NGHIÊN cứu HIỆN TƯỢNG tán xạ TRÊN hệ PHỔ kế GAMMA BẰNG CHƯƠNG TRÌNH MCNP5

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

Huỳnh Thị Thúy Vy

NGHIÊN CỨU HIỆN TƯỢNG TÁN
XẠ TRÊN HỆ PHỔ KẾ GAMMA
BẰNG CHƯƠNG TRÌNH MCNP5

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ

Thành phố Hồ Chí Minh – 2012


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

Huỳnh Thị Thúy Vy

NGHIÊN CỨU HIỆN TƯỢNG TÁN XẠ
TRÊN HỆ PHỔ KẾ GAMMA
BẰNG CHƯƠNG TRÌNH MCNP5
Chuyên ngành: Vật lý nguyên tử, hạt nhân và năng lượng
cao
Mã số: 60 44 05
LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ
NGƯỜI HƯỚNG DẪN KHOA HỌC:
TS. VÕ XUÂN ÂN

Thành phố Hồ Chí Minh – 2012

LỜI CẢM ƠN
Trong suốt quá trình thực hiện luận văn, tôi đã nhận được sự động viên giúp
đỡ rất nhiều từ quý Thầy Cô, gia đình và bạn bè. Tôi xin gởi lời biết ơn sâu sắc đến
TS. Võ Xuân Ân, người Thầy đã tận tình hướng dẫn phương pháp nghiên cứu khoa
học, mang đến cho tôi nhiều kiến thức bổ ích và luôn giúp đỡ tôi tháo gỡ những
vướng mắc trong quá trình thực hiện luận văn. Thầy đã giúp tôi nhận thức rõ trách
nhiệm của bản thân trong công việc.
Tôi xin gởi lời cảm ơn đến PGS. TS. Châu Văn Tạo, TS. Nguyễn Văn Hoa,
TS. Trần Quốc Dũng đã có những ý kiến đóng góp quý báu cho tôi khi thực hiện
luận văn.
Tôi xin chân thành cảm ơn đến quý Thầy Cô trong Hội đồng chấm luận văn đã
đọc và đóng góp ý kiến để luận văn hoàn chỉnh hơn.
Tôi xin gởi lời cảm ơn đến Ban Giám hiệu, quý Thầy Cô Trường Trung học
Phổ thông Cần Giuộc, huyện Cần Giuộc, tỉnh Long An đã giúp đỡ tôi để tôi có thể
tham dự khóa học.
Tôi xin chân thành cảm ơn các bạn học viên cao học ngành Vật lý nguyên tử
Hạt nhân và Năng lượng cao khóa 21 Trường Đại học Sư phạm TP Hồ Chí Minh đã
luôn động viên và giúp đỡ tôi.
Tôi xin gởi lời biết ơn đến Ba Mẹ tôi, Ba Mẹ luôn bên cạnh tôi, khuyến khích
và tạo mọi điều kiện để tôi có thể học tập. Ba Mẹ luôn là chỗ dựa tinh thần cho tôi
trong mọi hoàn cảnh.


MỤC LỤC
LỜI CẢM ƠN .................................................................................. 3
MỤC LỤC ........................................................................................ 4
BẢNG CÁC CHỮ VIẾT TẮT........................................................ 6
DANH MỤC CÁC BẢNG .............................................................. 8
DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ, ĐỒ THỊ ...................................... 11

MỞ ĐẦU ......................................................................................... 14
Chương 1: TỔNG QUAN ............................................................. 16
1.1. Tình hình nghiên cứu trong nước và trên thế giới ................................... 16
1.1.1. Tình hình nghiên cứu trên thế giới .............................................................16
1.1.2. Tình hình nghiên cứu trong nước ...............................................................21

1.2. Tương tác bức xạ gamma với môi trường vật chất .................................. 22
1.2.1. Tán xạ Rayleigh ..........................................................................................22
1.2.2. Hiệu ứng quang điện ...................................................................................22
1.2.3. Tán xạ Compton..........................................................................................25
1.2.4. Hiệu ứng sinh cặp electron − positron ........................................................28

Chương 2: HỆ PHỔ KẾ GAMMA VÀ CHƯƠNG TRÌNH
MCNP5 ........................................................................................... 32
2.1. Hệ phổ kế gamma dùng detector siêu tinh khiết HPGe ........................... 32
2.1.1. Cấu trúc hệ phổ kế ......................................................................................32
2.1.2. Đặc trưng của detector HPGe .....................................................................33

