phát triển các dòng nơtron phin lọc đơn năng tại kênh ngang số 4 lò phản ứng hạt nhân đà lạt

Bạn đang xem bản rút gọn của tài liệu. Xem và tải ngay bản đầy đủ của tài liệu tại đây (1.51 MB, 41 trang )

BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO BỘ KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ
VIỆN NĂNG LƯỢNG NGUYÊN TỬ VIỆT NAM
___________________

TRẦN TUẤN ANH

PHÁT TRIỂN CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC ĐƠN NĂNG
TẠI KÊNH NGANG SỐ 4 LÒ PHẢN ỨNG HẠT NHÂN ĐÀ LẠT

CHUYÊN ĐỀ NGHIÊN CỨU SINH

NGƯỜI HƯỚNG DẪN KHOA HỌC:
1. PGS. TS. VƯƠNG HỮU TẤN
2. TS. PHẠM ĐÌNH KHANG

ĐÀ LẠT – 2012
1
MỤC LỤC
MỞ ĐẦU 2
CHƯƠNG I: TỔNG QUAN LÝ THUYẾT 4
1.1. Nguồn nơtron và những ứng dụng liên quan 4
1.1.1. Một số nguồn nơtron đồng vị thông dụng 4
1.1.2. Nguồn nơtron từ máy gia tốc 5
1.1.3. Nguồn nơtron từ lò phản ứng 5
1.2. Các kỹ thuật tạo dòng nơtron đơn năng 8

1.2.1. Phương pháp thời gian bay 8
1.2.2. Kỹ thuật phin lọc nơtron 9
1.3. Các phản ứng khi nơtron đi qua môi trường vật liệu làm phin lọc 11
1.3.1 Tiết diện, quãng chạy tự do trung bình 11
1.3.2. Phân loại phản ứng khi nơtron đi qua môi trường vật liệu làm phin lọc 13
1.3.3. Tiết diện trong vùng liên tục 14
1.4. Mô tả số liệu tiết diện nơtron toàn phần 16
CHƯƠNG II: MÔ PHỎNG CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC 18
2.1. Lựa chọn thành phần, kích thước của tổ hợp vật liệu làm phin lọc 18
2.2. Tạo file số liệu đầu vào (Input) 19
2.2.1. Số liệu về phổ năng lượng nơtron trước phin lọc 19
2.2.2. Số liệu về tiết diện nơtron toàn phần 20
2.2.3. Mô tả file Input 20
2.2.4. Mô tả file Output 22
CHƯƠNG III: KẾT QUẢ TÍNH TOÁN CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC ĐƠN NĂNG
24keV, 54keV, 59keV, 133keV và 148keV 24
3.1. Chọn lựa tối ưu kích thước vật liệu phin lọc 24
3.2. Kết quả tính toán các dòng nơtron phin lọc 25
CHƯƠNG IV: THỰC NGHIỆM XÁC ĐỊNH CÁC THÔNG SỐ ĐẶC TRƯNG CỦA
CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC 32
4.1. Đo thực nghiệm các đặc trưng phin lọc mới tại kênh số 4. 32
4.2. Hệ phổ kế prôton giật lùi 32
4.3. Đo thực nghiệm phổ năng lượng nơtron bằng phổ kế prôton giật lùi 33
4.4. Kết quả đo thực nghiệm phổ phân bố năng lượng nơtron 34
KẾT LUẬN 37
TÀI LIỆU THAM KHẢO 38

2
M
Ở ĐẦU

Vào năm 1932, hạt nơtron được phát hiện lần đầu tiên bởi Chadwick từ thí nghiệm
chiếu Berylium bằng hạt anpha
( )
12
9
,
Be n C
α
[7].
K
ể
t
ừ

đ
ó, n
ề
n khoa h
ọ
c và công ngh
ệ
h
ạ
t
nhân
đ
ã phát tri
ể
n v

ượ
t b
ậ
c v
ớ
i nhi
ề
u thành t
ự
u to l
ớ
n. Các ph
ả
n
ứ
ng h
ạ
t nhân c
ủ
a n
ơ
tron
v
ớ
i v
ậ
t ch
ấ
t có vai trò quan tr
ọ

ng hàng
đầ
u trong các l
ĩ
nh v
ự
c nghiên c
ứ
u phát tri
ể
n và
ứ
ng
d
ụ
ng c
ủ
a khoa h
ọ
c k
ỹ
thu
ậ
t h
ạ
t nhân, ph
ụ
c v
ụ
s

ự
phát tri
ể
n chung c
ủ
a n
ề
n kinh t
ế
xã h
ộ
i
ở

nhi
ề
u n
ướ
c trên th
ế
gi
ớ
i nh
ư
ph
ụ
c v
ụ
s
ả

n xu
ấ
t n
ă
ng l
ượ
ng, s
ả
n xu
ấ
t
đồ
ng v
ị
phóng x
ạ
,
nghiên c
ứ
u môi tr
ườ
ng, nông nghi
ệ
p, công nghi
ệ
p, y h
ọ
c h
ạ
t nhân, công ngh

ệ
v
ậ
t li
ệ
u
m
ớ
i,
M
ộ
t trong các th
ự
c nghi
ệ
m quan tr
ọ
ng và ph
ổ
bi
ế
n c
ủ
a v
ậ
t lý n
ơ
tron là nghiên c
ứ
u

ph
ả
n
ứ
ng h
ạ
t nhân và các hi
ệ
u
ứ
ng t
ươ
ng tác c
ủ
a n
ơ
tron v
ớ
i v
ậ
t ch
ấ
t trên c
ơ
s
ở
các chùm
n
ơ
tron

đơ
n n
ă
ng t
ừ
lò ph
ả
n
ứ
ng h
ạ
t nhân b
ằ
ng k
ỹ
thu
ậ
t phin l
ọ
c. Các h
ướ
ng nghiên c
ứ
u c
ơ

b
ả
n và
ứ

ng d
ụ
ng trên các chùm n
ơ
tron phin l
ọ
c t
ừ
lò ph
ả
n
ứ
ng có th
ể

đượ
c li
ệ
t kê nh
ư

sau
[9, 10]
:

Đ
o s
ố
li
ệ

u ti
ế
t di
ệ
n n
ơ
tron toàn ph
ầ
n v
ớ
i có
độ
chính xác cao (0.1 - 0.01%),


Đ
o
đặ
c tr
ư
ng ph
ổ
phát x
ạ
gamma t
ừ
ph
ả
n
ứ

ng b
ắ
t n
ơ
tron c
ủ
a các v
ậ
t li
ệ
u khác
nhau,


Đ
o ti
ế
t di
ệ
n b
ắ
t b
ứ
c x
ạ
n
ơ
tron,



Nghiên c
ứ
u th
ự
c nghi
ệ
m v
ề
t
ỉ
s
ố
Isomer,


Nghiên c
ứ
u hi
ệ
u
ứ
ng Doppler,


Nghiên c
ứ
u s
ự

ả

nh h
ưở
ng c
ủ
a b
ứ
c x
ạ
lên tính ch
ấ
t v
ậ
t li
ệ
u,

Ch
ụ
p
ả
nh b
ằ
ng n
ơ
tron,

Nghiên c
ứ
u ph
ươ

ng pháp x
ạ
tr
ị
(BNCT: Boron Neutron Capture Therapy),


Phân tích kích ho
ạ
t gamma t
ứ
c th
ờ
i (PGNAA),


Phát tri
ể
n dòng thông l
ượ
ng chu
ẩ
n cho m
ụ
c
đ
ích chu
ẩ
n li
ề

u n
ơ
tron,


Đị
nh chu
ẩ
n n
ă
ng l
ượ
ng cho
ố
ng
đế
m t
ỷ
l
ệ
prôton gi
ậ
t lùi.

