớn hơn 1,5 mm. Tuy nhiên, các hàm

làm khớp này vẫn được sử dụng để xác định bề dày lớp Sn, Cu ứng với HQCC 95% vì các

kết quả bề dày ứng với HQCC 95% tìm được đều lớn hơn 1,5 mm.

a

b

c

d

Hình 2.7. Sự thay đổi hiệu suất tính toán của detector theo bề dày lớp Cu đối với trường

hợp (1-A) của các vạch năng lượng tia X đặc trưng của Pb.

a) ứng với trường hợp (1-A) của năng lượng 72,8042 keV

b) ứng với trường hợp (1-A) của năng lượng 74,9694 keV

c) ứng với trường hợp (1-A) của năng lượng 84,936 keV

d) ứng với trường hợp (1-A) của năng lượng 87,4 keV

Bảng 2.6. Kết quả khảo sát sự thay đổi hiệu suất tính toán của detector theo bề dày lớp Sn,

Cu và bề dày lớp Sn, Cu ứng với HQCC 95% đối với các trường hợp (1-A), (1-B), (1-C), (1-

D) của các vạch năng lượng tia X đặc trưng của Pb.

Bề dày lớp Năng Khoảng giá trị Sn, Cu ứng Hàm làm khớp lượng hiệu suất với HQCC (keV) 95% (mm)

(1-A) Cố định bề dày lớp Sn 1 mm, thay đổi bề dày lớp Cu từ 0,1 – 6,5 mm

72,8042 0,0000593 – 0,0000004 4,29

74,9694 0,0000787 – 0,0000006 4,33

84,936 0,0002151 – 0,0000047 4,48

87,4 0,0002558 – 0,0000072 y = 0,0000507e-0,7898561x y = 0,0000744e-0,7728571x y = 0,0002190e-0,5968164x y = 0,0002576e-0,5552685x 4,52

Trung bình ± độ lệch chuẩn 4,41 ± 0,11

(1-B) Không lót lớp Sn, thay đổi bề dày lớp Cu từ 0,1 – 6,5 mm

72,8042 0,0014876 – 0,0000050 4,18

74,9694 0,0015488 – 0,0000074 4,23

84,936 0,0017839 – 0,0000324 4,44

87,4 0,0018293 – 0,0000423 y = 0,0015041e-0,8525949x y = 0,0015964e-0,8428305x y = 0,0018483e-0,6259876x y = 0,0018970e-0,5869932x 4,49

Trung bình ± độ lệch chuẩn 3,64 ± 0,15

(1-C) Không lót lớp Cu, thay đổi bề dày lớp Sn từ 0,1 – 6,5 mm

72,8042 0,0011792 – 0,0000002 2,11

74,9694 0,0012489 – 0,0000002 2,16

84,936 0,0015358 – 0,0000003 2,29

87,4 0,0015901 – 0,0000004 y = 0,0000940e-1,2577834x y = 0,0001353e-1,3156039x y = 0,0005687e-1,4038014x y = 0,0007176e-1,3753354x 2,33

Trung bình ± độ lệch chuẩn 2,22 ± 0,10

(1-D) Cố định bề dày lớp Cu 1,5 mm, thay đổi bề dày lớp Sn từ 0,1 – 6,5 mm

72,8042 0,0002813 – 0,0000002 2,14

74,9694 0,0003312 – 0,0000002 2,19

84,936 0,0005859 – 0,0000003 2,27

87,4 0,0006487 – 0,0000004 y = 0,0000186e-0,9516092x y = 0,0000291e-1,0336656x y = 0,0000171e-1,2090772x y = 0,0002382e-1,2176545x 2,35

Trung bình ± độ lệch chuẩn 2,24 ± 0,09

Bảng 2.6 cho thấy trong các trường hợp (1-A), (1-B), (1-C), (1-D) thì hiệu suất tính

toán của detector trong trường hợp (1-B) lớn nhất. Như vậy nếu chỉ lót lớp Cu bên trong lớp

Pb thì do nguyên tử số của Cu khá nhỏ (Z = 29) nên hấp thụ rất kém các tia X đặc trưng của

Pb. Do đó, có một số lượng lớn các tia X đặc trưng của Pb đến được detector và làm hiệu

suất ghi của detector lớn nhất trong các trường hợp trên.

Bảng 2.6 còn cho thấy hiệu suất tính toán của detector trong trường hợp (1-A) và (1-D)

nhỏ hơn hiệu suất tính toán của detector trong trường hợp (1-B) và (1-C). Như vậy, nếu bên

trong lớp Pb được lót cả lớp Sn và lớp Cu thì sẽ hấp thụ được nhiều hơn các tia X đặc trưng

của Pb, nên làm giảm số lượng các tia X đặc trưng của Pb đi đến detector và làm giảm hiệu

suất ghi của detector so với trường hợp bên trong lớp Pb chỉ được lót lớp Sn hoặc chỉ lót lớp

Cu. Kết quả này có thể giải thích là khi có mặt đồng thời lớp lót Sn và Cu thì các tia X đặc

trưng của Pb có năng lượng từ 70 – 85 keV sẽ được lớp Sn bên trong hấp thụ. Lớp Sn sau

đó cũng phát ra các tia X đặc trưng có năng lượng từ 25 – 28 keV và được lớp Cu bên trong

hấp thụ. Các tia X đặc trưng của Cu có năng lượng nhỏ từ 8 – 9 keV nên không ảnh hưởng

đến hiệu suất ghi của detector. Như vậy, khi có sự kết hợp Sn và Cu che chắn thì do Sn có

nguyên tử số (Z = 50) lớn hơn nguyên tử số của Cu (Z = 29) nên đã hấp thụ rất tốt các tia X