2.2. Phương pháp Monte Carlo và chương trình MCNP5 .............................. 37
2.2.1. Phương pháp Monte Carlo ..........................................................................37
2.2.2. Chương trình MCNP5.................................................................................39

Chương 3: NGHIÊN CỨU HIỆN TƯỢNG TÁN XẠ BẰNG
CHƯƠNG TRÌNH MCNP5.......................................................... 44
3.1. Xây dựng mô hình áp dụng chương trình MCNP5 .................................. 44
3.1.1. Cấu tạo hệ phổ kế gamma tại Trung tâm Hạt nhân TP HCM ....................44


3.1.2. Xây dựng tệp đầu vào cho chương trình MCNP5 .....................................46

3.2. Khảo sát sự tán xạ của các vật liệu ......................................................... 47
3.2.1. Khảo sát sự ảnh hưởng của từng vật liệu lên phổ năng lượng tán xạ ở vùng
năng lượng thấp ....................................................................................................48
3.2.2. Khảo sát sự ảnh hưởng của từng vật liệu lên phổ năng lượng tán xạ ở vùng
năng lượng trung bình. ..........................................................................................52
3.2.3. Khảo sát sự ảnh hưởng của từng vật liệu lên phổ năng lượng tán xạ ở vùng
năng lượng cao ......................................................................................................62
3.2.4. Tỉ số P/T......................................................................................................68
3.2.5. Tỉ số P/C .....................................................................................................73

KẾT LUẬN CHUNG .................................................................... 76
KIẾN NGHỊ VỀ NHỮNG NGHIÊN CỨU TIẾP THEO .......... 78
TÀI LIỆU THAM KHẢO ............................................................ 79
PHỤ LỤC 1 .................................................................................... 83
PHỤ LỤC 2 .................................................................................... 87


BẢNG CÁC CHỮ VIẾT TẮT
Chữ viết tắt Tiếng Việt

Tiếng Anh

Những sáng kiến tiến bộ của kĩ

Advanced

thuật tính toán

Technology Initiative

ACTL

Thư viện các hạt nhân kích hoạt

The Activation Library

ANSI

Viện Tiêu chuẩn quốc gia Hoa kỳ

The

ACTI

Computational

American

National

Standards Isntitute
ENDF

Thư viện số liệu ENDF

The Evaluated Nuclear Data
File

ENDL

Thư viện số liệu ENDL

The Evaluated Nuclear Data
Library

FWHM

Độ rộng đỉnh năng lượng toàn

Full Width at Half Maximum

phần tại một nửa chiều cao cực
đại
F8

GEB

Phân bố độ cao xung trong

Energy Distribution of Pulses

detector

created in a detector

Mở rộng đỉnh năng lượng theo

Gaussian Energy Broadenning

phân bố Gauss

HPGe

Detector germanium siêu tinh

High Purity Germanium

khiết
MCA

Máy phân tích đa kênh

Multichannel Analyzer

MCG

Monte Carlo Gamma

MCN

Monte Carlo Neutron

MCNG

Monte Carlo Gamma Neutron

MCNP

Monte Carlo N − Partical

MCP

Monte Carlo Photon Codes

MSF

Tỉ số tán xạ nhiều lần

Multiple Scatter Fraction


NJOY

Mã định dạng thư viện số liệu hạt
nhân trong MCNP

PENELOPE Chương trình mô phỏng Monte
Carlo của nhóm Salvat, 2003

Penetration and Energy Loss
of Photon and Electrons

PTN

Phòng thí nghiệm

P/C

Tỉ số đỉnh trên Compton

Peak to Compton ratio

P/T

Tỉ số đỉnh trên tổng

Peak to Total ratio

TH1

Trường hợp buồng chì với đầy
đủ các các lớp vật liệu che chắn

TH2

Trường hợp buồng chì khi không
có lớp đồng

TH3

Trường hợp buồng chì khi không
có lớp đồng và paraffin

TH4

Trường hợp buồng chì khi không
có lớp đồng, paraffin và thiếc

TH5

Trường hợp không có buồng chì

TH6

Trường hợp không có buồng chì
lẫn lớp epoxy bao bọc nguồn

TH7

Trường hợp không có buồng chì,
lớp epoxy quanh nguồn và không
khí trong phần không gian hệ đo


DANH MỤC CÁC BẢNG
STT

Bảng

Diễn giải

Trang

Số photon tán xạ trong miền tán xạ ngược và phép so
1

Bảng 3.1

sánh tương đối khi năng lượng photon tới là 59,54

37

keV.
Số photon tán xạ trong miền năng lượng xung quanh
2

Bảng 3.2

cạnh Compton và phép so sánh tương đối khi năng

39

lượng photon tới là 59,54 keV.
Số photon tán xạ trong miền tán xạ ngược và phép so
3

Bảng 3.3

sánh tương đối khi năng lượng photon tới là 661,66

41

keV.
4

Bảng 3.4

Tỉ lệ % đóng góp số photon tán xạ của các vật liệu
khi năng lượng photon tới là 661,66 keV.