Ch
ấ
t l
ượ
ng c
ủ

a dòng n
ơ
tron
đơ
n n
ă
ng là m
ộ
t trong nh
ữ
ng y
ế
u t
ố
quy
ế
t
đị
nh
đế
n
độ

chính xác c
ủ
a các k
ế
t qu
ả
th

ự
c nghi
ệ
m.
Để
t
ạ
o ra các ngu
ồ
n n
ơ
tron
đơ
n n
ă
ng ng
ườ
i ta
đ
ã
ứ
ng d
ụ
ng các k
ỹ
thu
ậ
t khác nhau nh
ư
: k

ỹ
thu
ậ
t phin l
ọ
c, k
ỹ
thu
ậ
t tán x
ạ
tinh th
ể
, ph
ươ
ng
pháp th
ờ
i gian bay,.v.v… Trong
đ
ó, k
ỹ
thu
ậ
t s
ử
d
ụ
ng các phin l
ọ

c n
ơ
tron khác nhau trên
c
ơ
s
ở
các kênh ngang c
ủ
a lò ph
ả
n
ứ
ng
để
t
ạ
o ra các dòng n
ơ
tron có n
ă
ng l
ượ
ng
đơ
n n
ă
ng,
có
độ

phân gi
ả
i n
ă
ng l
ượ
ng t
ố
t và thông l
ượ
ng l
ớ
n là m
ộ
t trong nh
ữ
ng ph
ươ
ng pháp hi
ệ
u
3
qu
ả đáp ứng được các yêu cầu nêu trên. Kỹ thuật phin lọc nơtron đã được áp dụng rộng rãi
ở nhiều quốc gia trên thế giới như: Ukraina, Mỹ, Nhật, Việt Nam, Ngày nay, với kỹ thuật
này người ta đã tạo ra các dòng nơtron nhiệt và đơn sắc trong vùng năng lượng từ keV đến
vài MeV
[14, 17]
.
Ở Việt Nam, từ những năm 1990, kỹ thuật phin lọc đã được áp dụng thành công tại

lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt để tạo ra các dòng nơtron phin lọc nhiệt, 55keV và 144keV
phục vụ các nghiên cứu về đo đạc thực nghiệm số liệu hạt nhân, phân tích nguyên tố bằng
phương pháp PGNAA, chụp ảnh nơtron và đào tạo cán bộ. Trong bối cảnh hiện nay, nước
ta đang tiến đến sản xuất điện nguyên tử và tăng cường phát triển các ứng dụng phi điện
năng của khoa học và kỹ thuật hạt nhân, phục vụ sự phát triển chung của nền kinh tế xã
hội. Để góp phần nâng cao tiềm lực về cơ sở nghiên cứu vật lý hạt nhân và đào tào nhân
lực, việc nghiên cứu phát triển một số dòng nơtron phin lọc đơn năng mới trên cơ sở các
kênh ngang xuyên tâm số 4 của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt đã được thực hiện.
Nội dung chính của chuyên đề được trình bày trong bốn chương bao gồm: Chương
1: Tổng quan: Nghiên cứu cơ sở lý thuyết về cách tạo ra dòng nơtron đơn năng bằng kỹ
thuật phin lọc. Chương 2: Mô phỏng các dòng nơtron phin lọc: Sử dụng chương trình
Monte Carlo MCNP5 để mô phỏng phổ nơtron đơn năng sau phin lọc. Chương 3: Kết quả
tính toán các dòng nơtron phin lọc đơn năng. Chương 4: Thực nghiệm đo các thông số đặc
trưng của các dòng nơtron.
4
CH
ƯƠNG I
TỔNG QUAN LÝ THUYẾT

1.1. Nguồn nơtron và những ứng dụng liên quan
Các nguồn nơtron được tạo ra từ nhiều phương pháp khác nhau, có những đặc
trưng khác nhau chẳng hạn như phân bố năng lượng, thông lượng nơtron phát ra, v.v…
mỗi một loại nguồn nơtron có những ưu điểm và nhược điểm nhất định đối với những mục
đích ứng dụng khác nhau.
1.1.1. Một số nguồn nơtron đồng vị thông dụng
a) Nguồn nơtron từ phản ứng
(
)
,
n

γ
(Photonơtron hay Quang nơtron):

9
Be +
γ
> n +
8
Be năng lượng ngưỡng 1.67 MeV,

2
D +
γ
> n +
1
H năng lượng ngưỡng 2.23 MeV.
b) Nguồn nơtron từ phản ứng
(
)
,
n
α
: các nguyên tố siêu Uranium như
242
Cm,
239
Pu,
241
Am,
252

Cf ,v.v… phát ra hạt alpha, hạt alpha này tương tác với
9
Be tạo thành nơtron theo
phản ứng:
9
Be +
4
He > n +
12
C + 5.7 MeV.
Ngoài
9
Be, người ta có thể thay bằng các nguyên tố nhẹ như B, Li, F. Những
nguồn này được tạo ra dưới dạng kim loại bột pha với
9
Be. Trong các loại nguồn phản ứng
và nguồn đồng vị thì nguồn phân hạch
252
Cf là nguồn thường được sử dụng hơn cả.
c) Nguồn nơtron từ sự phân hạch của đồng vị
252
Cf: chu kỳ bán hủy của nó là 2,73 năm,
3,2% phân rã bằng phân hạch tự phát, phát ra 3,7 nơtron trong mỗi phân hạch theo các
phản ứng sau:
252
Cf >
140
Xe +
108
Ru + 4n + Q,

252
Cf >
140
Cs +
109
Tc + 3n + Q.
Bảng 1.1. Các đặc trưng của nguồn phân hạch
252
Cf

Tính chất Giá trị
Kiểu phân rã Phát Alpha
Phân hạch tự phát
96.9%
3.1%
Chu kỳ bán hủy Phát Alpha
Phân hạch tự phát
2.731
±
0.007 năm
85.5 ± 0.5 năm
Tốc độ phát nơtron 2.34.10
12
n.s
-
1
.g
-
1

Phát nơtron/phân hạch tự phát 3.76
Năng lượng nơtron trung bình 2.348 MeV
5

T
ốc độ phát
γ
1.3.10
13

γ
s
-
1
g
-
1

Năng lượng
γ
trung bình
6.117 MeV
Suất liều ở 1m trong không khí
+ Nơtron
+ Gamma

