Luận văn Thạc sĩ Khoa học: Nghiên cứu tỷ số suất lượng đồng phân trong phản ứng quang hạt nhân của Europium tự nhiên gây bởi chùm bức xạ hãm có năng lượng cực đại trong vùng cộng hưởng khổng lồ

ĐẠI HỌC QUỐC GIA HÀ NỘI

-----oOo----- TRƢỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC TỰ NHIÊN

BÙI MINH HUỆ

NGHIÊN CỨU TỶ SỐ SUẤT LƢỢNG ĐỒNG PHÂN TRONG PHẢN ỨNG QUANG HẠT NHÂN CỦA EUROPIUM TỰ NHIÊN GÂY BỞI CHÙM BỨC XẠ HÃM CÓ NĂNG LƢỢNG CỰC ĐẠI TRONG VÙNG CỘNG HƢỞNG KHỔNG LỒ

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

Mã số: 60440106

LUẬN VĂN THẠC SỸ KHOA HỌC

Cán bộ hƣớng dẫn: TS. Phan Việt Cƣơng

Hà Nội - 2013

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

MỤC LỤC

MỞ ĐẦU .................................................................................................................... 3 CHƢƠNG I: PHẢN ỨNG QUANG HẠT NHÂN .................................................... 5 1.1. Phản ứng quang hạt nhân ............................................................................ 5 1.1.1. Khái niệm về phản ứng quang hạt nhân .................................................. 5 1.1.2. Các định luật bảo toàn trong phản ứng quang hạt nhân ........................ 6 1.1.3. Tiết diện và suất lƣợng của phản ứng quang hạt nhân ........................... 7 1.1.3.1. Tiết diện phản ứng quang hạt nhân ........................................................ 7 1.1.3.2. Suất lượng phản ứng quang hạt nhân ................................................... 10 1.2. Khái niệm trạng thái đồng phân hạt nhân ................................................ 11 1.3. Dịch chuyển gamma ................................................................................... 12 1.3.1. Bức xạ đa cực điện và bức xạ đa cực từ trong các hệ lƣợng tử. ............ 13 1.3.2. Dịch chuyển giữa các trạng thái của hạt nhân ...................................... 13 1.3.3. Quy tắc chọn lọc trong dịch chuyển gamma .......................................... 14 1.4. Cấu trúc hạt nhân và sự hình thành trạng thái đồng phân ...................... 17 1.4.1. Mẫu vỏ hạt nhân ..................................................................................... 17 1.4.2. Mẫu hạt nhân biến dạng - Mẫu Nilson .................................................. 21 1.4.3. Tính chất phổ của các đồng vị Eu .......................................................... 25 1.5. Tỷ số suất lƣợng đồng phân ....................................................................... 27 CHƢƠNG II: THỰC NGHIỆM ............................................................................. 31 2.1. Phƣơng pháp thực nghiệm ác định tỷ số suất lƣợng đồng phân................ 31 2.2. Thí nghiệm đo tỷ số suất lƣợng đồng phân ................................................ 34 2.2.1 Nguồn bức xạ hãm từ máy gia tốc electron MT - 25 ............................. 34 2.2.2. Thí nghiệm ác định tỷ số suất lƣợng đồng phân .................................. 35 2.2.2.1. Bố trí thí nghiệm ................................................................................. 35 2.2.2.2. Đo và xử lý phổ gamma ...................................................................... 36 2.2.2.3. Một số phép hiệu chỉnh nâng cao độ chính xác kết quả đo ................... 38 2.2.2.3.1. Hiệu ứng sự hấp thụ tia gamma trong mẫu .................................... 38 2.2.2.3.2. Hiệu ứng thời gian chết và chồng chập xung ................................. 38 2.2.2.3.3. Hiệu ứng cộng đỉnh ....................................................................... 39 CHƢƠNG III: KẾT QUẢ VÀ THẢO LUẬN ........................................................ 40 3.1. Hiệu suất ghi của Detector ......................................................................... 40 3.2. Đoán nhận đồng vị phóng xạ ...................................................................... 42 3.3. ác định tỷ số suất lƣợng đồng phân ......................................................... 48 KẾT LUẬN .............................................................................................................. 50 TÀI LIỆU THAM KHẢO ....................................................................................... 53 PHỤ LỤC ................................................................................................................. 56

Vật lý hạt nhân 2

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

MỞ ĐẦU

Trạng thái đồng phân hạt nhân là trạng thái kích thích của hạt nhân có thời gian sống dài hơn so với trạng thái kích thích thông thường của hạt nhân (>109s) được tạo thành do sự kích thích một hoặc nhiều nucleon trong nó. Trạng thái này còn được gọi

là trạng thái kích thích giả bền (meta-stable state). Hạt nhân ở trạng thái này có thể khử kích thích trở về trạng thái kích thích thấp hơn hoặc trạng thái cơ bản (ground

state) bằng cách phát bức xạ gamma hay trải qua quá trình phân rã (ví dụ như phân rã β-…) và biến thành hạt nhân khác. Sự tồn tại của các trạng thái này đã được Weizsacker giải thích là do sự khác nhau rất lớn giữa spin của nó so với trạng thái cơ bản cũng như năng lượng dịch chuyển thấp. Mặc dù trạng thái đồng phân là một trạng

thái đơn giản (simple state) nhưng sự tồn tại của nó cũng như các đặc trưng lượng tử

liên quan có thể được giải thích bằng rất nhiều mẫu cấu trúc hạt nhân khác nhau như:

mẫu vỏ, mẫu biến dạng, mẫu tập thể,… Trạng thái đồng phân có thể hình thành thông

qua phản ứng hạt nhân gây bởi các loại hạt khác nhau. Trong thực nghiệm, người ta

để

thường quan tâm đến tỷ số tiết diện hình thành nên trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản ⁄ hay đối với trường hợp chùm hạt gây phản ứng có năng lượng biến đổi liên tục thì đại lượng này là tỷ số giữa suất lượng hình thành nên trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản ⁄ (trong nhiều trường hợp còn được tính bằng ⁄ cập đến suất lượng hình thành nên trạng thái có spin cao và trạng thái có spin thấp), tỷ

số này được gọi là tỷ số đồng phân, ký hiệu là IR.

Tỷ số đồng phân có thể cho chúng ta những thông tin quan trọng về cấu trúc

mức năng lượng của hạt nhân cũng như cơ chế phản ứng. Bằng việc so sánh tỷ số đồng

phân xác định bằng thực nghiệm và tỷ số đồng phân tính toán bằng lý thuyết theo mẫu

thống kê của Huizenga và Vandenbosch, chúng ta có thể thu được thông tin quan trọng

về sự phụ thuộc vào spin của mật độ mức hạt nhân.

Trong khuôn khổ luận văn này, chúng tôi lựa chọn nghiên cứu tỷ số suất lượng đồng phân trong phản ứng quang hạt nhân của Europium tự nhiên gây bởi chùm bức xạ hãm có năng lượng cực đại trong vùng cộng hưởng lưỡng cực khổng lồ. Cụ thể, phản ứng mà chúng tôi quan tâm là 153Eu(, n)152m1,m2Eu gây bởi chùm bức xạ hãm có năng lượng cực đại 17 MeV và 20.3 MeV. Sở dĩ, chúng tôi chọn phản ứng này là vì hạt nhân 153Eu và 152Eu là các hạt nhân biến dạng được thể hiện qua việc tiết diện phản ứng quang hạt nhân 153Eu(, n)152Eu có hai đỉnh. Ngoài ra, các trạng thái đồng phân trong hạt nhân 152Eu cũng có các tham số biến dạng khác nhau. Chính vì thế, số liệu về tỷ số đồng phân trong phản ứng này cũng sẽ cung cấp những thông tin quan trọng về

Vật lý hạt nhân 3

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

sự ảnh hưởng của tham số biến dạng vào xác xuất kích thích các trạng thái đồng phân.

Phương pháp được sử dụng trong nghiên cứu của chúng tôi là phương pháp kích hoạt. Thí nghiệm được tiến hành trên máy gia tốc điện tử Microtron MT-25, tại phòng thí

nghiệm về phản ứng hạt nhân Flerov, Viện liên hợp nghiên cứu hạt nhân Dubna, Nga.

Các số liệu thực nghiệm được cung cấp bởi nhóm nghiên cứu của GS.TS.Trần Đức

Thiệp hiện đang công tác tại Trung tâm Vật lý Hạt nhân - Viện Vật lý

Bản luận văn với đề tài “Nghiên cứu tỷ số suất lượng đồng phân trong phản ứng

quang hạt nhân của Europium tự nhiên gây bởi chùm bức xạ hãm có năng lượng cực

đại trong vùng cộng hưởng khổng lồ”, gồm có 3 chương :

Chƣơng 1: Tổng quan l thuyết về phản ứng quang hạt nhân, hiện tượng đồng

phân hạt nhân và tỷ số suất lượng đồng phân.

Chƣơng 2: Trình bày phương pháp và kỹ thuật thực nghiệm sử dụng trong việc

xác định tỷ số suất lượng đồng phân.

Chƣơng 3: Kết quả thu được về tỷ số suất lượng đồng phân của phản ứng quang hạt nhân153Eu(,n)152m1,m2Eu gây bởi chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 20,3MeV và 17MeV.

Vật lý hạt nhân 4

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

CHƢƠNG I: PHẢN ỨNG QUANG HẠT NHÂN

1.1. Phản ứng quang hạt nhân 1.2. Khái niệm trạng thái đồng phân hạt nhân 1.3. Dịch chuyển gamma

1.4. Cấu trúc hạt nhân và sự hình thành trạng thái đồng phân

1.5. Tỷ số suất lƣợng đồng phân hạt nhân

1.1. Phản ứng quang hạt nhân 1.1.1. Khái niệm về phản ứng quang hạt nhân

Bức xạ gamma là bức xạ điện từ. Tùy thuộc vào năng lượng của nó khi đi vào

môi trường vật chất, tia gamma tương tác với hạt nhân hay nguyên tử trong môi trường

vật chất và có thể gây ra các hiện tượng khác nhau như: quang điện, Compton, tạo cặp…hay gây ra phản ứng hạt nhân và thường được gọi là phản ứng quang hạt nhân.

Xét phản ứng quang hạt nhân:

(1.1)

Trong đó hạt tới là lượng tử gamma, A là hạt nhân bia, B là hạt nhân sản phẩm hay

còn gọi là hạt nhân dư và dừng lại trong bia, b là các hạt nhẹ hoặc bức xạ phát ra.

Phản ứng quang hạt nhân là phản ứng ngưỡng, tức là chỉ xảy ra khi năng lượng

của photon tới lớn hơn một giá trị nào đó, hay còn gọi là năng lượng ngưỡng của phản

ứng hạt nhân. Vì vậy cần phải có các chùm photon có năng lượng và cường độ đủ lớn

để gây phản ứng. Trong thực tế người ta thường dùng chùm bức xạ hãm sinh ra khi

các electron được gia tốc với năng lượng lớn tương tác với các bia nặng (ví dụ như W,

Pb, Ta…). Đặc điểm của chùm bức xạ hãm là có phổ liên tục, thông lượng lớn. Năng

lượng cực đại của bức xạ hãm bằng năng lượng của chùm hạt tích điện được gia tốc, vì

vậy có thể tạo ra chùm bức xạ hãm có thông lượng lớn và năng lượng có thể lên tới hàng GeV bằng các máy gia tốc.

Cũng như các phản ứng hạt nhân dưới tác dụng của các hạt tích điện và nơtron,

phản ứng quang hạt nhân phụ thuộc mạnh vào năng lượng của chùm lượng tử gamma tới. Tùy theo năng lượng photon tới, phản ứng quang hạt nhân phát xạ nơtron, proton hoặc các loại hạt khác tương ứng với nhiều loại phản ứng khác nhau như: phản ứng đơn giản: (γ, n), (γ, p); phản ứng sinh nhiều nơtron (γ,xn); phản ứng photospallation (γ,

xnyp); phản ứng tạo pion (γ,πxn); phân hạch hạt nhân (γ, f); hiện tượng phân mảnh

(γ,fr)…[16,23].

Vật lý hạt nhân 5

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

1.1.2. Các định luật bảo toàn trong phản ứng quang hạt nhân

Khi một phản ứng quang hạt nhân xảy ra sẽ bị chi phối bởi các định luật bảo

toàn [4,13]:

Định luật bảo toàn điện tích và số baryon: trong phản ứng quang hạt nhân, tổng điện

tích của hạt tới tham gia phản ứng bằng với tổng điện tích của các hạt sản phẩm. Và

trong bất kỳ phản ứng quang hạt nhân nào, tổng số baryon phải là một hằng số. Định

luật bảo toàn số baryon cho phép giải thích tính bền vững của proton.

Định luật bảo toàn năng lượng: Năng lượng toàn phần trước phản ứng và sau phản

(1.2)

ứng bằng nhau. Đối với quá trình (1.1) định luật bảo toàn năng lượng được viết:

trong đó E01, E02 lần lượt là tổng năng lượng nghỉ của các hạt trước và sau phản ứng. Còn T1, T2 lần lượt là tổng động năng của các hạt trước và sau phản ứng.

Định luật bảo toàn moment động lượng: trong phản ứng A(γ,b)B, gọi ⃗⃗⃗⃗ , ⃗⃗⃗⃗ , ⃗⃗⃗⃗ , ⃗⃗⃗⃗ là moment động lượng của các hạt tham gia phản ứng, định luật bảo toàn moment động

lượng được viết:

⃗⃗⃗⃗ ⃗⃗⃗⃗ ⃗⃗⃗⃗ ⃗⃗⃗⃗ (1.3)

Định luật bảo toàn moment góc: tổng moment góc của các hạt tham gia phản ứng là

bảo toàn cũng như thành phần hình chiếu lên phương được chọn. Áp dụng cho phản

ứng A(γ,b)B ta có:

(1.4) ⃗⃗⃗⃗ + ⃗⃗⃗ + ⃗⃗⃗⃗⃗ ⃗⃗⃗⃗⃗ = ⃗⃗⃗ + ⃗⃗⃗ +

với ⃗⃗⃗ , ⃗⃗⃗ , ⃗⃗⃗ , ⃗⃗⃗ là spin tương ứng với các hạt tham gia phản ứng. Các spin này có thể đo bằng thực nghiệm hoặc tính toán (dùng mẫu vỏ). Proton, notron có spin là ½, các

hạt nhân chẵn-chẵn có spin bằng không.... Spin của hạt nhân là moment góc riêng của ⃗⃗⃗⃗⃗ là moment góc quỹ đạo của các ⃗⃗⃗⃗⃗ ,

hạt nhân ở trạng thái cơ bản. Các đại lượng cặp hạt tương ứng, đặc trưng cho chuyển động tương đối giữa các hạt. Momen quỹ đạo góc nhận các giá trị nguyên (0,1,2....).

Định luật bảo toàn chẵn lẻ: Trong tương tác điện từ và tương tác mạnh, tính chẵn lẻ được bảo toàn. Phản ứng quang hạt nhân cũng thuộc vào các loại tương tác này, nên định luật bảo toàn chẵn lẻ cũng có giá trị. Xét phản ứng A(γ,b)B, định luật bảo toàn chẵn lẻ được viết:

(1.5)

Vật lý hạt nhân 6

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Pγ, PA, PB, Pb là tính chẵn lẻ riêng tương ứng với từng hạt tham gia phản ứng. Cũng như các định luật bảo toàn khác, định luật bảo toàn chẵn lẽ dẫn đến quy tắc chọn lọc làm giới hạn các phản ứng có thể xảy ra.