41

Số photon tán xạ trong miền tán xạ ngược và phép so
5

Bảng 3.5

sánh tương đối khi năng lượng photon tới là 834,85

42

keV.
6

Bảng 3.6

Tỉ lệ % đóng góp số photon tán xạ của các vật liệu
khi năng lượng photon tới là 834,85 keV.

43

Số photon tán xạ trong miền Compton và phép so
7

Bảng 3.7

sánh tương đối khi năng lượng photon tới là 661,66

45

keV.

Số photon tán xạ trong miền Compton và phép so
8

Bảng 3.8

sánh tương đối khi năng lượng photon tới là 834,85

46

keV.
Số photon tán xạ trong miền tán xạ nhiều lần và phép
9

Bảng 3.9

so sánh tương đối khi năng lượng photon tới là

48

661,66 keV.
10

Bảng 3.10

Số photon tán xạ trong miền tán xạ nhiều lần và phép

49


so sánh tương đối khi năng lượng photon tới là

834,85 keV.
Số photon tán xạ trong miền tán xạ ngược và phép so
11

Bảng 3.11

sánh tương đối khi năng lượng photon tới là 1332,5

52

keV.
12

Bảng 3.12

Tỉ lệ % đóng góp số photon tán xạ của các vật liệu
khi photon tới có năng lượng 1332,5 keV.

53

Số photon tán xạ trong miền Compton và phép so
13

Bảng 3.13

sánh tương đối khi photon tới có năng lượng 1332,5

55

keV.

Số photon tán xạ trong miền tán xạ nhiều lần và phép
14

Bảng 3.14

so sánh tương đối khi photon tới có năng lượng

56

1332,5 keV.
Tỉ số P/T đối với vật liệu tham gia che chắn và
15

Bảng 3.15

khoảng cách nguồn – detector dùng nguồn

Am chỉ

241

57

phát tia gamma năng lượng 59,54 keV.
Tỉ số P/T đối với vật liệu tham gia che chắn và
16

Bảng 3.16

khoảng cách nguồn – detector khi photon tới có năng

58

lượng 661,66 keV.
Tỉ số P/T đối với vật liệu tham gia che chắn và
17

Bảng 3.17

khoảng cách nguồn – detector khi photon tới có năng

59

lượng 834,85 keV.
Tỉ số P/T đối với vật liệu tham gia che chắn và
18

Bảng 3.18

khoảng cách nguồn – detector dùng nguồn 60Co phát

59

tia gamma năng lượng 1173,24 keV và 1332,5 keV.
Tỉ số P/T đối với vật liệu tham gia che chắn và
19

Bảng 3.19

khoảng cách nguồn – detector dùng nguồn 22Na phát

60

tia gamma năng lượng 511 keV và 1274,53 keV.
20

Bảng 3.20

Tỉ số P/T theo các mức năng lượng của photon tới khi

62


khoảng cách nguồn − detector 15 cm.
Tỉ số P/C đối với vật liệu tham gia che chắn và
21

Bảng 3.21

khoảng cách nguồn – detector khi photon tới có năng

63

lượng 661,66 keV.
Tỉ số P/C đối với vật liệu tham gia che chắn và
22

Bảng 3.22

khoảng cách nguồn – detector dùng nguồn 60Co phát

năng lượng 1173,24 keV và 1332,5 keV.

64


DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ, ĐỒ THỊ
Diễn giải

STT

Hình

1

Hình 1.1

Mô hình tán xạ Rayleigh.

10

2

Hình 1.2

Mô hình hiệu ứng hấp thụ quang điện trên 131I.

12

3

Hình 1.3

Mô hình tán xạ Compton.

13

4

Hình 1.4

5

Hình 1.5

Sự phụ thuộc năng lượng photon tán xạ vào góc tán xạ.

16

6

Hình 1. 6

Mô hình quá trình tạo cặp.

17

7

Hình 1.7

Mô hình phổ năng lượng gamma.

18

8

Hình 1.8

9

Hình 2.1

Cấu trúc hệ phổ kế gamma sử dụng detector HPGe.

