Luận văn Thạc sĩ Vật lý: Nghiên cứu đánh giá một số thông số kỹ thuật của hệ phổ kế gamma dùng detector HPGe GEM 15P4

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

PHẠM NGUYỄN THÀNH VINH

NGHIÊN CỨU ĐÁNH GIÁ MỘT SỐ THÔNG SỐ KỸ THUẬT

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

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ

Người hướng dẫn khoa học TS. VÕ XUÂN ÂN TP.HỒ CHÍ MINH – NĂM 2010

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. Xin cho phép tôi được bày tỏ lòng biết ơn chân thành của

mình đến:

TS. Võ Xuân Ân, người hướng dẫn khoa học, và TS. Trần Văn Luyến, những người thầy đã đã

định hướng, chỉ bảo và tạo cho tôi lòng tự tin trong thời gian thực hiện luận văn, truyền cho tôi sự

say mê nghiên cứu khoa học, trực tiếp hướng dẫn, dìu dắt tôi thực hiện những thao tác thí nghiệm.

PGS.TSKH Lê Văn Hoàng, TS. Nguyễn Văn Hoa, TS. Nguyễn Mạnh Hùng, những người thầy

đã luôn bên cạnh và động viên tôi vượt qua những khó khăn trong quá trình thực hiện luận văn.

TS. Thái Khắc Định, người đã bỏ nhiều công sức cho dự án Phòng thí nghiệm Vật lý hạt nhân.

Tạo điều kiện thuận lợi cho quá trình học tập và nghiên cứu của tôi.

Quý thầy cô trong Bộ môn Vật lý hạt nhân và Khoa Vật lý đã tạo điều kiện thuận lợi về cơ sở

vật chất; bạn Trịnh Hoài Vinh và bạn Hoàng Bá Kim đã cho tôi những lời đóng góp, đồng thời luôn

bên cạnh giúp đỡ tôi trong quá trình thực hiện thí nghiệm.

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

DANH MỤC CÁC CHỮ VIẾT TẮT

Chữ viết tắt

Tiếng Việt

Tiếng Anh

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

Back scattering Đỉnh tán xạ ngược BS

Compton Edge Mép Compton CE

Double escape Đỉnh thoát đôi DE

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

FWFM Độ rộng đỉnh năng lượng toàn phần tại Full width at fiftieth maximum

1/50 chiều cao cực đại

FWHM Độ rộng đỉnh năng lượng toàn phần tại Full width at haft maximum

1/2 chiều cao cực đại

FWTM Độ rộng đỉnh năng lượng toàn phần tại Full width at tenth maximum

1/10 chiều cao cực đại

High Purity Germanium HPGe

Low Energy Germanium LEGe

Máy phân tích biên độ đa kênh Multi channel analysis MCA

Tỷ số đỉnh/Compton Peak/Compton P/C

Phòng thí nghiệm PTN

Reverse Electrode Coaxial REGe

Germanium

Đỉnh thoát đơn Single escape SE

TTHN Tp.HCM Trung tâm Hạt nhân Thành phố Hồ Chí

Minh

Ultra Low Energy Germanium ULEGe

Vật lý hạt nhân VLHN

MỞ ĐẦU

Các kỹ thuật ghi đo bức xạ đã được phát triển không ngừng kể từ khi hiện tượng phóng xạ

được phát hiện bởi Becquerel vào năm 1896. Sự ra đời của detector bán dẫn như detector

germanium siêu tinh khiết (HPGe) và detector silicon (Si) trong những năm 1960 đã cách mạng hóa

lĩnh vực đo phổ gamma. Kỹ thuật đo phổ gamma đã trở thành công nghệ tiên tiến trong nhiều lĩnh

vực của khoa học hạt nhân ứng dụng như đo hoạt độ phóng xạ của các đồng vị phóng xạ tự nhiên,

sử dụng trong phép phân tích kích hoạt để đo các đồng vị không có tính phóng xạ hoặc trong

phương pháp huỳnh quang tia X với độ chính xác rất cao. Hiện nay ước tính có hơn 10000 detector

bán dẫn đang được vận hành trên toàn thế giới [4]. Hệ phổ kế gamma sử dụng detector HPGe đã

được ứng dụng rộng rãi trong việc đo đạc các nguồn phóng xạ với khoảng năng lượng trải dài từ vài

keV đến hàng MeV. Tùy thuộc vào mục đích sử dụng và miền năng lượng tia gamma quan tâm,

người ta chế tạo detector HPGe với nhiều cấu hình khác nhau như detector Ge có năng lượng cực

thấp ULEGe, detector Ge có năng lượng thấp LEGe, detector Ge đồng trục điện cực ngược REGe,

detector đồng trục Coaxial Ge hoặc detector Ge dạng giếng Well.

Ở Việt Nam, từ lâu nhiều cơ sở của Viện Năng lượng Nguyên tử Việt Nam như: Viện Khoa

học và Kỹ thuật hạt nhân Hà Nội, Viện Nghiên cứu hạt nhân Đà Lạt, TTHN Tp.HCM cũng như

Trường ĐHKHTN Tp.HCM đã được trang bị các hệ phổ kế gamma loại này trong nghiên cứu và

ứng dụng phân tích mẫu môi trường hoạt độ thấp [9]. Những công trình nghiên cứu trong nước và

trên thế giới liên quan đến việc sử dụng hệ phổ kế này thường tập trung vào các vấn đề như: nghiên

cứu về khả năng che chắn của buồng chì [10]; nghiên cứu về hàm đáp ứng của detector, đánh giá

các đặc trưng của phổ gamma đo được như độ phân giải, giới hạn phát hiện, phông nền tự nhiên,

miền liên tục của phổ, tỷ số P/C, tỷ số P/T [1], [8], [9], [10], [12]; nghiên cứu về tối ưu hóa phép đo

mẫu môi trường có hoạt độ thấp [10], [22]; nghiên cứu về hiệu suất, các yếu tố ảnh hưởng đến hiệu

suất như hiệu ứng trùng phùng tổng, hiệu ứng tự hấp thụ, sự thay đổi của hiệu suất ghi theo năng

lượng, theo khoảng cách [13], [14], [15], [26]. Việc nghiên cứu đánh giá tổng quát các thông số kỹ

thuật của hệ phổ kế là một việc làm thường quy được tất cả các phòng thí nghiệm có trang bị hệ phổ

kế gamma thực hiện.

Năm 2007, Bộ môn VLHN thuộc Khoa Vật lý, Trường ĐHSP Tp.HCM đã xây dựng dự án

trang bị cho PTN VLHN một hệ đo gamma phông thấp sử dụng detector HPGe. Nhằm mục đích

theo dõi và sử dụng hiệu quả hệ phổ kế, các thông số kỹ thuật của hệ phổ kế cần được nghiên cứu và

đánh giá một cách có hệ thống. Kết quả này được coi là cơ sở cho việc theo dõi quá trình hoạt động

của hệ phổ kế sau này.

Vì vậy, chúng tôi đã thực hiện đề tài này với mục tiêu là chuẩn hóa hệ đo, đánh giá một số

thông số kỹ thuật của hệ phổ kế gamma đồng thời xây dựng cơ sở dữ liệu phổ gamma ban đầu cho

hệ phổ kế dựa trên bộ nguồn chuẩn có sẵn của PTN. Kết quả của đề tài sẽ đóng góp vào cơ sở dữ

liệu của PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM, đó là bộ thông số kỹ thuật đánh giá khảo sát trực tiếp

ban đầu khi đưa hệ phổ kế gamma mới được trang bị vào hoạt động. Kết quả này là dữ liệu tham

khảo có giá trị cho quá trình sử dụng và nghiên cứu trên hệ phổ kế sau này.

Đối tượng nghiên cứu của đề tài là hệ phổ kế gamma sử dụng detector HPGe GEM 15P4 của

hãng Ortec, Inc. đặt tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM và bộ nguồn chuẩn RSS – 8EU với các nguồn chuẩn điểm 133Ba, 109Cd, 57Co, 60Co, 54Mn, 22Na và 65Zn. Phương pháp nghiên cứu của đề

tài là thực nghiệm đánh giá khảo sát trên hệ phổ kế gamma hiện có.

Nội dung của luận văn gồm có ba chương:

Chương 1 là phần tổng quan, trình bày những tiến bộ trong quá trình phát triển detector ghi đo

bức xạ tia X và tia gamma, tình hình nghiên cứu trong nước và trên thế giới liên quan đến hệ phổ kế

gamma sử dụng detector bán dẫn HPGe, cơ sở lý thuyết liên quan đến đề tài cũng như giới thiệu

tổng quan về hệ phổ kế gamma tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM.

Chương 2 là phần thực nghiệm xác định các thông số kỹ thuật của hệ phổ kế gamma như: đánh

giá các thông số vận hành của hệ phổ kế; phân tích các đặc trưng của phổ gamma (dạng đỉnh, đỉnh

năng lượng toàn phần, mép tán xạ Compton, đỉnh tán xạ ngược, đỉnh thoát đơn, thoát đôi, tỷ số

P/C); khảo sát hiện tượng trôi kênh theo thời gian; xây dựng đường cong hiệu suất theo năng lượng

của detector tại các khoảng cách 5 cm, 10 cm và 15 cm kể từ nguồn đến detector; xác định giới hạn

phát hiện của detector đối với một số đỉnh năng lượng cần quan tâm.

Chương 3 là phần kết luận trình bày các nhận định, 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. Những tiến bộ trong lĩnh vực chế tạo detector ghi đo bức xạ

Các detector ghi bức xạ tia X và tia gamma thế hệ đầu tiên chỉ có thể xác định được sự có mặt

hoặc cường độ của các chùm bức xạ này. Hiện nay, các detector tiên tiến đã giúp các nhà khoa học

giải quyết được những vấn đề nảy sinh trong VLHN nhờ vào những đặc trưng quan trọng của tia X

và tia gamma dựa trên phổ ghi nhận được. Sau đây là bức tranh tổng thể nêu lên những sự kiện quan

trọng trong lịch sử phát triển và ứng dụng detector ghi nhận bức xạ tia X và tia gamma.

Năm 1985, Roentgen đã tình cờ phát hiện ra tia X thông qua sự phát quang của một số vật liệu

nằm cách xa ống phóng điện chứa khí. Từ đó, các phép đo tia X đã được thực hiện dựa vào các

detector sơ khai sử dụng phương pháp phát huỳnh quang, buồng ion hóa chứa khí. Việc nghiên cứu

các đặc trưng của tia X được phát triển nhờ vào phương pháp nhiễu xạ tia X trên mặt tinh thể tinh

khiết của nhà khoa học Bragg.

Năm 1896, hiện tượng phóng xạ tự nhiên đã được Becquerel phát hiện ra. Đến năm 1900,

Villard đã quan sát được trong các thành phần bức xạ của các nhân phóng xạ tự nhiên có một loại

bức xạ mới có khả năng đâm xuyên rất mạnh và không bị lệch trong điện trường và từ trường như

các tia  ,  . Đó chính là bức xạ điện từ bước sóng rất ngắn hay còn gọi là bức xạ gamma.

Năm 1908, Rutherford và Geiger đã chế tạo ra ống đếm chứa khí giúp người sử dụng phát hiện

được sự tồn tại của bức xạ tia X hoặc tia gamma một cách tức thời, đồng thời cho phép người sử

dụng xác định định lượng những đặc tính của các bức xạ đó. Đây là một bước tiến nhảy vọt so với

kỹ thuật xử lý bằng kính ảnh trước đây. Các loại ống đếm tỷ lệ có khả năng đo cường độ của chùm

bức xạ tia X và tia gamma quan tâm nhưng không xác định được năng lượng của các chùm bức xạ

đó.

Năm 1948, Hofstadter đã chế tạo detector nhấp nháy NaI (Tl) có khả năng đo được phổ gamma

với dải năng lượng rộng hơn so với các detector trước đó. Kích thước tinh thể nhấp nháy đã được

cải tiến không ngừng giúp detector nhấp nháy có khả năng hấp thụ bức xạ năng lượng cao, thậm chí

lên đến 1 MeV. Đặc trưng cơ bản của detector nhấp nháy là độ phân giải tương đối cao (FWHM tại vạch năng lượng 661,6 keV của đồng vị phóng xạ 137Cs là 45 keV vào cỡ 7%), tinh thể nhấp nháy

có đặc tính vật lý và đặc tính hóa học ổn định, hiệu suất tương đối cao. Độ phân giải năng lượng cao

của detector nhấp nháy cho phép người sử dụng phân biệt các vạch năng lượng riêng lẻ ứng với

đỉnh năng lượng toàn phần của các bức xạ gamma khác nhau.

Nửa đầu thập kỷ 60 của thế kỷ trước, một thế hệ phổ kế gamma mới được nghiên cứu và phát

triển theo cơ chế nhiễu xạ của chùm tia gamma trên tinh thể của Bragg gọi là phổ kế nhiễu xạ tinh

thể. Ưu điểm của loại phổ kế này là độ phân giải rất cao, đặc biệt là trong vùng năng lượng thấp

(FWHM tại vạch năng lượng 100 keV vào cỡ 1 eV). Tuy nhiên nhược điểm cơ bản của loại phổ kế

này là hiệu suất ghi rất thấp. Do đó, hệ phổ kế loại này chỉ được dùng để đo một số nguồn phóng xạ

có cường độ lớn, đồng thời được sử dụng để chuẩn hóa các hệ đo phổ kế gamma khác nhờ vào độ

chính xác cao.

Năm 1926, Pell và một số nhóm nghiên cứu khác đã chế tạo thành công detector bán dẫn

Ge(Li). Công trình này mở ra một cuộc cách mạng trong lĩnh vực nghiên cứu ứng dụng vật liệu bán

dẫn để chế tạo detector ghi đo bức xạ tia X, tia gamma cũng như phát hiện các hạt mang điện khác.

Để nâng cao hiệu suất ghi nhận tín hiệu đầu vào, các detector loại này cần phải được chế tạo dưới

dạng đơn tinh thể với vật liệu bán dẫn có độ tinh khiết cao. Tuy nhiên, việc chế tạo detector bán dẫn

đơn tinh thể là một việc làm khó khăn nên chỉ một số ít vật liệu bán dẫn như Si và Ge mới có thể

được sử dụng để chế tạo detector bán dẫn kích thước lớn với độ phân giải cao. Các detector bán dẫn

sử dụng vật liệu bán dẫn Ge cho phép đo được một dải năng lượng rộng, trong khi detector bán dẫn

sử dụng Si chỉ có thể đo được ở vùng năng lượng thấp vì nguyên tử số của Si thấp. Ưu điểm nổi bật

của detector bán dẫn là độ phân giải rất cao so với các thế hệ detector trước đây (FWHM tại vạch năng lượng 1332,5 keV của đồng vị 60Co là cỡ 2 keV, cao gấp mười lần so với detector nhấp nháy

NaI(Tl)) [25]. Việc nâng cao độ phân giải có ý nghĩa đặc biệt quan trọng trong công nghệ chế tạo

phổ kế gamma để phục vụ cho nghiên cứu và ứng dụng, cho phép người sử dụng xác định được hầu

hết các nhóm bức xạ gamma đơn năng có mặt trong phổ.

Vào những năm 1980, detector bán dẫn sử dụng Ge siêu tinh khiết đã được chế tạo nhằm khắc

phục khuyết điểm lớn nhất của các loại detector bán dẫn trước đó như Ge(Li) là cần phải giữ lạnh ở

nhiệt độ của nitơ lỏng. Loại detector bán dẫn này có thể di chuyển và bảo quản ở nhiệt độ phòng khi

không sử dụng. Detector bán dẫn Ge siêu tinh khiết có hiệu suất ghi và độ phân giải tốt hơn so với detector Ge(Li) (FWHM tại vạch năng lượng 1332,5 keV của đồng vị 60Co thường nhỏ hơn 2 keV),

phổ gamma thu được cho khả năng phân tích tốt hơn. Hiện nay, detector HPGe ngày càng được ứng

dụng rộng rãi trong kỹ thuật đo hoạt độ các mẫu phóng xạ.