2.2.10
3
rem.h

-1
.g
-1

1.6.10
2
rad.h
-1
.g
-1

1.1.2. Nguồn nơtron từ máy gia tốc
Các nguồn nơtron tạo ra từ máy gia tốc có những ưu điểm rất lớn như cường độ
dòng nơtron đạt được lớn hơn vài bậc so với các nguồn đồng vị. Bằng máy gia tốc, có thể
thu được chùm nơtron đơn năng tốt và có dải năng lượng rộng. Cũng có thể tạo chùm
nơtron dạng xung thích hợp cho phép đo theo phương pháp thời gian bay. Có nhiều loại
máy gia tốc để tạo nguồn nơtron dựa trên các nguyên lý sau:
1. Có thể thu được các nơtron đơn năng dựa trên phản ứng (p, n) hoặc (d, n) với chùm
đơtron hoặc prôton bằng máy gia tốc Van de Graaff. Đôi khi người ta còn sử dụng máy gia
tốc hạt tròn để thay đổi năng lượng hạt gia tốc và thu được nơtron đơn năng.
2. Phản ứng (d, n) rất thích hợp để thu nơtron năng lượng thấp (dưới 1 MeV). Bia
được sử dụng là đơtri, liti, triti và berili. Kết hợp với máy gia tốc đơn giản năng lượng thấp
có dòng lớn, có thể thu được chùm nơtron mạnh liên tục hoặc xung.
3. Có thể thu được chùm nơtron rất mạnh bằng máy gia tốc electron thẳng dựa trên
phản ứng (
γ
, n), cũng có khi các chùm nơtron thu được từ phản ứng (p, n) và (d, n) trên
máy gia tốc hạt tròn hoặc máy gia tốc hạt vòng xuyến.
Nhiều máy gia tốc phát nơtron đã được sử dụng trong điều trị bệnh, xử lý vật liệu,
bảo quản thực phẩm, khử trùng các dụng cụ y tế, xử lý khí thải, v.v… và cả trong nhiều

lĩnh vực nghiên cứu khoa học.
1.1.3. Nguồn nơtron từ lò phản ứng
Các nơtron sinh ra trong lò phản ứng có năng lượng trong khoảng từ 0 đến 20 MeV
và có thông lượng lớn
14 15 2
10 10 / /
n cm s
÷ mà các nguồn nơtron khác khó có thể đạt được.
Phân bố phổ năng lượng nơtron trong các lò phản ứng hạt nhân được chia theo 3
vùng năng lượng như sau:
+ Nơtron nhiệt:
0 0.1
n
E eV
< ≤ .
+ Nơtron trung gian: 0.1 100
n
eV E keV
< ≤ .
+ Nơtron nhanh:
100 20
keV En MeV
< ≤
.

6
a) Đặc điểm của các miền năng lượng
Miền nơtron nhanh: là các nơtron sinh ra do phản ứng phân hạch, có cực đại ở 0,7
MeV và được mô tả bởi phân bố Watt. Các nơtron nhanh trong lò phản ứng sau quá trình
làm chậm chuyển về nơtron trên nhiệt và nơtron nhiệt. Tuy nhiên, quá trình phân hạch vẫn

tiếp diễn nên vẫn tồn tại thành phần nơtron nhanh tuân theo quy luật phân bố Watt:

( ) ( ) ( )
0,5
0,484*exp *sin 2
E E E
φ
= −
. (1.1)

Hình 1.1.
Phân b
ố
ph
ổ
n
ă
ng l
ượ
ng n
ơ
tron trong lò ph
ả
n
ứ
ng.
Mi
ề
n n

ơ
tron trung gian hay còn g
ọ
i là mi
ề
n n
ă
ng l
ượ
ng c
ộ
ng h
ưở
ng và các n
ơ
tron
trung gian
đượ
c g
ọ
i là n
ơ
tron c
ộ
ng h
ưở
ng. Phân b
ố
n
ă

ng l
ượ
ng n
ơ
tron trong mi
ề
n này có
th
ể

đượ
c vi
ế
t:

( )
epi
k
E
E
φ
=
, (
k
: là h
ằ
ng s
ố
). (1.2)
N

ơ
tron trung gian sinh ra ch
ủ
y
ế
u do s
ự
tán x
ạ

đ
àn h
ồ
i c
ủ
a n
ơ
tron nhanh v
ớ
i
nguyên t
ử
có s
ố
Z nh
ỏ
c
ủ
a ch
ấ

t làm ch
ậ
m (nh
ư
hy
đ
ro, cacbon…). N
ơ
tron
đượ
c làm ch
ậ
m
b
ở
i cách này có ph
ổ
n
ă
ng l
ượ
ng
φ
(E)
t
ỉ
l
ệ
v
ớ

i
1/E
trong vùng n
ă
ng l
ượ
ng 0.1
eV
÷ 100
keV
.
Mi
ề
n n
ơ
tron nhi
ệ
t: các n
ơ
tron nhi
ệ
t chuy
ể
n
độ
ng trong tr
ạ
ng thái cân b
ằ
ng nhi

ệ
t
v
ớ
i các ph
ầ
n t
ử
môi tr
ườ
ng ch
ấ
t làm ch
ậ
m, có phân b
ố
phù h
ợ
p v
ớ
i phân b
ố
Maxwell
đặ
c
tr
ư
ng b
ở
i nhi

ệ
t
độ
trung bình:

( )
( )
2
0
0
2
exp
total
E E
E
E
E
φ φ
π
 
= −
 
 
. (1.3)
7
Trong
đó,
0
E KT
= là năng lượng tương ứng với vận tốc nơtron là 2200m/s ở nhiệt

độ phòng T = 293K,
0
0,0253
E eV
= . Những nơtron trong vùng này gọi là các nơtron
nhiệt. Những nơtron có năng lượng thấp hơn 0.0253eV người ta còn gọi là nơtron lạnh.
Nơtron này có tiết diện bắt nơtron, hay chiếm nơtron của hạt nhân rất lớn và tuân theo quy
luật
1/
v
, vớ
i n
ơ
tron lo
ạ
i này xu
ấ
t hi
ệ
n rõ r
ệ
t tính ch
ấ
t sóng vì chi
ề
u dài sóng l
ớ
n h
ơ
n

nhi
ề
u kho
ả
ng cách gi
ữ
a các nguyên t
ử
. Do
đ
ó, n
ơ
tron l
ạ
nh là ph
ươ
ng ti
ệ
n
để
nghiên c
ứ
u
c
ấ
u trúc c
ủ
a các tinh th
ể
ch

ấ
t r
ắ
n. Tuy nhiên vi
ệ
c s
ử
d
ụ
ng ph
ươ
ng ti
ệ
n k
ĩ
thu
ậ
t này c
ầ
n có
chùm n
ơ
tron l
ạ
nh v
ớ
i c
ườ
ng
độ

đủ
l
ớ
n.
b) Nguồn nơtron phin lọc từ kênh ngang xuyên tâm (kênh số 4) của lò phản ứng hạt
nhân Đà Lạt
S
ơ

đồ
m
ặ
t c
ắ
t c
ủ
a vùng ho
ạ
t và v
ị
trí các kênh n
ơ
tron c
ủ
a lò ph
ả
n
ứ
ng h

ạ
t nhân
Đ
à
L
ạ
t
đượ
c
đư
a ra trong Hình 1.2. T
ừ
hình v
ẽ
này th
ấ
y r
ằ
ng kênh xuyên tâm s
ố
4
đượ
c ti
ế
p
giáp tr
ự
c ti
ế
p v

ớ
i vùng ho
ạ
t c
ủ
a lò ph
ả
n
ứ
ng. Vì v
ậ
y thông l
ượ
ng n
ơ
tron trên kênh này s
ẽ

là l
ớ
n nh
ấ
t và thích h
ợ
p nh
ấ
t
để
t
ạ

o ra các chùm n
ơ
tron
đơ
n n
ă
ng trong d
ả
i n
ă
ng l
ượ
ng
trung gian b
ằ
ng cách s
ử
d
ụ
ng k
ỹ
thu
ậ
t phin l
ọ
c n
ơ
tron. T
ạ
i kênh này hai dòng phin l

