(Luận văn thạc sĩ) nghiên cứu tỷ số suất lượng đồng phân của phản ứng hạt nhân 116cd(y,n)115m,g cd sau vùng năng lượng cộng hưởng khổng lồ

TRƯỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC TỰ NHIÊN ---  --- LẠI VĂN THẮNG NGHIÊN CỨU TỶ SỐ SUẤT LƯỢNG ĐỒNG PHÂN CỦA PHẢN ỨNG HẠT NHÂN 116Cdγ,n115m,g Cd SAU VÙNG NĂNG LƯỢNG CỘNG HƯỞNG KHỔNG LỒ Chuyê

TRƯỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC TỰ NHIÊN

TRƯỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC TỰ NHIÊN

-  -

LẠI VĂN THẮNG

NGHIÊN CỨU TỶ SỐ SUẤT LƯỢNG ĐỒNG PHÂN

CỦA PHẢN ỨNG HẠT NHÂN 116Cd(γ,n)115m,g

Cd SAU VÙNG NĂNG LƯỢNG CỘNG HƯỞNG KHỔNG LỒ

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

MỞ ĐẦU 1

CHƯƠNG 1 PHẢN ỨNG QUANG HẠT NHÂN VÀ HẠT NHÂN ĐỒNG PHÂN 3 1.1 Mô ̣t số đă ̣c trưng của phản ứng quang ha ̣t nhân 3

1.1.1 Phân loa ̣i phản ứng quang hạt nhân 3

1.1.2 Hiê ̣n tượng cộng hưởng khổng lồ 5

1.1.3 Cơ chế giả đơtron 7

1.2 Hạt nhân đồng phân 8

1.3 Tỷ số đồng phân 11

CHƯƠNG 2: PHƯƠNG PHÁP THỰC NGHIỆM 15

2.1 Nguồn photon hãm từ máy gia tốc Linac 16

2.1.1 Nguyên lý hoạt động của máy gia tốc linac 16

2.1.2 Cơ chế ta ̣o photon hãm từ máy gia tốc electron 17

2.1.3 Máy gia tốc linac 100 MeV Pohang, Hàn quốc 23

2.2 Phương pháp kích hoạt và đo phổ Gamma 25

2.2.1 Nguyên lý của phương pháp kích hoạt phóng xa ̣ 25

2.2.2 Ghi nhận va ̀ phân tích phổ gamma 28

2.2.2.1 Hê ̣ phổ kế gamma 28

2.2.2.2 Phân tích phổ Gamma 32

2.2.3 Một số biện pháp nâng cao độ chính xác của phép đo 33

2.2.3.1 Hiệu chỉnh can nhiễu phóng xạ 33

2.2.3.2 Hiệu ứng hấp thụ tia gamma trong mẫu 34

2.2.3.3 Hiệu ứng cộng đỉnh 34

CHƯƠNG 3: XÁC ĐỊNH TỶ SỐ SUẤT LƯỢNG ĐỒNG PHÂN 37

3.1 Thí nghiệm xác định tỷ số suất lượng đồng phân 37

3.2 Nhận diện đồng vị phóng xạ và phản ứng hạt nhân 39

3.3 Xác định tỷ số suất lượng đồng phân bằng thực nghiệm 44

KẾT LUẬN 50

TÀI LIỆU THAM KHẢO 51

MỞ ĐẦU

Một trong những thông số quan trọng liên quan tới phản ứng ha ̣t nhân và cấu trúc h ạt nhân là tỷ số đ ồng phân Các nghiên cứu về tỷ số đồng phân cung cấp những thông tin quan trọng góp phần làm sáng tỏ các cơ chế của phản ứng hạt nhân, sự truyền mô men xung lượng, về sự phụ thuộc của spin và mật độ mức hạt nhân, bản chất của các hạt nhân kích thích cao, phân bố năng lượng và spin của chúng cũng như quá trình khử kích thích Bên cạnh đó các số liệu thực nghiệm về tỷ số đồng phân rất cần thiết trong việc thiết kế các thí nghiệm như tính toán hoạt độ của mẫu, tối ưu hóa các điều kiện thực nghiệm , trong các ứng dụng thực tế các số liệu về tỷ số đồng phân còn được sử dụng với nhiều như trong phân tích kích hoạt, chế tạo đồng vị, che chắn phóng xạ, [9-13]

Tỷ số đồng phân được đi ̣nh nghĩa là tỷ số ti ết diện của phản ứng hạt nhân tạo thành trạng thái giả bền (metastable state) (m ) và trạng thái cơ bản không

bền (ground state) (g ) Trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản thường rất

khác nhau về spin , nên tỷ số đồng phân thường được biểu diễn như là tỷ số tiết diê ̣n ta ̣o thành tra ̣ng thái có spin cao và tra ̣ng thái có spin thấp , IR = σhigh/ σlow Trong trường hợp bức xa ̣ hãm do tính chất liên tu ̣c về năng lượ ng, tỷ số đồng phân đươ ̣c xác định thông qua tỷ số suất lượng phản ứng, IRY high Y low[11-13]

Luận văn vớ i mu ̣c đích thực hiện các nghiên cứu thực nghiệm xác định tỷ

số suất lượng đồng phân của phản ứng quang hạt nhân 116Cd(γ,n)115m,gCd gây ra bởi chùm bức xạ hãm năng lượng cực đại : 50, 60, và 70 MeV nhằm nhằm tạo ra các số liệu mới đóng góp vào thư viện số liệu hạt nhân , đồng thời với các khảo sát về phân bố của tỷ số suất lượng đồng phân theo năng lượ ng sẽ góp phần làm rõ cơ chế của phản ứng quang hạt nhân ở vùng năng lượ ng sau cô ̣ng hưởng khổng lồ

Đối với phản ứng quang hạt nhân nói chung , đă ̣c biê ̣t là ở vùng năng lượng sau cô ̣ng hưởng khổng lồ (>30 MeV), hiê ̣n ta ̣i các th ông tin còn rất ha ̣n chế, cơ chế của phản ứng chưa đươ ̣c hiểu biết mô ̣t cách đầy đủ Các nghiên cứu về tỷ số suất lượng của phản ứng quang hạt nhân 116Cd(γ,n)115m,gCd ở vùng năng cộng hưởng khổng lồ đã được một số tác giả thực hiện [17-21] Tuy nhiên các số

vùng năng lượng cao hơn Chính vì vậy, kết quả thu được của bản luận văn sẽ góp phần bổ sung số liệu cho vùng năng lượng này Mă ̣t khác Cad mi là mô ̣t nguyên tố đươ ̣c sử nhiều , đă ̣c biê ̣t là trong công nghê ̣ lò phản ứng ha ̣t nhân và che chắn an toàn bức xa ̣ , Do đó, các kết quả nghiên cứu còn có ý nghĩa thực tiễn nhất định