Sự xuất hiện của các thế hệ detector bán dẫn đã dần dần thay thế các loại detector nhấp nháy

và các loại khác ra đời trước đó. Ngày nay, người sử dụng không cần quan tâm nhiều đến độ phân

giải của detector ghi đo bức xạ mà cần tập trung cải thiện hệ thống điện tử sao cho tín hiệu đầu ra là

tối ưu, nâng cao hiệu suất ghi của detector bằng cách chế tạo các đơn tinh thể bán dẫn lớn hơn hoặc

1.2. Tình hình nghiên cứu trong và ngoài nước

lựa chọn hình học đo giữa nguồn và detector thích hợp [1], [25].

1.2.1. Tình hình nghiên cứu trong nước

Tại Việt Nam, việc nghiên cứu thực nghiệm kết hợp với những nghiên cứu lý thuyết sử dụng

chương trình mô phỏng Monte Carlo trên hệ phổ kế gamma phông thấp là tương đối nhiều.

TS. Trần Văn Luyến đã nghiên cứu về hệ phổ kế gamma, các đặc trưng của hệ phổ kế và ứng

dụng hệ phổ kế vào việc nghiên cứu nền phông phóng xạ môi trường cho vùng Nam bộ Việt Nam

[10].

Các tác giả Trần Thiện Thanh, Võ Thị Ngọc Thơ đã nghiên cứu về hiện tượng trùng phùng

tổng trong phổ gamma của các nguồn đa năng [14], [15]. Các tác giả đã xây dựng được chương

trình hiệu chỉnh trùng phùng tổng dựa vào phương pháp tỷ số theo khoảng cách và phương pháp ma

trận.

Nhóm nghiên cứu Ngô Quang Huy, Đỗ Quang Bình, Võ Xuân Ân [5], [6], [7] ở Đại học Công

nghiệp Tp.HCM và TTHN Tp.HCM đã nghiên cứu về phổ và tối ưu hiệu suất của hệ phổ kế gamma

sử dụng detector HPGe đặt tại TTHN Tp.HCM bằng chương trình MCNP4C2 có kết hợp với thực

nghiệm để kiểm chứng.

Nhóm nghiên cứu Mai Văn Nhơn, Trương Thị Hồng Loan, Đặng Nguyên Phương, Trần Ái

Khanh, Trần Thiện Thanh [8], [11], [13] ở Bộ môn VLHN, Trường ĐHKHTN Tp.HCM sử dụng

phương pháp mô phỏng Monte Carlo với chương trình MCNP4C2 và MCNP5 để nghiên cứu chuẩn

hiệu suất và đặc trưng đáp ứng của detector HPGe có tại PTN VLHN, Trường ĐHKHTN Tp.HCM.

Năm 2009, luận án Tiến sĩ của tác giả Trương Thị Hồng Loan [9] đã thực hiện việc nghiên cứu

nhiều bài toán hạt nhân, sử dụng kết hợp giữa thực nghiệm và mô phỏng bằng chương trình MCNP:

nghiên cứu hàm đáp ứng, hiệu chuẩn hiệu suất ghi hệ phổ kế gamma sử dụng detector HPGe và khử

miền liên tục phổ gamma sử dụng thuật toán giải cuộn ML-EM.

1.2.2. Tình hình nghiên cứu trên thế giới

Năm 1986, Bikit và Veskovic đã nghiên cứu và xác định được chiều dài tối ưu của nguồn trụ

dùng trong việc đo đạc hoạt độ của một số năng lượng gamma quan tâm [22].

Năm 1990, Moss và cộng sự đã đưa ra kết quả so sánh giữa hàm đáp ứng thực nghiệm và hàm đáp ứng tính toán bằng thuật toán Monte Carlo cho các nguồn chuẩn 65Zn, 137Cs và 113Sn. Trong đó,

các đặc trưng của phổ đã được phân tích và cho kết quả phù hợp khá tốt giữa thực nghiệm và tính

toán mô phỏng [36].

Năm 1992, trong công trình [17] Aksoy đã sử dụng detector HPGe để tính toán hiệu suất ghi

tuyệt đối cho các đỉnh năng lượng tương ứng từ 40 keV đến 1500 keV. Để đưa ra đường chuẩn hiệu

suất, 14 nguồn chuẩn có chu kỳ bán rã lớn đã được sử dụng. Các nguồn này được đo với những

khoảng cách từ nguồn đến detector khác nhau, sau đó các kết quả này được đem so sánh với nhau.

Kết quả cho thấy, đối với khoảng cách nguồn – detector nhỏ cần thiết phải hiệu chỉnh trùng phùng

tổng. Ngoài ra, đường chuẩn hiệu suất này còn giúp nội suy hiệu suất của những đỉnh năng lượng

bất kỳ trong khoảng năng lượng từ 40 keV đến 1500 keV.

Năm 2000, trong công trình [35], Mietelski và Meczynski đã đưa ra phương pháp sử dụng hệ phổ kế gamma phông thấp để xác định hoạt độ của đồng vị phóng xạ 90Sr. Các tác giả đã sử dụng phổ bức xạ hãm được tạo ra bởi tương tác giữa chùm tia beta do nguồn 90Sr phát ra và các chất liệu

hấp thụ khác nhau bao gồm nhôm, sắt, đồng, chì. Kết quả thực nghiệm cho thấy giới hạn phát hiện

khi sử dụng detector HPGe có hiệu suất tương đối 10% là 0,38 Bq.

Năm 2002, Baglin đã khẳng định nguồn 66Ga là một nguồn thích hợp cho việc chuẩn hóa

detector ở những vùng năng lượng cao, có thể lên đến 4806 keV [21].

Trong những năm 2002 và 2005, các nhóm nghiên cứu Hardy, Karamanis, và El-Gharbawy đã

công bố các công trình [26], [28], [30] về xây dựng đường cong hiệu suất cho detector HPGe đối

với nguồn chuẩn điểm. Trong đó, quy trình chuẩn hiệu suất cho detector HPGe đã được đưa ra.

Ngoài ra, một họ đường cong hiệu suất thực nghiệm cho một khoảng cách nguồn – detector xác

định được dùng để trích xuất ra những đường cong hiệu suất tương ứng với các hình học đo khác

(khoảng cách nguồn – detector có giá trị khác) bằng cách sử dụng phần mềm tính toán [26]. Kết quả

thực nghiệm được so sánh với kết quả mô phỏng sử dụng chương trình MCNP4B và GEANT 3.21

cho thấy có sự phù hợp tốt giữa tính toán mô phỏng và thực nghiệm.

Năm 2006, nhóm nghiên cứu Jutier đã tính toán được hoạt độ phóng xạ của nguyên tố phóng xạ hiếm 176Lu sử dụng 22 đỉnh năng lượng trong phổ gamma ghi nhận được dưới lòng đất. Kết quả

thực nghiệm đã cho thấy 17 đỉnh là những đỉnh trùng phùng của 2 hay 3 tia gamma hoặc tia X. Mối

tương quan trùng phùng tổng đã được thiết lập nhờ vào chương trình tính toán Coincal và Monte

Carlo [29].

Năm 2006 và năm 2007, các công trình [18], [34] đã nghiên cứu về chuẩn hiệu suất cho các

hình học đo khác nhau của detector HPGe đối với nguồn phóng xạ dạng đĩa bằng cách sử dụng

detector điểm giả định. Sự tương quan giữa tốc độ đếm và khoảng cách từ mặt phẳng detector giả

định đến bề mặt detector giúp nội suy và ngoại suy đường chuẩn hiệu suất cho nguồn đĩa ở những

khoảng cách nguồn – detector khác nhau.

Năm 2007, Mrđa và cộng sự đã nghiên cứu sự đóng góp của bức xạ hãm của đồng vị 210Pb

trong vật chất làm buồng chì che chắn phóng xạ vào phông phóng xạ. Kết quả nghiên cứu cho thấy với hoạt độ phóng xạ riêng 25 Bq/kg của 210Pb, bức xạ hãm có thể đóng góp đến 20% vào phông

phóng xạ [23].

Năm 2009, trong công trình [16] nhóm nghiên cứu Asm đã đưa ra những thông số tối ưu hóa

cho việc chế tạo hộp đựng mẫu Marinelli nhằm mục đích nâng cao hiệu suất ghi nhận cho detector

HPGe. Việc nâng cao hiệu suất ghi nhận sẽ giúp cho quá trình đo đạc được rút ngắn hơn, từ đó có

1.3. Cơ sở vật lý tương tác của gamma với vật chất

thể tiết kiệm được thời gian và nâng cao hiệu quả kinh tế.

1.3.1. Hiệu ứng 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

lk của

động năng Ee bằng đúng hiệu số giữa năng lượng của gamma tới E và năng lượng liên kết



electron trên lớp vỏ trước khi bị bứt ra.

 eEE

(1.1)





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 [4]. 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.

Xét ví dụ với tia gamma tới có năng lượng trên 30 keV gây ra hiện tượng quang điện trong

nguyên tử Xenon. Khi đó sự hấp thụ tia gamma ở lớp K chiếm 86% gồm có: 87,5% tạo ra tia X đặc

K ); 12,5% khử kích thích bằng việc phát ra các electron Auger.

K và

trưng lớp K (bao gồm cả

Còn 14% tia gamma tới sẽ tham gia vào quá trình tương tác quang điện ở lớp L hoặc lớp M. Kết quả

là việc phát ra các tia X đặc trưng có năng lượng rất thấp hoặc electron Auger có quãng chạy thấp

có thể bị hấp thụ trở lại ở gần nơi xảy ra tương tác đầu tiên.

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 xảy ra quá trình tương tác quang điện cũng

tăng lên khi nguyên tử số của vật liệu hấp thụ tăng và được biểu diễn bởi công thức sau [32]:



cons

tan

Z 5,3 E 

(1.2)

Trong đó: n có giá trị trong khoảng 4 và 5 đối với vùng gamma thích hợp. Công thức (1.2) cho

thấy các vật liệu có Z cao có sự hấp thụ tia gamma lớn, đây là lý do cần thiết phải chọn các vật liệu

có Z cao để sử dụng trong che chắn tia gamma (như chì, uranium). Ngoài ra, các loại detector ghi

nhận tia gamma cũng sử dụng các vật liệu có nguyên tử số lớn.

Hình 1.2. Sự phụ thuộc của các quá trình tương tác theo năng lượng tia gamma tới trong NaI [27]

Hình 1.2 là đồ thị mô tả sự phụ thuộc của tiết diện hấp thụ quang điện trong môi trường NaI.

Trong vùng năng lượng thấp, đường cong xuất hiện những mép hấp thụ quang điện tương ứng với

các electron trong các lớp vỏ khác nhau của nguyên tử. Mép hấp thụ có năng lượng cao nhất tương

ứng với các electron ở lớp K. Bên trái mép hấp thụ, năng lượng của photon không đủ lớn nên xác

suất xảy ra hiện tượng quang điện đối với lớp K giảm đột ngột. Bên phải mép hấp thụ, năng lượng

của photon vừa đủ để tạo ra hiệu ứng quang điện đối với electron ở lớp K. Điều này cũng xảy ra

tương tự đối với các lớp L, M … của nguyên tử.

1.3.2. 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.

Hình 1.3. Cơ chế hiện tượng tán xạ Compton

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

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



góc tán xạ  như sau:





cos

h   1



h  22 cm 0

cos





 1



(1.3)

h 





cos

 1



h  cm 0 h  cm 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 sóng của

cot

tan



chùm tia gamma tán xạ theo các công thức (1.5) và (1.6):

 2



1  h 'h 

(1.5)

 '

sin

 

2/

 12



10.42,2

(1.6)

 c

h cm 0

Trong đó: được gọi là bước sóng Compton.

d   d







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

2 Zr 0





 2 cos

 1(  1)[

 cos )  1(

cos

)]

1  1(

cos

)

cos 2

 d  d

  

  

  

    1  

  

(1.7)



h 0cm

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

Hình 1.4. Phân bố số lượng photon tán xạ Compton trong 1 đơn vị góc khối đối với góc tán xạ 

trong hệ tọa độ cực tương ứng với các năng lượng tới khác nhau.

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.

1.3.3. 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. 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.

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. Đối với trường hợp

cm 0

Zcm137 0





và không tính đến hiệu ứng che chắn thì:

2 r 0

218 27

28 9

Z 137

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 điển, E

0cm là năng lượng nghỉ của electron.



3/1



là năng lượng của photon tới và

0 Zcm137



3/1





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

(1.9)

 Z183



2 r o

Z 137

28 9

2 27

  

  



3/1

0 Zcm137

 E

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

cm5 0

cm10 0

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



ElnZ~ 2

(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.

1.3.4. Một số hiệu ứng khác

1.3.4.1. Tán xạ Rayleigh

Trong tán xạ Rayleigh, photon tương tác với các electron ở những lớp trong, liên kết chặt chẽ

hơn với hạt nhân nguyên tử. Sau va chạm, photon bị lệch hướng nhưng năng lượng của nó lại không

thay đổi. Lý thuyết cổ điển về tính chất sóng của bức xạ điện từ được sử dụng giải thích hiện tượng

này.

Từ lý thuyết điện từ, Thomson đã đưa ra công thức tính tiết diện tán xạ đối với một electron tự

do [3]:



r8 2 0 3

(1.11)



Nếu xét tất cả electron trong nguyên tử thì tiết diện tán xạ được tính theo công thức Rayleigh:

 

0 fr

8  3

(1.12)

)(f 2  được gọi là hệ số tán xạ nguyên tử.

Với

Từ tính chất của tán xạ kết hợp và tán xạ không kết hợp ta có thể rút ra vài nhận xét quan trọng:

+ Khi nguyên tử số Z tăng thì số tia bức xạ có được từ hiện tượng tán xạ cũng sẽ lên.

+ Khi nguyên tử số Z tăng thì cường độ tia tán xạ kết hợp tăng, còn cường độ tia tán xạ

không kết hợp giảm.

1.3.4.2. Tán xạ Thomson và Compton trên nhân nguyên tử

Hai hiệu ứng này đóng góp một phần không đáng kể vào quá trình tương tác của bức xạ





10.2

gamma với vật chất. Tiết diện  của tán xạ trên hạt nhân được tính bởi công thức (1.13) và (1.14):

 th

Z A

e cm p

 8   3 

   

(1.13)

 C

e cm p

   

 8   3 

(đối với một nucleon) (1.14)

Trong đó: Z và A lần lượt là nguyên tử số và số khối của chất hấp thụ, mp là khối lượng của

proton.

1.3.4.3. Hiệu ứng quang điện trên hạt nhân

Hạt nhân sau khi hấp thụ photon sẽ chuyển lên trạng thái kích thích do đó có thể phát các

nucleon (thường là neutron). Nét đặc trưng của hiệu ứng này là năng lượng của photon tới h phải

lớn hơn mức năng lượng ngưỡng hng của hạt nhân thì mới quan sát được. Ngoài ra hiệu ứng này có

đỉnh cộng hưởng rộng cỡ vài MeV.

1.3.4.4. Hiệu ứng tạo meson

Với năng lượng E > 14 MeV sau va chạm các gamma tạo thành các meson, tiết diện quá trình

này ứng với năng lượng của gamma tới h  300 MeV và tương ứng với hệ số hấp thụ cỡ 10-4 cm2/g là 10-28 A.cm2. Mặc dù hệ số hấp thụ và tiết diện này là nhỏ nhưng vẫn dễ dàng quan sát được các

meson bằng thực nghiệm.

Các hệ số tạo thành các meson riêng phần và toàn phần là khác nhau đối với những nguyên tố

khác nhau.

1.3.5. Ảnh hưởng của các quá trình tương tác của gamma với vật chất vào việc hình thành

hàm đáp ứng của detector ghi đo gamma

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 1.5 và trong phổ gamma xuất hiện một đỉnh hấp thụ toàn phần

tương ứng với năng lượng E của gamma tới.