đặc trưng của Pb và tạo ra tia X đặc trưng của Sn có năng lượng nhỏ và được lớp Cu hấp thụ

dễ dàng. Ngoài ra khi sự có mặt cả lớp Sn và lớp Cu thì lớp Cu ngoài sự hấp thụ tia X đặc

trưng của Sn cũng tham gia hấp thụ các tia X đặc trưng của Pb nên cũng góp phần làm giảm

hiệu suất ghi của detector trong trường hợp (1-A), (1-D).

a

b

c

d

Hình 2.8. Sự thay đổi hiệu suất tính toán của detector theo bề dày lớp Cu đối với trường

hợp (2-A) của các vạch năng lượng tia X đặc trưng của Pb.

a) ứng với trường hợp (2-A) của năng lượng 72,8042 keV

b) ứng với trường hợp (2-A) của năng lượng 74,9694 keV

c) ứng với trường hợp (2-A) của năng lượng 84,936 keV

d) ứng với trường hợp (2-A) của năng lượng 87,4 keV

Bảng 2.7. Kết quả khảo sát sự thay đổi hiệu suất tính toán của detector theo bề dày lớp Sn,

Cu và bề dày lớp Sn, Cu ứng với HQCC 95% đối với các trường hợp (2-A), (2-B), (2-C), (2-

D) của các vạch năng lượng tia X đặc trưng của Pb.

Bề dày lớp Năng Khoảng giá trị Sn, Cu ứng Hàm làm khớp lượng hiệu suất với HQCC (keV) 95% (mm)

(2-A) Cố định bề dày lớp Sn 1 mm, thay đổi bề dày lớp Cu từ 0,1 – 6,5 mm

72,8042 0,0000579 – 0,0000008 4,53

74,9694 0,0000793 – 0,0000012 4,57

84,936 0,0002179 – 0,0000080 4,71

87,4 0,0002592 – 0,0000115 y = 0,0000481e-0,7072821x y = 0,0000655e-0,6744033x y = 0,0002018e-0,5233764x y = 0,0002411e-0,4916750x 4,79

Trung bình ± độ lệch chuẩn 4,45 ± 0,12

(2-B) Không lót lớp Sn, thay đổi bề dày lớp Cu từ 0,1 – 6,5 mm

72,8042 0,0014881 – 0,0000056 4,26

74,9694 0,0015494 – 0,0000080 4,34

84,936 0,0017848 – 0,0000356 4,55

87,4 0,0018308 – 0,0000465 y = 0,0001483e-0,8864361x y = 0,0015693e-0,8327353x y = 0,0018160e-0,6134351x y = 0,0018649e-0,5745538x 4,60

Trung bình ± độ lệch chuẩn 4,44 ± 0,16

(2-C) Không lót lớp Cu, thay đổi bề dày lớp Sn từ 0,1 – 6,5 mm

72,8042 0,0011801 – 0,0000006 2,22

74,9694 0,0012497 – 0,0000008 2,26

84,936 0,0015365 – 0,0000037 2,38

87,4 0,0015911 – 0,0000047 y = 0,0000807e-1,0204975x y = 0,0001089e-1,0150984x y = 0,0003243e-0,9016532x y = 0,0004005e-0,8867291x 2,45

Trung bình ± độ lệch chuẩn 2,33 ± 0,11

(2-D) Cố định bề dày lớp Cu 1,5 mm, thay đổi bề dày lớp Sn từ 0,1 – 6,5 mm

72,8042 0,0002822 – 0,0000006 2,31

74,9694 0,0003319 – 0,0000008 2,36

84,936 0,0005871 – 0,0000036 2,42

87,4 0,0006498 – 0,0000047 y = 0,0000189e-0,7333333x y = 0,0000284e-0,7477973x y = 0,0001132e-0,7075670x y = 0,0001472e-0,7014216x 2,58

bình ± độ lệch chuẩn Trung 2,42 ± 0,12

Bảng 2.6 và 2.7 cho thấy, trong tám trường hợp (1-A), (1-B), (1-C), (1-D), (2-A), (2-

B), (2-C), (2-D) đều có những kết quả như sau:

+ Hiệu suất tính toán của detector nghịch biến với bề dày lớp Sn và Cu, kết quả này

tương tự như khảo sát ban đầu về khả năng che chắn của buồng chì đối với các bức xạ

gamma từ môi trường bên ngoài đi vào buồng chì.

+ Hiệu suất tính toán của detector tỉ lệ thuận với năng lượng tia X đặc trưng của Pb.

Kết quả này có thể giải thích là do các tia X của Pb có năng lượng càng nhiều thì khả năng

đi đến detector để đóng góp vào quang đỉnh của phổ gamma càng lớn, nên làm tăng hiệu

suất ghi của detector.

Trong các trường hợp (1-B), (1-C), (2-B), (2-C) có kết quả hiệu suất tính toán của

detector lớn hơn nghĩa là có khả năng che chắn kém hơn các trường hợp (1-A), (1-D), (2-A),

(2-D). Như vậy, bên trong lớp Pb nên có mặt đồng thời lớp Sn và lớp Cu thì khả năng che

chắn sẽ tốt hơn nếu chỉ có lớp Sn hoặc chỉ có lớp Cu lót bên trong buồng chì. Ngoài ra,

trong các trường hợp (1-B), (1-C), (2-B), (2-C) thì hiệu suất tính toán của detector trong hai

trường (1-B), (2-B) lớn hơn nghĩa là có khả năng che chắn kém hơn trong trường hợp (1-C),

(2-C). Như vậy nếu chỉ lót lớp Cu bên trong lớp Pb thì khả năng che chắn của buồng chì sẽ

kém nhất. Điều này cho thấy, khả năng che chắn của buồng chì hiện tại đặt tại PTN VLHN

Trường ĐHSP TP. HCM chỉ được lót một lớp Cu bên trong dày 1,5 mm là chưa tốt. Khả

năng che chắn của buồng chì này sẽ được cải thiện nếu trong lớp Pb được lót thêm cả lớp Sn

và lớp Cu với bề dày thích hợp.