ọ
c
n
ơ
tron
đơ
n n
ă
ng 55keV và 148keV
đ
ã
đượ
c phát tri
ể
n r
ấ
t thành công, cho
đế
n hi
ệ
n nay v
ẫ
n
đ
ang ph
ụ
c v
ụ
nhi
ề

u nghiên c
ứ
u và
ứ
ng d
ụ
ng quan tr
ọ
ng, nh
ư

đ
o th
ự
c nghi
ệ
m s
ố
li
ệ
u h
ạ
t
nhân, c
ấ
u trúc h
ạ
t nhân, phân tích nguyên t
ố
,

Hình 1.2.
S
ơ

đồ
m
ặ
t c
ắ
t ngang c
ủ
a lò ph
ả
n
ứ
ng h
ạ
t nhân
Đ
à L
ạ
t
[6]
.
8
1.2. Các k
ỹ thuật tạo dòng nơtron đơn năng
1.2.1. Phương pháp thời gian bay
Có thể thu được nhiều nhóm nơtron đơn năng trong vùng năng lượng rộng (đến 20
MeV hoặc hơn) bằng máy gia tốc Van - de - Graph khi sử dụng các phản ứng (p, n) hoặc

(d, n). Ngưỡng dưới của dải năng lượng vào khoảng 120 keV nếu không tính đến các
nơtron bay về phía trước trong phản ứng
7
Li (p,n)
7
Be và cả phản ứng (p, n) trên các bia
vanadium hoặc scandium do độ ra của những nơtron này nhỏ. Tuy nhiên có thể tách các
nơtron thu được có phân bố năng lượng liên tục từ 0,01 đến 120 keV khi sử dụng máy gia
tốc thành các nhóm bằng phương pháp thời gian bay.

Hình 1.3. Độ ra nơtron từ bia Uranium dày khi chiếu electron.
Chúng ta giả thiết rằng nguồn phát ra xung nơtron có phổ năng lượng rộng,
detector ghi nhận nơtron nằm cách nguồn một khoảng l. Hệ thức mô tả sự liên quan giữa
năng lượng nơtron E và thời gian bay từ nguồn tới detector như sau:

l l
t = =
v
2E/m
. (1.4)
Suy ra rằng giữa hai đại lượng này có một quan hệ đơn trị khi độ dài xung nơtron
nhỏ so với thời gian bay. Như vậy có thể đo năng lượng nơtron bay ra từ nguồn nơtron liên
tục. Phương pháp này cho phép nghiên cứu các phản ứng hạt nhân khá chính xác trong
vùng năng lượng thấp. Trên thực tế detector thường được kết nối với máy phân tích biên
độ nhiều kênh là thiết bị có thể ghi nhận một cách riêng biệt số sự kiện Z
i
xảy ra trong
khoảng thời gian (t
i+1
, t

i
). Bằng cách như vậy có thể thu được phổ năng lượng nơtron trong
một lần đo. Nếu thời gian bay đo được tính bằng micro giây, độ dài khoảng bay tính bằng
mét, năng lượng nơtron tính bằng eV thì ta có hệ thức quan trọng sau:
9

t 72,3
=
l
E
. (1.5)
Độ chính xác của phép đo năng lượng bằng phương pháp thời gian bay phụ thuộc
vào độ bất định
∆
t của thời gian bay và độ thăng giáng
∆
l của quãng bay. Khoảng
∆
t gồm
có các yếu tố như độ rộng xung nơtron, độ phân giải thời gian của detector và các thiết bị
điện tử. Độ bất định về quãng bay nhỏ hơn rất nhiều so với độ bất định về thời gian bay.
Trong trường hợp này chúng ta có hệ thức:

E
∆t
∆t = ∆t = 2E
t t
∂
∂
. (1.6)

Khi đó theo (1.5) ta có:

3/2
Dt
E = 0,028 E
l
. (1.7)
1.2.2. Kỹ thuật phin lọc nơtron
Bằng kỹ thuật phin lọc nơtron, dòng nơtron đơn năng có thể được tạo ra tại nhiều
điểm năng lượng khác nhau trong vùng năng lượng từ vài keV đến vài MeV, kỹ thuật này
được giới thiệu lần đầu tiên bởi Simpson và Muller
[16]
.
Ý tưởng chính của sự phát triển các phin lọc nơtron là sử dụng một mật độ đủ lớn
các chất làm phin lọc mà các hạt nhân của nó có cùng một năng lượng tại cực tiểu giao
thoa trong tiết diện nơtron toàn phần của chúng. Bằng phương pháp này chúng ta có thể
thu được chùm nơtron phin lọc đơn năng cao tương ứng với năng lượng tại vị trí cực tiểu
của tiết diện nơtron toàn phần
[8]
.
Kỹ thuật này đã được áp dụng khá phổ biến ở một số nước trên thế giới như: Mỹ,
Nhật, Nga,… Sử dụng các loại phin lọc khác nhau như: Al, Si, S, Ti,
54
Fe,
56
Fe,
58
Ni,
60
Ni…. cho phép chúng ta nhận được các dòng nơtron chuẩn đơn năng ứng với các năng

lượng: 0,498keV; 1,772keV; 12,67keV; 24,34keV; 24,27keV, 56keV; 148keV;….
Trong các dòng nơtron phin lọc luôn tồn tại phông gamma và nền phông nơtron do
tán xạ từ các vật liệu che chắn. Do đó, trong các phép đo thực nghiệm cần thiết phải khảo
sát kỹ các thành phần phông này. Tuy nhiên so với các nguồn nơtron khác thì phông
gamma sau các phin lọc nơtron là tương đối thấp vì một phần lớn các bức xạ gamma từ lò
phản ứng bị hấp thụ bởi các lớp vật chất phin lọc có bề dày lớn, thông thường khoảng từ
50 đến 120cm. Ưu điểm này cùng với thông lượng dòng nơtron sau phin lọc cao (cỡ
4 7 2
10 10 / /
n cm s
÷ ) cho phép sử dụng các dòng nơtron phin lọc vào nhiều lĩnh vực nghiên
c
ứu và ứng dụng khác nhau.
10
Phân b
ố phổ năng lượng nơtron tạo thành sau phin lọc được xác định theo biểu
thức sau:

( ) ( )
( )
0
.
k k tk
k
d E
i
E E e
ρ σ
φ φ
−

∑
=
. (1.8)
Thông lượng toàn phần của nơtron sau phin lọc là :

( )
5
20
10
MeV
i
eV
E dE
φ φ
−
=
∫
. (1.9)
Độ sạch của đỉnh năng lượng nơtron đơn năng tạo thành sau tổ hợp các phin lọc có
thể được xác định theo biểu thức sau:

( )
( )
5
2 0
1 0
h
l
M e V
i

e V
E
i
E
E d E
I
E d E
φ
φ
−
=
∫
∫
. (1.10)
Trong đó,
(
)
i
E
φ
: phổ năng lượng nơtron tạo thành sau phin lọc,