20

10

Hình 2.2

Mô tả độ phân giải năng lượng.

23

11

Hình 2.3

Mô hình phổ năng lượng nguồn 137Cs.

24

12

Hình 3.1

Mặt cắt dọc của buồng chì, kích thước tính bằng cm.

32

13

Hình 3.2

14

Hình 3.3

15

Hình 3.4

16

Hình 3.5

Phân bố cường độ chùm tia gamma tán xạ Compton theo
góc tán xạ θ.

Mối liên hệ mức độ quan trọng của ba loại tương tác cơ

bản theo nguyên tử số Z và năng lượng photon tới E.

Mặt cắt dọc của detector HPGe GC1518, kích thước được
tính bằng mm.
Mặt cắt dọc của nguồn được mô hình hóa bằng chương
trình MCNP5, kích thước được tính bằng mm.
Mặt cắt dọc của detector HPGe GC1518 được mô hình
hóa bằng chương trình MCNP5.
Mặt cắt dọc của buồng chì được mô hình hóa bằng
chương trình MCNP5.

Trang

15

19

33

33

34

34

Tỉ lệ photon tán xạ ở miền tán xạ ngược theo vật liệu
17

Hình 3.6

tham gia che chắn và theo khoảng cách nguồn – detector
khi năng lượng photon tới là 59,54 keV.

37


Tỉ lệ photon tán xạ ở miền năng lượng xung quanh cạnh
18

Hình 3.7

Compton theo vật liệu tham gia che chắn và theo khoảng
cách nguồn – detector khi năng lượng photon tới là 59,54

39

keV.
Tỉ lệ photon tán xạ ở miền tán xạ ngược theo vật liệu
19

Hình 3.8

tham gia che chắn và theo khoảng cách nguồn – detector

41

khi năng lượng photon tới là 661,66 keV.
Tỉ lệ photon tán xạ ở miền tán xạ ngược theo vật liệu
20

Hình 3.9

tham gia che chắn và theo khoảng cách nguồn – detector

42

khi năng lượng photon tới là 834,85 keV.
Tỉ lệ photon tán xạ ở miền tán xạ Compton theo vật liệu
21

Hình 3.10 tham gia che chắn và theo khoảng cách nguồn – detector

45

khi năng lượng photon tới là 661,66 keV.
Tỉ lệ photon tán xạ ở miền tán xạ Compton theo vật liệu
22

Hình 3.11 tham gia che chắn và theo khoảng cách nguồn – detector

46

khi năng lượng photon tới là 834,85 keV.
Tỉ lệ photon tán xạ ở miền tán xạ nhiều lần theo vật liệu
23

Hình 3.12 tham gia che chắn và theo khoảng cách nguồn – detector

48

khi năng lượng photon tới là 661,66 keV.
Tỉ lệ photon tán xạ ở miền tán xạ nhiều lần theo vật liệu
24

Hình 3.13 tham gia che chắn và theo khoảng cách nguồn – detector

49

khi năng lượng photon tới là 834,85 keV.
Tỉ lệ photon tán xạ ở miền tán xạ ngược theo vật liệu
25

Hình 3.14 tham gia che chắn và theo khoảng cách nguồn – detector

52

khi năng lượng photon tới là 1332,5 keV.
Tỉ lệ photon tán xạ ở miền tán xạ Compton theo vật liệu
26

Hình 3.15 tham gia che chắn và theo khoảng cách nguồn – detector

55

khi photon tới có năng lượng 1332,5 keV.
27

Hình 3.16 Tỉ lệ photon tán xạ ở miền tán xạ nhiều lần theo vật liệu

56

tham gia che chắn và theo khoảng cách nguồn – detector
khi photon tới có năng lượng 1332,5 keV.
Sự phụ thuộc của tỉ số P/T theo vật liệu tham gia che
28

Hình 3.17 chắn và theo khoảng cách nguồn – detector khi năng

57

lượng photon tới là 59,54 keV.
Sự phụ thuộc của tỉ số P/T theo vật liệu tham gia che
29

Hình 3.18 chắn và theo khoảng cách nguồn – detector khi photon tới

58

có năng lượng 661,66 keV.
Sự phụ thuộc của tỉ số P/T theo vật liệu tham gia che
30

Hình 3.19 chắn và theo khoảng cách nguồn – detector khi photon tới

59

có năng lượng 834,85 keV.
Sự phụ thuộc của tỉ số P/T theo vật liệu tham gia che
31

Hình 3.20

chắn và theo khoảng cách nguồn – detector đối với nguồn
Co: a) đối với đỉnh 1173,24 keV, b) đối với đỉnh 1332,5

60

60

keV.
Sự phụ thuộc của tỉ số P/T theo vật liệu tham gia che
32

Hình 3.21

chắn và theo khoảng cách nguồn – detector đối với nguồn
Na: a) đối với đỉnh 511 keV, b) đối với đỉnh 1274,53

22

61

keV.
33

Hình 3.22

Sự phụ thuộc của tỉ số P/T vào các mức năng lượng
photon tới khi khoảng cách nguồn − detector 15 cm.