Hình 1.5. Đỉnh hấp thụ toàn phần ứng với năng lượng E

Trong quá trình tán xạ Compton, gamma tới chỉ mất một phần năng lượng, phần còn lại

chuyển thành năng lượng của gamma tán xạ và động năng của electron bật ra, sự phân bố này phụ

thuộc vào góc tán xạ. Trong thể tích nhạy của detector, tia gamma có thể tán xạ theo mọi góc nên

động năng của electron bật ra có giá trị biến thiên liên tục từ 0 đến giá trị cực đại tương ứng với góc tán xạ 1800 cho bởi công thức sau:







cm/2  0 cm/21  0

  

  

(1.15)

Do đó, trong phổ gamma xuất hiện nền liên tục (nền Compton) trải dài từ giá trị E trở xuống.

Đối với một chùm tia gamma tới đơn năng xác định, nền Compton sẽ có dạng như hình 1.6.

Hình 1.6. Nền Compton ứng với năng lượng gamma tới E

Tia gamma sau khi tán xạ lần đầu có thể tiếp tục bị tán xạ nhiều lần, cuối cùng bị hấp thụ hoàn

toàn trong detector do hiệu ứng quang điện. Quá trình tán xạ Compton nhiều lần này cũng đóng góp

vào đỉnh hấp thụ toàn phần, mức độ đóng góp tùy thuộc vào thể tích của detector.

Hiệu ứng tạo cặp dẫn đến sự hình thành hai lượng tử gamma có năng lượng 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.

Hình 1.7. Vị trí đỉnh thoát đôi ứng với năng lượng gamma tới E

Do xác suất tạo ra đỉnh thoát đơn và đỉnh thoát đôi là thấp nên để quan sát rõ các đỉnh này cần

phải sử dụng nguồn phát gamma có cường độ lớn hoặc đo trong một thời gian dài.

Hình 1.8 cho thấy một phổ gamma điển hình tương ứng với nguồn 60Co được ghi bởi detector

1173 keV

1332,5 keV

2500 keV

HPGe. Các đỉnh thoát đơn và thoát đôi không thể hiện rõ vì xác suất tạo cặp thấp.

Hình 1.8. Phổ gamma điển hình tương ứng với nguồn 60Co [38]

1.4. Hệ phổ kế gamma

1.4.1. Cấu trúc của hệ phổ kế gamma

Sơ đồ khối của hệ phổ kế gamma phông thấp được mô tả bởi hình 1.9. 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 1.9. Sơ đồ khối hệ phổ kế gamma

1.4.1.1. Detector bán dẫn

a. Cấu trúc dải năng lượng trong chất bán dẫn khuếch đại

Detector bán dẫn cũng giống như buồng ion hóa nhưng thay môi trường khí bằng môi

trường rắn có độ dẫn điện thấp. Các bức xạ như alpha, beta hay gamma tương tác với các nguyên tử

trong miền nhạy của detector sinh ra các electron do hiệu ứng ion hóa và hình thành tín hiệu điện lối

ra. Vật liệu thường dùng trong detector bán dẫn là silicon (Si) và germanium (Ge). Bức xạ tới với

năng lượng 3,5 eV có thể tạo ra một cặp ion trong chất bán dẫn. Detector bán dẫn cho tín hiệu điện

lớn hơn tín hiệu điện trong chất khí cỡ 10 lần, do đó delector bán dẫn được dùng để đo phổ năng

lượng bức xạ bởi biên độ xung tỷ lệ với năng lượng bức xạ.

Các electron quỹ đạo trong nguyên tử tồn tại ở các mức năng lượng xác định. Trong vật

rắn, các mức năng lượng đó gọi là các dải năng lượng. Dải năng lượng cao nhất gọi là dải hóa trị.

Dải hóa trị cách dải dẫn bởi một miền được gọi là miền cấm. Độ rộng của miền cấm trong chất bán

dẫn cỡ 1 eV trong khi trong chất cách điện là khoảng 5 eV. Bức xạ ion hóa có thể cung cấp năng

lượng cho electron để nó chuyển từ dải hóa trị vượt qua miền cấm chuyển lên dải dẫn. Khi chuyển

qua dải dẫn thì electron sẽ để lại một lỗ trống trong dải hóa trị.

Hình 1.10. Sự hình thành cặp electron – lỗ trống trong chất bán dẫn

Khi đặt vào detector bán dẫn một cao thế thì electron sẽ dịch chuyển về phía điện cực

dương còn lỗ trống sẽ dịch chuyển về phía điện cực âm. Điều này có nghĩa electron dịch chuyển từ

vị trí này sang vị trí khác đồng thời để lại một lỗ trống mới, do electron có xu hướng dịch chuyển về

phía dương của điện cực nên lỗ trống dịch chuyển về phía âm của điện cực.

b. Chất bán dẫn loại n và chất bán dẫn loại p

Các nguyên tố Si và Ge thuộc cột thứ IV trong dãy tuần hoàn hóa học nên có 4 electron hóa

trị. Trong tinh thể, các nguyên tử nối với nhau bằng các mối liên kết cộng hóa trị. Khi tinh thể hấp

thụ năng lượng, các mối liên kết này bị phá vỡ. Để bứt một trong các electron hóa trị trong Si ra

ngoài và tạo thành một cặp ion chỉ cần 1,12 eV. Electron tự do và lỗ trống dễ dàng dịch chuyển

trong tinh thể. Nếu vật liệu tinh khiết chỉ có Si hoặc Ge thì số electron và lỗ trống bằng nhau, vật

liệu như vậy được gọi là chất bán dẫn thuần. Nếu chất bán dẫn có lẫn tạp chất thì số lượng electron

có thể sẽ nhiều hơn số lượng lỗ trống (chất bán dẫn loại n) hoặc ngược lại (chất bán dẫn loại p).

Khi pha một số tạp chất vào tinh thể Si thì vật liệu này có thể trở thành chất bán dẫn loại n

hoặc chất bán dẫn loại p. Nếu ta pha tạp chất từ nhóm V của bảng tuần hoàn như P, As, Sb, Bi với 5

eletron hóa trị thì 4 electron hóa trị của nguyên tử tạp chất sẽ nối với 4 electron hóa trị trong nguyên

tử Si tạo nên các mối liên kết cộng hóa trị. Electron thứ 5 của nguyên tử tạp chất còn lại là electron

thừa, nó tự do chuyển động trong tinh thể và tham gia vào quá trình hình thành tín hiệu điện. Mức

năng lượng của electron tự do nằm gần miền dẫn nên rất dễ chuyển thành electron dẫn.

Nếu pha tạp chất từ các nguyên tố thuộc nhóm III trong bảng tuần hoàn như Al, B, Ga với 3

electron hóa trị vào chất bán dẫn Si thì sẽ thu được chất bán dẫn có lượng lỗ trống nhiều hơn lượng

electron và gọi là chất bán dẫn loại p. Mức năng lượng của lỗ trống nằm gần miền hóa trị nên rất dễ

chuyển thành lỗ trống trong chất bán dẫn.

a) b)

Hình 1.11. Chất bán dẫn loại n (a) và loại p (b)

c. Nguyên tắc làm việc

Miền p trong Si hay Ge đặt tiếp xúc với miền n tạo nên lớp tiếp xúc n-p. Khi đặt một hiệu

điện thế vào miền tiếp xúc với cực dương nối vào miền p còn cực âm nối vào miền n thì trở kháng

lớp tiếp xúc rất bé và có dòng điện chạy qua lớp tiếp xúc. Nếu đặt điện áp phân cực ngược lại sẽ

không có dòng điện qua lớp tiếp xúc, trừ dòng rò rất bé do chuyển động nhiệt của electron và lỗ

trống. Miền gần lớp tiếp xúc không có electron và lỗ trống do điện thế phân cực nói trên. Miền này

được gọi là miền nghèo và là miền nhạy của detector bán dẫn. Khi một bức xạ đi qua miền nghèo

này nó sẽ tạo nên các cặp electron – lỗ trống. Dưới tác dụng của điện trường cao thế, các electron và

lỗ trống chuyển động về các điện cực, tạo nên tín hiệu lối ra [4].

1.4.1.2. Khối tiền khuếch đại

Khối tiền khuếch đại được nối trực tiếp ngay sau detector. Nhiệm vụ của nó là khuếch đại sơ

bộ tín hiệu rất nhỏ từ detector mà vẫn đảm bảo mức "ồn" khả dĩ là nhỏ nhất. Khối tiền khuếch đại có

ý nghĩa rất quan trọng đối với chất lượng của hệ phổ kế vì nó góp phần quyết định độ phân giải

năng lượng của hệ phổ kế. Với detector Ge dùng cho mục đích đo phổ gamma ta thường dùng loại

khuếch đại nhạy điện tích.

Đặc điểm quan trọng của khối tiền khuếch đại nhạy điện tích là nó không nhạy cảm với sự biến

đổi điện dung của detector nhờ sự tích phân điện tích trên một tụ phản hồi Cf như trong hình 1.12.

Hình 1.12. Sơ đồ nguyên lý khối tiền khuếch đại

Điện áp ở lối ra V0 tỉ lệ với điện tích tạo ra trên detector QD:

V 

Q 0 C

(1.16)

Xung điện áp ở lối ra có thời gian tăng gần bằng độ rộng của xung dòng điện trên detector và

có hằng số thời gian phân rã cho bởi :

(1.17)  = Cf Rf

Trong đó: Rf là điện trở phản hồi, Cf có giá trị cỡ 0,1 pF đến một vài pF. Rf là một nguồn ồn

nên để giảm mức ồn người ta thường chọn Rf có giá trị rất lớn (cỡ G) và tùy thuộc dòng rò

detector cũng như tích năng lượng với tốc độ đếm trong hệ liên kết trực tiếp. Tiền khuếch đại phải

gắn càng gần detector càng tốt. Để đảm bảo mức ồn lối vào nhỏ, người ta thường dùng transistor

trường làm phần tử lối vào cho tiền khuếch đại. Để đảm bảo mức ồn cực thấp người ta làm lạnh

transistor trường ở lối vào bằng cách đặt nó ngay bên trong ống làm lạnh gắn trực tiếp vào detector.



Điện tích QD tạo ra trên detector cho bởi:

10.e.E 

(1.18)

Trong đó: E là năng lượng photon tới có đơn vị là MeV, e là điện tích electron (1,6.10-19 C), 

là năng lượng cần thiết (đơn vị đo là eV) để tạo ra một cặp electron - lỗ trống trong detector, hệ số 106 là để chuyển đổi đơn vị MeV ra eV. Giá trị  ở 77K đối với Si và Ge lần lượt là 3,71 eV và 2,96

eV.



10.



Từ công thức (1.18) ta tính được điện áp ra gây bởi photon năng lượng E (MeV) là:

10.6,1.E C



(1.19)

Độ nhạy điện áp (điện áp ra ứng với 1 MeV năng lượng photon mất trong detector) cho bởi



10.



công thức sau:

V 0 E

10.6,1 

(1.20)

Mức ồn trong tiền khuếch đại điện tích phụ thuộc 3 yếu tố, đó là transistor trường lối vào, điện

dung lối vào (bao gồm Cf, điện dung detector, điện dung nối) và điện trở lối vào. Transistor trường

cần phải được lựa chọn cẩn thận theo tiêu chuẩn mức ồn nhỏ và phải làm lạnh đến gần nhiệt độ của

nitơ lỏng. Trong trường hợp này transistor trường và detector được lắp trực tiếp với nhau như một

thể thống nhất. Tiền khuếch đại phải được thiết kế và lắp ráp sao cho điện dung liên kết là nhỏ nhất.

Thời gian tăng của xung điện áp ra từ tiền khuếch đại trong trường hợp lý tưởng bằng thời gian

góp điện tích của detector. Nếu detector có thời gian góp điện tích rất nhỏ hoặc có điện dung rất lớn

thì chính tiền khuếch đại sẽ hạn chế thời gian tăng của xung điện áp ra. Trong trường hợp cần xác

định chính xác thời gian của sự kiện từ xung điện áp ta cần đến một thời gian tăng càng nhỏ càng

tốt.

Thời gian giảm của xung điện áp ra phụ thuộc hằng số thời gian phân rã của mạch tích phân

RfCf

/t 

Biên độ của xung điện áp ra giảm theo hàm mũ :

0eVV 

Hình 1.13. Dạng xung ra từ tiền khuếch đại [38]

(1.21) với  = RfCf

1.4.1.3. Khối khuếch đại tuyến tính

Khối này có nhiệm vụ khuếch đại tiếp xung ra từ tiền khuếch đại (thông thường nhỏ hơn 1 V)

lên đến khoảng giá trị thích hợp để có thể xử lý một cách dễ dàng và chính xác. Ngoài ra trong khối

này còn có các mạch tạo dạng xung nhằm cải thiện tỉ số tín hiệu/ồn (S/N) và ngăn ngừa sự chồng

chập xung. Hai yêu cầu này thường mâu thuẫn nhau nên trong thiết kế thí nghiệm cần có sự hài hòa

nhất định. Nếu ta xem yếu tố độ phân giải năng lượng quan trọng hơn thì cần giữ tốc độ đếm ở giá

trị thấp hợp lý. Nếu thực nghiệm đòi hỏi phải làm việc với tốc độ đếm cao thì để đảm bảo độ phân

giải năng lượng không tồi cần lựa chọn các mạch tạo dạng xung thích hợp với hằng số thời gian

Hình 1.14. Dạng xung ra sau khuếch đại tuyến tính [38]

thích hợp. Hình 1.14 là dạng xung ra từ sau khối khuếch đại tuyến tính (xung một cực tính).

Trong các loại mạch tạo dạng xung thì mạch CR-RC (vi phân - tích phân) thường được sử

dụng. Mạch vi phân CR có tác dụng đối với phần đuôi của xung và có thể coi như một bộ lọc trong

đó thành phần tần số cao được đi qua còn thành phần tần số thấp bị làm suy giảm. Mạch tích phân

RC có tác dụng lên phần đầu (phần tăng) của xung và có thể xem như một bộ lọc trong đó thành

phần tần số thấp được đi qua còn thành phần tần số cao bị làm suy giảm. Kết hợp cả hai mạch CR

và RC ta có thể đạt được ở lối ra một xung có dạng gần Gauss và có tỉ số S/N tối ưu. Với các

detector HPGe độ phân giải năng lượng tốt và làm việc ở tốc độ đếm thấp ta nên chọn hằng số thời

gian mạch tạo dạng xung lớn (3-8 s) để đảm bảo độ phân giải năng lượng tốt. Nếu làm việc ở tốc

độ đếm cao hoặc với detector NaI thì dùng hằng số thời gian nhỏ hơn (cỡ 1-2 s).

Dạng xung một cực tính mà được sau khi qua bộ lọc CR-RC trên thực tế có một phần lọt

xuống phía dưới đường cơ sở (undershoot). Nếu có một xung thứ hai đến đúng vào vị trí của

undershoot thì nó sẽ bị đo không đúng và nếu undershoot không được điều chỉnh thích hợp sẽ gây ra

sự dịch chuyển của đường cơ sở khiến cho phép đo biên độ không còn chính xác. Lý do gây ra

undershoot là mạch liên kết tầng CR tạo ra thêm một lần vi phân mới. Để khắc phục hiện tượng này

người ta đưa thêm một điện trở R vào mạch liên kết và thu được mạch liên kết "bù trừ cực không"

(pole-zero cancellation). Trong các hệ thống đo phổ gamma làm việc ở tốc độ đếm cao, điều quan

trọng là phải điều chỉnh thật chính xác mạch liên kết này vì điều chỉnh không đủ hoặc điều chỉnh

quá mức đều khiến cho phép đo không chính xác.