(
)
0
E
φ
: phổ năng lượng nơtron từ lò phản ứng tại vị trí trước phin lọc,

k

ρ
: mật độ hạt nhân của thành phần phin lọc thứ k [số hạt nhân/cm
3
],

k
d
: chiều dài của thành thần phin lọc thứ k [cm],

(
)
tk
E
σ
: tiết diện nơtron toàn phần của vật liệu thứ k [cm
2
],
E : năng lượng nơtron [eV],
I : cường độ tương đối (độ sạch) của đỉnh phổ đơn năng,
E
l
và E
h
: cận dưới và cận trên của đỉnh phổ năng lượng chính.
Nguyên lý cơ bản của kỹ thuật phin lọc nơtron là dựa trên sự truyền của chùm
nơtron qua một bề dày đủ lớn các vật liệu làm phin lọc, trong đó tiết diện nơtron toàn phần
của các đồng vị cấu thành phin lọc có cùng một cực tiểu giao thoa như là cửa sổ năng
lượng. Cực tiểu tiết diện nơtron toàn phần này tạo thành do sự giao thoa của tán xạ thế và
tán xạ cộng hưởng của các sóng nơtron trong vùng năng lượng trung bình, các cực tiểu này
có thể có giá trị tiết diện gần bằng 0 hoặc rất nhỏ. Vì vậy khi chùm nơtron từ lò phản ứng

có năng lượng phân bố từ nơtron nhiệt đến nơtron nhanh truyền qua tổ hợp vật liệu này với
độ dày thích hợp sẽ nhận được dòng nơtron đơn năng với các giá trị năng lượng tương ứng
với các cực tiểu tiết diện nơtron toàn phần nêu trên.
Tuy nhiên, trong thực tế, các vật liệu thường có nhiều hơn một điểm cực tiểu tiết
n
ơtron toàn phần nên chúng ta cần thiết phải chọn lựa một cách tối ưu tổ hợp các vật liệu
11
khác nhau
để chế tạo phin lọc. Ví dụ, nếu chúng ta sử dụng vật liệu làm phin lọc là
scandium với bề dày khoảng cỡ 170mg/cm
2
, chúng ta thu được chùm nơtron đơn năng
2keV tương ứng với giao thoa cực tiểu nhỏ nhất trong tiết diện nơtron toàn phần của nó
như Hình 1.4. Với phin lọc này thì tỉ số giữa thông lượng nơtron trên toàn dải với thông
lượng nơtron của đỉnh đơn năng (tỉ số này được gọi là độ sạch của phin lọc) sẽ gần đúng
bằng 75%. Để có được độ sạch là 95% với phin lọc này thì cần lấy scandium nhiều gấp 5
lần, nhưng như thế thì cường độ của đường 2keV sẽ bị giảm bớt đi với hệ số là 16 lần . Nếu
chúng ta sử dụng kết hợp thêm các vật chất khác, nghĩa là để có được độ sạch 95% của
phin lọc cho chùm nơtron đơn năng 2keV, chúng ta phải sử dụng thêm các vật liệu như:
Co, Ti và
10
B, cường độ chỉ bị giảm với hệ số là 2 lần. Do đó, việc tính toán lựa chọn tối
ưu tổ hợp các vật liệu và bề dày thích hợp của các vật liệu làm phin lọc là rất cần thiết
[10]
.

Hình 1.4. Tiết diện nơtron toàn phần của
45
Sc
[15]

.
1.3. Các phản ứng khi nơtron đi qua môi trường vật liệu làm phin lọc
Trong va chạm với hạt nhân nguyên tử của môi trường vật liệu phin lọc, tuỳ theo
năng lượng của mình mà nơtron tham gia chủ yếu vào các phản ứng khác nhau.
1.3.1 Tiết diện, quãng chạy tự do trung bình
Chúng ta giả thiết rằng dòng nơtron chuẩn trực J (J - số nơtron trong 1 giây cắt
1cm
2
vuông góc với chùm) đi vào môi trường vật chất chứa N hạt nhân nguyên tử trong
1cm
3
. Số sự kiện tán xạ hoặc hấp thụ xảy ra trong 1 giây trong 1cm
3
bằng:

ψ
= J.N.
σ
. (1.11)
12
Chúng ta gi
ả thiết rằng dòng hạt đi qua môi trường vật chất không suy yếu. Hệ số
tỷ lệ
σ
được gọi là tiết diện tương tác. Tiết diện tán xạ và hấp thụ (
σ
s
và
σ
a

) thường khác
nhau, mỗi một loại lại bao gồm nhiều tiết diện riêng phần ví dụ như: tán xạ đàn hồi, không
đàn hồi, bắt bức xạ, phân chia Tổng tất cả các tiết diện riêng phần được gọi là tiết diện
toàn phần, do vậy:

σ
t
=
σ
s
+
σ
a
. (1.12)
Người ta thường sử dụng đại lượng:
σ
.N =
∑
, (1.13)
và gọi là tiết diện vĩ mô. Có thể xem xét tiết diện vĩ mô như xác suất để nơtron chịu tán xạ
hay hấp thụ trên một đoạn đường 1cm.
Xác suất xảy ra va chạm với hạt nhân nguyên tử của môi trường vật chất tỷ lệ với
quãng đường
∆
x trong môi trường vật liệu phin lọc và bằng
∑∆
x. Xác suất để nơtron
không va chạm trên quãng đường
∆
x là 1 -

∑∆
x. Xác suất đi hết đoạn đường dài n
∆
x = x
mà không bị va chạm là:
(1 -
∑∆
x)
n
= (1 -
∑∆
x)
x/
∆
x
= (1 -
∑∆
x)
∑
x/
∑∆
x
. (1.14)
Khi
∆
x
→
0 mà x là hằng số (tức là n
→

∞
), xác suất sẽ bằng:

x
- x
x
x 0
lim (1 - x) = e
Σ
Σ
Σ∆
∆ →
Σ∆
. (1.15)
Như vậy, phần nơtron tới e
-
∑
x
đi hết quãng đường x mà không bị va chạm hay nói
một cách khác e
-
∑
x
là xác suất để nơtron đi quãng đường x mà không bị va chạm. Xác suất
để nơtron bị va chạm trên đoạn dx sau khi đi hết quãng đường x là
∑
.dx.e
-
∑
x

. Xác suất để
nơtron chịu va chạm trên đoạn đường rất dài là:

-Σ x
0
e
Σ d x = 1
∞
∫
. (1.16)
Tuy nhiên chúng ta cần quan tâm đến quãng đường trung bình mà nơtron không bị
va chạm. Sử dụng phương pháp tính thông thường đối với giá trị trung bình, ta thu được
biểu thức đối với quãng chạy tự do trung bình:

0
0
0
1
.
x
x
x
xe dx
xe dx
e dx
λ
∞
−Σ
∞
−Σ

∞
−Σ
Σ
= = Σ =
Σ
Σ
∫
∫
∫
(1.17)
Như vậy, đoạn đường trung bình của quãng chạy tự do bằng nghịch đảo tiết diện vĩ
mô, tức là:
λ =
1
∑
=
1
N
σ
. (1.18)
13
và quãng ch
ạy tự do trung bình trước khi bị tán xạ là:

λ
s
=
1
∑
s

=
1
N
σ
s
, (1.19)
trước khi bị hấp thụ:
λ
a
=
1
∑
a
=
1
N
σ
a
. (1.20)
Như vậy giá trị tiết diện vĩ mô toàn phần là:

1
λ
=
∑
t
=
1
λ
s

+
1
λ
a
. (1.21)
Nếu nơtron chuyển động với vận tốc không đổi, thời gian trung bình giữa hai lần
va chạm sẽ là:

τ
=
λ
v
. (1.22)
Số va chạm trong 1 giây bằng:
1
τ
=
v
λ
= v
∑
. (1.23a)
Nếu mật độ nơtron có vận tốc v bằng n thì số sự kiện
ψ
trong 1cm
3
trong 1 giây
được xác định bằng hệ thức:

ψ

=
n
τ
= nv
∑
. (1.23b)
1.3.2. Phân loại phản ứng khi nơtron đi qua môi trường vật liệu làm phin lọc
1.3.2.1. Phản ứng hạt nhân hợp phần
Nơtron tới bị hạt nhân bia hấp thụ tạo nên hạt nhân hợp phần sống trong khoảng
thời gian ngắn (≥ 10
-17
s), năng lượng kích thích của hạt nhân này bằng tổng động năng
trong hệ khối tâm và năng lượng liên kết của nơtron bị hấp thụ (7 ÷ 10MeV đối với hạt
nhân trung bình và 6 ÷ 7MeV đối với hạt nhân nặng). Phân rã của hạt nhân hợp phần có thể
xảy ra theo các cách khác nhau, có thể phát nơtron với năng lượng giống như năng lượng
nơtron tới. Quá trình này được gọi là tán xạ đàn hồi thông qua giai đoạn hạt nhân hợp phần
hay đôi khi còn được gọi là tán xạ cộng hưởng. Thuật ngữ tán xạ cộng hưởng được sử
dụng ở vùng năng lượng mà tiết diện có đặc trưng cộng hưởng. Trong hệ khối tâm nơtron -
hạt nhân bia, năng lượng nơtron không thay đổi và quá trình như vậy được gọi là va chạm
đàn hồi.
Năng lượng kích thích của hạt nhân hợp phần có thể chuyển thành dạng khác bằng
cách phát ra một hoặc nhiều lượng tử gamma. Hiện tượng như vậy được gọi là hiện tượng
bắt phóng xạ hoặc là phản ứng (n,
γ
). Hạt nhân con thường không bền và phân rã
β
.
Khi n
ăng lượng kích thích đủ lớn, hạt nhân hợp phần có thể phát ra các hạt tích
điện hoặc hai nơtron [(n,

α
); (n, p); (n,np); và (n, 2n)]. Hạt nhân hợp phần cũng có thể
14
phát ra n
ơtron có động năng nhỏ hơn năng lượng tới của nơtron. Trong trường hợp này hạt
nhân con sẽ ở trạng thái kích thích và phát ra bức xạ gamma (tán xạ không đàn hồi). Cuối
cùng là có thể xảy ra phản ứng phân hạch đối với các hạt nhân rất nặng.
1.3.2.2. Phản ứng trực tiếp
Phản ứng hạt nhân có thể xảy ra trực tiếp mà không qua giai đoạn tạo hạt nhân hợp
phần.
Tán xạ đàn hồi thường được đồng nhất với tán xạ thế, tức là quá trình tương tác với
trường thế hạt nhân mà phần thực của nó mô tả tương tác trung bình với tất cả các nucleon
của hạt nhân làm lệch nơtron tới.
Sự đồng nhất nói trên không hoàn toàn chính xác nếu nơtron tới bị hấp thụ tạo nên
trạng thái liên kết. Quá trình hấp thụ như vậy có thể được giải thích bằng phần ảo của tr-
ường thế. Do vậy, trường thế hạt nhân là phức; tán xạ đàn hồi trực tiếp cần được khảo sát
như tán xạ thế bởi thế phức chứ không chỉ là phần thực của nó.
Trong khi tán xạ đàn hồi luôn xảy ra thì quá trình tạo hạt nhân hợp phần lại là phản
ứng cộng hưởng tức là hạt nhân hợp phần có thể được tạo thành nếu tổng năng lượng liên
kết với động năng nơtron tới trùng với một mức kích thích nào đó của hạt nhân hợp phần.
Do vậy, tiết diện tương tác của nơtron với hạt nhân nguyên tử sẽ bao gồm hai thành phần:
phần biến đổi chậm liên quan tới tán xạ đàn hồi và phần cộng hưởng với các đỉnh nhọn
được xác định bởi các mức của hạt nhân hợp phần. Nếu các cộng hưởng nằm gần nhau thì
tiết diện tạo hạt nhân hợp phần sẽ trở thành phụ thuộc một cách liên tục vào năng lượng
(không có dạng cộng hưởng).
1.3.3. Tiết diện trong vùng liên tục
Ở năng lượng cao, đối với hạt nhân trung bình và thậm chí năng lượng trung bình
đối với hạt nhân nặng, dạng biểu diễn tiết diện có các đỉnh cộng hưởng riêng biệt chuyển
thành đường cong đơn điệu. Trong nhiều trường hợp, điều này được giải thích là do hiệu
ứng khi ở năng lượng cao, khả năng phân giải của các phổ kế nơtron được sử dụng để đo

tiết diện không đủ để tách các đỉnh riêng biệt.
Trên Hình 1.5 là giá trị tiết diện trung bình phụ thuộc năng lượng nơtron và số khối
hạt nhân đối với một số hạt nhân trung bình và nặng. Trên đồ thị thấy rõ là tiết diện giảm
khi năng lượng tăng và tiết diện tăng khi số khối tăng (trên hình vẽ biểu diễn
σ
t
/
π
R
2
, ở đây
R được xác định từ hệ thức (1.25)). Tiếp theo nữa là dạng đường cong biểu diễn tiết diện
có dạng cộng hưởng khổng lồ, chính xác hơn là dạng cộng hưởng của các cực đại của tiết
di
ện (phụ thuộc vào E khi cố định A hoặc phụ thuộc vào A khi cố định E).
15

Hình 1.5.
Tiết diện toàn phần của các nguyên tố thay đổi theo số khối và
năng lượng nơtron
[7]
.
Khi năng lượng rất cao, tiết diện toàn phần tiến tới bằng hai lần tiết diện hình học.
Trong trường hợp đó:

σ
t
(E)
≈
2

π
(R +
D
)
2
, (1.24)
ở đây R là bán kính “hình học” của hạt nhân và được tính bằng công thức:
R = R
0
A
1/3
, R
0

≈
1,4. 10
-13
cm. (1.25)
Tiết diện toàn phần
σ
t
được tính từ (1.24) gồm hai thành phần:
σ
s
- tiết diện tán xạ
đàn hồi trực tiếp và
σ
c
- tiết diện tạo hạt nhân hợp phần. Tán xạ đàn hồi qua giai đoạn hạt
nhân hợp phần ở năng lượng cao không đóng vai trò quan trọng. Đẳng thức

σ
c
=
π
(R +
D
)
2
có nghĩa là hạt nhân là rất “đen” đối với nơtron nhanh - hay nói cách khác là hạt nhân
hấp thụ hết những nơtron rơi vào nó. Tiết diên tán xạ
σ
s
=
π
(R +
D
)
2
mô tả sự tán xạ bất
đẳng hướng và ưu tiên về phía trước.
16

Hình 1.6. Hệ thống các phản ứng với năng lượng nơtron
[7]
.
1.4. Mô tả số liệu tiết diện nơtron toàn phần
Tiết diện nơtron toàn phần có thể mô tả bằng hình thức luận nhiều mức Wigner-
Eisenbad hoặc R-matrix, hoặc hình thức luận nhiều mức Breit- Wigner. Tiết diện nơtron
toàn phần được cho bởi công thức sau:
( )

( )
( )
( )
0
2 2 2 2
2 2
2 2
0 0
2 ' 2 '
cos sin
'
2 4 sin
2 2
t n n
R R
E E
R
E g g
E E E E
λ λ
σ πλ πλ πλ
λ
   
−
   
 
   
= Γ Τ + Γ +
 
 

Γ Γ
   
− + − +
   
   
. (1.26)
Trong đó, g : trọng số thống kê,

λ
: độ dài bước sóng De-Broglie,

n
Γ
: độ rộng nơtron cộng hưởng,

Γ
: độ rộng nơtron toàn phần,
R’ : bán kính tán xạ thế,
E
0
: năng lượng cộng hưởng.
Với
(
)
(
)
2 1 / 2/ 2 1
g J I
= + +
. (1.27)