Định luật bảo toàn spin đồng vị: Phản ứng A(γ,b)B cũng tuân theo định luật bảo toàn spin đồng vị ⃗ . Theo định luật này thì spin toàn phần của các hạt trước và sau phản ứng bằng nhau:

⃗⃗⃗ ⃗⃗⃗ ⃗⃗⃗⃗ ⃗⃗⃗⃗ (1.6)

Spin đồng vị đặc trưng cho mức hạt nhân, các hạt nhân ở các trạng thái năng lượng khác nhau thì có spin đồng vị khác nhau, thay đổi từ Tmin=(N-Z)/2 đến Tmax=A/2. Trạng thái cơ bản và trạng thái kích thích yếu nhận giá trị spin đồng vị thấp nhất.

Các định luật bảo toàn đưa ra giới hạn nhất định đối với phản ứng quang hạt nhân, và do đó cho phép chúng ta viết ra được chính xác các phản ứng quang hạt nhân

có thể xảy ra và có được các thông tin quan trọng về các đặc tính của các hạt tham gia

phản ứng và các hạt sản phẩm.

1.1.3. Tiết diện và suất lƣợng của phản ứng quang hạt nhân

1.1.3.1. Tiết diện phản ứng quang hạt nhân Tiết diện phản ứng là thước đo xác suất để phản ứng hạt nhân xảy ra.

A = (,n)+(,p)+(,xn) +(,xnyp)+ (,xn) + (,f)+ (,fr) (1.7)

i

i

g n ứ n ả h p n ệ d t ế T

E(MeV)

100

10

III

1 I

II

IV

Tiết diện toàn phần của phản ứng quang hạt nhân bao gồm [16]: T

Hình 1.1. Sự phụ thuộc của tiết diện phản ứng quang hạt nhânvào năng lượng photon.

Trong vùng I năng lượng photon dưới ngưỡng của phản ứng (,n) do đó chỉ có

các tán xạ đàn hồi và không đàn hồi của photon, đường cong tiết diện đôi khi có các

cực đại là do sự dịch chuyển giữa các mức của hạt nhân bia.

Vật lý hạt nhân 7

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Vùng II tương ứng với việc hạt nhân hấp thụ photon và bị kích thích lên các

trạng thái kích thích đơn hạt liên tục nhưng các mức năng lượng vẫn còn tách rời nhau.

Vùng III tương ứng với sự chồng chập các mức của hạt nhân hợp phần. Sự hấp

thụ photon dẫn đến hình thành trạng thái hạt nhân hợp phần, các hạt nhân này có thể

phân rã theo nhiều cách ví dụ như phát xạ nơtron, proton, bức xạ gamma…. Tiết diện

phản ứng quang hạt nhân đạt cực đại và có dạng hình gauss được gọi là cộng hưởng

khổng lồ với năng lượng photon trong khoảng từ 5 MeV đến 35 MeV. Đặc trưng tiêu

biểu của cộng hưởng này là độ rộng nửa cực đại lớn và được giải thích theo các quan

điểm sau:

 Goldhaber và Teller giả thiết dao động hạt nhân gây bởi trường điện từ của

lượng tử gamma. Một photon với năng lượng Eγ có bước sóng:

(1.8)

trong đó, được tính theo cm và Eγ được tính theo MeV, h là hằng số Plăng, c là vận

tốc ánh sáng. Kết quả là, tất cả các proton trong hạt nhân đều phải có cùng pha với

trường điện từ của lượng tử gamma và vectơ điện E phải dịch chuyển chúng theo cùng

một hướng. Toàn bộ proton trong hạt nhân dịch chuyển tương đối với toàn bộ nơtron

gây nên sự phân cực của hạt nhân, tạo thành dao động hạt nhân lưỡng cực. Có thể d

dàng đánh giá sự phụ thuộc của tần số cộng hưởng khổng lồ vào số khối A. Tần số

cộng hưởng ω0 được xác định bởi độ cứng k và khối lượng vật dao động m (

√ ). Trong cơ chế của dao động lưỡng cực (còn gọi là mô hình Goldhaber – Teller)

vai trò của lực phục hồi được thay thế bởi tương tác của các nucleon chuyển dời với hạt nhân. Số nucleon như vậy tỷ lệ thuận với diện tích bề mặt hạt nhân(~ R2) và khối lượng các nucleon dao động tỷ lệ thuận với (~R3). Do đó, ta có :

ω √ √ (1.9)

Goldhaber đã tính được hệ số tỷ lệ là 35, khi đó: (Eγ)res = 35.A-1/6MeV [13].

 Trong mô hình Steinwedel – Jensen về vùng cộng hưởng khổng lồ, các chất

lỏng proton và nơtron là hai chất lỏng thâm nhập vào nhau có thể nén được, chuyển

động trong một bề mặt cố định của hạt nhân ban đầu. Sau đó trường photon tới tạo nên

Vật lý hạt nhân 8

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

hai sự thay đổi khác nhau cho mật độ proton ρp và mật độ nơtron ρn bên trong hạt

nhân, trong khi đó phân bố khối lượng toàn phần của các nucleon không bị xáo trộn

bởi dao động của các chất lỏng proton và nơtron. Mấu chốt của l thuyết là ở ch có

lực hồi phục tỷ lệ thuận với số hạng đối xứng trong công thức khối lượng Weizsacker,

gây ra xu hướng trở về các giá trị ρp và ρn thông thường. Do đó, tần số dao động được

dự đoán bởi mô hình này như sau:

(1.10)

Các tính toán cho thấy hệ số tỷ lệ là 60, do đó năng lượng cộng hưởng được

tính bằng: (Eγ)res = 60.A-1/3MeV [31].

Hai mô hình của dao động lưỡng cực (G.T. model và S.J. model) dự đoán sự phụ thuộc của cộng hưởng lưỡng cực khổng lồ vào A là A-1/3 và A-1/6. So sánh các tính

toán này với số liệu thực nghiệm đưa đến công thức gần đúng tính năng lượng cộng

hưởng sau [13, 31]:

Eres = 31.2A-1/3 + 20.6A-1/6 (1.11)

với Eres được tính bằng MeV. Theo gần đúng này, vị trí của cộng hưởng lưỡng cực

khổng lồ các hạt nhân có số khối từ 16 đến 250 biến thiên trong dải năng lượng từ 25,5

MeV xuống 13,5 MeV. Đối với các hạt nhân nặng có thể dùng biểu thức đơn giản sau

[13]:

Eres = 78A-1/3 (MeV) (1.12)

Tiết diện phản ứng (xác suất xảy ra phản ứng trên một hạt nhân trong một giây khi thông lượng của dòng hạt tới bằng 1 hạt/cm2/giây) của cộng hưởng khổng lồ có thể

tính gần đúng bằng công thức Lorent (đối với hạt nhân nhẹ) [31]:

(1.13)

trong đó, E0 là năng lượng cộng hưởng;  là độ rộng cộng hưởng (≈ 4 ÷8 MeV); 0 là

giá trị tiết diện cực đại. So sánh tiết diện hấp thụ quang hạt nhân toàn phần quan sát

được và các tiên đoán l thuyết cho thấy sự hấp thụ lưỡng cực đóng vai trò chính trong

vùng cộng hưởng khổng lồ.

Vật lý hạt nhân 9

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Vùng IV tương ứng với photon có năng lượng lớn hơn vùng năng lượng cộng

hưởng khổng lồ cho đến hàng trăm MeV, đây là vùng xảy ra nhiều quá trình phức tạp như hiệu ứng giả đơtron (quasi-deuteron), phát xạ pion.... Trong vùng năng lượng giữa

cộng hưởng khổng lồ và ngưỡng pion (30 ÷ 140 MeV) khi đó bước sóng của photon

tới gần với khoảng cách giữa các nucleon bên trong hạt nhân, khi đó quá trình cặp

nơtron- proton (dưới dạng giả đơtron) trong hạt nhân bia hấp thụ photon trở thành quá

trình chiếm ưu thế, và quá trình này thường phát triển thành thác lũ (cascade). Đối với

vùng năng lượng trên ngưỡng pion (> 140 MeV ) tương tác giữa photon và các

nucleon riêng lẻ bên trong hạt nhân dẫn tới đồng khối  được tạo ra bên trong hạt nhân

bia, đồng khối này phân rã thành một pion và một nucleon, quá trình này cạnh tranh

với quá trình hấp thụ photon của các giả đơtron. Tán xạ của các pion và các nucleon giật lùi cũng như sự hấp thụ các pion bên trong hạt nhân bia tạo thành một thác lũ các

nucleon (intranuclear cascade) bên trong hạt nhân và dẫn tới sự phát xạ các nơtron

cũng như proton và các pion. Các hạt này cũng phát triển thành quá trình thác lũ nối

tầng.

1.1.3.2. Suất lƣợng phản ứng quang hạt nhân

Suất lượng của phản ứng là số phản ứng xảy ra trên bia trong một đơn vị thời

gian. Suất lượng của phản ứng hạt nhân ký hiệu là Y [hạt/s], trong trường hợp chùm

hạt đơn năng, suất lượng Y được xác định theo công thức [14]:

(1.14) Y =N0..

Trong đó: N0 là số hạt nhân trên bia;  là thông lượng chùm hạt tới [hạt/cm2/s];  là tiết diện phản ứng quang hạt nhân [cm2]. Trường hợp chùm hạt tới có phổ năng lượng liên tục, gọi (E) là thông lượng

chùm bức xạ trong vùng năng lượng E, còn (E) là tiết diện phản ứng trong vùng năng

lượng E. Hàm (E).(E) được gọi là hàm hưởng ứng hay hàm kích thích trong vùng

năng lượng E. Tốc độ phản ứng, đối với hạt tới có năng lượng từ E đến E+dE là dR

được xác định theo công thức:

dR = (E).(E)dE (1.15) Tốc độ phản ứng dR thực chất là số phản ứng xảy ra trên một hạt nhân trong một đơn vị thời gian do các hạt tới có năng lượng từ E đến E+dE gây ra. Tích phân hai vế của

phương trình (1.15), ta có:

(1.16)

trong đó R chính là tốc độ phản ứng hay số phản ứng xảy ra trên một hạt nhân bia

trong một đơn vị thời gian.

Vật lý hạt nhân 10

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Xét trường hợp phản ứng có ngưỡng là Eth, chùm bức xạ tới có năng lượng cực đại là Emax. Do tiết diện phản ứng bằng không khi năng lượng chùm hạt tới nhỏ hơn ngưỡng của phản ứng. Khi đó biểu thức (1.16) được viết lại như sau:

(1.17)

Khi đó suất lượng phản ứng hạt nhân Y, được xác định theo công thức:

(1.18)

1.2. Khái niệm trạng thái đồng phân hạt nhân

Theo giả thuyết của Weisacker, một cặp đồng phân là một hạt nhân tồn tại ở hai

trạng thái. Một trong hai trạng thái là trạng thái kích thích giả bền (metastable state), trạng thái này có thời gian sống đủ dài (  10-9 giây) chính là trạng thái đồng phân. Các hạt nhân có cùng khối lượng và điện tích, nhưng khác nhau bởi một số tính chất, ví dụ

như chu kỳ bán rã, trạng thái spin, chẵn lẻ được gọi là những đồng phân.

Hiện tượng đồng phân hạt nhân lần đầu tiên được Hahn phát hiện năm 1921. ng tìm ra chất phóng xạ UZ1, hạt nhân này đồng phân và đồng khối với một hạt nhân UX2, nhưng chúng có các đặc tính phóng xạ khác nhau. Cả hai chất đều là kết quả của

),và đều tạo nên từ hạt nhân sự phân rã beta của cùng một nguyên tố UX1 (

, nhưng có thời gian sống khác nhau: UZ1 có thời gian sống là 1,22 phút, còn

UX2 có thời gian sống là 6,7 giờ [13 .

β -

UZ2

UX1

β -

UX2

Sự phát hiện ra phóng xạ nhân tạo vào năm 1934, đặc biệt là sự phát triển của

phương pháp tạo ra đồng vị phóng xạ bằng quá trình bắn phá nơtron vào các bia hạt nhân bền đưa đến sự phát hiện thêm nhiều trường hợp đồng phân hạt nhân. Năm 1935,

I. Kurchatov và cộng sự đã làm thí nghiệm với brom. Họ đã phát hiện ra đồng vị

có hai chu kỳ bán rã khác nhau (18 phút và 4,4 giờ). Sự tồn tại hai giá trị chu kỳ bán

rã, chỉ có thể giải thích được khi giả thiết rằng hạt nhân được tạo thành ở hai

Vật lý hạt nhân 11

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

trạng thái đồng phân khác nhau: một trạng thái cơ bản, và một trạng thái kích thích có

thời gian sống khá dài (giả bền).

Trong một số trường hợp, hạt nhân có thể có hai trạng thái giả bền và quan sát

được ba chu kỳ bán rã. Một trong những hạt nhân như vậy là , phát xạ electron

với các chu kỳ bán rã 60 ngày, 20 phút và 93 giây. Hiện tượng đồng phân cũng xuất

hiện dưới dạng một số chu kỳ bán rã cho sự tự phân hạch của hạt nhân. Ví dụ như hạt nhân 242Am, trong trạng thái đồng phân trải qua phân rã tự phát với T1/2 = 1.4×10-2 giây, trong khi T1/2 của trạng thái cơ bản là 108 năm.

Trạng thái giả bền cũng có thể quan sát ở các hạt nhân bền β. Khi đó, trạng thái

nửa bền giải kích thích bằng cách phát xạ lượng tử gamma và biến hoán electron. Một

ví dụ về đồng phân bền β là hạt nhân , có một mức năng lượng nửa bền là 0.393

MeV và thời gian sống là 104 phút.

Trạng thái đồng phân hạt nhân được tạo thành bằng nhiều cách khác nhau như

từ sự kích thích điện từ, từ các phản ứng hạt nhân, ngoài ra sự va chạm không đàn hồi của các hạt e-, p, và d cũng có thể kích thích hạt nhân lên các trạng thái tương tự. Trong đa số trường hợp, quá trình hình thành trạng thái đồng phân hạt nhân xảy ra

theo hai bước: bước thứ nhất là sự hình thành trạng thái hạt nhân kích thích cao và sau

đó là sự phân rã từ các trạng thái này xuống các trạng thái giả bền bằng quá trình phân

rã nối tầng. Khi hạt nhân bắt một hạt nào đó (n, p, ) thì quá trình tạo hạt nhân đồng

phân trực tiếp cũng không thể xảy ra vì hạt nhân sau thời điểm bắt thường tồn tại ở

trạng thái kích thích có năng lượng cỡ vài MeV, năng lượng này lớn hơn nhiều so với

năng lượng của một trạng thái đồng phân. Ngoài ra, cũng cần phải lưu rằng sự kích

thích của các bức xạ điện từ không thể hình thành một cách trực tiếp các trạng thái

đồng phân bởi vì chính các quy tắc chọn lọc đảm bảo cho sự tồn tại của các trạng thái

nửa bền cũng sẽ ngăn cấm một hạt nhân ở trạng thái cơ bản sau khi hấp thụ một bức xạ

điện từ tương ứng có thể chuyển lên các trạng thái nửa bền.

Sự hình thành các trạng thái đồng phân có liên quan đến xác suất dịch chuyển gamma giữa các trạng thái và các quy tắc chọn lọc cũng như cấu trúc của hạt nhân.

Các vấn đề này sẽ được trình bày ở phần sau để giải thích rõ hơn về sự hình thành các trạng thái đồng phân.