Bản luận văn ngoài phần mở đầu và kết luận , nội dung được trình bày trong 4 chương:

Chương I: Phản ứng quang hạt nhân và hạt nhân đồng phân: Trình bày

tóm tắt mô ̣t số đặc trưng của phản ứng quang hạt nhân, hiện tượng đồng phân hạt nhân và tỷ số đồng phân

Chương II: Nguồn photon hãm từ máy gia tốc: Trình bày nguyên lý hoạt

động của máy gia tốc electron tuyến tính , cơ chế tạo bức xa ̣ hãm từ máy gia tốc

và giới thiệu về máy gia tốc Linac 100 MeV tại Pohang, Hàn Quốc

Chương III: Phương pháp kích hoạt và đo phổ gamma: Trình bày nguyên

lý của phương pháp kích hoạt phóng xạ và ghi nhận phổ gamma, thiết lâ ̣p mối liên hê ̣ giữa số đếm diê ̣n tích đỉnh phổ gamma và các tham số thực nghiê ̣m Một

số biện pháp hiệu chỉnh nhằm nâng cao độ chính xác của phép đo

Chương IV: Xác định tỷ số suất lượng đồng phân thực nghiệm: Trình bày

thí nghiệm và phân tích số liệu xác định tỷ số suất lượng đồng phân của phản ứng quang hạt nhân116Cd(γ,n)115m,gCd, nghiên cứ u sự phu ̣ thuô ̣c của tỷ số đồng phân vào năng lượng của bức xạ hãm

Bản luận văn gồm 52 trang, 14 hình vẽ và đồ thị, 8 bảng biểu

Thí nghiệm được thực hiện tại Trung tâm Gia tốc Pohang, Hàn Quốc Việc phân tích số liệu và hoàn thành bản luận văn được thực hiện tại Trung tâm Vật lý hạt nhân, Viện Vật lý

CHƯƠNG 1 PHẢN ỨNG QUANG HẠT NHÂN VÀ HẠT NHÂN

ĐỒNG PHÂN 1.1 Mô ̣t số đă ̣c trưng của phản ứng quang ha ̣t nhân

1.1.1 Phân loa ̣i phản ứng quang hạt nhân

Do các bức xạ gamma là sóng điện từ không mang điện tích nên khi đi vào vật chất không xảy ra nhiều va chạm không đàn hồi như các hạt mang điện Các tương tác chủ yếu của bức xạ gamma với vật chất là: hiệu ứng hấp thụ quang điện, hiệu ứng Compton, hiệu ứng tạo cặp và các phản ứng quang hạt nhân

Tiết diện tương tác toàn phần   phot Compair+ T

A, trong đó tiết diện do hiệu ứng quang điện

có thể t ạo ra từ các nguồn phóng xa ̣  đồng vị, tuy nhiên các lượng tử  này thường có năng lư ợng thấp Để có được chùm bức xạ gamma tới có năng lượng

và thông lượng lớn, có thể dùng chùm bức xạ hãm trên các máy gia tốc hạt

Lý thuyết gi ải thích phản ứng quang hạt nhân đươ ̣c d ựa vào mẫu hấp thụ photon Mẫu phản ứng quang hạt nhân đề cập đ ến cơ chế phản ứng quang hạt nhân khác nhau bao gồm quá trình kích thích quang hạt nhân ban đầu, và cả phân rã tiếp theo của hạt nhân kích thích bằng cách phát ra các hạt và tia gamma

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

lượng tử gamma tới Tùy theo năng lượng gamma 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: (,n), (,p); phản ứng sinh nhiều nơtron: (,xn), phân hạch hạt nhân: (,f); phản ứng photospallation: (,xnyp); phản ứng tạo meson (,xn), hiện tượng phân mảnh (,fr)…

Các quá trình chính của ph ản ứng quang hạt nhân là : cộng hưởng lưỡng cực khổng lồ (giant dipole resonance, GDR) (E<30 MeV), cơ chế giả đơtron (quasi–deutron, QDM) (30 MeVE140 MeV) và ph át xạ pion (E>140 MeV) Hình 1.1 biểu diễn mối liên hệ giữa tiết diện phản ứng quang hạt nhân và năng lượng của photon [6]

Hình 1.1 Tiết diện phản ứng quang hạt nhân theo 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 các cực đại là do sự dịch chuyển giữa các mức của hạt nhân bia Trong vùng

II các mức năng lượng vẫn còn tách rời nhau điều này thể hiện trong cấu trúc tinh tế của tiết diện Vùng III tương ứng với sự chồng chập các mức của hạt nhân hợp phần Tiết diện phản ứng quang hạt nhân đạt cực đại và có dạng hình gauss được gọi là cộng hưởng khổng lồ Vùng IV với photon năng lượng hàng trăm MeV đây là vùng xảy ra các hiệu ứng phức tạp như hiệu ứng giả đơtron, phát xạ các photomeson, pion và các hạt cơ bản khác

1.1.2 Hiê ̣n tượng cộng hưởng khổng lồ

Ở vùng năng lượng photon dưới 30 MeV, 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 như phát xạ nơtron, proton hoặc các loại hạt khác: (,xn), (,p), (,pn); (,f) Khi nghiên cứ u sự phu ̣ th uô ̣c của tiết diê ̣n phản ứng (γ,n) và (γ,p) vào năng lươ ̣ng photon thì thấy các tiết diê ̣n này tăng châ ̣m từ năng lượng ngưỡng của phản ứng và có giá trị khoảng 1 mb khi Eγ ≈ 10 MeV; tuy nhiên khi Eγ ≈ 15 – 25 MeV thì quan sát thấy có cộng hưởng khá phổ biến ở các hạt nhân nghiên cứu Đặc trưng tiêu biểu của cộng hưởng này là độ rộng nửa cực đại Γ lớn và năng lươ ̣ng cô ̣ng hưởng, (Eγ)res, phụ thuộc vào số khối A:

MeV A

(    (1.1) Hiê ̣n tượng này được go ̣i là cô ̣ng hưởng khổng lồ , vùng năng lượng photon 10 ÷ 20 MeV được go ̣i là vùng năng lượng cô ̣ng hưởng khổng lồ (giant dipole resonance – GDR) Cho đến nay phần lớ n các thông tin liên quan tới phản ứng quang hạt nhân tập trung ở vùng năng lượng này (E < 30 MeV)

Có thể giải thích cộng hưởng hiê ̣n tượng cô ̣ng hưởng khổng lồ trên cơ sở các dao động hạt nhân do trường điện từ của lượng tử  Goldhaber và Teller giả thiết nơtron và proton của hạt nhân như là hai chất lỏng riêng biệt, hạt nhân nhận năng lượng do hấp thụ các photon tạo ra sự dao động của hai loại chất lỏng này Hiện tượng cộng hưởng khổng lồ tương ứng với tần số cực đại của dao động Sau