Trong đó, J : môment góc tổng cộng của cộng hưởng,
I : spin c
ủa hạt nhân bia.
17
Trong công th
ức (1.26) thì số hạng thứ nhất mô tả tiết diện tạo ra hạt nhân toàn
phần, số hạng thứ ba mô tả tiết diện tán xạ thế, còn số hạng thứ hai mô tả sự giao thoa giữa
tán xạ thế và tán xạ cộng hưởng.
Ở năng lượng thấp dưới 0,5MeV thì góc của pha tán xạ thế R’/λ là nhỏ, cho nên số
hạng giao thoa là nhỏ ở dưới năng lượng cộng hưởng E
0
và phần đóng góp nhỏ này sẽ đưa
đến các cực tiểu trong tiết diện nơtron toàn phần. Ở năng lượng cao hơn, khi các dịch
chuyển pha của tán xạ thế R’/λ = 90
o
thì tiết diện có thể trở nên cực tiểu sâu nhất ở năng
lượng cộng hưởng E
0
. Để có được cực tiểu giao thoa sâu trong tiết diện nơtron toàn phần,
cộng hưởng cần phải có độ rộng nơtron tương đối lớn sao cho ưu thế là cộng hưởng tán xạ.
Tiết diện nơtron toàn phần có cực tiểu thấp nhất quan sát được ở hạt nhân có spin bằng 0
và độ rộng nơtron bằng với độ rộng toàn phần của cộng hưởng sóng s
[1]
.
Ví dụ,
56
Fe (I = 0) có cực tiểu giao thoa sâu nhất trong tiết diện nơtron toàn phần
tại 24keV là
,min
14.2 4.3

t
mb
σ
= ±
, ngoài cực tiểu giao thoa sâu nhất tại 24keV còn có các
cực tiểu giao thoa khác ở vùng năng lượng từ
70 250
keV
÷
(Hình 1.7), chúng sẽ tạo ra
phông nơtron không mong muốn của chùm phin lọc 24keV.

Hình 1.7. Đồ thị tiết diện nơtron toàn phần của
56
Fe
[4]
.
Đối với các hạt nhân có spin khác 0 thì điều quan trọng là các cực tiểu giao thoa
của các cộng hưởng của cả hai trạng thái spin
(
)
1/ 2
I +
và
(
)
1/ 2
I −
phải trùng nhau và
tạo ra được cực tiểu giao thoa sâu trong tiết diện nơtron toàn phần.

18
CH
ƯƠNG II
MÔ PHỎNG CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC

Để tạo ra dòng nơtron đơn năng bằng kỹ thuật phin lọc có độ sạch (> 85%) và
thông lượng (>10
5
n/cm
2
/s) đáp ứng được yêu cầu cho các ứng dụng liên quan thì việc lựa
chọn tối ưu kích thước, thành phần vật liệu là rất quan trọng và cần thiết. Xuất phát từ nhu
cầu thực tế đó, sử dụng chương trình mô phỏng Monte Carlo MCNP5 [3] nhằm tính toán
phân bố phổ năng lượng của dòng nơtron sau phin lọc bao gồm việc tính toán chọn lựa tối
ưu về vật liệu chế tạo phin lọc, độ sạch, kích thước phin lọc và đánh giá các đặc trưng phổ
năng lượng của dòng nơtron thu được sau các loại phin lọc khác nhau.
2.1. Lựa chọn thành phần, kích thước của tổ hợp vật liệu làm phin lọc
Để ra được dòng nơtron đơn năng có chất lượng tốt, cần thiết phải dùng phin lọc
phức hợp gồm hai hay nhiều loại vật liệu có cùng năng lượng cực tiểu giao thoa tại năng
lượng quan tâm và có tiết diện lớn tại các cực tiểu giao thoa khác trong vùng năng lượng
cộng hưởng của tiết diện nơtron toàn phần của thành phần vật liệu khác.
Trên cơ sở đó, yêu cầu đối với hạt nhân được chọn làm phin lọc là có tiết diện cực
tiểu giao thoa chính bằng 1/5 lần tiết diện trung bình ở các năng lượng khác, độ dày và mật
độ của phin lọc được chọn sao cho hệ số truyền qua sẽ là 0,1 đối với các nơtron có năng
lượng tương ứng với cực tiểu giao thoa chính, khi đó đối với các nơtron khác thì tỉ số
truyền qua sẽ là 10
-5
. Tuy nhiên các nơtron năng lượng khác tạo thành phần rộng hơn
nhiều so với các nơtron có năng lượng tương ứng với cực tiểu giao thoa chính của tiết diện

nơtron toàn phần. Thông thường dải năng lượng của cực tiểu giao thoa chính chỉ chiếm
khoảng 1/200 so với độ rộng phổ nơtron tổng cộng. Vì vậy nếu tỉ số tiết diện là 1/5 thì độ
sạch của dòng sẽ là 98%
[6]
.
Để các nhiễu bậc cao (ở năng lượng cao) có thể giảm xuống nhỏ hơn 1% so với
cường độ của dòng phin lọc thì phải sử dụng thêm một số loại vật liệu thứ cấp có tính tán
xạ cộng hưởng đặt bên trong kênh. Người ta thường dùng Mn tán xạ kết hợp với Sc + Ti
cho độ sạch vào khoảng 97% sẽ tạo ra dòng 2keV, S dùng với Al + Fe cho dòng 24keV,….
Nói chung, các vật liệu này phải bền đồng thời không bị phá hủy trong trường nơtron và
gamma. Ngoài ra, phần lớn hoạt độ phóng xạ của vật liệu làm phin lọc gây nên bởi nơtron
nhiệt, để giảm thiểu sự ảnh hưởng của thành phần nơtron nhiệt làm kích hoạt vật liệu thì
người ta thường dùng Li, B hay Cd để che chắn toàn bộ vật liệu làm phin lọc.
Bên c
ạnh việc giảm phông nơtron không mong muốn, để giảm phông gamma có
trong dòng từ lò phản ứng có thể đưa vào nguyên tố nặng như Bi.
19
D
ựa vào cơ sở lý thuyết đã trình bày ở trên tiến hành lựa chọn thành phần vật liệu
phù hợp để tính toán tạo ra các dòng nơtron phin lọc: 24keV, 54keV, 59keV, 133keV và
148keV trên kênh ngang số 4 lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt.
2.2. Tạo file số liệu đầu vào (Input)
File số liệu đầu vào bao gồm: (i) File số liệu ban đầu về phổ năng lượng nơtron từ
lò phản ứng (white neutron spectrum) gồm có 3 phần: Maxwell, theo qui luật 1/E và phân
hạch tại vị trí trước phin lọc của kênh số 4, lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt. (ii) Số liệu về tiết
diện nơtron toàn phần của các vật liệu làm phin lọc. (iii) Các thông số đầu vào: lựa chọn
thành phần vật liệu làm phin lọc, kích thước.
2.2.1. Số liệu về phổ năng lượng nơtron trước phin lọc
Số liệu thực nghiệm về phân bố mật độ thông lượng nơtron vi phân theo năng
lượng từ nhiệt đến 8MeV đã được xác định thực nghiệm tại vị trí trước phin lọc của kênh

số 4, lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt. Phân bố thông lượng nơtron vùng nhiệt và trên nhiệt
được xác định thực nghiệm bằng phương pháp Wescott, trong đó độ lệch
(
)
1
E
α
− +
của phân
bố thông lượng nơtron trên nhiệt từ qui luật 1/E được xác định bằng kỹ thuật nhiều lá dò.
Trong vùng năng lượng nơtron nhanh được xác định thực nghiệm bằng phương pháp đo
các phản ứng ngưỡng.