1.4.1.4. Khối biến đổi tương tự - số (ADC)

Tín hiệu tương tự từ khối khuếch đại tuyến tính có biên độ V0 sẽ được đưa vào khối biến đổi

tương tự – số (analog – to – digital converter). Có nhiều kiểu biến đổi, trong đó kiểu biến đổi

Wilkinson là phổ biến nhất. Trình tự biến đổi như sau:

+ Biên độ tín hiệu vào V0 được so sánh với một điện áp tăng tuyến tính Vr.

+ Khi Vr bằng V0 thì xuất hiện một xung mở cổng. Độ rộng của xung này bằng thời gian

cần thiết để Vr đạt giá trị V0.

+ Trong thời gian cổng mở các xung tần số cao sẽ đi qua cổng và được đếm bởi máy đếm

địa chỉ.

+ Số xung đếm được Nc tỉ lệ với biên độ tín hiệu V0 và xác định "địa chỉ" của tín hiệu,

thông tin tại địa chỉ này trong bộ nhớ số đếm sẽ tăng thêm một đơn vị.

Với nhiều lượng tử gamma được biến đổi theo nguyên tắc trên, ta được một hình ảnh phân bố

số xung theo biên độ xung, tức là một phổ gamma theo năng lượng mà detector hấp thụ được.

1.4.1.5. Máy phân tích biên độ đa kênh (MCA)

Máy phân tích biên độ đa kênh là sự mở rộng nguyên lý của máy phân tích biên độ đơn kênh.

Trong đó dải năng lượng quan tâm được chia thành nhiều kênh năng lượng (thường từ 100 đến

16000 kênh), mỗi kênh là một cửa sổ năng lượng từ Ei đến Ei + E (i = 1, 2, ... n). Kết quả ta có

một hàm phân bố số đếm trong một cửa sổ E với mỗi giá trị năng lượng Ei, thường được gọi là

phổ năng lượng. Về nguyên tắc, máy phân tích biên độ đa kênh là một hệ nhiều máy phân tích biên

độ đơn kênh nối liên tiếp nhau, ngưỡng trên của khối ngưỡng vi phân này là ngưỡng dưới của khối

ngưỡng vi phân tiếp sau. Tuy nhiên máy phân tích biên độ đa kênh có cấu trúc như trên không thuận

tiện vì số khối điện tử tăng theo số kênh. Do đó người ta xây dựng máy phân tích biên độ đa kênh

dựa trên nguyên tắc biến đổi tương tự số ADC.

Các khối chức năng cơ bản của một MCA là ADC và bộ nhớ. Bộ nhớ được sắp xếp theo một

cột thẳng đứng có các vị trí ghi địa chỉ từ địa chỉ thứ nhất ứng với kênh thứ nhất đến địa chỉ trên

cùng tương ứng với kênh thứ n. Khi một xung được ADC chuyển từ tín hiệu tương tự sang tín hiệu

số, các sơ đồ kiểm tra của bộ nhớ sẽ tìm vị trí trong thang địa chỉ tương ứng với tín hiệu số và thêm

một đơn vị vào vị trí đó. Như vậy một đơn vị được ghi vào ô địa chỉ ứng với biên độ xung vào. Sau

một thời gian đo đạc, ta có thể biểu diễn kết quả trên tọa độ hai chiều trong đó trục hoành là số kênh

và trục tung là số đếm của từng kênh, đó chính là phổ năng lượng của các bức xạ vào vì số kênh trên

trục hoành tỷ lệ với năng lượng bức xạ. Các khối khác trong MCA có vai trò hỗ trợ. Cổng lối vào

dùng để ngăn các xung vào ADC trong thời gian ADC bận số hóa tín hiệu trước đó. Mạch ADC cho

một xung đặt ở lối vào của cổng điều khiển cổng mở khi nó không xử lý số liệu. Do đó, có thể có

một số xung vào bị mất trong khoảng thời gian chết của MCA. Để xác định thời gian đo thực, nghĩa

là loại bỏ thời gian chết, trong MCA dùng đồng hồ thời gian sống phát tín hiệu qua cổng lối vào,

chịu sự điều khiển của xung khóa khi ADC bận, và ghi lại tại kênh 0 trong bộ nhớ. Thời gian ghi tại

kênh 0 là thời gian sống của MCA, do đó không cần phải hiệu chỉnh thời gian chết khi xử lý kết quả

đo. Nội dung của bộ nhớ sau khi đo được đưa vào máy tính để xử lý và hiện lên hình ảnh phổ năng

lượng.

1.4.2. Các đặc trưng kỹ thuật của detetor bán dẫn

1.4.2.1. Độ phân giải năng lượng

Độ phân giải năng lượng cho biết khả năng mà detector có thể phân biệt các đỉnh có năng

lượng gần nhau trong phổ. Đại lượng này được xác định bằng bề rộng ở 1/2 độ cao của đỉnh hấp thụ

toàn phần (FWHM). Độ phân giải năng lượng của detector bán dẫn HPGe còn tùy thuộc vào loại

detector, thể tích detector và năng lượng của tia gamma. Hiện nay detector HPGe có thể đạt độ phân giải vào khoảng 1,8 keV ở đỉnh năng lượng 1332,5 keV của 60Co. Trong khi detector NaI chỉ đạt độ

phân giải vào khoảng 100 keV ở đỉnh 1332,5 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.

1.4.2.2. Tỉ số đỉnh/Compton (P/C)

Tỷ 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 tỷ số chiều cao của đỉnh hấp thụ

toàn phần với chiều cao của nền Compton tương ứng (thường lấy ở mép Compton). Tỷ số này càng

cao thì càng có lợi cho phép đo hoạt độ thấp và phổ gamma phức tạp. Tỷ số này phụ thuộc vào thể

tích của detector, các detector lớn có tỷ số P/C lớn vì phần đóng góp của tán xạ Compton vào đỉnh

hấp thụ toàn phần lớn. Tỷ số P/C theo quy định thường được tính bằng cách chia độ cao của đỉnh

1332,5 keV cho độ cao trung bình của nền Compton trong khoảng 1040 keV và 1096 keV. Đối với

detector HPGe, tỷ số P/C thông thường nằm trong khoảng 40:1 đến 60:1 ứng với đỉnh năng lượng

1332,5 keV.

1.4.2.3. 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) [19].

1.4.2.4. Hiệu suất ghi đỉnh quang điện

a. Các loại hiệu suất

Ta có thể chia hiệu suất của detector thành hai loại: Hiệu suất tuyệt đối và hiệu suất thực.

abs

(absolute efficiency) là tỷ số giữa số xung ghi nhận được và số các + Hiệu suất tuyệt đối

lượng tử bức xạ phát ra bởi nguồn. Hiệu suất này phụ thuộc vào tính chất của detector và hình học

đo (chủ yếu phụ thuộc vào khoảng cách giữa detector và nguồn)

int (intrinsic efficiency) là tỷ số giữa số xung ghi nhận được và số lượng

+ Hiệu suất thực

tử bức xạ đến detector.

Đối với nguồn đẳng hướng, hai hiệu suất này liên hệ với nhau theo công thức sau:

 int

abs

4  

(1.22)

Trong đó:  là góc khối nhìn từ nguồn đến detector.

Ngoài ra, hiệu suất ghi còn có thể được phân loại theo việc ghi nhận sự kiện:

t (total efficiency) là xác suất để một photon phát ra từ nguồn để lại

+ Hiệu suất toàn phần

bất kỳ năng lượng nào khác không trong thể tích nhạy của detector. Trong trường hợp này tất cả các

tương tác, không quan tâm đến năng lượng, đều xem như được ghi nhận. Trong thực tế, rất nhiều hệ

thống đo đạc luôn đặt ra một yêu cầu là các xung phải lớn hơn một ngưỡng xác định nào đó được

thiết lập để loại bỏ các xung rất nhỏ từ các nguồn nhiễu điện tử. Do vậy ta chỉ có thể tiến đến hiệu

suất toàn phần lý thuyết bằng cách làm thấp ngưỡng này đến mức có thể.

p (peak efficiency) là xác suất một photon phát ra từ nguồn để lại toàn bộ

+ Hiệu suất đỉnh

năng lượng của nó trong thể tích nhạy của detector.



Hiệu suất toàn phần và hiệu suất đỉnh được liên hệ với nhau qua tỷ số đỉnh – toàn phần:





(1.23)

Trong thực nghiệm hiệu suất đỉnh thường được sử dụng vì nó sẽ loại bỏ được các hiện

tượng gây ra do các hiệu ứng nhiễu như tán xạ từ các vật thể xung quanh. Từ đó, giá trị của hiệu

suất đỉnh có thể được thu thập và ứng dụng cho các điều kiện khác nhau trong phòng thí nghiệm,

nơi mà hiệu suất toàn phần có thể bị ảnh hưởng bởi các điều kiện khác nhau.

Hiệu suất detector phụ thuộc vào:

+ Kiểu detector.

+ Kích thước và dạng detector.

+ Kích thước và hình học của vật liệu phóng xạ (nguồn, mẫu đo).

+ Khoảng cách từ vật liệu phóng xạ tới detector.

+ Đồng vị phóng xạ và kiểu bức xạ được đo (alpha, beta, gamma và năng lượng của

chúng).

+ Tán xạ ngược của bức xạ từ môi trường xung quanh tới detector

+ Sự hấp thụ bức xạ trước khi nó đến được detector (bởi không khí, chất liệu bao quanh

phần thể tích nhạy của detector, bản thân vật liệu phóng xạ bao gồm matrix và mật độ).

b. Các yếu tố ảnh hưởng đến hiệu suất

Phần bức xạ đi trực tiếp từ vật liệu phóng xạ vào detector.

Phần bức xạ bị tán xạ ngược vào detector sau khi phát ra từ vật liệu phóng xạ nhưng không đi

đến detector.

Phần bức xạ bị hấp thụ bởi lớp bao bọc detector.

Phần bức xạ đi ra khỏi detector.

Góc nhìn của nguồn đối với detector.

Vấn đề hạn chế của hàm đáp ứng thời gian của detector làm trùng phùng số đếm các gamma

nối tầng trong nguồn phân rã đa năng dẫn đến sự thêm hoặc mất số đếm ở đỉnh năng lượng toàn

phần.

c. Đường cong hiệu suất

Hiệu suất ghi của detector có thể được đo tương ứng với nhiều giá trị năng lượng khác nhau

bằng cách sử dụng nguồn chuẩn. Các điểm hiệu suất ghi cần được làm khớp thành một đường cong

để có thể mô tả hiệu suất toàn vùng năng lượng quan tâm. Với mỗi loại cấu hình của detector sẽ có

những dạng đường cong hiệu suất khác nhau.

Đối với detector đồng trục, có nhiều hàm làm khớp được đưa ra, phát triển và so sánh trong

khoảng năng lượng từ 50 keV đến 8500 keV. Các hàm thông dụng được làm khớp từ các số liệu đo

đạc thực nghiệm thường chứa từ 3 đến 9 thông số. Một số thông số có thể được bỏ qua nếu khoảng

năng lượng bị giới hạn. Những hàm có nhiều thông số hơn có thể đáp ứng cho những khoảng năng

lượng rộng hơn, nhưng cũng xuất hiện nhiều sai số do các dao động phi vật lý trong hàm làm khớp.

Trong một vài trường hợp, các khoảng năng lượng được chia làm hai hay nhiều phần và được làm

khớp theo từng phần riêng biệt. Để bao quát các khoảng năng lượng rộng lớn, người ta thường sử

dụng một công thức tuyến tính thể hiện mối tương quan giữa logarit của hiệu suất và logarit của

 1



năng lượng.

a i

 

 1

E E 0

  

  

(1.24)

Trong đó: E là năng lượng tia gamma tới, E0 là năng lượng tham khảo và ai là các thông số

được làm khớp.

1.4.2.5. Giới hạn phát hiện của detector

Phóng xạ là một quá trình ngẫu nhiên và tốc độ phân rã phóng xạ tuân theo định luật Poisson.

Hơn nữa, tín hiệu cần đo từ nguồn phóng xạ thường nằm trên một nền phông phóng xạ, mà bản thân

nó cũng là ngẫu nhiên. Một cách lý tưởng, nền phông có thể xác định được nhờ việc đo “mẫu trắng“

trong cùng một khoảng thời gian như đo mẫu thật. Mẫu trắng là mẫu giống như mẫu thật nhưng

t , số đếm của mẫu trắng là NB còn

không có phóng xạ cần đo. Giả sử trong một khoảng thời gian

số đếm tổng của mẫu thật là NT = NB + NS trong đó NS là số đếm thuần của lượng phóng xạ cần

khảo sát, ta có NS = NT – NB. Trong trường hợp mẫu thật có hoạt độ phóng xạ rất thấp thì số đếm

0SN

. Khi đó cần phải xác định giới tổng NT không lớn hơn hẳn so với số đếm phông NB, tức là

hạn của hiệu số NT – NB bằng bao nhiêu với độ tin cậy cho trước thì NS được coi hay không được

coi là số đếm thực. Giới hạn đó được gọi là giới hạn tới hạn LC.

Tuy nhiên, LC chỉ cho ta biết ranh giới giữa số đếm NS thuộc nền phông hay thuộc hiệu ứng

phóng xạ. Do đó cần đưa vào đại lượng LD gọi là giới hạn đo, là giới hạn dưới mà với một độ tin

cậy cho trước, các giá trị NS > LD mới được coi là số đếm thuần phóng xạ. Trên cơ sở giới hạn đo

LD có thể xác định được giới hạn hoạt độ hay còn gọi là giới hạn phát hiện LA, tức là hoạt độ phóng

xạ thấp nhất đo được đối với một hệ đo phóng xạ [4].

a. Giới hạn tới hạn LC

Giới hạn tới hạn LC liên quan đến việc có khẳng định mẫu khảo sát thực sự có phóng xạ sau

khi hoàn thành phép đo hay không. Quyết định đó có thể phạm phải hai sai lầm. Sai lầm loại 1 hay

sai lầm dương tính khi nói rằng mẫu khảo sát có phóng xạ trong khi thực tế không đo được lượng

phóng xạ đó. Sai lầm loại 2 hay sai lầm âm tính khi nói rằng mẫu khảo sát không có phóng xạ trong

khi thực tế đo được lượng phóng xạ đó.



B và độ lệch chuẩn

. Các đại Giả sử số đếm phông là RB có giá trị trung bình





T ,

và , lượng tương ứng của số đếm tổng RT và số đếm phóng xạ RS là

2  B

2 T

. Giới hạn tới hạn LC được xác định khi RS = 0. Với phân bố số đếm RS

S 

theo phân bố chuẩn thì số đếm trung bình và đại lượng LC được chọn với đại lượng có ý

%5



%95

nghĩa tức là có độ tin cậy . Trong trường hợp tổng quát, khi thời gian đo phông



645





tB và thời gian đo tổng tT khác nhau thì giới hạn LC được xác định theo công thức sau:

t t



33,2



(1.25)

. Khi tB = tT thì

b. Giới hạn đo LD

Nếu chỉ sử dụng giới hạn tới hạn LC thì xác suất để một số đếm thuần lớn hơn LC do nguồn

phóng xạ gây ra bằng 50%, xác suất 50% còn lại dành cho số đếm thuần bé hơn LC do phông gây ra.