Trong các trường hợp (1-A), (1-B), (1-C), (1-D) có kết quả hiệu suất tính toán của

detector nhỏ hơn nghĩa là có khả năng che chắn tốt hơn các trường hợp (2-A), (2-B), (2-C),

(2-D). Như vậy, khả năng che chắn của buồng chì sẽ tốt hơn nếu có lót lớp Sn và Cu ở nắp

buồng chì. Ngoài ra, kết quả tính toán bề dày của lớp Sn và Cu trong các trường hợp (1-A),

(1-B), (1-C), (1-D) nhỏ hơn bề dày của lớp Sn và Cu trong các trường hợp (2-A), (2-B), (2-

C), (2-D). Như vậy nếu không lót lớp Sn và Cu ở nắp buồng chì thì để HQCC đạt 95% phải

sử dụng lớp lót Sn và Cu có bề dày lớn hơn nhưng lại có khả năng che chắn kém hơn so với

khi có lót lớp Sn và Cu ở nắp buồng chì.

Từ các so sánh và giải thích trên cho thấy trong tám trường hợp khảo sát thì trường

hợp (1-A) và (1-D) có khả năng che chắn tốt nhất. Bề dày lớp Cu che chắn tốt nhất tìm được

ứng với HQCC 95% trong trường hợp (1-A) là 4,41 ± 0,11 mm. Bề dày lớp Sn che chắn tốt

nhất tìm được ứng với HQCC 95% trong trường hợp (1-D) là 2,24 ± 0,09 mm.

Chương 3: KẾT LUẬN VÀ KIẾN NGHỊ VỀ HƯỚNG NGHIÊN CỨU

Với mục tiêu ban đầu là lựa chọn và xác định bề dày thích hợp của các lớp vật liệu che

chắn để giảm phông buồng chì của hệ phổ kế gamma đặt tại PTN VLHN Trường ĐHSP

TP.HCM, luận văn đã đạt được những kết quả cụ thể như sau:

1. Tìm hiểu các nguyên nhân gây ra phông của hệ phổ kế gamma và giới thiệu các

phương pháp để giảm phông tương ứng với từng nguyên nhân.

2. Đề xuất các tiêu chí lựa chọn vật liệu che chắn và kết cấu giảm phông hiệu quả

nhất. Cụ thể là cách bố trí các lớp vật liệu gồm chì, thiếc, đồng theo thứ tự từ ngoài

vào trong, khe hở giữa detector và thành buồng chì co hẹp còn 1 mm.

3. Xây dựng được bộ số liệu đầu vào của chương trình MCNP5 để mô hình hóa hệ

phổ kế gamma và sử dụng tính toán bề dày tốt nhất của các lớp vật liệu che chắn Sn

và Cu. Mô hình tính toán của chúng tôi phù hợp tốt với mô hình của tác giả Trịnh

Hoài Vinh đã xây dựng trong công trình [28].

4. Khảo sát và đánh giá khả năng che chắn của các lớp vật liệu Pb, Sn, Cu đối với các

bức xạ gamma từ môi trường bên ngoài đi vào buồng chì trên cơ sở khảo sát hiệu

suất tính toán MCNP5 của detector. Kết quả cho thấy lớp Pb hấp thụ gần như toàn

bộ các bức xạ gamma của môi trường có năng lượng nhỏ từ 185,8 – 609,3 keV,

không có sự thay đổi hiệu suất tính toán của detector theo bề dày lớp Sn, Cu ứng

với mỗi mức năng lượng. Còn các bức xạ gamma của môi trường có năng lượng

lớn từ 1120,3 – 1764,5 keV, khi bị lớp Pb hấp thụ đã tạo ra các tia X đặc trưng của

Pb và bị lớp Sn bên trong hấp thụ, lớp Sn sau đó cũng tạo ra tia X đặc trưng của Sn

và bị lớp Cu bên trong hấp thụ. Hiệu suất tính toán của detector giảm không đáng

kể khi tăng bề dày lớp Sn, Cu ứng với mỗi mức năng lượng.

5. Đã xác định bề dày của các lớp vật liệu che chắn Sn và Cu dựa trên cơ sở khảo sát

sự thay đổi hiệu suất tính toán MCNP5 của detector theo bề dày lớp Sn, Cu đối với

các năng lượng tia X đặc trưng của Pb. Bề dày lớp Cu che chắn tốt nhất tìm được

ứng với HQCC 95% trong trường hợp (1-A) là 4,41 ± 0,11 mm. Bề dày lớp Sn che

chắn tốt nhất tìm được ứng với HQCC 95% trong trường hợp (1-D) là 2,24 ± 0,09

mm.

Các kiến nghị:

1. Hiện tại hệ phổ kế bị hư hỏng và tạm ngừng hoạt động nên chưa có những đo đạc

thực nghiệm. Trong tương lai khi hệ phổ kế hoạt động trở lại, chúng tôi sẽ thiết kế

thí nghiệm để kiểm chứng bề dày các lớp che chắn Sn và Cu như đã đưa ra.