Hình 2.2. Phổ năng lượng nơtron vi phân được xác định bằng thực nghiệm tại vị trí trước
phin lọc của kênh số 4, lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt
[2]
.

20
2.2.2. S
ố liệu về tiết diện nơtron toàn phần
Số liệu tiết diện nơtron toàn phần được trích từ thư viện số liệu hạt nhân JENDL
4.0 hoặc ENDF/B VII.0 hoặc BROND 2.0 (ở nhiệt độ 300
0
K). Hình 2.3 mô tả tiết diện
nơtron toàn phần của Silic.

Hình 2.3. Tiết diện nơtron toàn phần của Si
2.2.3. Mô tả file Input
File Input bao gồm 03 phần :

2.2.3.1. Phần 1 : CELL CARDS
Là phần khai báo các cell tính toán bao gồm số thứ tự cell, số thứ tự vật liệu, mật
độ của vật liệu và kích thước của vật liệu.
Calculation of neutron spectrum at the neutron channel No.4  phần tiêu đề
c CELL CARDS  phần chú thích
c cell filter of B-10 0.2g/cm2 d=0.08cm  phần chú thích
100 1 -2.34 101 -102 -103  phần khai báo

Số thứ tự cell
Số thứ tự vật liệu
Mật độ khối (g/cm
3
)
Mặt trụ trước
Bán kính hình trụ
Mặt trụ sau
21
Gi
ải thích: cell 100 là phin lọc B-10 có mật độ khối là 2.34 g/cm
3
, dạng hình trụ
bán kính 4.133cm, dày 0.08cm.

2.2.3.2. Phần 2 : CELL SURFACES
c SURFACE CARDS
101 pz 0  Mặt 101 là mặt trụ trước tại vị trí 0cm
102 cz 4.133  Mặt 102 là bán kính hình trụ 4.133cm
103 pz 0.08  Mặt 103 là mặt trụ sau tại vị trí 0.08cm
2.2.3.3. Phần 3 : CELL DATA
c DATA CARDS
mode n  Mode nơtron
imp:n 1 5r 2 5r 4 5r 8 5r 16 32 64 0  Độ quan trọng của cell
sdef erg=d1 par=1 rad=d2 pos=0 0 -0.005 axs=0 0 1 vec=0 0 1 dir=1
Khai báo cell nguồn: năng lượng, bán kính, vị trí, hướng cell nguồn
Si1 H 1.00E-11 3.52E-10 1.47E-09 3.34E-09 5.98E-09 9.38E-09 1.35E-08
…………………
Sp1 D 0.00E+00 1.17E-09 5.18E-08 3.26E-07 7.72E-07 1.53E-06 2.49E-06
…………………
 Phân bố năng lượng cell nguồn
si2 0 4.133
sp2 -21 0
 Bán kính cell nguồn và phân bố nguồn phát
wwp:n 5 3 5 0 0 0
wwe:n 1.0000E+02
wwn1:n 5.0000E-01 5.0000E-01 1.7829E-01 1.1688E-01 7.1334E-02
4.3903E-02 2.7804E-02 1.8178E-02 1.2348E-02 8.7243E-03
6.3953E-03 4.8850E-03 3.8516E-03 3.1341E-03 2.6169E-03
2.2351E-03 1.9423E-03 1.7082E-03 1.5173E-03 1.3624E-03
1.2313E-03 1.1163E-03 1.0176E-03 5.6201E-04 3.0904E-04
1.9794E-04 2.4226E+02 -1.0000E+00

cell 100
101 103
102
4.133cm
0.08cm
22
 Trọng số các cell
f4:n 500  Thông lượng cell tính toán phổ nơtron sau phin lọc
fm4 1e+9  Hệ số nhân
e0 1e-9 999I 1e-5 999I 1e-3 999I 0.2 999I 1  Phân bố năng lượng
c materials  Khai báo vật liệu
m1 5010.60c 0.85 $ B-10  Vật liệu Boron-10 độ giàu 85%
5011.60c 0.15 $ B-11
m2 14000.60c 1 $ Si crystal RT  Vật liệu Silic đơn tinh thể
m3 16000.60c 1 $ S  Vật liệu lưu huỳnh tự nhiên
m4 7014.60c 1.93222e-005 8016.60c 5.13627e-006 $ air  Không khí
nps 1e9  Số hạt gieo
2.2.4. Mô tả file Output
1tally 4 nps = 308569310  Tổng số hạt gieo
tally type 4 track length estimate of particle flux.
tally for neutrons
this tally is all multiplied by 1.00000E+09  Hệ số nhân
volumes
cell: 500  Cell tính toán
4.65361E+02  Thể tích cell tính toán
cell 500
energy
…………
5.2740E-02 1.38030E+02 0.0063
5.2939E-02 1.82129E+02 0.0062

5.3138E-02 2.40481E+02 0.0061
5.3337E-02 3.14641E+02 0.0060
5.3536E-02 4.18930E+02 0.0059
5.3735E-02 5.80150E+02 0.0058
5.3934E-02 7.31713E+02 0.0057  Năng lượng, thông lượng, sai số
5.4133E-02 6.97972E+02 0.0058
5.4332E-02 4.95757E+02 0.0060
5.4531E-02 1.63046E+02 0.0068
5.4730E-02 1.72990E+01 0.0095
…………….
23
Hình 2.4 mô t
ả phổ nơtron 54keV sau tổ hợp phin lọc 0.2g/cm
2

10
B + 98cm Si +
35g/cm
2
S được tính toán bằng chương trình MCNP5.
0.00 0.05 0.10 0.15 0.20
0
100
200
300
400
500
600
700
800

Intensity [a.u]
En [MeV]
54keV neutron

Hình 2.4. Phổ nơtron 54keV
24
CH
ƯƠNG III
KẾT QUẢ TÍNH TOÁN CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC ĐƠN NĂNG
24keV, 54keV, 59keV, 133keV và 148keV
3.1. Chọn lựa tối ưu kích thước vật liệu phin lọc
Việc lựa chọn vật liệu làm phin lọc tuân theo các tiêu chí như ở mục 2.1. Bảng tổ
hợp phin lọc các dòng nơtron tại lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt được cho trong Bảng 3.1.
Kích thước phin lọc chính được tính toán sao cho thông lượng đi qua đạt 5.10
5
– 1.10
6

n.cm
-2
.s
-1
và kích thước các phin lọc phụ được tính tối ưu để các tỉ số đỉnh phụ/đỉnh chính
<5% (Bảng 3.2). Độ sạch của dòng nơtron đạt >90%.
Bảng 3.1. Tổ hợp vật liệu và kích thước để tạo ra các dòng nơtron phin lọc.
E
n

(keV)
Tổ hợp và kích thước của vật liệu
24
10
B + Fe + Al + S
54
10
B + Si + S
59
10
B + Ni + Al + V + S
133
10
B + Ni + Si + Cr
148
10
B +Si + Ti
Bảng 3.2. Kích thước của các thành phần vật liệu.
Thành phần
vật liệu
Mật độ
(g/cm
3
)
Khoảng thay đổi kích thước
10
B
*

2.34 0.1 ÷ 1g/cm