S L

thì sai lầm loại 2 lên đến 50%. Như vậy trong trường hợp số đếm thuần có giá trị trung bình

Để giảm sai lầm này cần chọn giới hạn đo LD lớn hơn LC sao cho xác suất sai lầm có giá trị 5%, tức

%5



%95

là chọn đại lượng có ý nghĩa hay có độ tin cậy . Điều kiện này đạt được khi:



,1.2

645





t t



66,4



(1.26)

Khi tB = tT thì . Tuy nhiên giá trị này của LD chưa chính xác vì chưa tính đến



 



bản chất phân bố Poisson của số đếm phông:

 RP



 e !R B

 3



05,0



(1.27)

  0P

B 

  0 e3 !0

, ta có: . Như vậy công thức Để khi RB = 0 với xác suất 5% thì

29,3







tính LD có dạng:

 B

t t



66,4

(1.28)

 B

. Khi tB = tT thì

c. Giới hạn hoạt độ LA

Đối với các giới hạn LC và giới hạn đo LD thì chỉ cần sử dụng số đếm còn trong giới hạn

hoạt độ LA thì hoạt độ phóng xạ được tính đến. Đó là hoạt độ thấp nhất mà hệ có thể đo được với

một mức độ tin cậy cho trước:



CL D  tp

(1.29)



t không thể bỏ qua

 t te1 

Trong đó: là thừa số hiệu chỉnh khi khoảng thời gian đo

so với thời gian bán rã T,  là hiệu suất ghi đối với tia gamma được đo, p là xác suất phát ra tia

gamma đó.

1.4.3. Hệ phổ kế gamma tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM

Hệ phổ kế bao gồm: buồng chì, detector HPGe GEM 15P4, cao thế nuôi detector, khối tiền

khuếch đại, 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 phổ Maestro – 32. Sơ đồ hệ

phổ kế được trình bày tại 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.

1.4.3.1. Detector HPGe GEM 15P4

Một số thông số kỹ thuật của detector [19]:

+ 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 1332,5 keV của đồng vị 60Co là 1,80 keV. + Tỷ số P/C tại đỉnh 1332,5 keV của đồng vị 60Co là 46:1.

+ Dải năng lượng cho phép 5 keV – 4 MeV

Hình 1.15. Cấu trúc bên trong của detector HPGe [25]

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

C (77K) nhằm

Ge được đặt trong một hộp kín bằng nhôm và ghép cách điện với que tản nhiệt bằng đồng. Que tản nhiệt sẽ dẫn nhiệt từ tinh thể germanium đến bình chứa nitơ lỏng với nhiệt độ -1960

giảm tối thiểu ảnh 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 1.16. Mặt cắt dọc detector HPGe GEM 15P4 (đơn vị mm) [20] 1.4.3.2. 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 1.17.

Hình 1.17. Mặt cắt dọc buồng chì che chắn phông phóng xạ tại PTN VLHN, Trường ĐHSP

Tp.HCM (đơn vị mm)

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 5 cm, 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.

1.4.3.3. Bộ nguồn chuẩn Spectrum Techniques LLC

Bộ nguồn chuẩn model 38l RSS – 8EU do hãng Spectrum Techniques LLC sản suất đã được

sử dụng trong quá trình tiến hành thực nghiệm. Thông số chi tiết về chu kỳ bán rã, thời điểm sản

xuất và hoạt độ phóng xạ của từng nguồn được trình bày tại phụ lục 2.

Hình 1.18. Cấu trúc nguồn chuẩn 133Ba trong bộ nguồn RSS – 8EU (đơn vị mm)

Viên phóng xạ có dạng hình trụ đường kính 3,048 mm và chiều cao 0,127 mm, chứa trong hốc

epoxy đường kính 6,35 mm và sâu 2,619 mm. Cả viên phóng xạ và hốc epoxy được đặt trong một

đĩa plexiglas với đường kính 25,4 mm và chiều cao 3 mm. Bề dày cửa sổ kiểu nguồn này là 3,81

mm. Mặt trên cùng của đĩa có dán một lớp decal chứa các thông tin về nguyên tố phóng xạ, hoạt độ,

thời gian bán rã, ngày sản xuất, công ty sản xuất và cơ quan cấp chứng nhận nguồn.

Chương 2

THỰC NGHIỆM XÁC ĐỊNH CÁC THÔNG SỐ KỸ THUẬT CỦA HỆ

PHỔ KẾ GAMMA

1.5. Đánh giá các thông số vận hành của hệ phổ kế gamma

1.5.1. Các thông số hệ điện tử

1.5.1.1. Các thông số vận hành của hệ điện tử

Các thông số vận hành của amplifier, MCA và ADC của hệ phổ kế được trình bày trong bảng

2.1.

Bảng 2.1. Thông số cơ bản của hệ điện tử

Thông số Giá trị

Amplifier gain 0,98

Coarse gain 20

Shaping 6

Gate Off

Conversion Gain 8192

Lower level Disc 50

Upper level Disc 8192

Zero adjustment -0,3418

Quá trình tiến hành thực nghiệm được dựa trên thông số hệ điện tử đã trình bày trong bảng 2.1.

1.5.1.2. Khảo sát vùng plateau của detector HPGe

Detector cần phải được cung cấp một cao thế hợp lý để có thể ghi nhận các tín hiệu được tạo ra

trong tinh thể của detector. Dưới tác dụng của cao thế này, các electron và lỗ trống sinh ra trong

khối bán dẫn sẽ dịch chuyển về hai điện cực và tạo nên tín hiệu điện. Cao thế phải được lựa chọn đủ

thấp để tránh hiện tượng “thác lũ” làm thay đổi tính chất và hư hỏng detector. Đồng thời, do số

lượng hạt mang điện về hai điện cực tỷ lệ thuận với độ lớn của cao thế, nên cao thế cũng phải được

chọn đủ lớn để tạo ra được trạng thái bão hòa số lượng các hạt mang điện đi về hai điện cực. Vùng

cao thế trong đó số lượng hạt mang điện về hai điện cực đạt giá trị ổn định chính là vùng plateau

của detector. Thông thường, giá trị cao thế được chọn để detector hoạt động ổn định là điểm nằm

giữa vùng này.

Để khảo sát đường plateau của detector, thí nghiệm được bố trí như sau:

+ Nguồn được đặt cách bề mặt của detector 5 cm bởi giá đỡ nguồn như hình 2.1.

+ Cao thế được thay đổi từ 1000 V đến 3000 V với bước nhảy 100 V.

+ Ứng với mỗi giá trị của cao thế. Hệ đo được thiết lập để tiến hành đo trong thời gian 20

phút. Kết quả đo được lưu lại dưới dạng phổ.

+ Hai đỉnh năng lượng 1173,24 keV và 1332,5 keV của nguồn 60Co được sử dụng để khảo

sát.

Hình 2.1. Giá đỡ nguồn

Bảng 2.2. Mối tương quan giữa tốc độ đếm theo cao thế

Đỉnh 1172,24 keV Đỉnh 1332,5 keV Tốc độ đếm

Cao thế (V) Số đếm 9112 9878 10368 10980 11816 12004 14158 14716 15194 15835 16988 17124 16944 17349 18034 1000 1100 1200 1300 1400 1500 1600 1700 1800 1900 2100 2200 2300 2400 2500 Tốc độ đếm Số đếm 7872 8119 8748 9432 9707 10428 12341 12648 13094 13675 14854 14998 14766 15070 15532 7,59 8,23 8,64 9,15 9,85 10,00 11,80 12,26 12,66 13,20 14,16 14,27 14,12 14,46 15,03 6,56 6,77 7,29 7,86 8,09 8,69 10,28 10,54 10,91 11,40 12,38 12,50 12,31 12,56 12,94

2600 2700 2800 2900 3000 17754 17964 17840 17386 17631 14,80 14,97 14,87 14,49 14,69 15290 15343 15437 15016 15087 12,74 12,79 12,86 12,51 12,57

Bảng 2.3. Mối tương quan giữa độ phân giải năng lượng (FWHM) theo cao thế

Cao thế

1000 1100 1200 1300 1400 1500 1600 1700 1800 1900 2000 2100 2200 2300 2400 2500 2600 2700 2800 2900 3000 FWHM (tại đỉnh 1172,24 keV) 3,65 3,64 3,57 3,53 3,38 3,37 2,98 2,95 2,93 2,86 2,80 2,72 2,75 2,73 2,68 2,65 2,67 2,67 2,66 2,69 2,72 FWHM (tại đỉnh 1332,5 keV) 3,70 3,74 3,62 3,51 3,44 3,41 3,02 2,99 2,96 2,91 2,82 2,74 2,76 2,75 2,74 2,68 2,72 2,73 2,71 2,76 2,78

Mối tương quan giữa tốc độ đếm và FWHM vào cao thế tương ứng cho từng đỉnh năng lượng

) s / C

(

m ế đ ộ đ c ố T

0 800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

2400

2600

2800

3000

3200

Cao thế (V)

(a)

được mô tả trong hình 2.2 và hình 2.3.

) s C

(

m ế đ ộ đ c ố T

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

2400

2600

2800

3000

3200

0 800

Cao thế (V)

4.00

3.50

3.00

2.50

2.00

M H W F

1.50

1.00

0.50

0.00

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

2400

2600

2800

3000

3200

Cao thế (V)

(b) Hình 2.2. Mối tương quan của tốc độ đếm vào cao thế tại đỉnh 1172,24 keV (a) và đỉnh 1332,5 keV (b)

3.5

2.5

M H W F

1.5

0.5

0 800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

2400

2600

2800

3000

3200

Cao thế (V)

(a)

(b)

Hình 2.3. Mối tương quan của FWHM vào cao thế tại đỉnh 1172,24 keV (a) và đỉnh 1332,5 keV (b)

Từ số liệu của bảng 2.2, 2.3 và các đồ thị 2.2, 2.3 ta nhận thấy tốc độ đếm và FWHM đối với

cả hai đỉnh năng lượng 1172,24 keV và 1332,5 keV có giá trị tương đối ổn định trong khoảng từ

2200 V đến 3000 V.

Tuy nhiên tốc độ đếm nhận được từ thực nghiệm trong khoảng cao thế 2200 V đến 3000 V lại

có sự biến thiên nhỏ, trong khi theo lý thuyết tốc độ đếm trong vùng plateau phải có giá trị không

đổi. Điều này được lý giải là do bản chất thống kê của quá trình phóng xạ và sự thăng giáng thống

kê của phép ghi đo bức xạ.

Tốc độ đếm và FWHM có giá trị tốt nhất tương ứng với cao thế 2500 V. Sự chênh lệch giữa

cao thế tối ưu xác định được từ thực nghiệm và cao thế hoạt động danh định 2400V [19] là 100 V.

Tuy nhiên, vì miền cao thế hoạt động của detector nằm trong khoảng giữa vùng plateau nên sự

chênh lệch này không đáng kể và giá trị danh định mà nhà sản xuất đưa ra vẫn phù hợp với mục

đích đảm bảo cho detector hoạt động ổn định.

1.5.2. Phông trong và ngoài buồng chì

Đối với một hệ ghi đo bức xạ gamma, phông phóng xạ tự nhiên và phương pháp giảm phông là

một vấn đề rất quan trọng, đặc biệt đối với các phép đo hoạt độ thấp như đo mẫu môi trường. Phông

gamma thường có nguồn gốc từ các thành phần cứng và mềm của bức xạ vũ trụ, bức xạ gamma của

vật liệu cấu trúc detector và thiết bị, bức xạ gamma của môi trường xung quanh.

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 1 s, tốc độ đếm tổng tốt thường dưới 1 s-1 [10]. 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. Tỷ số trong ngoài là tỷ lệ diện tích đỉnh năng

lượng quan tâm trong và ngoài buồng chì, tỷ số này càng nhỏ càng tốt [10].

Để đánh giá mức độ che chắn phông phóng xạ của buồng chì cần tiến hành thí nghiệm như

+ 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.

Chúng tôi 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 tại phụ lục 3.

+ Sau khi xử lý thu được kết quả như bảng 2.4.

Bảng 2.4. 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: N1 là tốc độ đếm ngoài buồng chì, N2 là tốc độ

đếm trong buồng chì

Tốc độ đếm (10-3 s-1) Năng lượng Nguồn phát N1/N2 N2/N3 gamma (keV) N1 N2 N3

444,3 85,0 31,8 27,5 13,97 1,16

470,1 92,5 28,8 8,6 16,32 3,34

222,6 186,2 24,6 20,2 9,05 1,21

209,3 157,5 - - - -

224,1 22,8 8,7 9,83 2,62 238,6

108,8 - - - - 270,2

82,2 277,4 - - - -

295,2 112,9 - - - -

91,6 - - - - 300,1

327,6 66,9 - - - -

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 - - - -

96,0 511,0 30,0 11,2 3,20 2,68

18,4 - - - - 562,3

71,2 583,1 7,4 1,8 9,62 4,11

66,7 609,3 6,2 2,1 10,76 2,95

3,25 661,6 0,24 2,1 13,54 0,11

28,3 - - - - 727,2

24,6 - - - - 768,4

18,8 794,7 - - - -

835,5 9,5 - - - -

19,9 860,4 - - - -

44,8 911,1 - - - -

12,3 - - - - 934,1

33,9 969,1 - - - -

1 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 333333 s.

112,3 Hủy cặp 228Ac (232Th) 208Tl (232Th) 214Bi (226Ra) 137Cs 212Bi (232Th) 214Bi (226Ra) 228Ac (232Th) 228Ac (232Th) 208Tl (232Th) 228Ac (232Th) 214Bi (226Ra) 228Ac (232Th) 214Bi (226Ra) 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) 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

Bảng 2.4 cho thấy rằng buồng chì của hệ phổ kế 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 [2], [31], [33].

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 [10], 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.

Phông phóng xạ cao như vậy sẽ gây khó khăn trong việc nghiên cứu các mẫu có hoạt độ phóng

1.6. Phân tích các đặc trưng của phổ gamma

xạ thấp, chẳng hạn như các mẫu môi trường.

1.6.1. Đường chuẩn năng lượng

Sau khi được ghi nhận, các tia gamma có năng lượng khác nhau sẽ được chuyển hóa thành các

tín hiệu điện có biên độ khác nhau. Mỗi giá trị biên độ của tín hiệu điện được ghi nhận bởi MCA sẽ

tương ứng với một “ô” hay còn gọi là một kênh nào đó. Phổ ghi nhận được sau MCA sẽ là một phân

bố số đếm theo kênh. Do đó, để có thể xử lý phổ gamma ghi nhận được, cần phải chuyển đổi từ số

kênh ra năng lượng (tính bằng keV).

Muốn vậy, nhiều nguồn phóng xạ phát tia gamma đơn năng có năng lượng đã biết chính xác

(hoặc một nguồn phát nhiều tia gamma với năng lượng trải đều trong thang năng lượng cần đo)

được sử dụng và phổ gamma tương ứng được ghi nhận. Vị trí các đỉnh năng lượng theo số kênh (ch)

tương ứng với năng lượng gamma E đã biết được xác định. Từ đó, hàm làm khớp E (ch) có thể được



ch.b



ch.c



ch.d



...

xác định như sau:

(2.1)

Trong đó: a, b, c, d … là các hệ số làm khớp cần được xác định. Vì detector HPGe có độ tuyến

tính rất tốt giữa năng lượng tia gamma và biên độ xung nên thông thường chỉ cần làm khớp đến bậc

nhất.

Để chuẩn năng lượng, các nguồn chuẩn phóng xạ với các năng lượng tương ứng đã được sử dụng như sau: 133Ba (81 keV, 276 keV, 303 keV, 356 keV, 384 keV); 109Cd (88 keV); 57Co (122 keV, 136 keV); 60Co (1172,24 keV, 1332,5 keV); 54Mn (835 keV); 22Na (511 keV, 1275 keV); 65Zn

(1115,33 keV). Các nguồn được đặt cách bề mặt detector 10 cm và được đo với thời gian thích hợp

để đảm bảo đủ số đếm thống kê.