62

Sự phụ thuộc của tỉ số P/C theo vật liệu tham gia che
34

Hình 3.23 chắn và theo khoảng cách nguồn – detector khi photon tới

63

có năng lượng 661,66 keV.
Sự phụ thuộc của tỉ số P/C theo vật liệu tham gia che
35

Hình 3.24 chắn và theo khoảng cách nguồn – detector khi dùng
nguồn 60Co phát năng lượng 1173,24 keV và 1332,5 keV.

64


MỞ ĐẦU
Trong nhiều lĩnh vực của khoa học hạt nhân ứng dụng, các detector ghi bức xạ
gamma được sử dụng để đo hoạt độ phóng xạ, chẳng hạn như xác định hàm lượng
của các hạt nhân phóng xạ phát gamma trong các mẫu môi trường. Những detector
ghi đo bức xạ gamma đã đóng vai trò quan trọng trong các Phòng thí nghiệm (PTN)
phân tích phóng xạ. Việc sử dụng các detector bán dẫn siêu tinh khiết đã mang lại
các kết quả chính xác hơn cho việc ghi nhận các bức xạ gamma với các năng lượng
khác nhau. Ở Việt Nam từ lâu đã có nhiều cơ sở của Viện Năng lượng Nguyên tử
Việt Nam như: Viện Khoa học và Kỹ thuật Hạt nhân Hà Nội, Viện Nghiên cứu Hạt
nhân Đà Lạt, Trung tâm Hạt nhân TP HCM đã trang bị các hệ phổ kế gamma dùng

detector HPGe trong nghiên cứu và ứng dụng phân tích mẫu môi trường hoạt độ
thấp. Do ảnh hưởng của phông phóng xạ trong môi trường nên cần lắp đặt thêm các
vật liệu che chắn tạo ra buồng chì xung quanh detector. Do đó, phần ghi nhận tia
gamma của các hệ phổ kế gamma nói trên chính là detector. Số tia gamma phát ra
từ nguồn đi vào detector có thể chia thành hai trường hợp, hoặc là đi trực tiếp vào
detector, hoặc là tán xạ với thành buồng chì che chắn rồi sau đó mới đi vào detector.
Số tia gamma tán xạ này có thể ảnh hưởng đến vùng năng lượng thấp hơn trong phổ
gamma, do đó có thể ảnh hưởng đến độ chính xác của các phép phân tích các đỉnh
phổ ở vùng năng lượng thấp hơn này. Phân tích ảnh hưởng của các tia gamma tán
xạ với vật liệu làm buồng chì che chắn nhằm giải thích nguyên nhân và mức độ
đóng góp của chúng ở vùng năng lượng thấp hơn của phổ gamma, đây chính là cơ
sở để đề xuất những hiệu chỉnh thích hợp trong phân tích phổ gamma.
Việc khảo sát hiện tượng tán xạ của tia gamma lên các vật liệu che chắn có thể
được tiến hành bằng cách đo đạc phổ gamma trong trường hợp khi có vật liệu che
chắn và khi không có vật liệu che chắn. Tuy nhiên, trong thực tế đo đạc phổ gamma
đối với một số lớn trường hợp để đánh giá ảnh hưởng của sự tán xạ tia gamma lên
các vật liệu che chắn là công việc phức tạp, tốn kém nhiều thời gian và chi phí.