1.3. Dịch chuyển gamma

Dịch chuyển gamma là quá trình hạt nhân chuyển từ trạng thái kích thích có

năng lượng cao xuống trạng thái kích thích có năng lượng thấp hoặc trạng thái cơ bản

Vật lý hạt nhân 12

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

bằng cách phát ra một bức xạ điện từ gọi là bức xạ gamma. Năng lượng của bức xạ

gamma bằng hiệu năng lượng của 2 mức dịch chuyển [13]:

(1.19)

Trong đó là bước sóng của bức xạ gamma; Ed, Ec là năng lượng trạng thái đầu và trạng thái cuối trong dịch chuyển.

Vì các mức năng lượng hạt nhân là gián đoạn nên phổ gamma do các hạt nhân phát ra là phổ vạch. M i hạt nhân phát ra một số vạch gamma có năng lượng hoàn toàn xác định đặc trưng cho hạt nhân đó. Thí dụ Co60 phát ra vạch gamma năng lượng 1,17MeV và 1,33MeV còn Cs137 phát bức xạ gamma 661,65 KeV.

Bình thường hạt nhân nằm ở trạng thái cơ bản. Trạng thái kích thích của hạt

nhân có thể hình thành từ phản ứng hạt nhân, trong quá trình kích thích Coulomb hạt nhân bởi các hạt tích điện hoặc có thể được hình thành do quá trình phân rã alpha hoặc

beta...Hạt nhân con tạo thành ở trạng thái kích thích trở về trạng thái cơ bản bằng cách

phát ra một số bức xạ gamma có năng lượng đặc trưng cho hạt nhân đó. Cạnh tranh

với quá trình bức xạ gamma là quá trình biến hoán nội và biến hoán tạo cặp.

1.3.1. Bức xạ đa cực điện và bức xạ đa cực từ trong các hệ lƣợng tử.

Tùy theo quá trình xảy ra bên trong hạt nhân liên quan tới dịch chuyển gamma

người ta chia dịch chuyển gamma thành dịch chuyển điện và dịch chuyển từ. Hay bức

xạ phát ra được phân thành bức xạ điện và bức xạ từ. Dịch chuyển liên quan tới sự sắp

xếp lại điện tích bên trong hạt nhân được gọi là dịch chuyển điện và ký hiệu bằng chữ

“E”. Còn dịch chuyển liên quan tới sự sắp xếp lại momen từ bên trong hạt nhân được

gọi là dịch chuyển từ, được ký hiệu bằng chữ “M”. Dùng ký hiệu EL, ML để chỉ loại

dịch chuyển điện, dịch chuyển từ có độ đa cực L.

Dịch chuyển E1 được gọi là dịch chuyển lưỡng cực điện, bức xạ gamma phát ra

trong trường hợp này gọi là bức xạ lưỡng cực điện.

Dịch chuyển E2 được gọi là dịch chuyển tứ cực điện

Dịch chuyển E3 được gọi là dịch chuyển bát cực điện Dịch chuyển M1 được gọi là dịch chuyển lưỡng cực từ Dịch chuyển M2 được gọi là dịch chuyển tứ cực từ

Dịch chuyển M3 được gọi là dịch chuyển bát cực từ

1.3.2. Dịch chuyển giữa các trạng thái của hạt nhân

Theo lý thuyết nhi u loạn xác suất dịch chuyển P từ trạng thái lượng tử đầu được mô tả bởi hàm sóng ψd đến trạng thái cuối được mô tả bởi hàm sóng ψc được xác định theo công thức [13]:

Vật lý hạt nhân 13

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

là yếu tố ma trận dịch chuyển của toán tử Hamilton H, là

(1.20) |M|2

Trong đó ∫ toán tử tương tác của trường điện từ với các nucleon tham gia dịch chuyển.

dn/dE là mật độ của trạng thái cuối và tương ứng là hàm sóng của trạng thái cuối và đầu của hạt nhân Hàm sóng ở trạng thái đầu và trạng thái cuối trong hệ tọa độ cầu phụ thuộc vào

các số lượng tử quỹ đạo L (độ đa cực của dịch chuyển) và số lượng tử từ.

Thay biểu thức của M vào công thức (1.20) và khai triển theo chu i Taylor của

ta có công thức sau đối với dịch chuyển đa cực điện:

)

∑ ( ∑ (1.21)

Đối với dịch chuyển đa cực từ:

)

Trong đó R, là bán kính hạt nhân và bước sóng của bức xạ gamma phát ra trong quá

∑ ( ∑ (1.22)

)

trình dịch chuyển. Và (

là xác suất dịch chuyển tương ) và (

ứng với dịch chuyển điện và dịch chuyển từ có tính đa cực bậc L.

Chu kỳ bán rã của một trạng thái tỷ lệ nghịch với xác suất phân rã P của trạng

Chu i (1.20) và (1.21) là chu i hội tụ vì .

. Từ các công thức thái đó xuống trạng thái có năng lượng thấp hơn, ta có: T1/2

(1.21) và (1.22) ta có thể rút ra một số kết luận về xác suất dịch chuyển gamma như

sau:

(1). Độ đa cực L tăng thì xác xuất dịch chuyển gamma giảm, thời gian bán rã

tăng. Tức là các dịch chuyển với độ đa cực cao bị cấm mạnh hơn các dịch

chuyển với độ đa cực thấp.

(2). Cùng tính đa cực, tức khi L không đổi, xác suất dịch chuyển từ nhỏ hơn xác suất dịch chuyển điện.

1.3.3. Quy tắc chọn lọc trong dịch chuyển gamma

Dịch chuyển gamma phải tuân theo quy tắc bảo toàn momen động lượng toàn

phần và bảo toàn chẵn lẻ:

Tính đa cực của dịch chuyển phụ thuộc vào spin của trạng thái đầu và trạng thái

cuối dịch chuyển theo hệ thức sau [13]:

(1.23) Jc–Jd  L  Jc + Jd

Vật lý hạt nhân 14

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Trong đó Jc và Jd là spin của trang thái cuối và trạng thái đầu của hạt nhân trong dịch chuyển gamma. Biểu thức (1.23) được suy ra từ định luật bảo toàn momen động lượng toàn phần trong dịch chuyển gamma: ⃗⃗⃗ ⃗⃗ ⃗ (1.24) Trong đó ⃗⃗⃗ , ⃗⃗ lần lượt là vector spin trạng thái đầu và trạng thái cuối trong

dịch chuyển, còn ⃗ là momen động lượng của bức xạ gamma phát ra.

Do L > 0 nên theo (1.23) nhận thấy rằng không có dịch chuyển gamma giữa hai

trạng thái của hạt nhân đều có spin bằng 0, hay nói cách khác dịch chuyển 0 – 0 là dịch

chuyển cấm.

Và trong dịch chuyển gamma độ chẵn lẻ được bảo toàn. Tính chẵn lẻ của dịch chuyển điện và dịch chuyển từ phụ thuộc vào tính đa cực của dịch chuyển theo công

thức sau:

(1.25) Bức xạ điện: E = (-1)L

(1.26) Bức xạ từ: M = (-1)L+1

Định luật bảo toàn chẵn lẻ đối với bức xạ điện là:

(1.27)

Định luật bảo toàn chẵn lẻ đối với bức xạ từ là:

(1.28)

Dựa vào định luật bảo toàn momen động lượng toàn phần và bảo toàn chẵn lẻ

để xác định độ đa cực và loại dịch chuyển. Ngược lại bằng thực nghiệm xác định được

độ đa cực và loại dịch chuyển có thể xác định được chẵn lẻ và spin của trạng thái cuối

khi biết chẵn lẻ và spin của trạng thái đầu dịch chuyển.

Như vậy độ đa cực của dịch chuyển gamma có thể được xác định bởi spin và độ

chẵn lẻ của các mức đầu và cuối. Nếu spin của một trong các mức bằng 0 thì dịch chuyển chỉ do một đa cực. Trên hình 1.2 minh họa ví dụ đơn giản nhất với hạt nhân 18Ar36 ở mức cơ bản với J0 = 0+ và 2 mức kích thích thấp nhất với J1 = 2+, J2 = 3-. Trong trường hợp này có hai dịch chuyển gamma là dịch chuyển điện E3 (L = 3) và

E2 (L = 2).

Vật lý hạt nhân 15

3-

E3

2+

E2

0+

18Ar36

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình 1.2. Các dịch chuyển đa cực từ các trạng thái kích thích thấp nhất của hạt nhân 18Ar36 [4]

Ta hãy xem xét hai ví dụ phức tạp hơn trên hình 1.3. Trên hình 1.3 a, lượng tử

photon có độ chẵn lẻ dương còn mômen qũy đạo hoặc bằng 1 hoặc bằng 0. Do đó dịch chuyển là tổ hợp E2 + M1. Các photon của hai đa cực này sinh ra với cường độ xấp xỉ

bằng nhau vì theo (1.21) và (1.22) mức độ cấm đối với chúng cùng bậc. Trên hình

1.3b, dịch chuyển là tổ hợp E1 + M2. Tuy nhiên dịch chuyển M2 bị cấm mạnh hơn

1/2+

E2+M1

E1

3/2-

1/2- 3/2-

a

b

dịch chuyển E1, do đó thực tế chỉ có dịch chuyển E1.

Hình 1.3. Các dịch chuyển với độ đa cực khác nhau khi spin trạng thái đầu và trạng

thái cuối khác 0 [4]

Trong trường hợp spin giữa 2 trạng thái lệch nhau nhiều, khi đó theo biểu thức

(1.23) tính đa cực của bức xạ gamma lớn. Khi tính đa cực của bức xạ gamma lớn dẫn

tới xác suất dịch chuyển nhỏ và thời gian sống tăng, đây chính là nguyên nhân xuất

hiện trạng thái đồng phân.

Trong hình 1.4 là sơ đồ phân rã của đồng vị phóng xạ 106Ag47. Ta nhận thấy có một trạng thái đồng phân 106mAg47 với spin, chẵn lẻ là 6+, chu kỳ bán rã là 8,28 ngày còn trạng thái cơ bản không bền106gAg47có spin, chẵn lẻ là 1+, chu kỳ bán rã là 23,96 phút (hai trạng thái có sự sai khác lớn về spin). Trạng thái đồng phân của hạt nhân này đã được chúng tôi quan tâm và nghiên cứu [29,30].

Vật lý hạt nhân 16

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình 1.4. Sơ đồ phân rã của đồng vị phóng xạ 106Ag47

1.4. Cấu trúc hạt nhân và sự hình thành trạng thái đồng phân

1.4.1. Mẫu vỏ hạt nhân

Trong mẫu vỏ người ta coi các hạt nhân có dạng cầu. Cơ sở xây dựng mẫu vỏ là trường thế hạt nhân tự hợp. Trạng thái của nucleon trong trường thế tự hợp được đặc

trưng bởi 4 số lượng tử n, , j, mj. Trong đó n là số lượng tử nhận các giá trị 1, 2, 3, …

xác định phân bố các mức năng lượng, n càng lớn thì mức năng lượng càng cao.  là số

lượng tử qũy đạo, nhận các giá trị 0, 1, 2, ….. Các trạng thái ứng với  = 0, 1, 2, 3, …

được ký hiệu tương ứng là s, p, d, f, … Mômen toàn phần của nucleon j =   1/2 có

thể nhận các giá trị bán nguyên 1/2, 3/2, 5/2, …. Cuối cùng, mj là hình chiếu của j, nhận các giá trị mj = -j, -j + 1, …., j – 1, j, nghĩa là có 2j + 1 giá trị của m. Một mức

năng lượng nucleon trong hạt nhân thường được ký hiệu bởi 3 số lượng tử n, , j.

Chẳng hạn 1d5/2 ký hiệu mức năng lượng với n = 1,  = 2 (trạng thái d) và j = 5/2. Tính

chẵn lẻ của mức năng lượng được xác định bởi số lượng tử qũy đạo  [4].

Năm 1949 Goeppert-Mayer và Jansen đề nghị một mô hình có tính đến liên kết

spin-quỹ đạo với hố thế có dạng:

(1.29) V = V(r) + U(r). ⃑ ⃑

Trong đó V(r) là hố thế xuyên tâm (ví dụ có dạng Saxon-Woods)

(1.30)

với đáy phẳng và thành bên uốn cong (Hình 1.5), a là hằng số, R là bán kính hạt nhân,

là spin nucleon còn là mômen qũy đạo, U(r) là hàm thế đối xứng tâm. Tương tự

với nguyên tử, thế U(r) có dạng:

Vật lý hạt nhân 17

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

(1.31)

V(r)

0

r

-V0

Trong đó b là hằng số tương tác spin-qũy đạo.

Hình 1.5. Dạng phụ thuộc của hàm thế tự hợp V(r) vào r theo công thức (1.30)

Đối với các mức proton cần thêm vào hố thế một hàm thế Coulomb tự hợp miêu tả sự

tương tác của hạt proton điểm với quả cầu bán kính R tích điện phân bố đều (Z–1)e:

(1.32)

Số hạng thứ hai trong công thức (1.29) miêu tả liên kết spin-qũy đạo. Năng

lượng của một mức ứng với một giá trị  cho trước có hai giá trị phụ thuộc vào sự

định hướng tương đối giữa spin và mômen qũy đạo . Khi đó một mức với  cho

trước được tách thành hai mức với các giá trị mômen toàn phần j =  + 1/2 khi và

song song nhau và j =  - 1/2 khi và phản song song nhau. Số hạng liên kết spin-

qũy đạo có thể viết tỷ lệ với - ( . ). Đối với hai định hướng giữa và ta có các giá

trị số của phần năng lượng liên kết này như sau:

(1.33)

Công thức (1.33) cho thấy hai mức năng lượng được tách ra, trong đó mức năng

lượng thấp ứng với sự định hướng song song (j =  + 1/2) và mức năng lượng cao ứng

với sự định hướng phản song song (j =  - 1/2). Như vậy việc tách một mức thành 2 mức con với j =  1/2 cho phép thay mức np thành 2 mức np3/2 và np1/2, thay mức nd

Vật lý hạt nhân 18

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

thành 2 mức nd5/2 và nd3/2, trong đó trạng thái với j cao hơn có năng lượng thấp hơn. Khoảng năng lượng tách này nhỏ đối với giá trị  thấp và tăng tỷ lệ với 2 + 1. Đối với các giá trị  4 thì hai mức con  + 1/2 và  - 1/2 tách thành hai mức cách xa nhau. Khi

đó một số mức bị tách xa và có thể chuyển từ vỏ trên xuống vỏ dưới và việc sắp xếp

3d1/2

4s1/2

4f

2g1/2

3d

1i11/2

3d5/2

2g

2g9/2

1i

1i13/2

126

3p1/2

3p

3pi3/2

2f5/2

2f

2f7/2

1h9/2

1h

1h11/2

82

3s1/2

3s

2d3/2

2d

2d5/2

1g7/2

1g

1g9/2

50

2p1/2

1f5/2

2p3/2

2p 1f

1f7/2

28

1d3/2

20

2s1/2

1d 2s

1d5/2

1p1/2

8

1p

1p3/2

1s1/2

1s

2

lại này dẫn đến các số magic mà ta cần xác định ngoài các số 2, 8, 20 [4].