Bảng 2.5. Mối tương quan giữa năng lượng và vị trí kênh của đỉnh năng lượng tương ứng

Năng lượng (keV) 81,00 88,00 122,00 136,00 276,00 303,00 356,00 384,00 511,00 835,00 1115,55 1172,24 1275,00 1332,50 Kênh 335 364 503 562 1135 1243 1461 1575 2095 3423 4572 4808 5223 5460

1400

1200

1000

)

800

V e k ( g n ợ ư

600

g n ă N

400

200

500

1000

1500

2000

2500

3000

3500

4000

4500

5000

5500

6000

Số kênh

E = a + b.ch

Hình 2.4. Đường chuẩn năng lượng của detector HPGe

Bảng 2.6. Các hệ số của đường chuẩn năng lượng được làm khớp bằng phương pháp bình phương

tối thiểu

Hệ số Giá trị Sai số

-0,8137 a

0,2442 0,16933 5,65609.10-5 b

Đường chuẩn năng lượng với các hệ số a và b trình bày trong bảng 2.6 và hình 2.4 cần được kiểm chứng để khẳng định độ tin cậy của việc tính toán. Với mục đích trên, nguồn chuẩn 65Zn được

sử dụng để tính toán các đặc trưng phổ dựa vào đường chuẩn đã có và so sánh kết quả tính toán với lý thuyết. Nguồn chuẩn 65Zn được sử dụng bởi các lý do sau: đây là nguồn phát gamma đơn năng

 nên trong phổ sẽ xuất

nên phổ năng lượng tương đối đơn giản, đồng thời 65Zn là nguồn phát

hiện đỉnh hủy cặp, năng lượng gamma của 65Zn phát ra là đủ lớn (1115,55 keV) để tạo ra các đỉnh

thoát đơn và thoát đôi trong phổ. Tuy nhiên, do xác suất xuất hiện của đỉnh thoát đơn và đỉnh thoát đôi tương đối thấp nên khó quan sát rõ các đỉnh này khi thời gian đo không đủ lớn. Nguồn 65Zn

được tiến hành đo đạc trong 14 h cách detector 10 cm.

Quang đỉnh 1115,91 keV

Đỉnh hủy cặp 511,17 keV

Đỉnh thoát đôi 93,44 keV

Đỉnh tán xạ ngược 222,87 keV

Mép Compton 908,83 keV

Hình 2.5. Phổ năng lượng của nguồn chuẩn 65Zn Bảng 2.7. Giá trị các đỉnh năng lượng quan tâm trong phổ gamma của 65Zn được xác định bằng thực

nghiệm và tính toán lý thuyết

Năng lượng (keV) Chênh lệch giữa

Đỉnh năng lượng Kênh thực nghiệm và lý Thực nghiệm Lý thuyết thuyết (%)

Quang đỉnh 4573 1115,91 111,55 0,033

Đỉnh hủy cặp 2097 511,27 511,00 0,054

Mép Compton 3725 908,83 907,66 0,129

Đỉnh tán xạ ngược 916 222,87 207,88 7,213

Đỉnh thoát đôi 386 93,44 93,55 0,109

Kết quả về độ chênh lệch giữa thực nghiệm và lý thuyết trong bảng 2.7 cho thấy đường chuẩn

năng lượng có độ tin cậy cao. Kết quả thực nghiệm cho bốn đỉnh năng lượng: quang đỉnh (đỉnh hấp

thụ toàn phần), đỉnh hủy cặp, đỉnh thoát đôi và mép Compton có sự phù hợp rất tốt so với tính toán

lý thuyết. Đối với đỉnh tán xạ ngược, sai số giữa kết quả thực nghiệm và tính toán lý thuyết là 7%

tương đối lớn so với những đỉnh còn lại nhưng vẫn có thể chấp nhận được.

1.6.2. Xác định sự phụ thuộc độ phân giải theo năng lượng

Trong điều kiện lý tưởng, tia gamma do một nguồn phát ra có năng lượng xác định, khi được

ghi nhận bởi detector sẽ cho tín hiệu là một vạch tương ứng với năng lượng đó. Tuy nhiên, 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 [32] làm cho các quang đỉnh của phổ gamma thực nghiệm

mở rộng ra và tuân theo phân bố Gauss. Giá trị độ rộng đỉnh năng lượng toàn phần tại 1/2 chiều cao

FWHM

 a



2cE

cực đại FWHM phụ thuộc vào năng lượng E theo công thức bán thực nghiệm sau [41]:

(2.2)

Trong đó: a, b, c là các hằng số được xác định bằng phương pháp làm khớp bình phương tối

thiểu.

Để khảo sát sự phụ thuộc của đại lượng FWHM theo năng lượng, nguồn 226Ra của hãng

Leybold Didactic GmbH được mượn từ PTN Bộ môn VLHN, Trường ĐHKHTN Tp.HCM và đo

trong 24 giờ. Đây là nguồn có dạng đĩa tròn đường kính 65 mm, bề dày 5 mm làm bằng hợp kim chứa 226Ra đặt trong một hốc hình giếng của giá đỡ bằng thép không gỉ hình trụ. Trên giá đỡ này có

một đầu nối bằng đồng hình bầu dục đàn hồi nhằm tạo sự thuận tiện khi lắp đặt nguồn trong các thí

nghiệm.

Hình 2.6. Cấu trúc nguồn 226Ra

Bảng 2.8. Giá trị FWHM tương ứng với từng đỉnh năng lượng trong phổ gamma của 226Ra

Năng lượng (keV) FWHM (keV)

295 1,38

352 1,42

609 1,60

665 1,64

778 1,72

806 1,75

1238 2,00

1377 2,08

1401 2,09

1408 2,09

2.5

2.3

2.1

)

V e k (

1.9

FWHM



Eba



2cE

M H W F

1.7

1.5

1.3

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

E (keV)

1729 2,27

Hình 2.7. Sự phụ thuộc của FWHM vào năng lượng

Sau khi làm khớp theo công thức bán thực nghiệm (2.2), các hệ số a, b, c thu được như sau:

a = 0,00091 ± 0,00002

b = 0,00082 ± 0,00004

c = 0,35560 ± 0,06957

1.6.3. Phân tích các thông số của một phổ gamma đặc trưng

Nguồn chuẩn 60Co được chọn để phân tích một phổ gamma đặc trưng do các nguyên nhân sau: nguồn 60Co là một nguồn đa năng, phát ra hai tia gamma có năng lượng lớn (1172,24 keV và 1332,5

keV), hai tia gamma này phát ra liên tiếp nhau nên tạo ra hiệu ứng trùng phùng tổng. Tuy nhiên,

trong phạm vi của luận văn, MCA của hệ đo được giới hạn đo đến năng lượng tối đa là 2000 keV

nên hiệu ứng trùng phùng tổng và phương pháp hiệu chỉnh trùng phùng tổng không được đề cập

đến. Ngoài ra, năng lượng của cả hai tia gamma đều thỏa mãn điều kiện xảy ra quá trình tạo cặp

(lớn hơn 1022 keV), trong phổ gamma ghi nhận được có thể quan sát các đỉnh thoát đôi và thoát

đơn của cả hai lượng tử gamma này. Vì xác suất xuất hiện của các đỉnh thứ cấp này là tương đối

nhỏ nên cần phải đo trong một khoảng thời gian tương đối dài.

1.6.3.1. Các đặc trưng cơ bản của hàm đáp ứng Nguồn 60Co được đo cách mặt detector 10 cm trong thời gian 2,5 ngày (216000 s). Phổ gamma

1332.5 keV

DE 2

1172.24 keV

1K 1K

DE 1

K40

DS 2 Mép

Đỉnh hủy cặp

Đỉnh tán xạ ngược 1

Compton 1

Mép Compton 2

thu được có dạng như hình 2.8.

Hình 2.8. Phổ gamma của nguồn 60Co Bảng 2.9. Giá trị các đỉnh năng lượng quan tâm trong phổ gamma của 60Co được xác định bằng

thực nghiệm và tính toán lý thuyết

Năng lượng (keV) Chênh lệch giữa Đỉnh năng Kênh Số đếm thực nghiệm và lượng Thực nghiệm Lý thuyết lý thuyết (%)

1K

309 17843 74,64 74,97 0,435 Pb

1K

349 12757 84,41 84,94 0,621 Pb

Quang đỉnh 1 4808 6250228 1173,30 1172,24 0,090

BS 1 890 30684 216,52 209,77 3,220

DE 1 621 4657 150,83 15024 0,396

CE 1 3935 75159 960,11 962,46 0,244

1332,50 1332,50 0,001 Quang đỉnh 2 5460 5573056

DE 2 1274 25591 310,30 310,50 0,065

SE 2 3364 8559 820,68 821,50 0,100

CE 2 4584 61522 1118,60 1118,11 0,044

2093 26934 510,30 511,00 0,138

Đỉnh hủy cặp Đỉnh 40K 5985 3066 1460,72 1460,80 0,005

Trong đó: BS là đỉnh tán xạ ngược (back scattering), DE là đỉnh thoát đôi (double escape) và

SE là đỉnh thoát đơn (single escape) và CE là mép Compton (Compton edge). Quang đỉnh 1 tương

ứng với đỉnh năng lượng 1172,24 keV và quang đỉnh 2 tương ứng với năng lượng 1332,5 keV.

Kết quả của bảng 2.9 cho thấy có sự phù hợp tốt giữa thực nghiệm và tính toán lý thuyết, sai số

năng lượng nhận được từ thực nghiệm và tính toán lý thuyết của tất cả các đỉnh trong phổ đều nhỏ hơn 3,5%. Trong phổ của 60Co xuất hiện hai đỉnh năng lượng tia X đặc trưng, đó chính là tia X của

buồng chì che chắn detector khỏi phông phóng xạ tự nhiên.

Đỉnh thoát đơn và đỉnh thoát đôi của lượng tử gamma 1172,24 keV không xuất hiện rõ trong

phổ dù phép đo được tiến hành trong thời gian dài, nguyên nhân do các đỉnh phụ này có xác suất

xuất hiện thấp. Nếu tăng thời gian đo dài hơn, các đỉnh phụ này có thể sẽ xuất hiện rõ hơn trong

phổ.

Cả hai lượng tử gamma 1172,24 keV và 1332,5 keV đều cho hai miền Compton liên tục. Hai

miền Compton này có phần chồng chất lên nhau, tuy nhiên hai mép Compton tương ứng vẫn đứng

tách biệt và dễ dàng nhận biết bằng mắt thường do độ phân giải năng lượng của detector HPGe khá

tốt.

Ngoài ra, trong phổ gamma của 60Co xuất hiện đỉnh năng lượng 1460,8 keV tương ứng với lượng tử gamma do đồng vị 40K phát ra. Bảng 2.4 cho thấy rằng buồng chì che chắn không thật sự tốt đối với năng lượng 1460,80 keV của 40K nên trong phổ sẽ xuất hiện đỉnh năng lượng này khi

phép đo được tiến hành trong thời gian dài.

1.6.3.2. Tỷ số đỉnh/Compton và dạng đỉnh

Để đánh giá mức độ hoạt động ổn định của detector trong việc ghi nhận phổ, tỷ số

đỉnh/Compton (P/C) và dạng đỉnh là hai thông số quan trọng cần được quan tâm.

Tỷ số P/C được tính toán bằng tỷ số giữa số đếm tổng tại đỉnh 1332,5 keV trên số đếm trung

bình trong nền Compton tương ứng (trải dài từ 1040 keV đến 1096 keV).

Bảng 2.10. Tỷ số P/C thực nghiệm và danh định

Số đếm tổng tại Số đếm trung bình P/C danh định P/C thực nghiệm đỉnh 1332,5 keV nền Compton [19]

707331 13782 51:1 46:1

Sau khi phân tích phổ gamma, giá trị của các thông số liên quan đến dạng đỉnh được xác định

như sau:

FWHM = 1,79 keV FWTM = 3,34 keV FWFM = 4,52 keV

Thông số xác định dạng đỉnh thường được sử dụng là các tỷ số FWTM/FWHM và

FWFM/FWHM.

Bảng 2.11. Thông số xác định dạng đỉnh tại đỉnh 1332,5 keV

FWTM/FWHM FWTM/FWHM FWFM/FWHM FWFM/FWHM

thực nghiệm danh định [19] thực nghiệm danh định [19]

1,87 1,90 2,52 2,50

Bảng 2.10 và 2.11 cho thấy kết quả thực nghiệm phù hợp tốt với giá trị danh định do nhà sản

xuất cung cấp. Như vậy, qua quá trình 2 năm sử dụng hệ phổ kế từ 12/2007 đến nay, hệ điện tử và

các thông số đi kèm theo hệ phổ kế vẫn hoạt động ổn định. Kết quả ghi nhận phổ tốt, dạng đỉnh phù

hợp với phân bố Gauss, giúp cho việc tính toán dựa vào phổ ghi nhận được chính xác.

1.6.4. Khảo sát hiện tượng trôi kênh theo thời gian

Một trong những hướng ứng dụng quan trọng của hệ phổ kế gamma phông thấp tại PTN

VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM là nghiên cứu hoạt độ phóng xạ của các nhân phóng xạ tự nhiên

trong mẫu môi trường. Vì hoạt độ của các nhân này trong môi trường là rất thấp nên thường đòi hỏi

phải được đo trong thời gian dài (từ 1 – 2 ngày). Vì vậy cần phải có một hệ điện tử ổn định, không

bị trôi kênh trong quá trình hoạt động gây ảnh hưởng đến chất lượng của phổ gamma như đỉnh năng

lượng bị trôi hoặc hiện tượng chẻ đỉnh năng lượng.

Hiện tượng trôi kênh theo thời gian được khảo sát dựa vào các đỉnh năng lượng tương ứng với

bộ nguồn đã có. Bộ số liệu cho các kênh năng lượng tương ứng với các đỉnh năng lượng được đo ba

lần: Lần đầu đo vào ngày 08/05/2010, lần hai đo vào ngày 16/06/2010 và lần ba đo vào ngày

01/07/2010.

Bảng 2.12. Sự trôi kênh theo thời gian

tbC

1C /ngày

2C /ngày

Kênh (C) Năng lượng /ngày (keV) Lần 1 Lần 2 Lần 3

81,00 88,00 122,00 136,00 276,00 303,00 356,00 384,00 335 364 503 562 1135 1243 1461 1575 335 364 503 562 1135 1243 1461 1575 335 364 503 562 1134 1242 1460 1575 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0667 0,0667 0,0667 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0000 0,0333 0,0333 0,0333 0,0000

511,00 835,00 1115,60 1172,24 1275,00 1332,50 2095 3423 4572 4808 5223 5460 2094 3421 4571 4807 5222 5459 2095 3423 4572 4807 5223 5459 0,0256 0,0513 0,0256 0,0256 0,0256 0,0256 0,0667 0,1333 0,0667 0,0000 0,0667 0,0000 0,0462 0,0923 0,0462 0,0128 0,0462 0,0128

Đối với một hệ phổ kế gamma có hệ điện tử hoạt động ổn định, hiện tượng trôi kênh sẽ không

xảy ra. Tuy nhiên trong quá trình vận hành, hoạt động của hệ điện tử còn chịu tác động của nhiều

yếu tố bên ngoài như sự thiếu ổn định của mạng điện quốc gia, quá trình cung cấp nitơ lỏng, sự thay

đổi độ ẩm môi trường. Các nhân tố đó đã dẫn đến sự sai khác các thông số điện tử. Chỉ một thay đổi

nhỏ các thông số này sẽ dẫn đến sự sai lệch về kênh ghi nhận bức xạ gamma.

Theo kết quả của bảng 2.12, hiện tượng trôi kênh không xảy ra đối với rất nhiều mức năng

lượng hoặc không đáng kể đối với những mức năng lượng khác. Sự trôi kênh tối đa là 0,0923 kênh/ngày đối với năng lượng 835 keV của nguồn 54Mn. Lần đo đầu tiên cách lần đo thứ hai 39

ngày và lần đo thứ hai cách lần đo cuối 15 ngày mới có sự trôi kênh không đáng kể như trên. Từ đó

có thể kết luận hệ điện tử của phổ kế gamma phông thấp đặt tại PTN VLHN, Trường ĐHSP

1.7. Xây dựng đường cong hiệu suất của detector

Tp.HCM là ổn định và phù hợp với việc đo phổ trong thời gian dài.