đó Wikinson xem cộng hưởng khổng lồ như là một sự chồng chập (superposition) do sự đóng góp của tất cả các nucleon riêng lẻ Mỗi một nucleon nhận một phần năng lượng từ sự hấp thụ photon Cộng hưởng khổng lồ là tổng

E = 10 ÷ 20 MeV thì lượng tử có bước sóng  >> Rnucl Xem xét hai cơ chế sau,

Theo như cơ chế thứ nhất (Goldhaber-Teller model), toàn bộ proton của hạt nhân được thay thế bởi toàn bộ nơtron, do đó gây nên sự phân cực trong hạt nhân (hình 1.2a) Dưới tác dụng của lực đàn hồi hạt nhân bị biến đổi thành các pha đối lập Tập hợp của các dao động lưỡng cực trong hạt nhân có tần số dao động được đánh giá qua công thức K

M

 , với K là suất đàn hồi và M là khối lượng của hạt nhân Trong cơ chế này, vai trò của lực đàn hồi được thực hiện bởi tương tác của các nucleon với hạt nhân bia Khi suất đàn hồi tỉ lệ với diện tích bề mặt của hạt nhân, K R2 và khi đó

2

1/ 6 3

Theo như cơ chế thứ hai (Steinwedel-Jensen model), cộng hưởng lưỡng cực khổng lồ có thể được hình dung như sự thay thế xen kẽ lần lượt của các proton và nơtron, trong khi mật độ các nucleon không thay đổi (hình 1.2b) Trong trường hợp này lực đàn hồi tỉ lệ với khoảng cách, K  R  A1/3 Do đó tần

số dao động thu được theo công thức K 1 1/ 3

Hình 1.2 Sự phân cực hạt nhân

Theo như công thức xấp xỉ này thì vị trí của cộng hưởng lưỡng cực khổng

lồ vào thang năng lượng kích thích thay đổi từ 25,5 đến 13,5 MeV đối với các hạt

nhân có số khối từ 16 -> 250 Có thể biểu diễn đơn giản hơn W = 78 A-1/3 (MeV) cho trường hợp đối với hạt nhân nặng

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 thường được biểu diễn gần đúng bằng đường cong Lorent (đối với hạt nhân nhẹ):

2 2

0 2

2 0

) ( ) (

) (

E E

Bằng sự so sánh tiết diện hấp thụ quang hạt nhân toàn phần quan sát được

và các tiên đoán lý thuyết đã cho thấy sự hấp thụ lưỡng cực đóng vai trò chính trong vùng cộng hưởng khổng lồ

1.1.3 Cơ chế giả đơtron

Cơ chế giả đơtron được Levinger đề xuất được cho là quá trình chính đối với sự hấp thụ các photon năng lượng cao (>40 MeV) Đối với các photon có năng lượng trên vùng cộng hưởng khổng lồ, quá trình này trở nên đáng kể vì nó dẫn tới tương tác của photon với các cụm hạt nhân (cluster) hơn là tương tác photon với các nucleon riêng lẻ Photon tới sẽ ưu tiên tương tác với cặp nơtron-proton hơn là với cặp proton-proton và cặp nơtron-nơtron vì các cặp đó không có momen lưỡng cực và sự hấp thụ lưỡng cực điện trong hiệu ứng quang điện là chiếm ưu thế ở vùng năng lượng cao Theo như Levinger, sự phân rã ở năng lượng cao liên quan đến momen lớn hơn truyền giữa hai nucleon và do đó đòi hỏi hai nucleon phải gần nhau Điều này là đúng trong cả trường hợp quang phân rã trong các hạt nhân phức tạp hơn hoặc trong đơtron tự do Tiết diện phản ứng của giả đơtron có thể biểu diễn bằng công thức sau [8]:

D

Z

A

N L

trong đó hệ số L được gọi là thông số Levinger Levinger đưa ra giá trị L = 6.8 trong khi Garvey và các cộng sự đưa ra giá trị L = 10.3 NZ là số cặp nơtron-



quang phân rã đơtron tự do D đạt tới giá trị cực đại bằng hai lần năng lượng liên kết của đơtron, tức là D = 2.3 mb tại giá trị năng lượng photon E = 4.452 MeV.

Các phép đo phổ năng lượng và phân bố góc của các photonucleon năng lượng cao càng khẳng định tính đúng đắn của mô hình giả đơtron, mặc dù vẫn tồn tại một số điểm khác biệt không thống nhất giữa kết quả thực nghiệm và lý thuyết tiên đoán Mô hình giả đơtron được củng cố thêm bởi các thực nghiệm đo trùng phùng nơtron-proton Sự thống nhất giữa kết quả thực nghiệm và lý thuyết giả đơtron chỉ ra rằng cơ chế chiếm ưu thế ở vùng năng lượng > 40 MeV là sự hấp thụ photon bởi các cặp nucleon

1.2 Hạt nhân đồng phân

Hai ha ̣t nhân đồng phân là hai ha ̣t nhân có cùng khối lượng và điê ̣n tích , nhưng khác nhau bởi mô ̣t số tính chất , ví dụ như chu kỳ bán rã , trạng thái spin, chẵn lẻ Thuật ngữ “đồn g phân” được lấy từ hóa hữu cơ , nó chỉ những chất hữu

cơ có cùng công thức hóa ho ̣c nhưng có các nguyên tử sắp xếp theo những cấu trúc khác nhau (công thức cấu ta ̣o khác nhau ) do đó chúng có tính chất hóa ho ̣c khác nhau Việc giải thích tính đồng phân do sự khác nhau về cấu trúc dường như không phù hợp với ha ̣t nhân nguyên tử Trong phân tử hữu cơ , hạt nhân của nguyên tử thành phần được xem là đứng yên hay nói chính xác hơn là dao đô ̣ng xung quanh một vi ̣ trí cân bằng xác đi ̣nh với biên đô ̣ dao đô ̣ng nhỏ so với khoảng cách bên trong hạt nhân vì thế nó tạo ra một bộ khung vững chắc mà electron chuyển đô ̣ng xung quanh nó Khác với nguyên tử , trong ha ̣t nhân các proton và nơtron liên kết rất chă ̣t chẽ với nhau và chuyển đô ̣ng trong toàn bô ̣ ha ̣t nhân , vì thế không tồn ta ̣i mô ̣t cấu hình cu ̣ thể nào trong mô ̣t khoảng thời gian đáng kể Theo giả thuyết của Weisacker , mô ̣t că ̣p đồng phân là mô ̣t ha ̣t nhân tồn ta ̣i