Hình 1.6. Sơ đồ mức năng lượng theo mẫu vỏ một hạt đơn giản nhất [13]

Vật lý hạt nhân 19

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Bảng 1.1. Các trạng thái ứng với các lớp vỏ có tính hiệu ứng spin-qũy đạo. Số mức

đối với m i trạng thái là m = 2j + 1 và các vỏ sẽ kết thúc bởi số mức N = m [13]

Lớp vỏ Trạng thái m = 2j + 1 N = m

I 2 2 1s1/2

II 4 + 2 = 6 8 1p3/21p1/2

III 6+2+4 = 12 20 1d5/22s1/21d3/2

IV 8+4+6+2+10 = 30 50 1f7/22p3/21f5/22p1/21g9/2

V 8+6+4+2+12 = 32 82 1g7/22d5/22d3/23s1/21h11/2

VI 126 1h9/22f7/22f5/23p3/23p1/21i13/2 10+8+6+4+2+14 = 44

Mẫu vỏ giải thích được sự tồn tại của hầu hết các trạng thái đồng phân của hạt

nhân có dạng cầu. Từ hình 1.6 ta nhận thấy ở nhóm 4 khi hạt nhân ở trạng thái cơ bản 2p1/2 có spin ½ nhảy lên mức kích thích 1g9/2 là trạng thái kích thích thứ nhất có spin bằng 9/2. Những hạt nhân có neutron hay proton từ 39 đến 49 thì trạng thái kích thích

thứ nhất có spin bằng 9/2. Điều này cũng có nghĩa các hạt nhân có proton hoặc neutron

từ 39 đến 49 có thể xuất hiện trạng thái đồng phân. Thực nghiệm đã xác định nhận

định này.

Ở nhóm V trạng thái đồng phân 1h11/2 còn trạng thái cơ bản là 3p1/2. Các hạt

nhân có số neutron hay proton từ 69 đến 81 có thể có những trạng thái đồng phân.

Ở nhóm VI trạng thái đồng phân ứng với mức 1i13/2 còn trạng thái cơ bản ứng với mức 3p1/2. Các hạt nhân có số neutron hay proton từ 111 đến 125 có khả năng xuất hiện trạng thái đồng phân.

Như vậy trạng thái đồng phân xuất hiện ở các hạt nhân có số neutron hay proton

nằm dưới và gần với số magic 50, 82 và 126.

Đồng phân hạt nhân không phải là một hiện tượng hiếm gặp. Hiện đã có hơn 100 cặp đồng phân đã được phát hiện và con số này còn tiếp tục tăng. Một phân tích

thống kê về sự phân bố của các đồng phân theo số nucleon có trong chúng đưa đến những kết luận thú vị như sau. Hạt nhân với số khối A lẻ có số lượng lớn các trạng thái đồng phân; các trạng thái đồng phân bắt gặp khá thường xuyên trong hạt nhân lẻ – lẻ, trong khi chúng rất hiếm gặp với các hạt nhân chẵn – chẵn. Các quy tắc này có thể giải

Vật lý hạt nhân 20

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

thích được bằng mẫu vỏ. Sự phân bố của các đồng phân hạt nhân với số khối A lẻ

được cho trong bảng 1.2 và hình 1.7 [13] .

Bảng 1.2. Phân bố số hạt nhân đồng phân với số khối A lẻ

Số nơtron hay số proton (với hạt nhân có A lẻ) Số hạt nhân và số đồng phân 1 ÷ 37 39 ÷ 49 51 ÷ 61 63 ÷ 81 83 ÷ 97

106 58 65 69 56 Số hạt nhân Nnuc

3 36 1 34 2 Số đồng phân Niso

0,028 0,62 0,015 0,49 0,036 Niso/Nnuc

H nh 1.7. Sự phân bố của các hạt nhân đồng phân với số khối A lẻ

Như đã đề cập ở trên rằng tùy thuộc vào tính đa cực của dịch chuyển gamma,

thời gian sống của trạng thái kích thích có thể biến thiên trong những khoảng rất rộng. Do vậy, về nguyên tắc các trạng thái đồng phân cũng vậy, chúng có chu kỳ thay đối khá lớn (từ một phần của giây đến hàng nghìn năm). Ví dụ như trạng thái đồng phân 135Cs có T1/2 = 2,8×10-10 giây trong khi trạng thái đồng phân 236Np có T1/2 ≈ 5000 năm.

1.4.2. Mẫu hạt nhân biến dạng - Mẫu Nilson

Như đã trình bày ở phần trên, mẫu vỏ hạt nhân có thể mô tả rất tốt tính chất của

các hạt nhân có dạng cầu, hay nói cách khác là các hạt nhân có lớp vỏ hóa trị đóng kín tại các số nucleon magic hay là có vài nucleon hóa trị nằm ngoài lớp vỏ kín. Tuy

Vật lý hạt nhân 21

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

nhiên, khi số nucleon hóa trị tăng lên, khi đó hạt nhân không còn ở dạng cầu nữa mà bị

biến dạng.

Hình 1.8. Các biến dạng bóp méo và kéo dài của hạt nhân [2].

Độ biến dạng phổ biến của hạt nhân gắn liền với moment tứ cực Q  0, đó là

biến dạng tứ cực. Hạt nhân có thể biến đạng theo dạng “bóp dẹt” hay “kéo dài” (hình 1.8) tương ứng với tham số biến dạng β2 <0 hay β2>0. Với các hạt nhân biến dạng này, moment tứ cực điện có thể biểu di n của β2 như sau [19]:

√

(1.34)

Đối với các hạt nhân có độ biến dạng lớn, mẫu vỏ hạt nhân không còn phù hợp

để mô tả sơ đồ mức của các hạt nhân này, thay vào đó, đặc trưng của trạng thái cơ bản

và kích thích của chúng được mô tả rất tốt bằng mẫu Nilson (mẫu hạt nhân biến dạng

mang tên nhà vật l người Thụy Điển, Sven Goesta Nilson). Về cơ bản, các trạng thái

đơn nucleon trong hạt nhân biến dạng vẫn được mô tả bằng một trường thế trung bình

hạt nhân như đối với các hạt nhân cầu nhưng bán kính R của thế này không đẳng

hướng trong không gian mà phụ thuộc vào thông số biến dạng. Với mẫu Nilson, độ

biến dạng của trường thế trung bình hạt nhân được xây dựng bởi một thế dao động tử

điều hòa có tham số ω khác nhau trong ba hướng của không gian tọa độ [19 . Khi đó

) (1.35)

thế dao động điều hòa có thể viết dưới dạng

(

Nếu ta chọn trục đối xứng của hạt nhân là trục z (xem hình …) thì độ biến dạng

(

(

hạt nhân khỏi đối xứng cầu có thể biểu di n của các tần số dao động điều hòa như sau

) (1.36) )

22 Vật lý hạt nhân

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Với δ là thông số biến dạng, ω0 là tần số dao động điều hòa (ħω0 = 41A-1/3)

⁄ . Đối với trong thế cầu với δ = 0, ở đây thông số biến dạng √ ⁄

biến dạng tứ cực, Hamiltonian đơn hạt với trường thế trung bình hạt nhân có thể biểu

̅ ( ̂ ̂ ̂ ) (1.37)

di n dưới dạng

Với ̅ ⁄ , trong đó các thông số κ và η là các thông số thực nghiệm. Trong hạt nhân biến dạng, đối xứng cầu bị phá vỡ nên m i trạng thái đơn hạt

không còn suy biến theo 2j+1 hình chiếu của j mà m i mức đơn hạt được xác định bởi

một hình chiếu K của j lên trục đối xứng hạt nhân (xem hình 1.9)

Hình 1.9. Giản đồ mô tả các đại lượng J, K và θ trong mẫu Nilson

Khi đó, m i quỹ đạo Nilson được gắn với một tập các số lượng tử [ ]

Trong đó, như đã đề cập K là hình chiếu của moment góc tổng cộng lên trục đối xứng hạt nhân, N và nz là hai số lượng tử tương ứng với dao động điều hòa và Λ là hình chiếu của của moment góc quỹ đạo lên trục đối xứng của hạt nhân.

Việc sắp xếp các quỹ đạo Nilson có thể căn cứ vào thứ tự nối tiếp của các lớp j như trong mẫu vỏ theo đó các mức suy biến theo giá trị hình chiếu K tương ứng sẽ

được sắp xếp theo thứ tự tăng dần của năng lượng. Giản đồ Nilson cho vùng Z = 50 

82 và N = 82  126 được trình bày trên hình 1.10 và 1.11. Chi tiết liên quan đến việc sắp xếp giản đồ mức Nilson có thể xem trong tài liệu [19]

Vật lý hạt nhân 23

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình 1.10. Giản đồ Nilson cho vùng Z = 50  82. Trục hoành là tham số biến dạng có

giá trị gần bằng với β [14].

Vật lý hạt nhân 24

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình 1.11. Giản đồ Nilson cho vùng N = 82  126. Trục hoành là tham số biến dạng

có giá trị gần bằng với β [14].

1.4.3. Tính chất phổ của các đồng vị Eu

Các đặc trưng phổ của các đồng vị 150Eu và 152Eu được mô tả chi tiết trong bảng 1.3. Trong đó, EL là năng lượng của các mức, E là năng lượng của bức xạ gamma đặc trưng, Qs là moment tứ cực điện, β2 là giá trị của tham số biến dạng [2,32].

25 Vật lý hạt nhân

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Bảng 1.3. Các đặc trưng phổ của các đồng vị 150Eu và 152Eu

Cấu hình nucleon β2 J Đồng vị EL (keV) E(keV) I

Qs

150gEu

0 334.0 94.0 5- 1.13 0.11 (d5/2)-1(f7/2)5

150mEu

349.4 78.68

42.1 334.0 3.9 0- (0.10)

152gEu

406.5 2.77

0 121.8 28.37 3- 2.54 0.29 [ ] - [ ]

152m1Eu

964.1 14.63

45.6 121.8 7.2 0- (0.19) [ ] - [ ]

152m2Eu

841.6 14.59

147.81 89.8 72.36 (0.29) [ ] + [ ] 8-

Đối với hạt nhân lẻ-lẻ 150Eu, cấu hình của trạng thái cơ bản có một l trống proton ở quỹ đạo d5/2, trong khi đó 5 nơtron ở lớp ngoài vỏ đóng (N = 82) nằm ở quỹ đạo f7/2. Với cấu hình nucleon như thế, chúng ta đã có thể quan sát thấy hiệu ứng tập thể. Tuy nhiên, đối với hạt nhân này, chúng ta vẫn quan sát thấy cấu trúc tương ứng

với cấu hình đa hạt-l trống. Sự tồn tại trạng thái đồng phân nằm ở mức năng lượng

kích thích thấp tương ứng với sự chuyển proton lẻ lên quỹ đạo h11/2. Trong khi đó nơtron hóa trị có thể được chuyển lên các quỹ đạo h9/2 hay i13/2 [11].

Hạt nhân lẻ -lẻ 152Eu có độ biến dạng lớn, cấu trúc của nó được mô tả bằng mẫu biến dạng Nilson. Theo đó, trạng thái cơ bản của hạt nhân này tương ứng với sự liên

kết ngược chiều của hai quỹ đạo [ ] và [ ], hay có thể viết ngắn gọn là

cấu hình ( [ ] - [ ] ), trong khi đó các trạng thái đồng phân m1 và m2

[ ] ) và ( [ ] + [ ] -

tương ứng với cấu hình ( [ ] ). Spin và chẵn lẽ của các trạng thái cơ bản và đồng phân của các hạt nhân 150Eu và 152Eu được biểu di n trong bảng 1.3.

Các trạng thái đồng phân hạt nhân có thể được hình thành từ những phản ứng

hạt nhân và một trong những thông số quan trọng trong những phản ứng đó là tỷ số tiết

Vật lý hạt nhân 26

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

diện (hay tỷ số suất lượng) tạo thành trạng thái đồng phân (m) và trạng thái cơ bản

không bền (g).

1.5. Tỷ số suất lƣợng đồng phân

Tỷ số tiết diện đồng phân là vấn đề của rất nhiều nghiên cứu liên quan đến phản

ứng hạt nhân và cấu trúc hạt nhân như sự truyền mômen xung lượng, sự phụ thuộc của mật độ mức hạt nhân vào spin, sự chọn lọc trong l thyết dịch chuyển gamma, cơ chế

phản ứng…

Tỷ số đồng phân là tỷ số tiết diện tạo thành trạng thái đồng phân (σm) và trạng thái cơ bản không bền (σg). Trong trường hợp chùm hạt tới không đơn năng khi xác định tỷ số tiết diện đồng phân, thay vì đo các tiết diện có thể đo tỷ số suất lượng tạo thành trạng thái đồng phân (Ym) và trạng thái cơ bản không bền (Yg). Như vậy nó còn có thể được gọi là tỷ số suất lượng đồng phân.

(1.38)

trong đó Yi được xác định theo công thức (1.18).

Vì trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản khác nhau về spin hạt nhân, nên tỷ

số này còn được hiểu là tỷ số suất lượng tạo thành trạng thái có spin cao và trạng thái có spin thấp:

(1.39)

Đối với trường hợp sử dụng chùm bức xạ hãm, do sự liên tục của phổ năng

lượng, tỷ số suất lượng đồng phân được biểu di n như sau [4]:

(1.40)

Với Yi được xác định theo công thức (1.18).

Tỷ số này có thể xác định được bằng tính toán l thuyết hoặc bằng thực

nghiệm. Tính toán l thuyết được dựa trên mô hình thống kê của Huizenga – Vandenbosch trên cơ sở cơ chế hạt nhân hợp phần.Cơ chế này trải qua 3 giai đoạn [8,10]:

Vật lý hạt nhân 27

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

- Giai đoạn 1: Khi hạt phản ứng bay vào hạt nhân bia tạo nên hạt nhân hợp phần có

năng lượng kích thích và spin . Nếu lưu đến loại hạt gây phản ứng và momen

của nó chúng ta có thể xác định được xác suất tương đối tạo lên hạt nhân hợp phần

và spin là Pc(Ec,Jc) với năng lượng là

- Giai đoạn 2: Sau khi tạo hạt nhân hợp phần năng lượng nhận được trong quá trình

phản ứng có thể phân bố lại giữa các nucleon. Nếu một nucleon nhận được năng lượng đủ lớn thì nó sẽ bứt ra khỏi hạt nhân hợp phần. Các hạt bay ra mang theo năng lượng và xung lượng xác định. Chúng ta có thể tính được xác suất chuyển rời từ trạng thái có

spin và năng lượng đến trạng thái có năng lượng và spin là trong m i lần

bay hơi của nucleon

- Giai đoạn 3: Sau quá trình bay hơi của một vài nucleon trong hạt nhân, hạt nhân

nhận được cuối cùng là hạt nhân ở trạng thái kích thích cao có năng lượng và spin phân bố xác định. Hạt nhân này bắt đầu chuyển trạng thái kích thích về trạng thái cơ

bản thông qua việc phát xạ ra tia gamma nối tầng hoặc tia gamma đơn. Trong quá trình

phân rã này hạt nhân có thể chuyển về một trạng thái kích thích gần với trạng thái cơ

bản nhưng khác nhau nhiều về mặt spin và ở trạng thái này trong một khoảng thời gian

dài hơn thông thường (trạng thái đồng phân). Các tia gamma nối tầng được giả sử là

các bức xạ lưỡng cực. Và tỷ số đồng phân chính là tỷ số xác xuất tạo thành những hạt

nhân ở trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản:

(1.41)

Các yếu tố quan trọng để xác định tỷ số đồng phân là: (1) spin của trạng thái hạt

nhân hợp phần, (2) số lượng và loại của các bước giải kích thích của hạt nhân hợp

phần; điều này tùy thuộc vào năng lượng kích thích, (3) moment góc được mang đi sau

m i bước, (4) xác suất tạo thành các trạng thái có spin khác nhau trong các bước của

sự nối tầng, (5) spin của các trạng thái đồng phân.

Trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản khác nhau nhiều về mặt spin nên tỷ số đồng phân IR chủ yếu được xác định thông qua sự phụ thuộc vào spin của mật độ mức hạt nhân trong hạt nhân hợp phần.

Sự phụ thuộc của mật độ mức trong hạt nhân kích thích vào spin J và năng

lượng kích thích E có thể biểu di n bằng biểu thức sau [7]

(1.42)

Vật lý hạt nhân 28

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Trong đó n= 0, 5/4 , 2.