Đối với khoảng năng lượng từ 60 keV đến 2000 keV, người ta sử dụng công thức sau để thuận

tiện cho việc tính toán [4], [25], [37], [39]



)

ln(

(2.3)



E E

 0i

  

  

Trong đó: ai, E, ε lần lượt là hệ số có được từ việc làm khớp, năng lượng đỉnh, hiệu suất ở năng

lượng E tương ứng, hệ số E0 = 1 keV. Để bao quát hết cả dải năng lượng, người ta thường chia

khoảng năng lượng này ra làm hai phần với biên ở khoảng 200 keV và làm khớp theo từng phần

riêng biệt [25].

Trong quá trình khảo sát, các đường cong hiệu suất được chia thành 2 phần với công thức giải

tích tương ứng như sau:





2

)E/Eln( 0

 )E/Eln( 0



với E < 200 keV (2.4)

0 

)E/Eln( 0

với E > 200 keV (2.5)

Các nguồn chuẩn 133Ba, 109Cd, 57Co, 60Co, 54Mn, 22Na, 65Zn được đo với ba khoảng cách nguồn

– detector khác nhau là 5 cm, 10 cm và 15 cm. Kết quả phổ được ghi nhận và xử lý để tính toán hiệu

suất ghi đỉnh cho từng đỉnh năng lượng tương ứng.

1.7.1. Khoảng cách nguồn – detector là 5 cm

Bảng 2.13. Số liệu tính toán hiệu suất ghi cho khoảng cách nguồn – detector là 5 cm

Năng lượng (keV) Diện tích đỉnh Sai số (%) Thời gian đo Hoạt độ (Bq)

81,00 88,00 122,00 136,00 276,00 303,00 356,00 384,00 511,00 835,00 1115,00 1173,24 1275,00 1332,50 720843 99861 751750 91970 101652 238743 681444 91931 638263 138414 97480 146613 138767 130150 3000 12600 9000 9000 3000 3000 3000 3000 2400 4200 18000 1800 2400 1800 31714,0 10316,0 4082,1 4082,1 31714,0 31714,0 31714,0 31714,0 19891,0 5674,4 3358,7 27304,0 19972,0 27304,0 Xác suất phát gamma 0,43100 0,03610 0,85600 0,10678 0,07164 0,18330 0,62050 0,08940 1,79800 0,99976 0,50600 0,99974 0,99940 0,99986 Hiệu suất ghi 0,01758 0,02128 0,02390 0,02344 0,01491 0,01369 0,01154 0,01081 0,00744 0,00581 0,00319 0,00298 0,00290 0,00265 0,57375 1,03417 1,56940 1,59952 0,64319 0,59767 0,57445 0,65123 0,72001 1,35445 1,75497 0,65913 0,75681 0,66564

Từ kết quả của bảng 2.13, đường cong mô tả sự phụ thuộc của hiệu suất ghi theo năng lượng

được xây dựng như hình 2.9

Hình 2.9. Sự phụ thuộc của hiệu suất ghi vào năng lượng theo thang ln – ln tại khoảng cách nguồn –

detector là 5 cm

Sau khi làm khớp theo hai miền năng lượng, ta nhận được kết quả như sau:

+ Trong miền E < 200keV:

a0 = -62,70  27,66

a1 = 24,87  11,92

a2 = -2,62  1,28 R2 = 0,95353

+ Trong miền E > 200keV:

a0 = 1,92  0,31

a1 = -1,09  0,04 R2 = 0,9847

Đường cong làm khớp tương ứng cho từng miền riêng biệt như sau:

a) b)

Hình 2.10. Đường cong làm khớp cho hai miền năng lượng: (a) E < 200 keV và (b) E > 200 keV

Các hình 2.9 và 2.10b cho thấy trong đường cong làm khớp có một điểm không tuân theo quy luật, đó là điểm tương ứng với năng lượng 835 keV của 54Mn. Do tất cả các đo đạc và tính toán

được thực hiện với những điều kiện giống nhau nên sự khác biệt này có thể lý giải là do sự sai khác giữa hoạt độ thực tế của 54Mn và hoạt độ do nhà sản xuất cung cấp. Trong hai khoảng cách nguồn –

detector là 10 cm và 15 cm, hiệu suất ghi của đỉnh 835 keV không được sử dụng trong tính toán

đường cong hiệu suất.

1.7.2. Khoảng cách nguồn – detector là 10 cm và 15 cm

Bảng 2.14. Số liệu tính toán hiệu suất ghi cho khoảng cách nguồn – detector là 10cm

Năng lượng (keV) Diện tích đỉnh Thời gian đo Hoạt độ (Bq) Sai số (%)

81,00 88,00 122,00 136,00 276,00 303,00 356,00 384,00 511,00 1115,00 1172,24 1275,00 1332,50 565690 109452 793197 98851 85731 202923 579510 76964 520644 95824 160402 115860 142350 7200 43200 28800 28800 7200 7200 7200 7200 5400 50400 5400 5400 5400 31714,0 10347,0 4198,1 4198,1 31714,0 31714,0 31714,0 31714,0 19862,0 3339,7 27304,0 20920,0 27304,0 Xác suất phát gamma 0,43100 0,03610 0,85600 0,10678 0,07164 0,18330 0,62050 0,08940 1,79800 0,50600 0,99974 0,99940 0,99986 Hiệu suất ghi (%) 0,00575 0,00678 0,00766 0,00766 0,00524 0,00485 0,00409 0,00377 0,00270 0,00207 0,00113 0,00109 0,00103 0,57706 1,02851 1,54746 1,57581 0,65724 0,60382 0,57669 0,66727 0,72297 1,36014 1,76030 0,65467 0,75121

Bảng 2.15. Số liệu tính toán hiệu suất ghi cho khoảng cách nguồn – detector là 15cm

Năng lượng (keV) Diện tích đỉnh Sai số (%) Thời gian đo Hoạt độ (Bq)

81,00 88,00 122,00 136,00 276,00 303,00 356,00 384,00 511,00 1115,00 1172,24 1275,00 1332,50 939636 130715 680757 84718 151978 354014 1016387 135421 526302 124802 116951 118212 104630 31714,0 25200 108000 10347,0 4198,1 50400 4198,1 50400 31714,0 25200 31714,0 25200 31714,0 25200 31714,0 25200 19862,0 10800 3339,7 129600 27304,0 7800 20920,0 10800 27304,0 7800 Xác suất phát gamma 0,43100 0,03610 0,85600 0,10678 0,07164 0,18330 0,62050 0,08940 1,79800 0,50600 0,99974 0,99940 0,99986 Hiệu suất ghi (%) 0,00273 0,00323 0,00371 0,00370 0,00265 0,00242 0,00205 0,00189 0,00136 0,00105 0,00057 0,00055 0,00052 0,57083 1,01984 1,53835 1,57158 0,61726 0,58605 0,57013 0,62374 0,72181 1,36514 1,75098 0,67232 0,75007

Từ kết quả của bảng 2.14 và 2.15, đường cong mô tả sự phụ thuộc của hiệu suất ghi theo năng

lượng tại khoảng cách nguồn – detector là 10 cm và 15 cm được xây dựng như hình 2.11

Hình 2.11. Sự phụ thuộc của hiệu suất ghi vào năng lượng cho hai khoảng cách nguồn – detector

theo thang ln – ln

Bảng 2.16. Giá trị các hệ số làm khớp cho đường cong hiệu suất tại hai khoảng cách 10 cm và 15

E < 200 keV E > 200 keV

-52,19  24,37 19,85  10,50

-2,08  1,13 0,91  0,06

-1,09  0,01

a0 a1 a2 a0 a1

R2 = 0,9620

R2 = 0,9994

-2,17  1,07 0,17  0,07

-1,08  0,01

10cm

-55,03  23,18 20,71  9,99 R2 = 0,9701

R2 = 0,9993

15cm

Bảng 2.16 cho thấy sau khi đỉnh năng lượng 835 keV được bỏ qua thì hàm làm khớp cho vùng

năng lượng E > 200 keV đối với cả hai khoảng cách 10 cm và 15 cm đều có trạng thái tốt hơn hàm làm khớp tương ứng tại khoảng cách 5cm. Điều này được thể hiện qua giá trị của R2.

Số liệu các bảng 2.13, 2.14, 2.15 cho thấy rằng hiệu suất ghi của detector tăng dần theo năng

lượng trong khoảng giá trị từ 0 keV đến 122 keV, sau đó có xu hướng giảm dần theo năng lượng.

Nguyên nhân do các tia gamma có năng lượng thấp được phát ra từ nguồn phải trải qua rất nhiều

quá trình tương tác với môi trường cũng như với các vật liệu bên ngoài như không khí, lớp vỏ nhôm

bảo vệ và lớp Ge bất hoạt trong quá trình dịch chuyển từ nguồn đến vùng hoạt của detector. Kết quả

là chúng mất mát năng lượng và không được detector ghi nhận. Ở vùng năng lượng cao, các photon

có năng lượng lớn có tính đâm xuyên lớn, có thể đi xuyên qua vùng nhạy của detector mà không để

lại năng lượng trong vùng này nên detector cũng không ghi nhận được. Năng lượng càng lớn thì xác

suất tia gamma thoát ra khỏi vùng nhạy của detector càng cao, nghĩa là xác suất ghi nhận của

detector càng thấp làm cho hiệu suất ghi sẽ giảm khi năng lượng tăng lên.

Khi khoảng cách từ nguồn đến detector thay đổi thì hiệu suất ghi cũng thay đổi do hình học đo

đã được thay đổi. Hình 2.11 cho thấy hiệu suất ghi của tất cả các đỉnh năng lượng đều giảm khi

khoảng cách giữa nguồn và detector tăng lên. Khi nguồn đặt càng xa detector thì góc khối thu nhận

bức xạ của detector càng giảm, các tia gamma trong quá trình đến vùng nhạy của detector trải qua

nhiều tương tác hơn với môi trường xung quanh. Đó chính là những nguyên nhân làm cho hiệu suất

ghi của detector giảm.

Với đường cong hiệu suất đã được xây dựng, ta có thể nội suy hiệu suất ghi cho các giá trị

năng lượng khác mà thực nghiệm không thể ghi nhận trong điều kiện không có nguồn chuẩn tương

ứng. Từ đó có thể tính toán được hoạt độ của một nguồn phóng xạ chưa biết hoặc của một nhân

phóng xạ quan tâm dựa vào phương pháp phân tích tuyệt đối [12]. Phương pháp tuyệt đối tuy có

mức độ sai số lớn nhưng thuận tiện vì không cần mẫu chuẩn (tương đối đắt tiền) và có thể dễ dàng

1.8. Xác định giới hạn phát hiện của detector

tiến hành, tính toán dựa trên đường cong hiệu suất đã được xây dựng.

Giới hạn dò được tính theo công thức [10], [24], [40]:



74,2



65,4



(2.6)

B là độ lệch chuẩn của số đếm phông.

Trong đó:

Khi đó giới hạn phát hiện (giới hạn hoạt độ) của detector được tính theo công thức (1.29).

Trong nghiên cứu về phóng xạ tự nhiên, người ta thường quan tâm đến các nhân phóng xạ 238U, 232Th, 226Ra, 134Cs, 137Cs, 40K [10]. Hoạt độ phóng xạ của các nhân này không thể đo trực tiếp

mà thường được xác định gián tiếp thông qua các đỉnh năng lượng được trình bày trong bảng 2.17.

Để xác định giới hạn phát hiện tương ứng với các đỉnh năng lượng trong bảng 2.17, tất cả các

mẫu được giả định đo với khoảng cách mẫu – detector là 10 cm, thời gian đo mỗi mẫu là 1 ngày.

Bảng 2.17. Giới hạn phát hiện (Bq) của detector HPGe

LA1 LA2 LA3 LA1/ LA2 LA2/ LA3

Nhân quan tâm 238U 232Th 232Th 226Ra 226Ra 226Ra 226Ra 134Cs 137Cs 40K Năng lượng (keV) 63,30 238,00 583,00 186,00 295,00 352,00 609,00 795,00 661,60 1460,80 0,36447 0,17207 0,03485 0,03248 0,00856 0,00155 0,02576 0,00669 0,00054 0,48353 0,11643 0,04222 0,06768 0,01274 0,00065 0,04356 0,01116 0,00265 0,04868 0,01311 0,00091 0,01787 0,00500 0,00512 0,00892 0,00542 0,03512 0,70019 0,21144 0,02874 2,12 3,80 3,85 4,15 5,31 3,90 3,71 3,57 1,65 3,31 4,94 5,52 12,39 2,76 19,60 4,21 14,41 0,98 0,15 7,36

Trong đó: LA1, LA2 lần lượt là giới hạn phát hiện của detector HPGe tại PTN VLHN, Trường

ĐHSP Tp.HCM khi mở nắp buồng chì và đóng nắp buồng chì; LA3 là giới hạn phát hiện của

detector HPGe tại TTHN Tp.HCM trong trạng thái che chắn tốt bằng buồng chì [10].

Bảng 2.17 cho thấy giới hạn phát hiện của detector đã được cải thiện khi sử dụng buồng chì

che chắn. Tuy nhiên, mức độ cải thiện vẫn chưa cao so với khi chưa đậy nắp buồng chì, chẳng hạn

như tỷ lệ cải thiện của đỉnh 661,6 keV chỉ khoảng 1,65 lần.

Giới hạn phát hiện của detector HPGe tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM kém hơn nhiều

giới hạn phát hiện của detector HPGe tại TTHN Tp.HCM ở hầu hết các đỉnh năng lượng quan tâm.

Điều này được lý giải là do chất lượng buồng chì che chắn detector tại PTN VLHN, Trường ĐHSP

Tp.HCM không tốt bằng buồng chì tại TTHN Tp.HCM như đã đề cập tại phần 2.1.2. Giới hạn phát

hiện kém sẽ dẫn đến sự khó khăn trong việc xác định các nhân phóng xạ tự nhiên hoạt độ thấp trong

các mẫu môi trường.

Tuy nhiên giới hạn phát hiện tại đỉnh 795 keV của 134Cs của detector HPGe tại PTN VLHN,

Trường ĐHSP Tp.HCM có giá trị tương đương với giới hạn phát hiện tại đỉnh tương ứng của detector HPGe tại TTHN Tp.HCM. Giới hạn phát hiện tại đỉnh 661,6 keV của 137Cs của detector

HPGe tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM có giá trị tốt hơn gần 10 lần giới hạn phát hiện tại

đỉnh tương ứng của detector HPGe tại TTHN Tp.HCM. Đây là một hiện tượng thú vị cần phải được

tìm hiểu thêm.

Chương 3

KẾT LUẬN VÀ HƯỚNG PHÁT TRIỂN

Với việc hoàn thành những mục tiêu đã đề ra, luận văn đã đạt được những kết quả cụ thể như

1. Khảo sát các thông số hoạt động của hệ điện tử: khảo sát đường plateau của detector HPGe,

kết quả cho thấy hệ điện tử vẫn hoạt động ổn định ứng với giá trị cao thế danh định là 2400

V. Khảo sát phông buồng chì khi mở nắp buồng chì và đậy nắp buồng chì, kết quả cho thấy

khả năng che chắn phông của buồng chì là tương đối tốt. Tuy nhiên tốc độ đếm tổng vẫn cao (3,06 s-1). So sánh với phông trong buồng chì của hệ phổ kế tại TTHN Tp.HCM, chúng tôi

nhận thấy rằng buồng chì của hệ phổ kế tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM có chất

lượng không tốt bằng buồng chì của hệ phổ kế tại TTHN Tp.HCM. Điều này gây khó khăn

cho việc xác định hoạt độ phóng xạ của các nhân phóng xạ tự nhiên có hoạt độ thấp trong các

mẫu môi trường.