ở hai trạng thái , mô ̣t trong hai tra ̣ng thái là tra ̣ng thái kích thích nửa bền , trạng thái này có thời gian sống đối với sự khử kích thích bằng phát xạ gamma đủ dài cho phép chúng ta có thể có thể quan sát trực tiếp

Hiê ̣n tượng đồng phân ha ̣t nhân lần đầu tiên

đươ ̣c Hahn phát hiê ̣n vào năm 1921 Ông tìm ra

chất phóng xa ̣ UZ 1, hạt nhân này đồng phân và

đồng khối với mô ̣t ha ̣t nhân UX 2, nhưng chú ng có

các đặc tính phóng xạ khác nhau Cả hai chất đều là

kết quả của sự phân rã beta của cùng mô ̣t nguyên tố UX1 (23490Th) [4]:

UX1

UZ1

UX2

và đều tạo nên từ hạt nhân 23491Pa, 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

Sự phát hiê ̣n ra phóng xa ̣ nhân ta ̣o vào năm 1934 và đặc biệt là sự phát triển của phương pháp ta ̣o ra đồng vi ̣ phóng xa ̣ bằng quá trình bắn phá nơtron vào các bia hạt nhân bền đã đưa đến sự phát hiện thêm nhiều trường hợp đồng phân hạt nhân Năm 1935, I Kurchatov và cộng sự đã làm thí nghiê ̣m với brom Họ đã phát hiện ra đồng vị 3580Br phải có hai chu kỳ bán rã khác nhau (18 phút và 4.4 giờ) Sự tồn ta ̣i ha i giá tri ̣ chu kỳ bán rã chỉ có thể giải thích được khi giả thiết rằng ha ̣t nhân 3580Br được ta ̣o thành ở hai tra ̣ng thái đồng phân khác nhau : mô ̣t trạng thái cơ bản và một trạng thái kích thích có thời gian sống khá dài (giả bền)

Hiê ̣n nay , hiê ̣n tượng đồng phân ha ̣t nhân đã được nghiên cứu khá rô ̣ng rãi Điều kiê ̣n để tồn ta ̣i tra ̣ng thái đồng phân là sự có mă ̣t của mô ̣t mức năng

lươ ̣ng gần tra ̣ng thái cơ bản , khác nhau nhiều về mô men xung lượng (|Δl| > 4)

Hạt nhân đồng phân được tạo thành bằng nhiều cách khác nhau , có thể chia các phương pháp đó thành : ( 1) sự kích thích điê ̣n từ và (2) phản ứng hạt nhân Phương pháp thứ nhất chỉ mới được nghiên cứu g ần đây; sự kích thích đã được tạo ra trực tiếp bằng tia X năng lượng cao hay trường điện từ phát ra từ các hạt tích điện chuyển động nhanh như các hạt alpha , proton và electron Phương pháp thứ hai là phương pháp được thực hi ện bằng cách bắn phá hạt nhân bằng các loại hạt như nơtron, lươ ̣ng tử gamma , Ngoài ra, sự va cha ̣m không đàn hồi của các hạt e-, p, α và d cũng có thể kích thích hạt nhân lên các trạng thái tương tự

Trong mô ̣t số trường h ợp các hạt nhân đồng phân được hình thành một cách trực tiếp Tuy nhiên trong đa số trường hợp , quá trình hình thành hạt nhân đồng phân xảy ra theo hai bước : bước thứ nhất là sự hình thành tra ̣ng thái ha ̣t nhân kích thích cao và sau đó là sự phân rã từ các tra ̣ng thái này xuống các tra ̣ng thái nửa bền bằng quá trình phân rã nối tầng

Các quá trình hình thành hạt nhân đồng phân trực tiếp chủ yếu là các trường hợp mà tra ̣ng thái đ ồng phân được hình thành bởi quá trình phân rã β Ngoài ra, cũng cần phải lưu ý 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

chuyển lên các tra ̣ng thái nửa bền Khi ha ̣t nhân bắt mô ̣t ha ̣t nào đó (n, p, α) thì quá trình tạo hạt nhân đồng phân trực tiếp cũng không thể xảy ra vì hạt nhân sau thời điểm bắt thường tồn ta ̣i ở tra ̣ng thái kích thích có năng lượng cỡ vài MeV , năng lươ ̣ng này lớn hơn nhiều so với năng lượng của mô ̣t tra ̣ng thái đồng phân

Đối với trường hợp gián tiếp , ban đầu ha ̣t nhân tồn ta ̣i ở tra ̣ng thái kích thích có năng lượng cao, sau quá trình phát xa ̣ nối tầng liên tiếp sẽ hình thành các trạng thái nửa bền Để có được sự khác nhau đáng kể về mă ̣t spin trong mô ̣t khoảng thời gian rất ngắn , hạt nhân phải trải qua nhiều lần bức xạ lưỡng cực hay tứ cực

Có hai cách mà sự kích thích bị khử từ trạng thái nửa bền Cách thứ nhất

là hạt nhân chuyển từ tra ̣ng thái nửa bền về tra ̣ng thái cơ bản bằng cách phát ra lươ ̣ng tử γ hoă ̣c biến hoán điê ̣n tử nô ̣i Sau đó, các hạt β được phát ra từ tra ̣ng thái

cơ bản với cùng phổ năng lượng như của ha ̣t β phát ra trong suốt q uá trình dịch chuyển beta thông thường Tuy nhiên, do thời gian sống của tra ̣ng thái nửa bền dài hơn chu kỳ bán rã của phóng xạ β nên chúng ta quan sát được thời gian bán rã thứ hai (dài hơn) của phân rã β Ví dụ điển hình c ho trường hợp này chính là đồng phân của 3580Br đã đề câ ̣p ở trên

Cách thứ hai là hạt β có thể phát ra trực tiếp từ trạng thái nửa bền Trường

hơ ̣p này là khả dĩ nếu xác suất của sự dịch chuyển bức xạ có thể so sánh được với xác suất phát ra hạt β Phổ năng lươ ̣ng của cả hai loa ̣i ha ̣t β này phải khác nhau Đó là bởi vì trong những trường hợp này , sự di ̣ch chuyển β xuất hiê ̣n giữa các mức có năng lượng khác nhau Không chỉ là tra ̣ng thái ban đầu (trạng thái cơ bản trong trường hợp thứ nhất và tra ̣ng thái nửa bền trong trường hợp thứ hai ) khác nhau mà cả các tra ̣ng thái cuối cùng cũng khác nhau Điều này có thể được gi ải thích như sau: do các tra ̣ng thái ban đầu khác nhau nhiều về mômen xung lượng

vì thế dịch chuyển β từ các tra ̣ng thái này về cùng mô ̣t tra ̣ng thái năng lượng của hạt nhân là điều không thể xảy ra Mô ̣t ví du ̣ điển hình của đồng phân da ̣ng này là hạt nhân 60Co