Tham số spin cut-off ( SCOP ) 𝛔 liên quan đến spin quán tính 𝛉 và nhiệt độ

(1.43)

động học t theo công thức:

Đối với phản ứng quang hạt nhân mô hình Huizenga-Vandenbosch được áp dụng

như sau:

(a) Một hạt nhân có spin J0 sau khi hấp thụ một bức xạ gamma E1 sẽ chuyển lên trạng thái kích thích trong hệ hạt nhân hợp phần A* với spin Jc = J0, J0 1. Đối với trường hợp J0 = 0 thì chỉ có trạng thái với Jc = 1 được kích thích. Xác suất hình thành hạt nhân ở trạng thái kích thích có spin Jc là:

(1.44)

(b) Trong phản ứng (γ,n), sự phân bố spin trong hệ hạt nhân hợp phần A* thay đổi do quá trình bay hơi liên tục của một hay nhiều nơtron. Xác suất dịch chuyển nơtron từ trạng thái có spin Ji đến trạng thái có spin Jfđược xác định bằng công thức:

(1.45)

ở đây, Tl(En) là khả năng xuyên qua của nơtron với mômen góc l và động năng En.

Năng lượng bay hơi En được thay bằng giá trị trung bình và được giả thiết là:

(1.46)

với giá trị của t được tính bằng công thức:

U = at2 – t (1.47)

trong đó, U là năng lượng kích thích và t là nhiệt độ nhiệt động.

(c) Nếu năng lượng kích thích còn lại nhỏ hơn ngưỡng phát hạt thì chúng ta giả thiết rằng hạt nhân dư sẽ khử kích thích chủ yếu thông qua quá trình phát bức xạ gamma E1 với năng lượng trung bình như sau:

Vật lý hạt nhân 29

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

(1.48)

với U là năng lượng kích thích còn dư (sau khi phát hạt). Xác suất dịch chuyển gamma về trạng thái có spin Jf được tính bằng công thức:

(1.49)

(d) Quá trình phát gamma nối tầng tiếp tục xảy ra cho đến khi năng lượng dư

trong hạt nhân kích thích nhỏ hơn năng lượng cut – off của tia gamma, lúc đó hạt nhân

sẽ phát ra tia gamma và chuyển về trạng thái đồng phân hoặc trạng thái cơ bản.

(e) Xác suất tương đối của quá trình hình thành cặp đồng phân được tính toán

như sau: trước hết chúng ta tính “tâm của spin” (COS) cho hai mức, đại lượng này

được định nghĩa là ( ) . Tất cả các trạng thái có spin nhỏ hơn COS

được xem là trạng thái có spin thấp, ngược lại các trạng thái có spin lớn hơn COS

được xem là các trạng thái có spin cao.

Ta có xác suất để tạo thành cặp đồng phân dược tính bằng công thức:

(1.50)

Việc làm khớp tỷ số isome tính toán bằng mẫu thống kê Huizenga-

Vandenbosch với giá trị thực nghiệm chúng ta có thể thu được thông tin về sự phụ

thuộc spin của mật độ mức hạt nhân đặc biệt là sự phụ thuộc vào tham số cut-off. Lý

thuyết Huizenga-Vandenbosch có thể được sử dụng tính toán hàm kích thích của trạng

thái isomer, từ đó chúng ta có thể thu được spin về nó.

Nhiều tác giả đã sử dụng mô hình thống kê của Huizenga – Vandenbosch để tính toán tỷ số tiết diện đồng phân và so sánh với thực nghiệm thu được kết quả khá phù hợp.

Vật lý hạt nhân 30

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

CHƢƠNG II: THỰC NGHIỆM

2.1. Phƣơng pháp thực nghiệm ác định tỷ số

suất lƣợng đồng phân hạt nhân

2.2. Thí nghiệm đo tỷ số suất lƣợng đồng phân

2.1. Phƣơng pháp thực nghiệm ác định tỷ số suất lƣợng đồng phân

Để xác định tỷ số suất lượng đồng phân bằng thực nghiệm, trong nghiên cứu đã

sử dụng phương pháp kích hoạt phóng xạ. Nguyên lý của phương pháp kích hoạt

phóng xạ là biến các đồng vị bền của nguyên tố cần phân tích thành những đồng vị phóng xạ thông qua các phản ứng hạt nhân. Sau phản ứng hạt nhân dựa trên cơ sở đo

phổ bức xạ gamma phát ra từ các đồng vị phóng xạ tạo thành, căn cứ vào năng lượng của các đỉnh phổ gamma (Eγ) và thời gian bán rã (T1/2) ta nhận diện được các đồng vị phóng xạ tạo thành sau phản ứng hạt nhân. Tỷ số suất lượng của các phản ứng được

xác định thông qua hoạt độ phóng xạ hay chính là diện tích đỉnh phổ gamma đặc trưng

đo được.

Phản ứng quang hạt nhân gây bởi photon biến các hạt nhân bền trở thành hạt

nhân phóng xạ. Khi chùm photon tương tác với hạt nhân bia, sản phẩm tạo thành có

thể ở trạng thái cơ bản với hằng số phân rã g hoặc ở trạng thái đồng phân với hằng số

(2)

phân rã m. Hạt nhân phóng xạ ở trạng thái cơ bản có thể hình thành như sơ đồ mô tả trên hình 2.1.

P

(1)

(3)

(4 ) (hạt nhân bền)

Hình 2.1. Sơ đồ phân rã theo hai nhánh có sự chuyển từ trạng thái đồng phân

(2) xuống trạng thái cơ bản không bền (3) là hạt nhân phóng xạ, sau đó chuyển về hạt nhân bền (4)

Hạt nhân con (3) có thể là hạt nhân phóng xạ. Nó là sản phẩm trực tiếp của phản ứng từ hạt nhân (1), hoặc là sản phẩm gián tiếp qua quá dịch chuyển từ hạt nhân

đồng phân (2) với xác suất dịch chuyển P.

Vật lý hạt nhân 31

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Số hạt nhân ở trạng thái đồng phân (Nm) và trạng thái cơ bản (Ng) được xem như là hàm của thời gian chiếu xạ t1 và chúng biến đổi tuân theo hệ phương trình [25]:

, (2.1)

, (2.2)

, trong đó: Ym và Yg là suất lượng phản ứng tương ứng với trạng thái đồng phân và trạng với Yi được xác định theo công thức (1.18) với chùm chiếu là bức xạ hãm; thái cơ bản, và Nm, Ng tương ứng là hằng số phân rã và số hạt nhân ở trạng thái đồng phân

và trạng thái cơ bản; Pmg là xác suất dịch chuyển từ trạng thái đồng phân xuống trạng thái cơ bản.

Sự phụ thuộc của hoạt độ phóng xạ vào thời gian chiếu t1, thời gian phơi t2 và thời gian đo t3 được biểu di n trên hình 2.2 Hoạt độ tích phân N3 chính là diện tích ứng với thời gian đo t3 [3].

Hình 2.2. Sự phụ thuộc của hoạt độ phóng xạ vào thời gian kích hoạt (t1),

thời gian phân rã (t2) và thời gian đo (t3) [3].

Giải phương trình (2.1) và (2.2) với thời gian chiếu t1, thời gian phơi t2, và sử dụng đetectơ HPGe có hiệu suất ghi , xác định được số đếm tương ứng với hạt nhân ở trạng thái đồng phân Sm và số đếm ghi nhận được tương ứng với hạt nhân ở trạng thái cơ bản Sg được ghi nhận trong khoảng thời gian t3 [25].

Vật lý hạt nhân 32

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

(2.3)

Với Si và Ii là diện tích đỉnh quang điện (chính xác là số đếm dưới đỉnh quang điện) và

cường độ phát xạ tia gamma tuyệt đối ( số photon/100 phân rã ) εi là hiệu suất tuyệt

là các thừa số phụ thuộc vào thời gian vào đối của detector. Các Vik i=m,g k=1..9

được tính bằng các công thức sau [4]:

Kết hợp các công thức trên ta có công thức về tỷ số isome IR như sau [4, 25, 28, 29]:

Vật lý hạt nhân 33

(2.4)

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Số hạt nhân ở trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản phụ thuộc vào nhiều yếu tố thực nghiệm như: hình học chiếu, bia, thông lượng chùm hạt tới. Khi làm thí

nghiệm, thường có sự thăng giáng nhất định về thông lượng của dòng hạt gây ra phản

ứng. Để tránh khó khăn cho việc tính toán, người ta thường khảo sát cho trường hợp

trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản được tạo ra bằng một phép chiếu xạ đồng

thời tức là:

Từ phương trình (2.4) căn cứ vào hoạt độ ghi nhận được tương ứng với đồng vị

phóng xạ ở trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản sẽ xác định được tỷ số tiết diện

tạo thành trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản.

2.2. Thí nghiệm đo tỷ số suất lƣợng đồng phân 2.2.1 Nguồn bức xạ hãm từ máy gia tốc electron MT - 25

Máy gia tốc electron là một thiết bị có thể tạo ra các electron có năng lượng

cao. Bằng cách sử dụng tương tác của electron đã được gia tốc với vật chất có thể tạo

ra các nguồn bức xạ hãm có năng lượng cao và cường độ lớn [5].

Chùm bức xạ hãm được tạo bởi máy gia tốc điện tử Microtron MT-25 của phòng thí nghiệm phản ứng hạt nhân mang tên Flerov, Viện liên hợp nghiên cứu hạt

nhân Dubna, Liên bang Nga.

Hình 2.3. Sơ đồ máy gia tốc MT - 25

Vật lý hạt nhân 34

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

1: Nguồn phát siêu cao tần 4: Buồng gia tốc gắn với nam châm điện

2: Ống dẫn sóng 3: Hộp cộng hưởng 5: Bơm chân không 6: Kênh dẫn điện tử

Máy gia tốc MT-25 là loại máy gia tốc vòng, chùm hạt điện tử được phát ra từ

cathode chuyển động trong buồng chân không theo quỹ đạo là các đường tròn mà có

tiếp điểm chung là điểm người ta đặt hộp cộng hưởng siêu cao tần. M i lần đi qua

điểm chung đó electron nhận được một năng lượng xác định và chuyển động tiếp với

đường kính lớn hơn. Khi đến quỹ đạo ngoài cùng các hạt điện tử nhận đủ năng lượng

và bắn phá vào bia tạo ra bức xạ hãm và neutron có phổ liên tục.

Một số thông số chính của máy gia tốc MT-25:

- Năng lượng tối đa của electron đạt tới 25 MeV

- Dải năng lượng từ 4 – 25 MeV

- Cường độ dòng trung bình là 14𝛍A

- Khoảng cách xung: 2,2.106 s

- Đường kính chùm tia: 5 mm

- Độ “tản mát” năng lượng: 50 keV

- Công suất: 20 kW

- Thông lượng chùm bức xạ hãm: 1014 s-1

Bia tạo phổ hãm của MT-25 được làm từ W có dạng hình đĩa bề dày 4mm

được làm mát bằng nước. Phía sau bia là một màn nhôm (Al) với bề dày 20mm để hấp

thụ hoàn toàn electron năng lượng thấp đi xuyên qua bia W.

2.2.2. Thí nghiệm ác định tỷ số suất lƣợng đồng phân

2.2.2.1. Bố trí thí nghiệm Thí nghiệm nghiên cứu tỷ số đồng phân của phản ứng quang hạt nhân trên bia Eu tự nhiên được thực hiện trên chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 20.3MeV và 17MeV từ máy gia tốc electron MT-25. Sơ đồ chiếu mẫu được mô tả như hình 2.4

[22].

Vật lý hạt nhân 35

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình 2.4. Sơ đồ chiếu mẫu

Mẫu nghiên cứu là Europium tự nhiên gồm 2 đồng vị: 153Eu (52.2%) và 151Eu (47,8%). Mẫu dạng bột oxide Eu2O3 có độ tinh khiết 99.99% được đựng trong hộp nhôm có đường kính là 1cm. Các đặc trưng của mẫu được ghi trong bảng 2.1

Bảng 2.1. Đặc trưng của mẫu Eu được sử dụng trong luận văn

Ngày đo

Phổ đo

ti (chiếu)

tcool (phơi)

tm (đo)

S T T

Khối lƣợng mẫu (g)

NL cực đại của bức xạ hãm (MeV)

Cƣờng độ dòng Ie (μA)

Khoảng cách đo (cm)

0.3362

20.3

12÷13

3600s

1920s

1400s

Eu2lan1

10

11/10/2012

1

1380s 1800s Eu3lan1

10

18/10/2012

0.2602

17

8÷9

5400s

2

8280s 1200s Eu3lan2

5

18/10/2012

2.2.2.2. Đo và ử lý phổ gamma

Hoạt độ các đồng vị phóng xạ được xác định trên cơ sở đo cường độ của các tia gamma. Trong luận văn này, đã sử dụng hệ phổ kế gamma với Detector bán dẫn Gecmani siêu tinh khiết (HPGe) do hãng Canberra sản xuất, thể tích 100 cm3, phân giải năng lượng 1.8 keV tại đỉnh năng lượng 1332.2 keV của 60Co. Phần mềm Genie2000 được sử dụng để ghi nhận, lưu trữ và phân tích phổ. Hình 2.5 trình bày sơ

đồ hệ đo phổ gamma.

Vật lý hạt nhân 36

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

1 3 5 6 7

2 4

H nh 2.5. Sơ đồ hệ phổ kế gamma

1: Detector HPGe 5: Khuếch đại tuyến tính

2: Nguồn nuôi cao áp 6: Máy phân tích biên độ nhiều kênh 3: Tiền khuếch đại 7: Máy tính

4: Máy phát xung chuẩn

Trong các phép đo định lượng, một thông số quan trọng của hệ phổ kế gamma

là hiệu suất ghi đỉnh hấp thụ toàn phần. Hiệu suất ghi đỉnh hấp thụ toàn phần được

định nghĩa như sau:

(2.5) =

Trong đó, n(E) là tốc độ đếm của đỉnh hấp thụ toàn phần có năng lượng E và

R(E) là tốc độ phát xạ tia gamma có năng lượng E từ nguồn; A là hoạt độ của nguồn, I

là cường độ phát xạ của tia gamma E.

Mục đích của việc xác định hiệu suất ghi là thiết lập một công thức bán thực

nghiệm mô tả đường cong hiệu suất ghi trên toàn bộ vùng năng lượng quan tâm. Vấn

đề này được giải quyết bằng cách làm khớp các kết quả đo thực nghiệm với các hàm

giải tích thích hợp. Đối với Detector bán dẫn HPGe sử dụng trong nghiên cứu, trong

giải năng lượng từ 50 keV ÷ 2500 keV, chúng tôi đã sử dụng hàm khớp có dạng sau:

(2.6)

Trong đó,  là hiệu suất ghi của Detector, E là năng lượng tia gamma, E0 = 1 keV, ai là các hệ số hàm khớp. Để xây dựng đường cong hiệu suất ghi cần phải có một bộ nguồn chuẩn đã biết hoạt độ phóng xạ và năng lượng của các tia gamma. Thông qua việc đo phổ của các

nguồn chuẩn, xác định được diện tích đỉnh hấp thụ toàn phần của vạch bức xạ gamma

ứng với năng lượng xác định. Biết cường độ của vạch bức xạ gamma, hoạt độ phóng

Vật lý hạt nhân 37

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

xạ của nguồn chuẩn, tính được tốc độ của bức xạ gamma quan tâm bay vào Detector.