Để khắc phục những hạn chế nêu trên, chúng tôi sử dụng chương trình dựng sẵn
MCNP5 của PTN Los Alamos, Hoa Kỳ. Đây là chương trình máy tính sử dụng
phương pháp Monte Carlo rất đáng tin cậy và được nhiều người sử dụng [12].
Vì lẽ đó chúng tôi chọn đề tài: “Nghiên cứu hiện tượng tán xạ trên hệ phổ kế
gamma bằng chương trình MCNP5” để thực hiện luận văn thạc sĩ của mình.
Mục tiêu của đề tài là nghiên cứu hiện tượng tán xạ bên trong buồng chì của hệ
phổ kế gamma dùng detector HPGe. Từ đó đánh giá kết quả thực hiện và đưa ra các
kiến nghị liên quan.
Đối tượng nghiên cứu của đề tài luận văn này là hệ phổ kế gamma dùng detector
HPGe GC1518 đặt tại Trung tâm Hạt nhân TP HCM với các thông số danh định:
hiệu suất tương đối 15 % so với detector nhấp nháy NaI(Tl) kích thước 7,62 cm ×

7,62 cm, độ phân giải năng lượng tại đỉnh 1,332 MeV là 1,80 keV của đồng vị 60Co
và tỷ số đỉnh trên Compton (P/C) là 45:1. Buồng chì che chắn phông gamma môi
trường là loại tự chế tạo gồm các lớp chì, thiếc, paraffin và đồng tính từ ngoài vào.
Phương pháp nghiên cứu của đề tài luận văn này là sử dụng phương pháp mô
phỏng Monte Carlo dựa trên cơ sở chương trình MCNP5 dựng sẵn của PTN Los
Alamos, Hoa Kỳ để nghiên cứu hiện tượng tán xạ trên hệ phổ kế gamma. Chương
trình MCNP5 được sử dụng dưới sự cho phép của Cục An toàn Bức xạ và Hạt nhân.
Nội dung của luận văn được trình bày trong ba chương:
Chương 1: Tổng quan − trình bày tình hình nghiên cứu hiện tượng tán xạ trên
thế giới và ở Việt Nam; đồng thời, giới thiệu các tương tác của bức xạ gamma khi
qua môi trường vật chất.
Chương 2: Hệ phổ kế gamma và chương trình MCNP5 − giới thiệu cấu trúc hệ
phổ kế gamma cũng như các đặc trưng của detector HPGe và chương trình MCNP5.
Chương 3: Nghiên cứu hiện tượng tán xạ bằng chương trình MCNP5 − trình bày
việc xây dựng mô hình trong bài toán mô phỏng và những khảo sát về sự ảnh hưởng
của các vật liệu lên phổ năng lượng trên các miền năng lượng khác nhau.


Chương 1: TỔNG QUAN
1.1. Tình hình nghiên cứu trong nước và trên thế giới
1.1.1. Tình hình nghiên cứu trên thế giới
Năm 1922, hiện tượng tán xạ Compton đã được phát hiện do Arthur Holly
Compton (1892 − 1962) khi ông chiếu chùm tia X có bước sóng λ vào một bia
graphite. Ông tiến hành đo cường độ của tia X tán xạ từ bia trong một số hướng
chọn lọc như một hàm của bước sóng. Kết quả thí nghiệm cho thấy mặc dù chùm tia
tới chỉ có một bước sóng duy nhất nhưng các tia X tán xạ lại có thêm những bước
sóng λ’ dài hơn λ. Điều này được giải thích do electron thu mất động năng của
photon tới nên photon bị tán xạ có năng lượng thấp hơn photon tới. Năm 1927, ông
đã nhận được giải Nobel cho công trình này. Sau khi được phát hiện, hiện tượng tán
xạ Compton đã được các nhà khoa học tìm hiểu và nghiên cứu [2].

Năm 1931, DuMond [17] đã phân tích dựa vào kết quả từ đồ thị trên phổ kế đa
tinh thể để thể hiện mối liên hệ giữa phổ năng lượng tán xạ với sự phân bố của
mômen electron. Điều này đã vạch ra nhiều hứa hẹn cho một hướng nghiên cứu
mới. Tuy nhiên, nó đã dừng lại khi có một kết quả sai lệch do Kappeler xuất bản
năm 1936. Hình dạng đường Compton thực nghiệm đã rộng hơn 2,5 lần so với lý
thuyết và dù đã cố gắng cải thiện lý thuyết nhưng không có một kết quả nào phù
hợp.
Năm 1965, hai thí nghiệm độc lập đã được tiến hành để kiểm tra kết quả trên
bằng cách sử dụng ống phát tia X và phổ kế tinh thể. Cả hai thí nghiệm đều kết luận
rằng thí nghiệm trước đó đã cho kết quả sai và mở ra một thời khì mới cho việc
nghiên cứu hiện tượng tán xạ [23].
Năm 1981, Gayer và Bukshpan [18] đã dùng phương pháp tính toán Monte
Carlo để khảo sát hiện tượng tán xạ ngược của tia gamma. Nhóm nghiên cứu đã
dùng chùm tia hẹp tán xạ trên vật liệu có độ dày D. Kết quả của thí nghiệm cho thấy
xét trong cùng một vật liệu, ở mỗi góc tán xạ nhất định, khi tăng bề dày của vật liệu
tán xạ, vị trí cực đại của các photon tán xạ lệch về phía năng lượng cao. Điều này