27 , sự khử kích thích của tra ̣ng thái nửa bền xảy ra theo hai quá trình , quá trình thứ nhất là phân rã β- trực tiếp với xác suất 0.24% và quá trình thứ hai

là bức xạ tia gamma với xác suất 99.76%

Trong mô ̣t số trường hợp , hạt nhân có thể có hai trạng thái nửa bền và do đó quan sát được ba chu kỳ bán rã Mô ̣t trong những ha ̣t nhân như vâ ̣y là 12451Sb,

phát xạ electron với các chu k ỳ bán rã 60 ngày, 20 phút và 93 giây Hiê ̣n tượng

đồng phân cũng xuất hiê ̣n dưới da ̣ng mô ̣t số chu kỳ bán rã cho sự phân ha ̣ch tự phát của hạt nhân Ví dụ như hạt nhân 242Am, trong trạng thái đồng phân , hạt nhân này trải qua ph ân rã tự phát với chu kỳ bán rã T 1/2 = 1.4×10-2 s, trong khi

T1/2 của trạng thái cơ bản là ~ 108

năm

Trạng thái nửa bền cũng có thể quan sát ở các hạt nhân bền β Khi đó, trạng thái nửa bền giải kích thích bằng cách phá t xa ̣ lượng tử gamma và biến hoán electron Mô ̣t ví du ̣ về đồng phân bền β là hạt nhân có một mức năng lươ ̣ng nửa bền là 0.393 MeV và thời gian sống là 104 phút Như vâ ̣y, trong mo ̣i trường hợp, thực chất của hiê ̣n tượng đồng phân nằm ở sự tồn ta ̣i của mô ̣t tra ̣ng thái kích thích của hạt nhân với một thời gian sống đo được

Do thời gian sống tương đối dài , trên thực tế tra ̣ng thái này biểu lô ̣ các tính chất của một hạt nhân đồng phân mới với các giá tri ̣ thay đổi của khối lượng

M, spin I, chẵn lẻ P , spin đồng vi ̣ T , thời gian sống τ… nhưng vẫn cùng các giá trị A và Z

Đồng phân hạt nhân không phải là một hiện tượng hiếm gặp Một phân tích thống kê về sự phân bố của các đồng phân theo số nucleon có trong chúng đưa đến những kết luâ ̣n thú vi ̣ 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 chú ng rất hiếm gă ̣p với các ha ̣t nhân chẵn – chẵn Các quy tắc này có thể giải thích được bằng mẫu vỏ Tùy thuộc vào tính đa cực của dịch chuyển gamma, thời gian sống của tra ̣ng thái kích thích có thể biến thiên trong những khoảng rất rô ̣ng Do vâ ̣y , về nguyên tắc các tra ̣ng thái đồng phân cũng vậy , chúng có chu kỳ thay đối khá l ớn (từ mô ̣t phần của giây đến hàng nghìn năm) Ví dụ như trạng thái đồng phân 138Cs có T1/2 = 2.8×10-10 giây trong khi tra ̣ng thái đồng phân 236

Np có T1/2 ≈ 5000 năm [4]

1.3 Tỷ số đồng phân

Tỷ số tiết diện đồng phân là tỷ số tiết diện tạo thành trạng thái đồng phân (σm) và trạng thái cơ bản không bền (σg):

m g

IR 

 (1.5)

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

tỷ số đồng phân thường được biểu diễn như là tỷ số tiết diện tạo thành trạng th ái

có spin cao và trạng thái có spin thấp [11-13]:

high low



 (1.6) Trong trường hợp chùm b ức xạ tới có phổ năng lượng liên tục, tỷ số đồng phân thường được xác định bằng tỷ số suất lươ ̣ng phản ứng của hai tra ̣ng thái:

high low

YIRY

 (1.7)

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 cho ̣n lo ̣c trong lý th uyết di ̣ch chuyển gamma, cơ chế phản ứng…

Tỷ số này có thể xác định được bằng tính toán lý thuyết hoặc bằng thựcnghiê ̣m Tính toán lý thuyết được dựa trên mô hình thống kê của Huizenga – Vandenbosch trên cơ sở cơ chế hạt nhân hợp phần [9]

Khi ha ̣t gây phản ứng bay vào ha ̣t nhân bia ta ̣o nên ha ̣t nhân hợp phần có năng lươ ̣ng kích thích E c và spin Jc Nếu lưu ý đến loa ̣i ha ̣t gây phản ứng và moment góc của nó, chúng ta có thể xác định được xác suất tương đối tạo nên hạt nhân hơ ̣p phần Pc(Ec, Jc) vớ i năng lươ ̣ng Ec và spin Jc

Sau đó xảy ra quá trình bay hơi của các nucleon Về mặt vâ ̣t lý , năng lươ ̣ng ha ̣t nhân nhâ ̣n được trong quá trình phản ứng có thể được phân bố la ̣i giữa các nucleon Nếu mô ̣t nucleon nào đó nhâ ̣n được năng lượng đủ lớn thì nó sẽ bứt

ra khỏi ha ̣t nhân hợp phần Các hạ t bay hơi mang theo năng , xung lượng xác

đi ̣nh Chúng ta có thể tính được xác suất chuyển dời từ trạng thái có spin J i và năng lươ ̣ng Ei đến trạng thái có spin J f và năng lượng Ef trong mỗi lần bay hơi của một nucleon

Sau khi kết thúc quá trình bay hơi , hạt nhân cuối cùng được hình thành ở trạng thái kích thích cao , có năng lượng và phân bố spin xác định Hạt nhân này bắt đầu quá trình chuyển từ tra ̣ng thái kích thích về tra ̣ng thái cơ bản thông qua viê ̣c phát các tia gamma nối tầng hoă ̣c mô ̣t 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 spin và ở trạng thái này tron g mô ̣t thời gian dài (trạng thái đồng phân ) Các tia gamma nối tầng được giả sử là bức xạ lưỡng cực (E1) Số lượng tia gamma nối tầng đươ ̣c tính toán chi tiết bởi Vandenbosch Tỷ số đồng phân chính là tỷ số xác suất ta ̣o th ành hạt nhân ở trạng thái đồng phân và trạng thái cơ bản [9]:

hs ls

P (E)IR

P (E)

 (1.13)

Như vâ ̣y, các yếu tố quan trọng xác định tỷ số đồng phân là : (1) spin của trạng thái hạ t nhân hơ ̣p phần , (2) số lượng và loa ̣i của các bước giải kích thích của hạt nhân hợp phần ; điều này tùy thuô ̣c vào năng lượng kích thích , (3) moment xung lươ ̣ng được mang đi sau mỗi bước , (4) xác suất tạo thành các trạng thái có spin khác nhau trong các bước của sự nối tầng , và cuối cùng là (5) spin của các trạng thái đồng phân