2. Để đạt được hiệu quả giảm phông tốt hơn nữa cần phải tiếp tục nghiên cứu các

phương pháp giảm phông gây ra bởi các nguyên nhân khác như phông do neutron,

tia vũ trụ, nhiễu điện tử …

TÀI LIỆU THAM KHẢO

Tiếng Việt [1] Võ Xuân Ân (2008), Nghiên cứu hiệu suất ghi nhận của detector bán dẫn siêu tinh khiết (HPGe) trong phổ kế gamma bằng phương pháp Monte Carlo và thuật toán di

truyền, luận án tiến sĩ, Trường ĐHKHTN TP.HCM.

[2] Trần Khắc Ân, Cao Văn Chung, Trần Văn Hùng (2007), “Sử dụng code MCNP4C xác định vị trí liều cực tiểu trong thùng hàng ở các tỷ trọng hàng chiếu khác nhau phục vụ

công tác vận hành máy chiếu xạ STSV- Co60/B tại trung tâm nghiên cứu và triển khai

công nghệ bức xạ”, Báo cáo Hội nghị Khoa học & Công nghệ Hạt nhân toàn quốc lần

thứ VII, Đà Nẵng, trang 39.

[3] Nguyễn Văn Đỗ, Phạm Đức Khuê (2000), “Phân tích Uran bằng phương pháp đo phổ gamma tự nhiên và kích hoạt neutron”, Hội nghị Vật lý toàn quốc lần thứ 5. Hà Nội

2/2000.

[4] Võ Văn Hoàng (2004), Mô phỏng trong Vật lý, Nhà xuất bản Đại học Quốc Gia TP.

HCM.

[5] Phạm Quốc Hùng (2007), Vật lý hạt nhân và ứng dụng, Nhà xuất bản Đại học Quốc

Gia Hà Nội.

[6] Ngô Quang Huy (2006), Cơ sở vật lý hạt nhân, Nhà xuất bản Khoa học và Kỹ thuật. [7] Ngô Quang Huy, Đỗ Quang Bình, Võ Xuân Ân (2005), “Nghiên cứu sự tăng bề dày lớp germanium bất hoạt trong detector bán dẫn siêu tinh khiết bằng chương trình MCNP”,

Tạp chí phát triển Khoa học & Công nghệ, Đại học Quốc Gia TP.HCM, tập 8, số 12,

trang 35 – 43.

[8] Ngô Quang Huy, Đỗ Quang Bình, Võ Xuân Ân (2006), “Mô phỏng các phổ gamma phức tạp đo trên hệ phổ kế gamma dùng detector bằng chương trình MCNP”, Tạp chí

phát triển Khoa học & Công nghệ, Đại học Quốc Gia TP.HCM, tập 9, số 9, trang 63 –

70.

[9] Ngô Quang Huy, Đỗ Quang Bình, Võ Xuân Ân (2007), “Khảo sát ảnh hưởng của các thông số vật lý đến hiệu suất đếm của detector bán dẫn siêu tinh khiết bằng chương

trình MCNP4C2”, Tạp chí phát triển Khoa học & Công nghệ, Đại học Quốc Gia

TP.HCM, tập 10, số 5, trang 21 – 26.

[10] Trương Thị Hồng Loan, Đặng Nguyên Phương, Mai văn Nhơn (2008), “Khảo sát ảnh hưởng của việc trừ phông có và không có che chắn mẫu trong hệ phổ kế gamma”, Hội

nghị Khoa học lần thứ 6, Trường ĐHKHTN, Đại học Quốc Gia TP.HCM, trang 54. [11] Trương Thị Hồng Loan, Đặng Nguyên Phương, Mai văn Nhơn (2008), “Làm khớp miền liên tục của phổ gamma bằng kỹ thuật B-Spline”, Báo cáo Hội nghị Khoa học lần

thứ 6, Trường ĐHKHTN, Đại học Quốc Gia TP.HCM, trang 54.

[12] Trương Thị Hồng Loan, Mai Văn Nhơn, Đặng Nguyên Phương, Trần Ái Khanh và Trần Thiện Thanh (2007), “Mô phỏng Monte Carlo đường cong hiệu suất đỉnh của

detector HPGe trong hệ phổ kế gamma môi trường sử dụng chương trình MCNP4C2”,

Tạp chí phát triển Khoa học & Công nghệ, Đại học Quốc Gia TP. HCM, tập 10, số 5,

trang 33 – 40.

[13] Trương Thị Hồng Loan, Phan Quý Trúc, Đặng Nguyên Phương, Trần Ái Khanh, Trần Thiện Thanh, Trần Đăng Hoàng (2008), “Nghiên cứu phổ gamma tán xạ ngược của

detector HPGe bằng phương pháp Monte Carlo”, Tạp chí phát triển Khoa học & Công

nghệ, Đại học Quốc Gia TP. HCM, tập 11, số 6, trang 61 – 66.

[14] Trương Thị Hồng Loan, Đặng Nguyên Phương, Mai văn Nhơn (2008), “Mô phỏng hàm đáp ứng cho hệ phổ kế gamma bằng phương pháp Monte Carlo kết hợp với kỹ

thuật nội suy”, Hội nghị Khoa học lần thứ 6, Trường ĐHKHTN, Đại học Quốc Gia

TP.HCM, trang 54.

[15] Trương Thị Hồng Loan, Trần Ái Khanh, Đặng Nguyên Phương, Đỗ Phạm Hữu Phong (2008), “Chuẩn hiệu suất của detector HPGe với hình học mẫu lớn bằng phương pháp

Monte Carlo”, Báo cáo tổng kết kết quả đề tài KHCN cấp ĐHQG, Mã số B2007-18-

08, Trường ĐHKHTN Đại học Quốc Gia, TP. HCM.

[16] Trương Thị Hồng Loan, Đặng Nguyên Phương, Mai Văn Nhơn, Lê Văn Ngọc (2009), “Giải cuộn phổ gamma của hệ detector HPGe đối với một số nguồn dạng điểm”, Báo

cáo oral Hội nghị Khoa học & Công nghệ Hạt nhân toàn quốc lần thứ VIII, Nha

Trang, trang 12.