Từ đó xác định được hiệu suất ghi của Detector tại năng lượng ứng với năng lượng của bức xạ gamma được chọn làm chuẩn. Để xác định chính xác diện tích đỉnh hấp thụ

toàn phần của vạch bức xạ gamma thì những vạch được chọn để xây dựng đường cong

hiệu suất phải có cường độ lớn và ở xa các vạch khác.

Sau khi kích hoạt, mẫu được đo trên hệ đo phổ kế gamma HPGe. Trong thí

nghiệm, thời gian chiếu và đo phụ thuộc vào chu kỳ bán rã của đồng vị phóng xạ mà ta

quan tâm.

Mục đích chính của việc phân tích phổ gamma là xác định năng lượng và diện tích các đỉnh phổ, làm cơ sở cho việc nhận diện đồng vị phóng xạ và xác định hoạt độ

phóng xạ. Trong thực nghiệm, năng lượng của bức xạ gamma ứng với các đỉnh hấp thụ

toàn phần có thể xác định bằng việc chuẩn năng lượng. Hoạt độ phóng xạ được xác

định dựa trên diện tích của các đỉnh đặc trưng của vạch bức xạ gamma.

2.2.2.3. Một số phép hiệu chỉnh nâng cao độ chính xác kết quả đo

2.2.2.3.1. Hiệu ứng sự hấp thụ tia gamma trong mẫu

Khi sử dụng phương pháp kích hoạt nếu các mẫu dày và đo các tia gamma năng

lượng thấp thì sẽ gặp sai số do hiệu ứng tự hấp thụ. Hệ số tự hấp thụ có thể xác định

được từ biểu thức sau [3]:

(2.18)

trong đó,  là hệ số hấp thụ tuyến tính phụ thuộc vào năng lượng tia gamma và thành

phần chất hấp thụ, t là bề dày mẫu kích hoạt.

Đối với các mẫu đã biết rõ thành phần và hàm lượng của các nguyên tố ta hoàn

toàn có thể tính được hệ số tự hấp thụ.

2.2.2.3.2. Hiệu ứng thời gian chết và chồng chập xung

Hiệu ứng thời gian chết (dead time) và chồng chập xung (pile-up) gây nên sự mất số đếm trong ghi nhận phổ gamma. Các hiệu ứng này đặc biệt quan trọng trong

trường hợp tốc độ đếm lớn. Thời gian chết chính là thời gian ADC bận xử l xung và không thể tiếp nhận thêm một xung khác. Bằng việc sử dụng thời gian làm việc (live time) trong các phép đo phổ gamma ta sẽ loại bỏ được hiệu ứng thời gian chết.

Do phân giải thời gian của các hệ phổ kế có giới hạn nên khi tốc độ đếm lớn hai

xung liên tiếp có thể chồng chập lên nhau và tạo ra một xung bị biến dạng ở lối ra của

Vật lý hạt nhân 38

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

khuyếch đại. Hiện tượng này gọi là hiệu ứng chồng chập xung. Các xung do chồng

chập rộng hơn và có dạng khác các xung không bị chồng chập. Vì thế, khi tốc độ đếm cao, phổ gamma ghi nhận được thường bị biến dạng so với phổ thực. Có thể dùng máy

phát xung chuẩn hoặc sử dụng các giải pháp phần cứng như bộ loại trừ chồng chập

xung. Trên phổ gamma đỉnh xung chuẩn thường có dạng hẹp hơn các đỉnh gamma nên

khi phân tích phổ cần chú việc tính diện tích đỉnh xung chuẩn.

2.2.2.3.3. Hiệu ứng cộng đỉnh

Hiệu ứng cộng đỉnh (summing effect) xuất hiện khi Detector không phân biệt

được (về mặt thời gian) hai tia gamma độc lập hoặc hai tia gamma nối tầng (cascade).

Đỉnh tổng có năng lượng bằng tổng năng lượng của hai tia gamma thành phần. Hiệu

ứng cộng đỉnh làm giảm số xung ở các đỉnh thành phần, phụ thuộc vào cường độ các

bức xạ và góc khối tạo bởi mẫu – Detector. Việc hiệu chỉnh hiệu ứng này tương đối

khó khăn, phụ thuộc vào từng nguồn gamma cụ thể vào hình học đo, vào sơ đồ phân

rã…

Giả sử với một sơ đồ phân rã đơn giản chỉ có hai tia gamma nối tầng γ1, γ2 với năng lượng E1 và E2 phát ra trong thời gian phân giải của phổ kế. Hệ số hiệu chỉnh hiệu ứng cộng đỉnh được tính như sau:

- Đối với tia 1:

- Đối với tia 2:

trong đó: p1, p2 là xác xuất phát xạ của tia gamma 1, 2; còn t1, t2 là hiệu suất ghi toàn phần của tia gamma 1, 2.

Với những sơ đồ phân rã có nhiều tia gamma nối tầng, để hiệu chỉnh hiệu ứng

cộng đỉnh cần phải có những tính toán rất phức tạp. Phương pháp đơn giản có thể giảm

bớt hiệu ứng này là đo các mẫu có hoạt độ lớn ở khoảng cách xa Detector. Trong thực tế một đồng vị phóng xạ thường phát nhiều tia gamma khác nhau, để tránh hiệu ứng cộng đỉnh, ta nên sử dụng những tia gamma không bị mất số đếm do hiệu ứng cộng đỉnh gây ra.

Vật lý hạt nhân 39

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

CHƢƠNG III: KẾT QUẢ VÀ THẢO LUẬN 3.1. Hiệu suất ghi của Detector 3.2. Nhận diện đồng vị phóng ạ và các phản ứng

hạt nhân

3.3. ác định tỷ số suất lƣợng đồng phân

3.1. Hiệu suất ghi của Detector

Trong thí nghiệm, để xác định hiệu suất ghi của detector bán dẫn siêu tinh khiết

HP(Ge), chúng tôi đã sử dụng 2 bộ nguồn chuẩn QCY và QCYK bao gồm các nguồn chuẩn 241Am, 133Ba, 57Co, 139Ce, 113Sn, 134Cs, 137Cs, 54Mn, 88Y, 65Zn, 60Co, 22Na. Hiệu suất ghi của Detector tương ứng với các năng lượng tia gamma phát ra từ các nguồn

chuẩn nói trên tại vị trí cách Detector d = 5 cm, 10cm và 20 cm được trình bày trong

bảng 3.1. Các hệ số làm khớp của hàm hiệu suất ghi được cho trong bảng 3.1. Chất lượng của hàm khớp được đánh giá bằng tham số χ2.

Bảng 3.1. Hiệu suất ghi đỉnh hấp thụ toàn phần của Detector

Hiệu suất ghi (%) E (keV) d = 5 cm d = 10 cm d = 20 cm

59.54 1.208 0.413 0.133

81 1.922 0.71 0.213

122.06 2.258 0.829 0.252

136.47 2.215 0.821 0.251

165.86 2.052 0.755 0.232

255.13 1.625 0.58 0.186

276.4 1.349 0.55 0.174

302.85 1.244 0.498 0.161

356.02 1.071 0.43 0.139

391.7 1.027 0.373 0.123

475.36 0.819 0.342 0.111

563.24 0.678 0.274 0.0903

569.33 0.672 0.273 0.0901

604.72 0.648 0.26 0.0851

661.66 0.628 0.234 0.0803

795.86 0.515 0.208 0.068

Vật lý hạt nhân 40

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

801.95 0.502 0.205 0.0677

834.84 0.538 0.207 0.0682

898.04 0.483 0.198 0.0634

1038.61 0.428 0.169

1115.55 0.415 0.162 0.0514

1167.97 0.412 0.158 0.0493

1173.24 0.378 0.153

1274.54 0.335 0.133 0.0459

1332.5 0.338 0.138 0.0446

1365.19 0.36 0.136 0.0446

1836.06 0.105

Các giá trị hiệu suất ghi của detector được làm khớp theo hàm mô tả trong công

thức (2.6) ở chương 2 và phần mềm chúng tôi sử dụng là Origin Pro 8.5 và kết quả các

đường cong làm khớp hiệu suất ghi được biểu di n trên hình 3.1. Các hệ số của hàm

làm khớp được trình bày trên bảng 3.2.

H nh 3.1. Đường cong hiệu suất ghi đỉnh hấp thụ toàn phần

của Detector bán dẫn Ge siêu tinh khiết.

Vật lý hạt nhân 41

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hệ số

Vị trí

χ2

(cm)

a0

a1

a2

a3

a4

a5

5

-119.2626 76.71051

-17.91798

1.81668

-0.06805

-2.4456E-5 0.98203

10

-78.84832 48.47882

-10.78806

1.02545

-0.03556

-4.1874E-6 0.99672

20

-113.6938 72.57994

-17.25751

1.79596

-0.06966

-3.1065E-5 0.98669

Bảng 3.2. Hệ số làm khớp của hàm hiệu suất ghi

3.2. Đoán nhận đồng vị phóng xạ

Sau khi chiếu, hoạt độ phóng xạ của các mẫu được đo trên hệ đo phổ kế gamma sử dụng Detector bán dẫn Gecmani siêu tinh khiết HpGe (Canberra) có độ phân giải năng lượng 1,8 keV tại đỉnh 1332,2 keV của 60Co. Việc ghi nhận và xử lý phổ được thực hiện trên máy tính với phần mềm Genie2000 (Canberra). Thời gian chiếu và đo được lựa chọn phụ thuộc vào chu kỳ bán rã của đồng vị phóng xạ quan tâm. Các đồng vị phóng xạ tạo thành sau phản ứng hạt nhân được nhận diện căn cứ vào năng lượng của các đỉnh phổ gamma (Eγ) và thời gian bán rã (T1/2). Các số liệu về bức xạ gamma đặc trưng phát ra từ các đồng vị phóng xạ sản phẩm mà chúng tôi quan tâm được tham khảo từ bảng đồng vị "Table of Radioactive Isotopes" của phòng thí nghiệm Berkeley (BNL), USA (web http://ie.lbl.gov/toi/) [34]. Với năng lượng bức xạ hãm 20.3MeV có mẫu Eu2 được kích hoạt và ghi nhận, phổ gamma được thể hiện trong hình 3.2. Còn với năng lượng bức xạ hãm 17MeV có mẫu Eu3 được kích hoạt và ghi nhận 2 lần với thời gian chiếu, phơi và đo khác nhau được thể hiện trong hình 3.3 và 3.4.

Hình 3.2. Phổ gamma đặc trưng của mẫu Eu2lan1 được kích hoạt trên chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 20.3 MeV, thời gian chiếu 3600 giây, thời gian phơi 1920 giây, thời gian đo 1400 giây.

Vật lý hạt nhân 42

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình 3.3. Phổ gamma đặc trưng của mẫu Eu3lan1 được kích hoạt trên chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 17 MeV, thời gian chiếu 5400 giây, thời gian phơi 1380 giây, thời gian đo 1800 giây.

Hình 3.4. Phổ gamma đặc trưng của mẫu Eu3lan2 được kích hoạt trên chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 17 MeV, thời gian chiếu 5400 giây, thời gian phơi 8280 giây, thời gian đo 1200 giây.

Năng lượng ngưỡng của các phản ứng được tính toán dựa trên trang web http://cdfe.sinp.msu.ru/ của Trung tâm số liệu phản ứng quang hạt nhân, Đại học Tổng hợp Lomonosov, Nga. Bảng 3.3 trình bày đặc trưng của các phản ứng hạt nhân và số liệu phân rã của các đồng vị được nhận diện sau khi kích hoạt mẫu natEu với chùm bức xạ hãm 20.3 MeV và 17 MeV.

Vật lý hạt nhân 43

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Bảng 3.3. Đặc trưng của các đồng vị phóng xạ Eu được nhận diện sau khi kích

hoạt mẫu Eu tự nhiên với chùm bức xạ hãm năng lượng 20.3 MeV và 17 MeV

Năng lƣợng Xác xuất Eth Phản ứng hạt tia gamma phát xạ

STT Đồng vị

T1/2 nhân (MeV) (keV) (%)

333.971 4.0

406.52 2.81

712.205 0.131

831.92 0.198

150mEu

151Eu(,n)150mEu

921.2 0.210 1 7.9333 12.8 giờ

1165.74 0.257

1223.28 0.198

1963.71 0.115

121.7817 7.00

344.2785 2.38

562.93 0.220

841.570 14.2

961.06 0.198

963.390 11.67

970.350 0.588

1314.67 0.931

1389.00 0.748

688.670 0.0649

699.27 0.0699

703.54 0.0659

Vật lý hạt nhân 44

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

870.13 0.0880

152m1Eu

153Eu(,n)152m1Eu

2 8.5505 9.3 giờ 995.87 0.0680

1411.70 0.0440

152m2Eu

153Eu(,n)152m2Eu

3 89.8492 8.5505 96 phút 70

Như vậy có 3 đồng vị phóng xạ Eu đã được ghi nhận, cả 3 đồng vị này đều ở

trạng thái đồng phân. Trong luận văn chỉ quan tâm tính toán tỷ số suất lượng tạo thành cặp đồng phân 152m1,m2Eu từ phản ứng quang hạt nhân 153Eu(,n)152m1,m2Eu gây bởi chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 20.3 MeV và 17 MeV. Các đặc trưng của đồng vị 152Eu được cho trong bảng 1.2 (mục 1.3.3 chương 1).

Hình 3.5; 3.6; 3.7 và 3.8 là sơ đồ phân rã của hạt nhân Eu ở hai trạng thái đồng

phân 152m1Eu và 152m2Eu

Hình 3.5. Sơ đồ phân rã của đồng vị phóng xạ

Vật lý hạt nhân 45

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình 3.6. Sơ đồ phân rã của hạt nhân Eu ở trạng thái đồng phân 152m1Eu về

Hình 3.7. Sơ đồ phân rã của hạt nhân Eu ở trạng thái đồng phân 152m1Eu về

Vật lý hạt nhân 46

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình 3.8. Sơ đồ phân rã của hạt nhân Eu ở trạng thái đồng phân 152m2Eu về 152gEu

Từ sơ đồ phân rã ta thấy hạt nhân ở trạng thái đồng phân 152m1Eu có spin 0- và chu kỳ bán rã 9.274 giờ phân rã β- để trở thành 152Gd với xác xuất 72% và bắt điện tử (EC) để trở thành 152Sm với xác xuất 28%, hạt nhân ở trạng thái đồng phân thứ hai 152m2Eu có spin 8- có chu kỳ bán rã 96 phút phát bức xạ gamma để trở về trạng thái cơ bản không bền 152gEu. Như vậy tỷ số tiết diện tạo cặp đồng phân 152m2,m1Eu sẽ được xác định như là suất lượng tạo thành trạng thái có spin cao và trạng thái có spin thấp (IR = Yhigh/Ylow).

Hình 3.9 và 3.10 minh họa sự phụ thuộc của tiết diện phản ứng 151Eu(,n)150mEu và 153Eu(,n)152m1,m2Eu vào năng lượng của bức xạ hãm trong vùng cộng hưởng khổng lồ.