Để tính được xác suất ta ̣o thành các tra ̣ng thái đồng phân và tra ̣ng thái cơ bản, chúng ta cần biết mật độ mức hạ t nhân Sự phu ̣ thuô ̣c của mâ ̣t đô ̣ mức trong hạt nhân kích thích vào spin J và năng lượng kích thích E được biểu diễn bằng biểu thức sau:

2

J(J 1)(J, E) (J) (E) E exp | 2(aE) | (2J 1) exp

ở đây n = 0.5/4.2 Tham số spin cut – off (SCOP) σ liên quan đến spin quán tính

θ và nhiệt độ động học t theo công thức:

2 2

Đối với phản ứng quang hạt nhân mô hình Huizenga – Vandenbosch đươ ̣c

áp dụng như sau:

(a) Một ha ̣t nhân có spin J 0 sau khi hấp thụ mô ̣t bức xa ̣ gamma E 1 sẽ chuyển lên tra ̣ng thái kích thích trong hê ̣ ha ̣t nhân hợp phần A*

vớ i spin Jc = J0, J0

± 1 Đối với trường hợp J 0 = 0 thì chỉ có trạng thái với J c = 1 được kích thích Xác suất hình thành hạt nhân ở trạng thái kích thích có spin Jc là:

P(J )2J 1 (1.16) (b) Trong phản ứng (γ,n), sự phân bố spin trong hê ̣ ha ̣t nhân hợp phần A *thay đổi do quá trìn h bay hơi liên tu ̣c của mô ̣t hay nhiều nơtron Xác suất dịch chuyển nơtron từ tra ̣ng thái có spin Ji đến trạng thái có spin Jf được xác đi ̣nh bằng công thức:

f

i

i f

1 J

2 |S J |

l |S J | 1

S J 2

ở đây, Tl(En) là khả n ăng đâm xuyên củ a nơtron với mômen góc l và động năng

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

(1.18) với giá tri ̣ của t được tính bằng công thức:

U = at2 – t (1.19) trong đó, U là năng lượng kích thích và t là nhiê ̣t đô ̣ đô ̣ng ho ̣c

(c) Nếu năng lượng kích thích còn dư của ha ̣t nhân hợp phần nhỏ h ơn ngưỡng phát ha ̣t thì chúng ta giả thiết rằng ha ̣t nhân còn la ̣i sẽ khử kích thích chủ yếu thông qua quá trình phát bức xa ̣ gamma E 1 với năng lượng trung bình như sau:

1 2 2

i

P(J ) P(J ) [J ] (1.21) (d) Quá trình phát gamma nối tầng tiếp tu ̣c xảy ra cho đến khi năng lươ ̣ng

dư trong ha ̣t 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 , đa ̣i lươ ̣ng này được đi ̣nh nghĩa là (J J )

2

1 COS  high low Tất cả các tra ̣ng thá i có spin nhỏ hơn COS được xem là trạng thái có spin thấp , ngược la ̣i các tra ̣ng thái có spin lớn hơn COS được xem là các trạng thái có spin cao [9]

Cần lưu ý rằng mô hình thống kê của Huizenga – Vandenbosch để tính tỷ số đồng phân chưa bao gồm ảnh hưởng lên mâ ̣t đô ̣ cư trú spin gây bởi giả thiết rằng có mô ̣t spin giới ha ̣n hay cutoff ở trên mà mâ ̣t đô ̣ mức ha ̣t nhân bằng 0 (để loại trừ các spin cao tùy ý ) hoă ̣c gây bởi sự ca ̣nh tranh giữa các kênh p hân rã của hạt nhân hợp phần Duday và Sugihara đã khảo sát những ảnh hưởng này cho

mô ̣t vài phản ứng gây bởi ha ̣t tích điê ̣n và phát hiê ̣n ra rằng chúng quan tro ̣ng trong viê ̣c xác đi ̣nh tỷ số đồng phân Các tính toán của họ chỉ ra rằng , trạng thái phát xạ mà có spin nằm trong vùng lân cận của spin cutoff , tác động của sự cạnh tranh có thể vô cùng quan tro ̣ng trong sự biến đổi mâ ̣t đô ̣ cư trú spin của ha ̣t nhân sản phẩm Với tra ̣ng thái phát xa ̣ có spin thấp hơn , tác động này hầu như không quan tro ̣ng Như vâ ̣y, những ảnh hưởng này sẽ quan tro ̣ng với các trường hợp mà

mô ̣t phần khá lớn của phân bố spin nằm trong vùng spin cutoff Đây thường là trường hợp các phản ứng gây bởi ha ̣t mang điê ̣n bởi vì mô ̣t lượng lớn mômen xung lươ ̣ng được mang đến bởi ha ̣t tới Trong phản ứng quang ha ̣t nhân , phân bố spin đươ ̣c tâ ̣p trung ta ̣i các giá tri ̣ mômen xung lượng thấp hơn spin cutoff nên những hiê ̣u ứng này ít tác động đến tỷ số đồng phân

Nhiều tác giả đã sử du ̣ng 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

Phần lớn các kết quả t hực nghiê ̣m của tỷ số đồng phân đươ ̣c xác đ ịnh cho phản ứng hạt nhân gây bởi nơtron , đă ̣c biê ̣t bởi các nơtron năng lượng khoảng 14 MeV Ngoài ra , cũng có một số kết quả thực nghiệm tỷ số đồng phân đo cho phản ứng hạt nhân gây bởi các ha ̣t mang điê ̣n khác như proton , đơtron, alpha Viê ̣c xác đi ̣nh tỷ số đồng phân cho phản ứng gây bởi photon hãm chưa nhi ều và chủ yếu ở vùng năng lượng cộng hưởng khổng lồ

2.1 Nguồn photon hãm từ máy gia tốc Linac

2.1.1 Nguyên lý hoạt động cu ̉ a máy gia tốc linac

Ngay từ những năm đầu thế kỷ XX các nhà khoa học cơ bản luôn mong muốn có một nguồn bức xạ có năng lượng cao để nghiên cứu cấu trúc bên trong của hạt nhân Do yêu cầu thực tế đó đã đặt ra cho các nhà khoa học bài toán tìm

ra thiết bị có thể tạo ra các chùm hạt có năng lượng lớn để phục vụ cho việc nghiên cứu của mình Cấu trúc và tính chất của vật chất được phát hiện dựa trên

sự tương tác của các hạt, bứ c xa ̣ v ới vật chất Để nghiên cứu cấu trúc nguyên tử cần chùm hạt có năng lượng từ vài chục tới hàng trăm keV Để tách một nucleon

ra khỏi hạt nhân thì năng lượng của chùm hạt bắn phá phải lớn hơn năng lượng liên kết của chúng (7- 8 MeV) Trong thực tế muốn nghiên cứu cấu trúc hạt nhân

và phản ứng hạt nhân cần các hạt bắn phá có năng lượng từ hàng chục tới hàng trăm MeV Để nghiên cứu cấu trúc các nucleon, các hạt cơ bản cần tới năng lượng hàng trăm ngàn MeV đến nhiều TeV Đó chính là những lý do quan trọng thúc đẩy sự ra đời không những chỉ của các máy gia tốc có năng lượng thấp hoặc trung bình mà còn của cả các máy gia tốc có năng lượng cao và rất cao [3]