[17] Trương Thị Hồng Loan, Mai Văn Nhơn, Đặng Nguyên Phương, Nguyễn Thị Hoàng Oanh (2009), “Nâng cao khả năng phát hiện trong phép đo hoạt độ thấp của hệ phổ kế

gamma bằng phương pháp giải cuộn”, Báo cáo Hội nghị Khoa học & Công nghệ Hạt

nhân toàn quốc lần thứ VIII, Nha Trang, trang 14.

[18] Trương Thị Hồng Loan (2009), Áp dụng phương pháp mô phỏng Monte Carlo để nâng cao chất lượng hệ phổ kế gamma sử dụng detector bán dẫn HPGe, Luận án tiến sĩ,

Trường ĐHKHTN TP.HCM.

[19] Trần Văn Luyến (2005), Nghiên cứu nền phông phóng xạ vùng Nam bộ Việt Nam,

Luận án tiến sĩ Trường ĐHKHTN TP.HCM.

[20] Lê Văn Ngọc, Trần Văn Hùng (2005), Bài giảng tại lớp tập huấn MCNP, Trung Tâm

Đào Tạo, Viện Nghiên cứu Hạt nhân Đà Lạt.

[21] Mai Văn Nhơn, Lê Văn Ngọc, Trương Thị Hồng Loan, Đặng Nguyên Phương (2009), “Bước đầu nghiên cứu phổ gốc của hệ phổ kế gamma bằng thuật toán ML-EM và mô

phỏng MCNP”, Tạp chí phát triển Khoa học & Công nghệ, Đại học Quốc Gia

TP.HCM.

[22] Mai Văn Nhơn, Trương Thị Hồng Loan, Trần Ái Khanh, Trần Thiện Thanh, Đặng Nguyên Phương (2008), “Nghiên cứu ảnh hưởng tán xạ nhiều lần từ vật liệu xung

quanh detector lên phổ năng lượng gamma của đầu dò bằng chương trình MCNP”, Tạp

chí phát triển Khoa học & Công nghệ, Đại học Quốc Gia TP.HCM, tập 11, số 10,

trang 66 – 76.

[23] Mai Văn Nhơn, Trương Thị Hồng Loan, Trần Thiện Thanh, Đặng Nguyên Phương, Lê Văn Ngọc, Trần Văn Hùng (2009), “Nghiên cứu hàm đáp ứng của detector HPGe với

gamma năng lượng thấp dưới 100 keV bằng chương trình MCNP5 với kỹ thuật SSW –

SSR”, Báo cáo oral Hội nghị Khoa học và Công nghệ Hạt nhân toàn quốc lần thứ

VIII, Nha Trang, trang 10.

[24] Đặng Nguyên Phương, Nguyễn Võ Hoài Thơ, Trương Thị Hồng Loan (2008), “Xây dựng chương trình hiệu chỉnh trùng phùng cho hệ phổ kế gamma”, Hội nghị khoa học

lần thứ 6, Trường ĐHKHTN Đại Học Quốc Gia TP.HCM, trang 53.

[25] Châu Văn Tạo (2004), An toàn bức xạ ion hóa, Nhà xuất bản Đại học Quốc gia TP.

HCM.

[26] Hồ Hữu Thắng, Nguyễn Xuân Hải, Trần Tuấn Anh, Nguyễn Kiên Cường (2007), “Ứng dụng MCNP4C2 xác định cấu hình che chắn tối ưu cho hệ phổ kế cộng biên độ các

xung trùng phùng”, Báo cáo Hội nghị Khoa học và Công nghệ Hạt nhân toàn quốc lần

thứ VII, Đà Nẵng, trang 55.

[27] Nguyễn Thị Cẩm Thu (2010), Khảo sát phông nền và tối ưu hóa hiệu suất cho hệ phổ kế gamma HPGe trong phép đo mẫu môi trường, Luận văn thạc sĩ, Trường ĐHKHTN

TP.HCM.

[28] Trịnh Hoài Vinh (2011), Áp dụng chương trình MCNP5 để tính toán hiệu suất của

detector HPGe GEM 15P4, Luận văn thạc sĩ, Trường ĐHSP TP.HCM.

[29] Phạm Nguyễn Thành Vinh (2011), Nghiên cứu đánh giá một số thông số kỹ thuật của hệ phổ kế gamma dùng detector HPGe GEM 15P4, Luận văn thạc sĩ, Trường ĐHSP

TP.HCM.

Tiếng Anh [30] AMETEK, INC. ORTEC Technical Support Specialist (2007), Solid – state photon

detector.

[31] AMETEK, INC. ORTEC Technical Support Specialist (2010), Germanium Detector

Diagram.

[32] Breier R., Povinec P.P. (2010), “Simulation of background characteristics of low-level gamma-ray spectrometers using MonteCarlo method”, Applied Radiation and Isotopes

68, p. 1231 – 1235.

[33] Briesmeister J.F., Ed. (2001), MCNP4C2- Monte Carlo N – particle Transport Code

System, Los Alamos National Laboratory, LA-13709-M.

[34] Canberra Industries, Inc. (1999), “Genie – 2000 Spectroscopy System Operation”,

Canberra Industries, Inc., Connecticut.

[35] Debertin K., Helmer R.G. (1988), Gamma – ray and X – ray spectromery with

semiconductor detectors, Science Publishing Copany, Inc., Amsterdam.

[36] Dryak P., Kovar P. (2006), “Experimental and MC determination of detector efficiency in the 40 – 2754 keV energy range for measuring point source geometry with the

source – to – detector distance of 25 cm”, Appl. Rad. and Isot., 1346 – 1349.