2. Các thông số kỹ thuật danh định của nhà sản xuất đã được sử dụng để khảo sát khả năng ghi

nhận bức xạ của hệ phổ kế thông qua việc phân tích phổ gamma. Đường chuẩn năng lượng

cho detector được xây dựng với bộ nguồn chuẩn RSS – 8EU có các thông số được cho ở phụ

lục 2, đường cong mô tả mối quan hệ giữa FWHM vào năng lượng được xây dựng bằng cách sử dụng nguồn 226Ra của Bộ môn VLHN ĐHKHTN Tp.HCM. Đánh giá các thông số đặc trưng của phổ gamma ứng với nhân phóng xạ 60Co, kết quả cho thấy các đỉnh đặc trưng trong

phổ gamma có sự phù hợp tốt giữa thực nghiệm và tính toán lý thuyết; các thông số quan

trọng như tỷ số P/C, thông số đỉnh năng lượng FWTM/FWHM và FWFM/FWHM cho đỉnh

1332,5 keV phù hợp tốt với lý thuyết và giá trị danh định của nhà sản xuất.

3. Khảo sát hiện tượng trôi kênh theo thời gian để kiểm chứng tính ổn định của hệ điện tử trong

quá trình ghi nhận bức xạ. Đây là thông số đặc biệt quan trọng trong việc phân tích các mẫu

có hoạt độ bé, đòi hỏi thời gian đo kéo dài như mẫu môi trường. Kết quả cho thấy hiện tượng

trôi kênh xảy ra không đáng kể với những đỉnh năng lượng tương ứng với các nguồn chuẩn có sẵn, có 5 đỉnh không xảy ra hiện tượng trôi kênh, đỉnh 835 keV của 54Mn có sự trôi kênh

lớn nhất là 0,0923 kênh/ngày. Như vậy sự trôi kênh có giá trị không đáng kể ngay cả khi tiến

hành đo trong thời gian kéo dài khoảng 1 tuần. Từ đó, có thể kết luận hệ điện tử của hệ phổ

kế gamma phông thấp đặt tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM là ổn định và phù hợp với

việc đo phổ trong thời gian dài.

4. Xây dựng đường cong hiệu suất cho detector với bộ nguồn chuẩn sẵn có ở các khoảng cách

từ nguồn – detector là 5 cm, 10 cm và 15 cm. Kết quả cho thấy có một điểm bất thường trong

đường cong hiệu suất tại khoảng cách 5 cm, đó là điểm tương ứng với năng lượng 835 keV của 54Mn. Điều này đã được lý giải trong phần 2.3.1. Đường cong hiệu suất ghi nhận được

tuân theo lý thuyết. Tuy nhiên, các hệ số thu được từ việc làm khớp đường cong hiệu suất có

sai số cao. Điều này có thể lý giải như sau: Bộ nguồn RSS – 8EU được sử dụng trong quá

trình tiến hành thí nghiệm là bộ nguồn chuẩn năng lượng nên việc chuẩn hóa hiệu suất ghi

của detector dựa theo hoạt độ nguồn được cung cấp bởi nhà sản xuất sẽ dẫn đến sai số lớn.

5. Xác định giới hạn phát hiện đối với detector. Kết quả cho thấy giới hạn phát hiện sau khi đậy

nắp buồng chì đã được cải thiện so với giới hạn phát hiện trước khi đậy nắp buồng chì. Tuy

nhiên, mức độ cải thiện là không đáng kể. Ngoài ra, khi so sánh với giới hạn phát hiện của

detector tại TTHN Tp.HCM thì giới hạn phát hiện của detector tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM là kém hơn nhiều lần. Chỉ có đỉnh 661,6 keV của 137Cs có giới hạn phát hiện

tốt hơn, còn lại các đỉnh khác đều có giới hạn phát hiện kém. Điều này khẳng định khả năng

che chắn của buồng chì tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM là chưa tốt.

Với các kết quả đã đạt được nói trên, rõ ràng chúng tôi đã có một nghiên cứu tương đối hoàn

chỉnh và tổng quát về các thông số cơ bản và các vấn đề liên quan đến hệ phổ kế gamma đặt tại

PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM. Hy vọng đây sẽ là bộ thông số ban đầu khi đưa hệ phổ kế

gamma mới được trang bị vào hoạt động, đây cũng là dữ liệu tham khảo có giá trị cho quá trình sử

dụng và nghiên cứu trên hệ phổ kế sau này.

Trong quá trình nghiên cứu, những mặt hạn chế của hệ phổ kế gamma phông thấp tại PTN

VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM đã được nêu ra. Từ đó, một số hướng phát triển của đề tài được

chúng tôi đề xuất như sau:

1. Việc che chắn phông phóng xạ tự nhiên trong môi trường xung quanh là một việc rất quan

trọng trong nghiên cứu hoạt độ phóng xạ mẫu môi trường. Luận văn đã chỉ ra những hạn chế

trong che chắn bức xạ của buồng chì. Vì vậy, cần có một đề tài nghiên cứu tiếp theo để cải

tạo buồng chì. Qua đó có thể giảm phông trong buồng chì đồng thời cải thiện giới hạn phát

hiện của detector.

2. Trong quá trình thực nghiệm, chúng tôi nhận thấy rằng có sự khác biệt về giá trị hoạt độ

phóng xạ thực nghiệm và giá trị danh định đối với đỉnh năng lượng 835 keV của nguồn chuẩn 54Mn. Giá trị chính xác của hoạt độ phóng xạ là một thông số vô cùng quan trọng trong

việc sử dụng nguồn chuẩn để tiến hành chuẩn hóa hệ đo. Vì vậy PTN VLHN, Trường ĐHSP

Tp.HCM cần phải được trang bị bộ nguồn phóng xạ chuẩn hiệu suất.

3. Sai số trong quá trình làm khớp đường cong hiệu suất là lớn. Điều này sẽ gây khó khăn trong

quá trình nội suy hiệu suất đỉnh nhằm phục vụ cho việc phân tích hoạt độ phóng xạ của

những đồng vị phóng xạ quan tâm bằng phương pháp tuyệt đối. Vì vậy, cần tiếp tục thực hiện

việc chuẩn hóa hiệu suất ghi của detector bằng một bộ nguồn khác có độ tin cậy cao hơn. Từ

đó, ta cũng có thể tính toán và chuẩn hóa lại các thông số cho bộ nguồn sẵn có tại PTN

VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM.

4. Cần xây dựng một quy trình chuẩn cho việc phân tích mẫu môi trường đồng thời tiến hành

thực nghiệm phân tích mẫu phóng xạ cụ thể (có thể là mẫu chuẩn đã biết trước hoạt độ) để

đánh giá được khả năng phân tích của hệ phổ kế bởi mục tiêu mũi nhọn của PTN VLHN,

Trường ĐHSP Tp.HCM là nghiên cứu môi trường.

DANH MỤC CÔNG TRÌNH CỦA TÁC GIẢ

[1] T.V. Luyen, T.K. Dinh, P.N.T Vinh (2007), “Using XRF to analyze the distribution of elements

in soil profiles”, Reported at 7th National Conference On Nuclear Science and Technology, Da

Nang

[2] H.D. Tam, P.N.T. Vinh, T.H. Vinh, L.T.M. Thuan (2010), “Forming the curve of efficiency of

HPGe detector system using standard dish source for nuclear laboratory of Ho Chi Minh City

University of Pedagogy”, Journal of Natural Science of Ho Chi Minh City University of

Education 21 (55), pp. 85 - 90.

[3] T.H. Vinh, V.X. An, H.D. Tam, P.N.T. Vinh (2010), “Modelling of the GEM 15P4 HPGe

detector used in gamma spectrometry by the MCNP5 code”, 7th Scientific Conference,

University of Natural Sciences VNU-HCMC (Accepted).

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 sỹ,

Trường ĐHKHTN Tp.HCM.

[2] Nguyễn Văn Đỗ, Phạm Đức Khuê, (2000), “Phân tích Uran bằng phương pháp đo phổ gamma tự

nhiên và kích hoạt neutron”, Hội nghi Vật lý toàn quốc lần thứ 5. Hà Nội 2/2000.

[3] David Halliday, Robert Resnick, Jeard Walker, (1999), Cơ sở vật lý, Tập 6 Quang học và vật lý

lượng tử, Nhà xuất bản giáo dục.

[4] Ngô Quang Huy (2006), Cơ sở vật lý hạt nhân, Nhà xuất bản khoa học và kỹ thuật.

[5] 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.

[6] 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.

[7] 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 và Công nghệ, Đại học Quốc Gia Tp.HCM, tập 10, số 5, trang 21-

26.

[8] 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.

[9] Trương Thị Hồng Loan (2010), Áp dụng phương pháp mô phỏng Monte Carlo để nâng cao chất

lượng hệ phổ kế gamma sử dụng đầu dò bán dẫn HPGe, Luận án Tiến sĩ, ĐHKHTN Tp.HCM.

[10] Trần Văn Luyến (2005), Nghiên cứu nền phông phóng xạ vùng Nam bộ Việt Nam, Luận án tiến

sỹ trường ĐHKHTN Tp.HCM.

[11] 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 đầu dò 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.

[12] Huỳnh Trúc Phương (2006), Khảo sát các đặc trưng của detector HPGe tại bộ môn Vật lý Hạt

nhân – Ứng dụng xác định hoạt độ phóng xạ tự nhiên trong mẫu đất, Báo cáo nghiệm thu đề tài

nghiên cứu cấp trường ĐHKHTN Tp.HCM.

[13] 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.

[14] Trần Thiện Thanh (2007), Hiệu chỉnh trùng phùng tổng trong hệ phổ kế gamma sử dụng

chương trình MCNP, Luận văn thạc sỹ, Trường ĐHKHTN Tp.HCM.

[15] Võ Thị Ngọc Thơ (2009), Xây dựng chương trình hiệu chỉnh trùng phùng cho hệ phổ kế

gamma, Luận văn thạc sỹ, Trường ĐHKHTN Tp.HCM.

Tiếng Anh

[16] Asm S.A., Kevin C., Albert C., Cardenas-Mendez E., Kramer G.H. (2009), “Optimization of

geometric parameters for Marinelli beaker to maximize the detection efficiency of an HPGe

detector”, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 610, pp.718 – 723

[17] Aksoy A. (1993), “Effeciency calibration of HPGe detector in far and close geometries”,

Journal of Radioanalytical and Nuclear Chemistry Articles, Vol.169, No.2, pp. 463 – 469

[18] Alfassi Z.B., Lavi N., Presler O., Pushkarski V. (2007), “HPGe virtual point detector for

radioactive disk sources”, Applied Radiation and Isotopes 65, pp. 253 – 258.

[19] AMETEK, INC. ORTEC Technical Support Specialist (2007), Solid – state photon detector.

[20] AMETEK, INC. ORTEC Technical Support Specialist (2010), Germanium Detector Diagram.

[21] Baglin C.M., Browne E., Norman E.B., Molnar G.L., Belgya T., Revay Zs., Szelecsenyi F. (2002), “66Ga: A standard for high – energy calibraion of Ge detectors”, Nuclear Instruments

and Methods in Physics Research A 481, pp. 365 – 377.

[22] Bikit I., Veskovic M. (1986), “Determination of the optimal ength of cylindrical sources for

specific gamma activity measuments”, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A

243, pp. 227 – 229.

[23] Bikit I., Mrđa D., Veskovic M., Forkapic S. (2007), “Contribution of 210Pb bremsstrahlung to

the background of lead shielded gamma spectrometers”, Nuclear Instruments and Methods in

Physics Research A 572, pp. 739 – 744.

[24] Currie L. A., (1968). Anal. Chem., 40, pp. 587.

[25] Debertin K., Helmer R.G. (1988), Gamma – ray and X – ray spectromery with semiconductor

detectors, Science Publishing Copany, Inc., Amsterdam.

[26] El-Gharbawy H.A., Metwally S.M., Sharshar T., Elinimr T., Badran H.M. (2005),

“Establishment of HPGe detector efficiency for point sourc including true coincidence

correction”, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 550, pp. 201 – 211.

[27] Evans R.D. (1995), The Atomic Nucleus, McGraw-Hill Book Company.

[28] Hardy J.C., Iacop V.E., Sanchez-Vega M., Effinger R.T., Lipnik P., Mayers V.E., Willis D.K.,

Helmer R.G. (2002), “Precise efficiency calibration of an HPGe detector: source measurements

and Monte Carlo calculations with sub-percent precision”, Aplied Radiation and Isostopes 56,

pp. 65-69.

[29] Jutier C., Le Petit G. (2006), “Activity measurement of a 176Lu sample using coincidence peaks

and Monte Carlo simulations”, Applied Radiation and Isotopes 64, pp. 1292 – 1296.

[30] Karamanis D., Lacoste V., Andriamonje S., Barreau G., Petit M. (2002), “Experimental and

simulated efficience of a HPGe detector with point – like and extended sources”, Nuclear

Instrument and Methods in Physics Research A 487, pp. 477 - 487.

[31] Kim K.H., Burnett W.C., (1985). “226Ra in phosphat nodules from the Peru/Chileseafloor”.

Geochimica et Cosmoschimica Acta 49, pp. 1073-1081.

[32] Knoll G.F. (1999), Radiation detection and measurement, third edition, John Wiley & Sons,

Inc.

[33] 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, pp. 200.

[34] Mahling S., Orion I., Alfassi Z.B. (2006), “The dependence of the virtual point – detector on

the HPGe detector dimensions”, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 557,

pp. 544 – 553.

[35] Mietelski J.W., Meczynski W. (2000), “Application of a low-background gamma-ray spectrometer to the determination of 90Sr”, Applied Radiation and Isotopes 53, pp. 121 – 126.

[36] Moss C.E., Steetman J.R. (1990), “Comparison of calculated and measured response functions

for germanium detectors”, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 299, pp. 98

– 101.

[37] Nix D.E. and Scott N.E. (1976), “Detection efficiency calibration for radiological monitoring

of nuclear plants”. Radioelement Analysis Progress and Problem Proc. Of the 23rd Conf on

Analytical Chemistry in Energy and Technology, Gatlinburg, Tennessee.

[38] Noguchi M. (2003), Gamma ray Spetrometry, Join VAEC – JAERI Training Course on

Radiation Measurement, Hà Nội.

[39] Sanderson C.G. (1976), “Comparison of Ge(Li) well and N – type coaxial detectors for low

energy gamma ray analysis of environment samples”, Radioelement analysis Progress and

Problems Proc. Of the 23rd Conf on Analytical Chemistry in Energy and Technology,

Gatlinburg, Tennessee.

[40] Tran V.L., Le D.T., (1991), “Linhchi mushroom as biological monitor or Cs-137

environmental pollution”, J. Radioanal. Nucl. Chem. Lett. 155(6), pp. 51 – 58.

[41] 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.

PHỤ LỤC

Phụ lục 1: Hệ phổ kế gamma tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM

Phụ lục 2. Đặc trưng của các nguồn phóng xạ sử dụng trong thực nghiệm

Nguồn Cường độ Hoạt độ Nơi sản Ngày Năng T1/2

phát (%) ( Ci ) xuất sản lượng

133Ba

xuất (keV)

10.51 năm 80.99 43.1000 1 USA 1/2008

276.39 7.16400

302.85 18.3300

356.02 62.0500

383.85 8.9400

88.03 3.6100 462.6 ngày USA 1/2008 1

109Cd 57Co

122.06 85.6000 271.8 ngày USA 12/2007 1

136.47 10.6800

60Co

1173.24 99.9736 5.271 năm USA 1/2008 1

1332.55 99.9856

835.00 99.9760 312.7 ngày USA 1/2008 1

54Mn 22Na

511.00 179.7900 2.602 năm USA 12/2007 1

1274.53 99.94400

65Zn 226Ra

1 244.3 ngày 1115.55 50.6 USA 12/2007

5 1602 năm - - Germany 1968

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. Sơ đồ phân rã của một số nguồn phóng xạ quan tâm

(4)

(1)

(2)

(3)

Sơ đồ phân rã của 133Ba

Cột 1: Thời gian sống trung bình ở mức năng lượng tương ứng.

Cột 2: Spin và độ chẵn lẻ ở mức năng lượng tương ứng.