Năm 1924: G Ising, người Thụy Điển đề xuất ý tưởng sử dụng trường biến đổi theo thời gian để gia tốc hạt Đây là sự gia tốc cộng hưởng, có thể đạt năng lượng lớn hơn điện áp cao nhất của hệ thống Năm 1928: R.Wideroe, người Nauy thiết kế chiếc máy gia tốc thẳng (linac) ba tầng đầu tiên theo nguyên lý của Ising sử dụng điện trường tần số siêu cao (RF- radio frequency) tạo chùm ion kali năng lượng 50 keV

Nguyên lý chung của máy gia tốc linac là các hạt được đưa vào các ống gia tốc có chứa các điện cực và được gia tốc bởi điện trường xoay chiều có tần số cao đặt tại các trạm giữa các điện cực Hạt chuyển động theo một đường thẳng Các hạt mang điện được đưa vào các ống có chứa các điện cực và được gia tốc bởi điện trường xoay chiều có tần số cao đặt tại các trạm giữa các điện cực , làm hạt chuyển động theo một đường thẳng

Theo nguyên lý tăng tốc này, thường được sử dụng với các proton, ion nặng đối với các electron do có tốc độ lớn nên chiều dài của ống sẽ rất lớn Người ta khắc phục nhược điểm này bằng cách sử dụng điện áp cao tần Tuy nhiên, vấn đề gặp phải khi sử dụng sóng cao tần là sự mất năng lượng do phát xạ

cao tần Để khắc phục hiện tượng này có thể đặt các ống gia tốc trong 1 cái hốc sao cho năng lượng điện từ được tích trữ dưới dạng từ trường Trong cùng thời điểm tần số cộng hưởng của hốc có thể trùng hợp với tần số trường gia tốc Pha của các tín hiệu ở mỗi trạm được điều chỉnh sao cho các electron có thể liên tục nhận được năng lượng từ sóng chuyển động và nó đạt tới vị trí đỉnh của sóng ở điểm cuối của những ống dẫn sóng, như vậy các electron liên tục được gia tốc Việc hội tụ dòng electron được thực hiện bởi từ trường được tạo ra từ các nam châm điện bên ngoài ống dẫn sóng Các electron chuyển động theo một đường thẳng

Thông thường máy gia tốc linac hoạt động với từ trường biến đổi dạng sin

và được gọi là gia tốc RF Trường gia tốc RF được tạo trong một thể tích giới hạn còn gọi hốc gia tốc (cavity) Sóng cao tần thường được phát ra từ một đèn Magnetron đối với các máy công suất nhỏ hoặc từ các Klystron đối với loại công suất lớn RF linac hoạt động trong giải tần số từ vài MHz tới vài GHz Chúng thích hợp cho việc gia tốc các hạt nhẹ như electron (giải tần GHz) cũng như các hạt nặng hơn như proton (giải tần MHz) Nguồn hạt: electron được phát ra từ các loại nguồn catôt lạnh, catôt nóng, catôt quang điện, nguồn RF… proton phát ra từ các loại nguồn ion khác nhau

2.1.2 Cơ chế ta ̣o photon hãm tƣ̀ máy gia tốc electron

Khi chùm electron năng lượng cao tương tác với môi trường vật chất sẽ bị mất năng lượng chủ yếu do hai quá trình là ion hoá do va chạm và phát bức xạ hãm Sự mất năng lượng do va chạm là kết quả của sự tán xạ không đàn hồi của electron với electron của nguyên tử Do khối lượng của các electron rất nhỏ nên

có thêm một cơ chế mất năng lượng nữa đó là các electron được gia tốc tương tác với trường Culông của các hạt nhân bia, quỹ đạo của chúng bị thay đổi do lực hút của hạt nhân và bị hãm lại Quá trình này dẫn tới sự bức xạ sóng điện từ hay còn gọi là bức xạ hãm Ở năng lượng vài MeV hoặc nhỏ hơn quá trình này vẫn còn tương đối nhỏ Nhưng với năng lượng của electron cao thì xác suất phát bức xạ hãm tăng nhanh và đến năng lượng giới hạn sự mất năng lượng do phát bức xạ có thể tương đương hoặc lớn hơn do quá trình ion hoá do va chạm Vì vậy chùm bức

xạ hãm có thông lượng lớn và năng lượng có thể lên tới hàng trăm GeV [7]

Tốc độ mất năng lượng toàn phần của electron trong vật chất thông qua

Tốc độ mất năng lượng toàn phần của electron và positron trong vật chất thông qua hai quá trình chủ yếu sau:

col rad

dEdX

dEdx

Cơ chế mất năng lượng của electron cũng giống như các hạt mang điện tích khác

Độ mất năng lượng của electron được xác định theo công thức sau:

])11(8

11

2ln)12

()1(2.[ln

2 2 2 2

m

e n dx

e e col

(2.2)

Ở đây E là động năng tương đối của electron:

2

2 2

1

c m c m

e n dx

e e

2[ln2

2 2

2 2

m

e n dx

dE

e e col

(2.5)

Khác với các hạt nặng tích điện, đối với electron cả hai giới hạn này đều quan trọng vì mec2 = 0,5 MeV, tức là trở thành siêu tương đối ngay cả khi động năng của có giá trị cỡ vài MeV

Khi hạt electron chuyển động đến gần hạt nhân, lực hút culomb tăng nhanh làm nó thay đổi hướng bay và mất năng lượng dưới dạng bức xạ điện trường gọi là bức xạ hãm Vùng năng lượng của bức xạ hãm thay đổi từ 0 và cực đại bằng với động năng của electron Sự mất năng lượng trong trường hợp này gọi là mất năng lượng do bức xạ Cường độ bức xạ hãm W, là lượng năng lượng

bức xạ trong 1 giây, đối với hạt có gia tốc

dt

va





 trong trường hợp không tương đối và không lượng tử hóa bằng:

W = 3

2 2

c

ze2

Độ mất năng lượng do bức xạ được miêu tả bởi các công thức sau:

- Trường hợp không tương đối, tức là khi E << mec2:

e

= 2,82.10-13 cm là bán kinh cổ điển của electron (2.9)

- Trường hợp tương đối với mec2 << E << 137 mec2Z-1/3:

E 2

Nếu E tính theo đơn vị MeV thì tỉ số giữa độ mất năng lượng riêng do bức

xạ và độ mất năng lượng riêng do ion hóa bằng:

độ mất năng lượng riêng do bức xạ có giá trị bằng độ mất năng lượng riêng do ion hóa được gọi là năng lượng tới hạn Trong miền năng lượng trên năng lượng tới hạn thì độ mất năng lượng do bức xạ đóng vai trò chủ yếu Khi đó năng lượng electron giảm theo hàm số mũ khi đi xuyên qua vật chất:

E = E0ex/rad (2.16) trong đó rad gọi là độ dài bức xạ

Hình 2.1 minh họa tốc độ mất năng lượng của electron bởi các quá trình ion hóa do va chạm và phát bức xạ [5]

Độ mất năng lượng của chùm electron tới do phát bức xạ hãm , tỷ lệ với số hạt nhân bia Nếu bia càng dày thì năng suất phát bức xa ̣ hã m tăng lên Tuy nhiên, khi bề dày bia tăng lên , sẽ xảy ra các hiện tượng : sự mất năng lượng nhưng không phát xa ̣, làm giảm dần động năng của electron ; sự tự hấp thu ̣ của các photon trong bia; sự nhân bức xa ̣ từ mô ̣t electron ; sự tán xạ đàn hồi nhiều lần của electron trước khi phát ra bức xạ… Các quá trình này làm cho việc tính toán phân bố năng lươ ̣ng , và phân bố góc của bức xạ hãm càng phức tạp Do đó, cần tính toán bề dày tối ưu của bia để c ó suất lượng bức xạ hãm lớn nhất Ví dụ, với electron năng lươ ̣ng trong khoảng từ 5 ÷ 30 MeV, bề dày tối ưu của bia W là 1mm

Hình 2.1 Tốc độ mất năng lượng do va chạm và phát bức xạ của e trong bia Cu

Bề dày tối ưu của bia thườn g nhỏ hơn quãng cha ̣y của electron , nên người

ta thường dùng các chất hấp thu ̣ nhe ̣ như nhôm , hoă ̣c graphit đă ̣t sau bia để gi ảm bớt sự ảnh hưởng của chùm electron lên mẫu nghiên cứ u Các chất hấp thụ nhẹ sẽ hãm hết các electron , nhưng rất ít làm ảnh hưởng đến chùm bức xa ̣ hãm Hiê ̣u suất ta ̣o thành bức xa ̣ , thay đổi gần như tuyến tính với số nguyên tử trong bia dày Hiê ̣u suất này có thể đa ̣t tới 30% đối với các nguyên tố nă ̣ng ở năng lượng electron 10 MeV Hình 2.2 là hiệu suất biến đổi năng lượng của electron thành bức xa ̣

Khi các electron năng lượng cao tương tác với trường Culông của các hạt nhân bia, quĩ đạo của chúng bị thay đổi do lực hút của hạt nhân và bị hãm lại, quá trình này kèm theo phát bức xạ hãm Bức xạ hãm có phổ liên tục và năng lượng đạt giá trị cực đại đúng bằng động năng của electron tới Hình 2.3 biểu diễn phổ bức xạ hãm của bia W khi bắn phá bởi chùm electron năng lượng 50, 60

và 70 MeV

Hình 2.2 Hiê ̣u suất biến đổi năng lượng electron thành bức xạ hãm

đối với bia Au, Cu và Al

Hình 2.3 Phổ bức xạ hãm tạo bởi chùm electron 50, 60 và 70 MeV từ bia

W có bề dày 0.1 mm

Phổ năng lượng của bức xạ hãm phụ thuộc mạnh vào góc phát xạ Phân bố góc của bức xạ hãm có liên quan tới một số quá trình vật lý chủ yếu sau: phân bố góc thực của bức xạ hãm, phân bố góc của các electron tán xạ đàn hồi với hạt nhân trong một va chạm, phân bố góc của các electron tán xạ nhiều lần và phân

bố góc của các photon tán xạ Trong thực tế còn phải tính đến sự lệch hướng của chùm electron khi gia tốc Phổ và phân bố góc của bức xạ hãm có thể xác định được bằng phương pháp thực nghiệm với các kỹ thuật đo khác nhau

2.1.3 Máy gia tốc linac 100 MeV Pohang, Hàn quốc

Máy gia tốc electron tuyến tính 100 MeV đặt tại Trung tâm Gia tốc Pohang, Hàn quốc đươ ̣c đưa vào hoa ̣t đô ̣ng từ năm 1998 và có sơ đồ nguyên lý cấu tạo như trên hình 2.3 [15]

Hình 2.4 Sơ đồ nguyên lý cấu tạo của máy gia tốc electron tuyến tính 100 MeV

tốc; SC: cuộn lái dòng; QT: Bộ ba nam châm tứ cực; BPRM: monitơ dòng

Các bộ phận chính của máy gia tốc bao gồm: nguồn phát electron gun), một nam châm alpha, hai cặp nam châm tứ cực (quadrupole doublet), hai đoạn ống gia tốc, một bộ ba nam châm tứ cực (quadrupole triplet), một nam châm phân tích dòng (beam analyzing magnet), một cuô ̣n điều tiêu (focusing solenoid), một bộ phát sóng cao tần và cung cấp năng lượng (klytron)… Toàn bộ máy gia tốc dài 15 mét

(RF-Máy gia tốc electron tuyến tính 100 MeV ở Pohang có thể gia tốc chùm electron tới năng lượng 100 MeV, dòng đạt 100 mA, độ rộng xung 1 4 s, tốc

đô ̣ lă ̣p của xung 1015 Hz, tần số só ng RF 2856 MHz Bán kính của chùm

dụng để tạo ra chùm photon hãm Hỉnh 2.4 là hình ảnh máy gia tốc electron tuyến tính ta ̣i Trung tâm Gia tốc Pohang, Hàn Quốc

Hình 2.5 Máy gia tốc electron linac 100 MeV, PAL, Hàn Quốc

Thí nghiệm nghiên cứu tỷ số suất lượng đồng phân của đề tài luận văn đươ ̣c thực hiê ̣n trên máy gia tốc linac 100 MeV của Trung tâm gia tốc Pohang ,

Đa ̣i ho ̣c Khoa ho ̣c và Công nghệ Pohang, Hàn Quốc Bức xạ hãm được tạo ra khi bắn phá chùm electron được gia tốc vào bia hãm W