[37] Gordon R. Gilmore (2008), Partical Gamma – ray Spectrometry, 2nd Edition, Nuclear

Training Services Ltd Warrington, UK.

[38] Heusser G. (1990), “Studies of γ – ray background with a low level germanium

spectrometer”, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B58, p. 79 – 84.

[39] Hurtado S., Garcia-Leon M., Gercia-Tenorio R (2006), “Optimized background reduction in low – level gamma – ray spectrometry at a surface laboratory”, Applied

Radiation and Isotopes 64, p. 1006 – 1012.

[40] Huy N.Q., Binh D.Q., An V.X. (2007), “Study on the increase of inactive germanium

layer in a high purity germanium detector after a long time operation applying

MCNP code”, Nucl. Instr. and Meth., A573 384 – 388.

[41] Kim K.H., Burnett W.C., (1985). “226Ra in phosphate nodules from the

Peru/Chileseafloor”. Geochimica et Cosmoschimica Acta 49, p. 1073 – 1081.

[42] Knoll G.F. (1999), Radiation detection and measurement, third edition, John Wiley &

Sons, Inc., New York.

[43] Kohler M., Degering D., Laubenstein M., Quirin P., Lampert M-O., Hult M., Arnold

D., Neumaier S., Reyss J.-L., (2009), “A new low – level γ – ray spectrometry system

for environmental radioactivity at the underground laboratory Felsenkeller”, Applied

Radiation and Isotopes 67, p. 736 – 740.

[44] Krzysztof Kozak, Jerzy W. Mietelski, Miroslawa Jasinska, Pawel Gaca, (2001) “Decreasing of the natural background counting – passive and active method”,

NUKLEONIKA 46 (4), p. 165 – 169.

[45] Lau H.M., Sakanoue M., Komura K., (1982), “Absolute determination of uranium

concentration by hyperpure Germanium LEPS”. Nuclear Instrument and Methods in

Physics Research A, p. 200.

[46] Laurec J., Blanchard X., Pointurier F., Adam A., (1996), “A new low background

gamma spectrometer equipped with an anti-cosmic device”, Nuclear Instruments and

Methods in Physics Research A 369, p. 566 – 571.

[47] Le Van Ngoc (2005), “Study on determination of the detector’s registering

characteristics by MCNP4C2”, Internal Report, CD/05/04-13, VAEC.

[48] Le Van Ngoc, Nguyen Thi Thanh Huyen and Nguyen Hao Quang (2007), “Study on

Monte Carlo calculation of peak efficiencies of the superpure HPGe detector (GMX) in

environmental gamma spectrometry with using MCNP4C2”, VNU Journal of Science,

Hanoi, Vol. 23, No.2, 99 – 104.

[49] Mrđa D., Bikit I., Veskovic M., Forkapic S., Todorovic N., Harissopulus S. (2007),

“Fist tests of the big volume ultra background gammaspectrometer”, Low and medium

energy nuclear physics, p. 157 – 162.

[50] Mđra D., Bikit I., Zikic-Todorovic N., Forkapic S., Slivka J., Veskovic M. (2007),

“First tests of the active shield for a gamma ray spectrometer”, Radiation

Measurements 42, p. 1361 – 1367.

[51] Nunez-Lagos R., Virto A., (1996), “Shielding and Background Reduction”, Applied

Radiation and Isotopes 47, p. 1011 – 1021.

[52] Rodenas J., Martinavarro A. and Rius V. (2000), “Validation of the MCNP code for the

simulation of GE-detector calibration”, Nucl. Instr. and Meth. A450 88 – 97.

[53] Salgado C.M., Claudio C. Conti and Paulo H.B. Becker (2006), “Determination of

Detector Response using MCNP5 for 20 – 150 keV X – rays”, Appl. Rad. and Isot., 64

700 – 705.

[54] Semkow T.M., Parekh P.P., Schwenker C.D., Khan A.J., Bari A., Colaresi J.F., Tench O.K., David G., Guryn W. (2002), “Low – background gamma spectrometry for

environmental radioactivity”, Applied Radiation and Isotopes 57, p. 213 – 223.

[55] Salgado C.M., Conti C.C., Becker P.H.H. (2006), “Determination of HPGe detector

response using MCNP5 for 20 – 150 keV X-rays”, Appl. Radiat. Isot., 64 700 – 705.

[56] Truong Thi Hong Loan, Dang Nguyen Phuong, Tran Ai Khanh, Tran Thien Thanh and

Mai Van Nhon (2007), “Monte – Carlo simulation of HPGe detector response function

with using MCNP code”, Communication in Physics, Vol. 17, No. 1, p. 59 – 64.

[57] Truong thi Hong Loan, Mai Van Nhon, Le Van Ngoc, Tran Ai Khanh, Tran Thien

Thanh and Dang Nguyen Phuong (2007), “Study on the peak efficiency curve of HPGe

detector with Marinelli beakers by Monte Carlo method”, The 7th National Conference

on Nuclear Science and Technology, Da Nang, p. 50.

[58] Truong Thi Hong Loan, Tran Thien Thanh, Mai Van Nhon, Le Van Ngoc, Dang

Nguyen Phuong, Tran Ai Khanh (2007), “Gamma spectrum simulation and

coincidence summing factor calculation for point sources with using MCNP code”,

Communication in Physics, Vol. 17, No. 2, p. 110 – 116.

[59] Truong thi Hong Loan, Dang Nguyen Phuong, Do Pham Huu Phong, Tran Ai Khanh

(2009), “Investigating the effect of matrices and density on the efficiency of the

HPGe gamma spectroscopy using MCNP code”, Communication in Physics, Vol. 19,

No. 1, p. 45 – 52.