Hình 3.9. Sự phụ thuộc của tiết diện phản ứng 151Eu(,n)150mEu vào năng lượng

của bức xạ hãm trong vùng cộng hưởng khổng lồ [33]

Vật lý hạt nhân 47

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình 3.10. Sự phụ thuộc của tiết diện phản ứng 153Eu(,n)152m1,m2Eu vào năng

lượng của bức xạ hãm trong vùng cộng hưởng khổng lồ [33]

3.3. ác định tỷ số suất lƣợng đồng phân

Tỷ số suất lượng tạo cặp đồng phân từ phản ứng quang hạt nhân 153Eu(,n)152m1,m2Eu được xác định dựa trên hoạt độ phóng xạ ghi nhận được của các sản phẩm tạo thành sau phản ứng hạt nhân. Hoạt độ phóng xạ của các sản phẩm ở

√∑

trạng thái đồng phân thứ nhất và trạng thái đồng phân thứ hai được xác định dựa vào diện tích đỉnh gamma 841.57 keV (14.2%) của 152m1Eu và đỉnh 89.85 keV (70%) của 152m2Eu. Tỷ số suất lượng đồng phân của phản ứng này sẽ được tính theo biểu thức 2.4 (mục 2.1 chương II). Chúng tôi tính toán giá trị trung bình ̅ từ các phổ gamma ghi nhận được với thời gian làm mát và thời gian đo khác nhau. Sai số tương đối được xác định bởi công thức sau [25, 28, 29 :

̅̅̅ ̅̅̅

̅̅̅

(2.5) ̅

Trong đó là sai số của tỷ số đồng phân được tính toán cho lần đo thứ i,

và n là tổng số lần đo.

Và kết quả thu được tại năng lượng cực đại của bức xạ hãm 20.3 MeV và 17

MeV lần lượt là: 0.0132 ± 0.0011 và 0.0062 ± 0.0002

Kết quả thực nghiệm và các số liệu tham khảo về tỷ số tiết diện đồng phân của phản ứng quang hạt nhân 153Eu(,n)152m1,m2Eu với các chùm bức xạ hãm có năng lượng khác nhau được ghi ở bảng 3.4.

Vật lý hạt nhân 48

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

153Eu(,n)152m1,m2Eu trong vùng năng lượng cực đại của bức xạ hãm 12 – 43 MeV.

Bảng 3.4. Tỷ số suất lượng của cặp đồng phân 152m1,m2Eu tạo thành theo phản ứng

Tỷ số suất lượng đồng phân,

Năng lượng bức xạ hãm IR=Yhigh/Ylow

[MeV] Kết quả Tham khảo

0.0012 ± 0.0001 [9] 12

0.0062 ± 0.0002 17

0.01018 ± 0.001 [28] 18.2

0.0132 ± 0.0011 20.3

0.01999 ± 0.002 [28] 23.5

0.0112 ± 0.002 [2] 43

Hình 3.11 minh họa kết quả tỷ số suất lượng cặp đồng phân thu được của phản ứng 153Eu(,n)152m1,m2Eu với bức xạ hãm năng lượng 17 và 20.3 MeV cùng các số liệu tham khảo ở các năng lượng bức xạ hãm khác nhau.

153Eu(,n)152m1,m2Eu vào năng lượng bức xạ hãm.

H nh 3.11. Sự phụ thuộc của tỷ số đồng phân của phản ứng quang hạt nhân

Từ đồ thị ta có thể nhận thấy tỷ số suất lượng đồng phân tăng theo năng lượng ở

vùng năng lượng thấp. Kết quả thu được là khá phù hợp với số liệu mà các tác giả

Vật lý hạt nhân 49

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

khác đã công bố. Ta cũng có thể nhận thấy số liệu thực nghiệm về tỷ số suất lượng

đồng phân của phản ứng này còn ít. Do đó kết quả thu được trong luận văn có một nghĩa nhất định trong việc bổ sung số liệu thực nghiệm cho phản ứng này.

Hiện tượng gia tăng của tỷ số đồng phân theo năng lượng ở vùng năng lượng

thấp có thể là do sự tăng của quá trình truyền mômen xung lượng cho hạt nhân hợp

phần. Hơn nữa, trong hầu hết các trường hợp tỷ số đồng phân có giá trị nhỏ hơn 1 khi

mà trạng thái đồng phân có spin cao hơn trạng thái đồng phân khác hoặc trạng thái cơ

bản không bền và ngược lại. Điều này có nghĩa là xác xuất hình thành trạng thái với

spin cao hơn là nhỏ hơn so trạng thái có spin thấp hơn. Trong trường hợp của tôi thì

kết quả thu được cũng khẳng định điều này.

Sai số của các kết quả thực nghiệm ước tính khoảng 3 - 8%. Chủ yếu do các

nguồn sau: sai số thống kê của số đếm các đỉnh gamma (1 - 3%), sai số hiệu suất ghi

của Detector (2 - 3%), sai số từ số liệu hạt nhân như chu kỳ bán rã (<0.7%), cường độ

tia gamma (<8%), xác xuất dịch chuyển (3%, ...) Sai số tổng cộng được xác định theo

hàm truyền sai số.

Vật lý hạt nhân 50

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

KẾT LUẬN

Trong phần thực nghiệm của bản luận văn này, phương pháp kích hoạt phóng xạ đã được sử dụng với chùm photon bức xạ hãm được tạo ra khi bắn phá các electron

đã được gia tốc vào bia hãm W. Hoạt độ phóng xạ của các hạt nhân sản phẩm được

xác định bằng việc đo phổ gamma sử dụng các đêtectơ bán dẫn Gecmani siêu tinh

khiết (HPGe) có độ phân giải năng lượng cao. Các đồng vị phóng xạ tạo thành sau

phản ứng hạt nhân được nhận diện căn cứ vào năng lượng các tia gamma và chu kỳ

bán rã của chúng. Tỷ số đồng phân được xác định căn cứ vào hoạt độ phóng xạ đo

được và các thông số vật l cũng như thực nghiệm khác. Cùng với việc áp dụng các

giải pháp kỹ thuật tinh tế và thực hiện các hiệu chỉnh cần thiết cho phép thu được các

kết quả có độ tin cậy cao. Bản luận văn đã trình bày các kết quả nghiên cứu thực nghiệm xác định tỷ số suất lượng của cặp đồng phân 152m1,m2Eu sinh ra từ phản ứng quang hạt nhân 153Eu(,n)152m1,m2Eu gây bởi chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 17 và 20.3 MeV trên máy gia tốc electron MT-25. Các kết quả đạt được bao gồm:

- Nghiên cứu tổng quan một số đặc trưng của phản ứng quang hạt nhân, hạt

nhân đồng phân và tỷ số đồng phân.

- Tìm hiểu phương pháp và kỹ thuật thực nghiệm. Phương pháp kích hoạt phóng xạ và đo phổ gamma với Detector bán dẫn được sử dụng trong các nghiên cứu

thực nghiệm xác định tỷ số suất lượng đồng phân. Đã tìm hiểu quy trình thí nghiệm và

trực tiếp phân tích và đánh giá số liệu.

- Xác định được tỷ số suất lượng đồng phân của phản ứng quang hạt nhân 153Eu(,n)152m1,m2Eu với chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 20.3 và 17MeV. Kết quả thu được lần lượt là: 0.0132 ± 0.0011 và 0.0062 ± 0.0002.

Số liệu thực nghiệm thu được khá phù hợp với các kết quả của các tác giả khác

đã được công bố và có nghĩa bổ sung các số liệu trong vùng năng lượng bức xạ hãm

17 – 21 MeV. Đối với các phản ứng quang hạt nhân gây bởi bức xạ hãm, nhìn chung các số liệu về phản ứng hạt nhân nói chung cũng như tỷ số đồng phân chưa nhiều. Do đó các kết quả nghiên cứu thu được ở năng lượng 17 và 20.3 MeV có một nghĩa khoa học và thực ti n nhất định.

Tỷ số đồng phân cung cấp các thông tin về cơ chế phản ứng hạt nhân, sự phụ thuộc của spin vào mật độ mức hạt nhân,... Về mặt ứng dụng, tỷ số đồng phân còn có giá trị ứng dụng thực ti n trong phân tích kích hoạt và chế tạo đồng vị phóng xạ, tính toán che chắn an toàn bức xạ…

Vật lý hạt nhân 51

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Bên cạnh đó, với việc thực hiện bản luận văn, tác giả đã có được những kinh nghiệm đáng qu trong việc giải quyết một bài toán nghiên cứu thực nghiệm vật l hạt nhân cũng như bổ sung được nhiều kiến thức l thuyết và kỹ năng thực nghiệm có giá trị.

Vật lý hạt nhân 52

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

TÀI LIỆU THAM KHẢO

Tiếng Việt:

1. Bùi Văn Loát, Thái Khắc Định" Các phương pháp xử lý số liệu thực nghiệm hạt

nhân", NXB Đại học Quốc gia Thành phố Hồ Chí Minh, 2009.

2. Đào Tiến Khoa, “Vật lý hạt nhân hiện đại”, Nhà xuất bản Khoa học và Kỹ thuật,

3. Nguy n Văn Đ , " Các phương pháp phân tích hạt nhân", NXB Đại học Quốc gia

2010.

Hà Nội, Hà Nội, 2004.

4. Ngô Quang Huy “Cơ sở vật lý hạt nhân”, Nhà xuất bản Khoa học và Kỹ thuật

5. Trần Đức Thiệp “Máy gia tốc”, Nhà xuất bản Khoa học và Kỹ thuật

Tiếng Anh:

1. A. P. Tonchev, Yu. P. Gangrsky, A. G. Belov adn V. E. Zhuchko. Deformation on

isomeric excitation of Eu isotopes in (, n) and (n, ) reactions. Phys. Rev.58

(1998) 2851.

2. D. Kolev - Studies of some Isomeric Yield Ratios Produced with Bremsstrahlung.

Appl. Radiat. Isot.Vol. 49, No. 8, pp. 989-995, 1998

3. D. J. S. Findlay – Applications of photonuclear reactions. Nucl. Inst. and Meth.

B50, 1990, pp. 314 – 320.

4. D. Kolev, E. Dobreva, N. Nenov, V. Todorov – A convenient method for experimental determination of yields and isomeric ratios in photonuclear reactions

measured by the activation technique. Nucl. Inst. and Meth. A356, 1995, pp. 390 –

396.

6.

5. E. K. Elmarghraby, K.F. Hassan, H. Omara, Z.A. Seleh, “Production of the mercury-197 through proton reaction on gold”, Applied Radiation and Isotope 68 (2010) 1694-1698. G. B. Saha and L. Yaffe – Calculations of isomer ratios based on the statistical and cascade-evaporation theories. Nucl. Phys. A188, 1972, pp. 409 – 416.

7. H. Bartsch, K. Huber, U. Kneissl and H. Krieger – Critical consideration of the

8.

statistical model analysis of photonuclear isomeric cross-section ratios. Nucl. Phys. A256, 1976, pp. 243 – 252. H. K. Vonach, R. Vandenbosch and J. R. Huizenga – Interpretation of isomer ratios in nuclear reactions with Fermi-gas and superconductor models. Nucl. Phys.

60, 1964, pp 70 – 96.

Vật lý hạt nhân 53

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

9. I. N. Vishnevsky, V. A. Zheltonozhsky, A. N. Savrasov, and N. V. Strilchuk -

Isomeric yield ratios in nuclei 190Ir and 150,152Eu

10. J. R. Huizenga and R. Vandenbosch – Interpretation of isomeric cross-section ratios for (n,γ) and (γ,n) reactions. Phys. Rev. Vol.120, No.4, 1960, pp. 1305 –

1312.

11. J. R. Longman et al. Octupole correlation in the odd-Z nuclei 148-151Eu. Phys.

Rev.50 (1994) 3159.

12. J. R. Wu and C. C. Chang – Pre-equilibrium particle decay in the photonuclear

reactions. Phys. Rev. Vol.16, No.5, 1977.

13. K. N. Mukhin – Experimental Nuclear physics, Volume 1. Mir Publishers,

Moscow, 1987, pp. 253 – 257, 604 – 611.

1998.

14. Kenneth S.Krane, “Introduction to nuclear physics”, John Wiley & Sons, Inc, America,

15. M. Eriksson and G. G. Jonsson – Cross sections and isomeric ratios in the photoproduction of 44Sc from heavier nuclei. Nucl. Phys. A242, 1975, pp. 507 –

518.

16. M. L. Terranova and O. A. P. Tavares – Total nuclear photoabsorption cross section in the range 0.2-1.0 GeV for nuclei throughout the periodic table. Phys.

Scri. Vol.49, 1994, pp. 267 – 279.

17. M. Yuly, J. Mittelstaedt and E. R. Kinney – A test of high-energy electron bremsstrahlung calculation. Nucl. Inst. and Meth. A488, 2002, pp. 262 – 270. 18. P. E. Haustein and T. J. Ruth – Spallation of Cu by 500 and 1570 MeV. Phys. Rev.

Vol.18, 1978.

19. R. F. Casten, Nuclear structure from a simple perspective, Oxford University

Press. ISBN 0-19-504599-8 (1990)

20. R. M. Henry and D. S. Martin. Phys. Rev. Vol.107, 1957 21. R. Vandenbosch and J. R. Huizenga – Isomeric cross-section ratios for reactions producing the isomeric pair Hg197,197m. Phys. Rev. Vol.120, No.4, 1960, pp. 1313 – 1318.

22. R Vanska and R Rieppo – The experimental isomeric cross-section ratio in the

nuclear activation technique. Nucl. Inst. and Meth 179, 1981, pp. 525 – 532.

23. S. Shibata, N. Imamura, T. Miyachi, M. Mutou, K. Sakamoto, M. Soto and M. Kubota – Photonuclear Spallation Reaction in Cu. Phys. Rev. Vol.35, 1987, pp. 254.

Vật lý hạt nhân 54

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

24. Toyoaki Kato and Yoshinaga Oka – Yields of photonuclear reaction for photon- activation analysis with high-energy bremsstrahlung. Talanta, Vol.19, 1972, pp. 515 – 525.

25. Tran Duc Thiep, Truong Thi An, Phan Viet Cuong, Nguyen The Vinh - The induced by in photonuclear reactions of natural barium isomeric ratios

bremsstrahlungs with endpoint energies in the giant dipole resonance region. J

Radioanal Nucl Chem. DOI 10.1007/s10967-011-1371-9

26. Wiliam B.Walter and John P.Hummel – Studies of isomeric yield ratios in the production Sc44, Mn52, and Y87 by photonuclear reactions. Phys. Rev. Vol.150, No.3, 1966.

27. W. B. Walters, J. R. Van Hise, W. L. Switzer and J. P. Hummel – Photonuclear reactions above the giant resonance: Ratios of (γ,2n) to (γ,pn) yields in 50Cr, 54Fe, 89Y and 92Mo. Nucl. Phys. A157, 1970, pp. 73 – 80.

28. Tran Duc Thiep, Truong Thi An, Phan Viet Cuong, Nguyen The Vinh, Nguyen Tuan Khai, A. G. Belov, O.D.Maslov. The isomeric ratios in some photonuclear

reactions (γ, n), (γ, p), (γ,2n) and (γ, np) induced by bremsstrahlungs with end-

point energies in the giant dipole resonance region.

29. Tran Duc Thiep, Truong Thi An, Phan Viet Cuong, Nguyen The Vinh, Bui Minh Hue, A. G. Belov, O. D. Maslov. Study of the isomeric ratios in 107Ag(c,n)106m,gAg reaction of natural silver induced by bremsstrahlungs with endpoint energies in the

giant dipole resonance region. J Radioanal Nucl Chem. ISSN: 0236-5731.2013 30. Tran Duc Thiep, Truong Thi An, Phan Viet Cuong, Nguyen The Vinh, Bui Minh Hue, A. G. Belov and O. D. Maslov. The isomeric ratios in 107Ag(γ, n)106m,gAg photonuclear reaction induced in the giant dipole resonance region. J. Nuclear

Science and Technology V.3, N.2(2013)47.2013

31. Yuri M.Tsipenyuk – The Microtron Development and Applications. Taylor and

Francis, 2002.

32. N.J. Stone - Table of nuclear magnetic dipole and electric quadrupole moments.

Atomic Data and Nuclear Data Tables 90 (2005) 75–176.