được giải thích là do sự tăng ảnh hưởng của hiệu ứng quang điện so với tán xạ
Compton, tổng quãng đường mà photon đi được (path length) tăng lên khi tăng bề
dày vật liệu tán xạ.
Năm 1975, việc đo đạc tán xạ nhiều lần trong thực nghiệm cũng đã được tiến
hành bởi Williams và Halonen để xác định cường độ và sự phân bố phổ năng lượng
của hiện tượng tán xạ hai lần trên nhôm ở góc tán xạ là 1500 khi thay đổi bề dày vật
liệu tán xạ. Photon tới trong thực nghiệm có năng lượng 59,5 keV [31].
Năm 1983, Paramesh đã tiến hành đo bề dày bão hòa của vật liệu khi tán xạ
nhiều lần photon tới bằng cách trừ bớt các thành phần tán xạ một lần của photon tới
có năng lượng 661,66 keV ở góc tán xạ 1200 đối với nhôm, sắt, đồng và chì [31].
Năm 1986, Pitkanen đã đo phổ của photon có năng lượng 661,66 keV ở góc
tán xạ 1040 trên nickel và được mô phỏng bởi phương pháp Monte Carlo để hiệu

chỉnh tán xạ một lần. Sau đó, tác giả đã dùng phương pháp Monte Carlo để tiến
hành mô phỏng phổ tán xạ nhiều lần trong việc nghiên cứu tán xạ Compton, phục
vụ cho việc xác định sự phân bố của momen electron trong nguyên tử khi photon tới
có năng lượng 60 − 662 keV trên các vật liệu có nguyên tử số Z từ 6 − 38 [31].
Năm 1994, Barnea và cộng sự [14] đã tiến hành nghiên cứu nền tán xạ nhiều
lần trong phổ tán xạ Compton, dùng chương trình mô phỏng ACCEPT kết hợp với
thực nghiệm. Kết quả nghiên cứu cho thấy rằng nền tán xạ của photon tới có năng
lượng 662 keV là một hàm của góc tán xạ, vật liệu tán xạ và bề dày của các vật liệu
đó. Khi góc tán xạ lớn (900 hoặc 1200), ở những vật liệu có nguyên tử số Z lớn
(đồng thau hoặc thiếc), xuất hiện cấu trúc đỉnh đôi: bên cạnh đỉnh Compton còn
xuất hiện một đỉnh thứ hai có năng lượng cao hơn. Mô phỏng Monte Carlo đã cho
biết nguồn gốc của đỉnh năng lượng thứ hai bên cạnh đỉnh Compton là do photon đã
bị tán xạ hai lần trước khi đi đến detector. Năng lượng của đỉnh thứ hai này phù hợp
với năng lượng của photon tán xạ hai lần ở góc tán xạ bằng một nửa so với góc tán
xạ được chọn để khảo sát (ví dụ góc tán xạ được khảo sát là 1200 thì đỉnh thứ hai
xuất hiện do tán xạ hai lần ở góc 600).


Năm 2007, Gurvinderjit Singh và cộng sự [31] đã tiến hành nghiên cứu sự tán
xạ trên kẽm ở góc tán xạ 900 dùng tia gamma có năng lượng 662 keV. Kết quả
nghiên cứu cho thấy có sự xuất hiện của đỉnh tán xạ thứ hai giữa đỉnh tia X đặc
trưng của chì và đỉnh tán xạ Compton. Đỉnh thứ hai quan sát được này là kết quả
của việc photon bị tán xạ Compton hai lần trước khi đến detector. Theo nhóm
nghiên cứu, đỉnh thứ hai xuất hiện ở tất cả các bề dày của kẽm và vị trí năng lượng
E của đỉnh này được xác định bởi biểu thức:
E=

E0 E '
2 E0 + E '

(1.1)