[60] X – 5 Monte Carlo Team (2003), MCNP – A General Purpose Monte Carlo N – Particle Transport Code, Version 5, Volume I: Overview and Theory, Los Alamos

National Laboratory, LA-UR-03-1987.

[61] http://www.canberra.com [62] http://www.canberra.com/literature/944.asp

PHỤ LỤC

Phụ lục 1: Hệ phổ kế gamma tại PTN VLHN Trường ĐHSP TP.HCM

Phụ lục 2: Thông tin về detector do nhà sản xuất cung cấp

Phụ lục 3. Phổ phông phóng xạ tự nhiên

Counts

Phông buồng chì khi mở nắp buồng chì

Phông buồng chì khi đóng nắp buồng chì

Phụ lục 4. Một input điển hình của chương trình MCNP5

1- 2- 3- 4- 5- 6- 7- 8- 9- 10- 11- 12- 13- 14- 15- 16- 17- 18- 19- 20- 21- 22- 23- 24- 25- 26- 27- 28- 29- 30- 31- 32- 33- 34- 35- 36- 37- 38- 39- 40- 41- 42- 43- 44- 45- 46- 47- 48- 49- 50- 51-

problem - hpge coaxial detector efficiencies and pulse height distribution c cell cards c ------------------------------------ dectector --------------------------------- 1 5 -8.94 -2 -24 20 imp:p,e=1 $ loi Cu dan tin hieu 2 8 -2.31 (-3 -25 24):(2 -3 -24 23) imp:p,e=1 $ lop Boron 3 1 -5.35 (-6 -26 25):(3 -6 -25 23) imp:p=1 imp:e=0 $ tinh the HPGe 4 9 -5.05 (-7 -27 26):(6 -7 -26 23) imp:p,e=1 $ lop Li khuech tan 5 2 -2.6989 ((7 -8 -27 22):(4 -8 -22 21):(4 -5 -21 19) & :(1 -5 -19 18))#10#11 imp:p,e=1 $ holder Al 6 3 -0.00129 ((-9 -30 29):(8 -9 -29 21):(5 -9 -21 18) & :(-9 -18 15))#10#11 imp:p,e=1 $ khong khi trong detector 7 2 -2.6989 (-10 -31 30):(9 -10 -30 15) imp:p,e=1 $ vo Al 8 11 -1.11 -8 -29 28 imp:p,e=1 $ lop Kapton 9 10 -1.435 -8 -28 27 imp:p,e=1 $ lop Mylar 10 4 -0.92 (35 -37 -23 22):(35 -36 -22 20) imp:p,e=1 $ vo cach dien in/out 11 3 -0.00129 -35 -23 20 imp:p,e=1 $ loi day dan in/out 12 3 -0.00129 (2 -7 -23 22)#1#10#11 imp:p,e=1 $ khoang chan khong 13 12 -2.2 (-4 2 -22 20):(-4 -20 19) imp:p,e=1 $ coc Teflon 14 5 -8.94 -1 -19 18 imp:p,e=1 $ que dan lanh bang Cu c ------------------------------------ lead shield ------------------------------------ c 15 3 -0.00129 ((-12 -32 31):(10 -12 -31 17) & c :(10 -11 -17 15))#(-40 -44 41) imp:p,e=1 $ khong khi trong buong chi 15 3 -0.00129 (-12 -32 31):(10 -12 -31 17) & :(10 -11 -17 15) imp:p,e=1 $ khong khi trong buong chi 16 6 -11.34 (-14 -34 33) imp:p,e=1 $ nap buong chi 17 6 -11.34 (1301 -14 -32 1601):(11 -14 -1601 15) imp:p,e=1 $ than buong chi 18 7 -7.86 -14 -33 32 imp:p,e=1 $ lop Fe 19 5 -8.94 (12 -13 -32 16):(11 -12 -17 16) imp:p,e=1 $ lop Cu 20 17 -7.28 (13 -1301 -32 1601):(11 -13 -16 1601) imp:p,e=1 $ lop Sn c ------------------------------------ standard source ------------------------------------ c 20 16 -8.92 -38 -43 42 imp:p,e=1 $ active element c 21 13 -1.15 (-39 -44 42)#20 imp:p,e=1 $ holder Epoxy c 22 15 -1.19 (-40 -44 41)#(-39 -44 42) imp:p,e=1 $ dia Plexiglas c ------------------------------------ void card ------------------------------------ 23 0 1401:-1501:3401 imp:p,e=0 $ universe c ------------------------------------ pseudo source ------------------------------------ 24 3 -0.00129 -1401 -3401 34 imp:p,e=1 $ the upper part of radioactive source 25 3 -0.00129 -1401 14 -34 15 imp:p,e=1 $ the cylindrical part of radioactive source 26 3 -0.00129 -1401 -15 1501 imp:p,e=1 $ the lower part of radioactive source c surface cards c ------------------------------- from inner to outer------------------------------ 1 cz 0.13 $ que dan lanh bang Cu 2 cz 0.54997 $ mat ngoai loi Cu dan tin hieu 3 cz 0.55 $ mat ngoai lop Boron 4 cz 0.88 $ mat ngoai lop Teflon 5 cz 1.546 $ mat ngoai holder Al 1 6 cz 2.56 $ ban kinh tinh the Ge 7 cz 2.63 $ mat ngoai lop Li khuech tan 8 cz 2.706 $ mat ngoai holder Al 2 9 cz 3.37 $ mat trong vo Al