33. T.J.Boal and E.G.Muirhead – The photoneutron cross section of l51Eu, 153Eu

Website:

34. http://ie.lbl.gov/toi/

35. http://atom.kaeri.re.kr/

36. http://cdfe.sinp.msu.ru/

and 156Gd in the giant resonance region.

Vật lý hạt nhân 55

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

PHỤ LỤC

Bảng P1. Các thông số đặc trưng của phổ gamma phát ra từ mẫu Eu2lan1 (kích hoạt bằng bức xạ hãm năng lượng 20.3 MeV) đo ngày 11/10/2012

N 2.26E+005 1.09E+005 8.08E+004 1.37E+005 8.70E+004 2.36E+003 2.02E+003 4.98E+003 3.38E+005 1.81E+003 6.65E+005 4.62E+002 2.17E+003 6.06E+002 1.70E+003 5.35E+003 5.92E+002 1.85E+005 1.29E+005 1.11E+005 8.80E+002 7.96E+002 5.62E+004 8.85E+002 7.40E+003 1.50E+002 1.09E+003 8.19E+002 1.59E+003 2.49E+003 1.55E+003 2.93E+003 9.73E+002 4.54E+002 6.92E+002 5.50E+002 3.64E+003 3.51E+005 3.27E+002 2.14E+003

ΔN 568.67 512.41 521.20 533.96 432.65 400.13 209.86 160.60 955.68 243.08 865.46 518.47 247.86 205.12 217.28 205.66 155.43 458.04 392.22 359.22 111.59 109.97 293.99 141.72 151.23 312.06 158.31 143.59 111.31 150.44 105.85 119.38 113.61 127.20 89.39 73.70 88.56 620.10 63.26 80.96

ε 3.48E-010 3.63E-008 5.51E-007 1.15E-003 1.90E-003 5.45E-003 6.69E-003 7.47E-003 7.84E-003 8.24E-003 8.30E-003 8.08E-003 6.71E-003 6.50E-003 5.95E-003 5.45E-003 5.35E-003 4.52E-003 4.39E-003 3.76E-003 3.51E-003 3.46E-003 3.04E-003 2.86E-003 2.79E-003 2.66E-003 2.56E-003 2.40E-003 2.34E-003 2.31E-003 2.30E-003 2.28E-003 2.20E-003 2.16E-003 2.05E-003 2.02E-003 2.00E-003 1.98E-003 1.95E-003 1.93E-003

Δε 5.06E-010 3.70E-008 4.24E-007 1.22E-004 1.29E-004 8.54E-005 1.29E-004 1.56E-004 1.63E-004 1.59E-004 1.65E-004 8.89E-005 8.22E-005 7.78E-005 6.49E-005 5.33E-005 5.11E-005 3.64E-005 3.48E-005 2.89E-005 2.70E-005 2.67E-005 2.33E-005 2.15E-005 2.07E-005 1.93E-005 1.82E-005 1.62E-005 1.56E-005 1.53E-005 1.51E-005 1.49E-005 1.41E-005 1.37E-005 1.28E-005 1.26E-005 1.25E-005 1.24E-005 1.22E-005 1.21E-005

STT E (keV) 1 5.61 2 8.70 11.70 3 39.64 4 45.41 5 67.98 6 77.30 7 84.88 8 89.76 9 10 97.25 11 121.77 12 146.23 13 209.48 14 218.71 15 244.77 16 271.29 17 277.08 18 334.06 19 344.39 20 406.62 21 437.64 22 444.03 23 511.11 24 547.26 25 563.09 26 593.88 27 620.86 28 669.75 29 688.84 30 699.42 31 703.63 32 712.34 33 740.47 34 758.01 35 810.73 36 826.08 37 831.90 38 841.69 39 860.25 40 870.24

Vật lý hạt nhân 56

57.50 86.90 508.17 133.58 64.54 53.98 56.10 77.28 39.51 28.33 63.77 24.47 27.19 126.98 115.06 34.06 24.13 20.99 15.77 31.06 15.64 34.96 9.38 1.18 6.95

1.85E-003 1.85E-003 1.78E-003 1.77E-003 1.74E-003 1.67E-003 1.62E-003 1.54E-003 1.51E-003 1.49E-003 1.48E-003 1.45E-003 1.44E-003 1.40E-003 1.33E-003 1.32E-003 1.29E-003 1.24E-003 1.21E-003 1.17E-003 1.13E-003 9.77E-004 8.98E-004 8.81E-004 6.99E-004

1.18E-005 1.18E-005 1.16E-005 1.16E-005 1.15E-005 1.14E-005 1.13E-005 1.11E-005 1.10E-005 1.09E-005 1.09E-005 1.08E-005 1.08E-005 1.07E-005 1.08E-005 1.09E-005 1.12E-005 1.18E-005 1.25E-005 1.39E-005 1.51E-005 2.41E-005 3.02E-005 3.16E-005 4.74E-005

7.97E+002 41 917.54 42 921.65 3.96E+003 43 963.47 2.53E+005 1.41E+004 44 970.40 45 995.84 1.17E+003 46 1045.91 2.28E+002 47 1084.69 2.32E+002 48 1165.90 4.19E+003 49 1193.76 3.27E+002 50 1210.60 7.59E+001 51 1223.23 3.13E+003 52 1255.92 8.87E+001 53 1269.24 1.91E+002 54 1314.75 1.53E+004 55 1389.18 1.25E+004 56 1411.88 6.83E+002 57 1452.68 2.69E+002 58 1511.17 1.89E+002 59 1559.14 8.03E+001 60 1629.76 7.84E+002 61 1681.13 7.43E+001 62 1963.75 1.15E+003 63 2127.70 6.04E+001 64 2165.26 1.02E+001 65 2614.65 4.14E+001

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Bảng P2. Các thông số đặc trưng của phổ gamma phát ra từ mẫu Eu3lan1 (kích hoạt bằng bức xạ hãm năng lượng 17 MeV) đo ngày 18/10/2012

STT E (keV)

N

ε

Δε

ΔN 494.90 431.84 346.19 189.84 177.24 452.21 733.77 204.02 167.68 163.85 383.93 328.55 303.88 103.38 103.62 226.12 125.76 185.58

1.95E-006 1.18E-003 1.92E-003 6.74E-003 7.48E-003 7.86E-003 8.29E-003 6.71E-003 5.95E-003 5.45E-003 4.51E-003 4.39E-003 3.75E-003 3.50E-003 3.46E-003 3.04E-003 2.79E-003 2.60E-003

1.28E-006 1.22E-004 1.29E-004 1.31E-004 1.56E-004 1.63E-004 1.66E-004 8.20E-005 6.47E-005 5.32E-005 3.63E-005 3.47E-005 2.89E-005 2.70E-005 2.67E-005 2.33E-005 2.07E-005 1.86E-005

13.63 7.52E+003 1 39.87 9.44E+004 2 45.61 5.83E+004 3 77.68 4.16E+002 4 85.01 3.95E+003 5 6 90.03 1.08E+005 7 122.03 4.82E+005 8 209.77 1.66E+003 9 245.09 1.48E+003 10 271.55 3.42E+003 11 334.33 1.31E+005 12 344.66 9.26E+004 13 406.89 8.11E+004 14 438.02 9.35E+002 15 444.34 9.91E+002 16 511.35 3.17E+004 17 563.40 5.31E+003 18 609.78 8.40E+001

Vật lý hạt nhân 57

590.72 386.92 94.49 113.87 87.68 99.13 97.13 168.80 59.21 72.41 528.04 42.64 60.10 45.97 68.50 38.60 428.74 107.66 46.28 30.00 37.51 63.22 27.84 51.44 15.08 107.74 95.79 26.50 16.41 15.46 13.56 12.92 26.00 11.87 6.22 5.50 28.17 5.74

8.03

2.56E-003 2.50E-003 2.34E-003 2.31E-003 2.30E-003 2.27E-003 2.20E-003 2.05E-003 2.01E-003 2.00E-003 1.98E-003 1.95E-003 1.93E-003 1.85E-003 1.85E-003 1.83E-003 1.78E-003 1.77E-003 1.74E-003 1.73E-003 1.67E-003 1.53E-003 1.51E-003 1.48E-003 1.43E-003 1.40E-003 1.33E-003 1.32E-003 1.29E-003 1.28E-003 1.24E-003 1.21E-003 1.16E-003 1.13E-003 1.08E-003 1.08E-003 9.77E-004 8.98E-004 6.99E-004

1.81E-005 1.74E-005 1.56E-005 1.53E-005 1.51E-005 1.49E-005 1.41E-005 1.28E-005 1.26E-005 1.25E-005 1.24E-005 1.22E-005 1.21E-005 1.18E-005 1.18E-005 1.17E-005 1.16E-005 1.16E-005 1.15E-005 1.15E-005 1.14E-005 1.11E-005 1.10E-005 1.09E-005 1.08E-005 1.07E-005 1.08E-005 1.09E-005 1.12E-005 1.13E-005 1.18E-005 1.25E-005 1.39E-005 1.51E-005 1.74E-005 1.78E-005 2.41E-005 3.02E-005 4.74E-005

19 621.32 2.68E+002 20 638.33 6.28E+002 21 688.96 1.24E+003 22 699.72 1.73E+003 23 703.88 1.18E+003 24 712.65 2.10E+003 25 740.78 8.44E+002 26 810.99 1.96E+002 27 826.57 4.71E+002 28 832.26 2.72E+003 29 842.00 2.54E+005 30 859.98 1.46E+002 31 870.48 1.26E+003 32 917.89 6.93E+002 33 921.95 2.99E+003 34 930.95 1.77E+002 35 963.78 1.82E+005 36 970.73 9.66E+003 37 996.26 8.51E+002 38 1003.40 8.11E+001 39 1046.57 1.32E+002 40 1166.21 3.00E+003 41 1194.07 1.64E+002 42 1223.52 2.14E+003 43 1269.72 6.84E+001 44 1315.07 1.12E+004 45 1389.51 8.85E+003 46 1412.25 4.79E+002 47 1453.22 1.21E+002 48 1461.34 1.12E+002 49 1511.01 1.05E+002 50 1559.01 8.56E+001 51 1630.11 5.70E+002 52 1681.22 4.97E+001 53 1764.07 1.64E+001 54 1775.54 1.37E+001 55 1964.11 7.88E+002 56 2128.44 1.44E+001 57 2614.94 5.55E+001

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Bảng P3. Các thông số đặc trưng của phổ gamma phát ra từ mẫu Eu3lan2 (kích hoạt bằng bức xạ hãm năng lượng 17 MeV) đo ngày 18/10/2012

STT E (keV)

N

ε

Δε

ΔN 664.65 515.95 416.58 238.65 422.52 910.27

2.04E-005 4.22E-003 6.35E-003 2.02E-002 2.11E-002 2.26E-002

1.34E-005 4.38E-004 4.27E-004 4.16E-004 4.30E-004 4.51E-004

13.47 1.92E+004 1 39.82 1.38E+005 2 45.56 8.96E+004 3 85.42 7.45E+003 4 5 89.99 9.81E+004 6 122.00 7.54E+005

Vật lý hạt nhân 58

238.89 184.24 181.15 471.42 394.39 371.16 121.36 126.60 129.32 248.75 162.27 155.19 162.08 113.28 119.30 115.80 124.47 130.20 86.20 76.71 93.94 627.37 60.09 91.50 53.44 526.85 139.68 66.73 65.05 68.05 80.37 43.83 67.17 32.72 34.00 130.79 118.27 35.49 26.88 20.50 20.81 33.32 18.55 14.73 37.77 6.19

1.79E-002 1.56E-002 1.42E-002 1.15E-002 1.12E-002 9.46E-003 9.06E-003 8.81E-003 8.69E-003 7.62E-003 7.17E-003 6.99E-003 6.43E-003 5.90E-003 5.83E-003 5.80E-003 5.74E-003 5.57E-003 5.18E-003 5.11E-003 5.08E-003 5.03E-003 4.71E-003 4.69E-003 4.66E-003 4.53E-003 4.51E-003 4.42E-003 4.25E-003 4.12E-003 3.88E-003 3.81E-003 3.73E-003 3.64E-003 3.61E-003 3.49E-003 3.31E-003 3.26E-003 3.17E-003 3.04E-003 2.94E-003 2.79E-003 2.69E-003 2.46E-003 2.18E-003 1.27E-003

2.36E-004 1.72E-004 1.37E-004 9.84E-005 9.55E-005 8.29E-005 7.93E-005 7.69E-005 7.57E-005 6.26E-005 5.62E-005 5.37E-005 4.64E-005 4.19E-005 4.15E-005 4.14E-005 4.11E-005 4.06E-005 4.01E-005 4.00E-005 4.00E-005 3.99E-005 3.86E-005 3.85E-005 3.83E-005 3.72E-005 3.69E-005 3.59E-005 3.35E-005 3.17E-005 2.91E-005 2.91E-005 2.98E-005 3.16E-005 3.26E-005 3.71E-005 4.76E-005 5.14E-005 5.86E-005 6.98E-005 7.93E-005 9.39E-005 1.05E-004 1.30E-004 1.60E-004 2.32E-004

7 209.50 2.27E+003 8 245.06 1.41E+003 9 271.49 5.02E+003 10 334.30 2.02E+005 11 344.63 1.36E+005 12 406.87 1.20E+005 13 425.48 4.44E+002 14 437.92 1.03E+003 15 444.45 1.14E+003 16 511.37 3.15E+004 17 547.34 7.42E+002 18 563.36 7.34E+003 19 621.02 1.13E+003 20 689.21 1.63E+003 21 699.60 2.07E+003 22 704.10 1.77E+003 23 712.57 3.09E+003 24 740.81 3.19E+003 25 810.96 5.40E+002 26 826.38 7.48E+002 27 832.19 4.14E+003 28 841.98 3.65E+005 29 917.96 9.39E+002 30 921.94 4.26E+003 31 929.23 2.59E+002 32 963.77 2.71E+005 33 970.67 1.51E+004 34 996.24 1.15E+003 35 1046.64 4.81E+002 36 1084.76 5.37E+002 37 1166.20 4.38E+003 38 1194.70 3.13E+002 39 1223.55 3.38E+003 40 1255.82 2.31E+002 41 1269.60 2.74E+002 42 1315.06 1.61E+004 43 1389.49 1.31E+004 44 1412.28 6.50E+002 45 1452.93 2.36E+002 46 1511.26 1.84E+002 47 1559.07 1.72E+002 48 1630.14 8.16E+002 49 1681.20 9.52E+001 50 1804.67 6.07E+001 51 1964.12 1.35E+003 52 2615.40 2.86E+001

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Vật lý hạt nhân 59

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình P1. Phổ gamma đặc trưng của mẫu Eu2lan1 hiển thị bằng phần mềm

Gamavision (kích hoạt trên chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 20.3 MeV, thời gian chiếu 3600 giây, thời gian phơi 1920 giây, thời gian đo 1400 giây).

Hình P2. Phổ gamma đặc trưng của mẫu Eu3lan1 hiển thị bằng phần mềm

Gamavision (kích hoạt trên chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 17 MeV, thời gian

chiếu 5400 giây, thời gian phơi 1380 giây, thời gian đo 1800 giây).

Vật lý hạt nhân 60

Luận Văn Tốt Nghiệp Bùi Minh Huệ

Hình P3. Phổ gamma đặc trưng của mẫu Eu3lan2 hiển thị bằng phần mềm

Gamavision (kích hoạt trên chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại 17 MeV, thời gian chiếu 5400 giây, thời gian phơi 8280 giây, thời gian đo 1200 giây).

Hình P4. Máy gia tốc điện tử Microtron MT-25, tại phòng thí nghiệm về phản ứng hạt

nhân Flerov, Viện liên hợp nghiên cứu hạt nhân Dubna, Nga.

Vật lý hạt nhân 61