10 cz 3.5 $ mat ngoai vo Al 11 cz 3.6 $ mat trong than buong Pb 12 cz 21.75 $ mat trong lop Cu 13 cz 21.9 $ mat ngoai lop Cu 1301 cz 22 $ mat ngoai lop Sn 14 cz 30.1 $ mat ngoai than buong Pb 1401 cz 30.2 $ mat ngoai than buong Pb 2 c ----------------------------- from bottom to top -------------------------------- 1501 pz 0.0 $ mat day than buong Pb 2 15 pz 0.1 $ mat day than buong Pb 1601 pz 6.05 $ mat duoi lop Sn 16 pz 6.45 $ mat duoi lop Cu 17 pz 6.6 $ mat tren lop Cu 18 pz 18.514 $ mat day mount cup 19 pz 20.114 $ mat duoi coc Teflon 20 pz 20.644 $ mat duoi loi Cu dan tin hieu 21 pz 21.164 $ mat duoi mount cup 22 pz 21.484 $ mat duoi lop chan khong 23 pz 22.484 $ mat duoi tinh the Ge 24 pz 25.83397 $ mat tren loi Cu dan tin hieu 25 pz 25.834 $ mat tren lop Boron 26 pz 26.984 $ mat duoi lop Li khuech tan 27 pz 27.054 $ mat tren lop Li khuech tan 28 pz 27.06 $ mat tren lop Mylar 29 pz 27.07 $ mat tren lop Kapton 30 pz 27.37 $ mat duoi end cap 31 pz 27.5 $ mat tren end cap 32 pz 46.0 $ mat duoi lop Fe 33 pz 46.93 $ mat tren lop Fe 34 pz 51.93 $ mat tren nap Pb 3401 pz 52.03 $ mat tren nap Pb 2 c ----------------------------- high voltage contact ------------------------------ 35 c/z 0 -2.14 0.1 $ loi day dan in/out 36 c/z 0 -2.14 0.2 $ lop cach dien day dan in/out 1 37 c/z 0 -2.14 0.48 $ lop cach dien day dan in/out 2 c ----------------------------- standard source ----------------------------------- c 38 c/y 0 16.2 0.1524 $ ban kinh vien phong xa c 39 c/y 0 16.2 0.3175 $ ban kinh holder Epoxy c 40 c/y 0 16.2 1.27 $ ban kinh dia Plexiglas c 41 py 12 $ mat duoi dia Plexiglas c 42 py 12.0381 $ mat duoi vien phong xa c 43 py 12.0508 $ mat tren vien phong xa c 44 py 12.3 $ mat tren dia Plexigla c data cards mode p m1 32000 -1.0 cond=-1 $ Ge m2 13000 -1.0 cond=-1 $ Al

52- 53- 54- 55- 56- 57- 58- 59- 60- 61- 62- 63- 64- 65- 66- 67- 68- 69- 70- 71- 72- 73- 74- 75- 76- 77- 78- 79- 80- 81- 82- 83- 84- 85- 85- 87- 88- 89- 90- 91- 92- 93- 94- 95- 96- 97- 98- 99- 100- m3 7000 -0.755 8000 -0.232 18000 -0.013 $ Atmosphere 101- m4 1000 -0.14372 6000 -0.85628 $ Polyethylene 102- m5 29000 -1.0 cond=-1 $ Cu 103- m6 82000 -1.0 cond=-1 $ Pb

104- m7 26000 -1.0 cond=-1 $ Fe 105- m8 5000 -1.0 cond=-1 $ B 106- m9 32000 -0.9999 3000 -0.0001 cond=-1 $ Ge Li 107- m10 1000 -0.053 6000 -0.526 8000 -0.421 $ Mylar C10H12O6 108- m11 1000 -0.028 6000 -0.720 7000 -0.077 8000 -0.175 $ Kapton C22H10N2O4 109- m12 6000 -0.24 9000 -0.76 $ Teflon (C2F4)n c m13 1000 -0.06 6000 -0.721 8000 -0.219 $ Epoxy 110- c m14 30000 -1.0 cond=-1 $ Zn 111- c m15 1000 -0.054 6000 -0.405 8000 -0.541 $ Plexiglas (C5H8O5)n 112- 113- c m16 27000 -1.0 cond=-1 $ Co 114- m17 50000 -1.0 cond=-1 $ Sn 115- 116- 117- 118- 119- 120- 121- 122- 123- 124- 125- 126- 127- 128- 129- 130- 131- 132- 133- 134- 135- 136- 137- 138- 139- 140- 141- 142- 143- 144- 145- 146- 147- 148- 149-

c ==> standard source c sdef cel=20 pos=0 0 16.2 axs=0 1 0 ext d1 rad d2 erg=d3 par=2 wgt=10 c si1 12.0381 12.0508 c sp1 -21 0 c si2 0.0 0.1524 c sp2 -21 1 c si3 l 1.173 1.332 c sp3 d 0.9990 0.9998 $ Co60 c ==> pseudo sources sdef cel=d1 axs=0 0 1 ext=fcel=d2 rad=fcel=d6 erg=0.1858 par=2 wgt=10 si1 l 24 25 26 sp1 v ds2 s d3 d4 d5 si3 h 51.93 52.03 sp3 d -21 0 si4 h 0.1 51.93 sp4 d -21 0 si5 h 0.0 0.1 sp5 d -21 0 ds6 s d7 d8 d9 si7 h 0.0 30.2 sp7 -21 1 si8 h 30.1 30.2 sp8 -21 1 si9 h 0.0 30.2 sp9 -21 1 ft8 geb 0.00091 0.00082 0.35560 f8:p 3 e8 0.0 0.00001 0.0002 8190i 1.99839 phys:p $ produce bremsstrahlung radiations phys:e cut:p 2j 0 0 $ because of taking a tally f8 cut:e nps 2000000000 ctme 15000