Trong đó: E 0 và E’ lần lượt là năng lượng của photon tới và photon bị tán xạ một
lần ở góc tán xạ được khảo sát.
Năm 2008, Plagnard và cộng sự [30] đã khảo sát sự ảnh hưởng của từng loại
vật liệu xung quanh nguồn và detector lên phổ năng lượng tán xạ ở vùng năng
lượng 15 − 80 keV dùng detector HPGe cấu hình planar bằng chương trình mô
phỏng Monte Carlo PENELOP kết hợp với so sánh thực nghiệm. Theo nhóm
nghiên cứu, phổ năng lượng gamma trong vùng năng lượng thấp có vai trò quan
trọng nhưng rất khó để xác định độ chính xác của hiệu suất đo vì thiếu những chuẩn
mực đo đạc bức xạ. Phổ năng lượng thấp chịu ảnh hưởng mạnh mẽ của hiện tượng
tán xạ Compton. Điều này có thể xảy ra bên trong nguồn, giá đỡ nguồn, trong chính
detector hay trong các vật liệu che chắn. Photon tán xạ ở những góc khác nhau cho
cái bướu rộng gần đỉnh năng lượng toàn phần. Năng lượng càng thấp, vị trí bướu
càng gần với vị trí quang đỉnh. Hiện tượng này làm cho việc xác định diện tích đỉnh
năng lượng toàn phần thiếu chính xác. Hiện tượng này đã được ghi nhận bằng
detector silicon − lithium và kết quả của nó đã được mô tả bởi Van Gysel (2003)
[33]. Đối với detector siêu tinh khiết HPGe, một vài yếu tố khác cũng đã được
nghiên cứu bằng các thực nghiệm ở vùng năng lượng dưới 60 keV do Martins và
Burns tiến hành vào năm 1992 [24].


Photon phát ra từ nguồn không chỉ tương tác với vùng hoạt của detector mà
còn tương tác với các vật liệu xung quanh. Năng lượng của photon tán xạ E’ phụ
thuộc vào góc tán xạ θ giữa photon tới và photon tán xạ:
E'=

Trong đó: E = hν , α =

E

1 + α (1 − cosθ )

(1.2)

E
.
mc 2

Góc tán xạ có thể được suy ra từ vị trí của bướu:
 E − EC 
=
θ arccos 1 −

α EC 


(1.3)

Theo nhóm nghiên cứu, có sự ưu tiên góc tán xạ, điều này phụ thuộc vào cấu
trúc hình học của nguồn và detector. Vị trí của các bướu cũng phụ thuộc vào năng
lượng của photon tới .
Nhóm nghiên cứu đã dùng muối

Cd lắng đọng trên lớp mylar và được bịt

109

kín lại bởi một lớp mylar khác. Sau đó nó được đặt lên vòng nhựa để đảm bảo tính
rắn chắc của nguồn. Nguồn được đặt trên một giá đỡ cách detector 85,25 mm. Để
ghi nhận phổ năng lượng, nhóm nghiên cứu đã sử dụng detector planar siêu tinh

khiết HPGe có diện tích bề mặt tinh thể là 300 mm2, bề dày là 10 mm được trang bị
của sổ beryllium dày 100 µm. Một ống chuẩn trực bằng tungsten (W) được đặt cách
cửa sổ detector 14,5 mm nhằm giảm phần đuôi năng lượng thấp do sự thu góp điện
tích không hoàn toàn của tinh thể germanium. Detector được che chắn bởi lớp chì
dày 3 mm ở xung quanh.
Để xác định tỉ lệ đóng góp vào miền tán xạ của từng thành phần vật liệu xung
quanh nguồn và detector, nhóm nghiên cứu của Plagnard đã sử dụng phương pháp
Monte Carlo với chương trình PENELOPE để mô phỏng. Kết quả của quá trình mô
phỏng cho thấy tỉ lệ đóng góp của từng vật liệu trong vùng tán xạ sẽ khác nhau đối
với mỗi mức năng lượng tới (xét trong khoảng 15 − 60 keV). Vòng nhựa bao bọc
lấy nguồn và giá đỡ nguồn chiếm 45 % phổ tán xạ trong khi các lớp mylar chỉ
chiếm 6 %. Kết quả này cho thấy, muốn làm giảm hiện tượng tán xạ và hạn chế các


bướu ở vùng năng lượng thấp, cần phải giảm các vật liệu tiếp xúc trực tiếp với chất
phóng xạ. Ngoài ra, nếu bổ sung thêm các collimator giữa nguồn và detector làm
giảm việc ghi nhận các bướu vùng năng lượng thấp [30].
Cũng vào năm 2008, Mohammadi đã dùng phổ tán xạ ngược để nghiên cứu
các đặc trưng của vật liệu khác nhau [26]. Trong công trình này, photon có năng
lượng trên 384 keV và vật liệu có nguyên tử số Z nhỏ hơn 60 được lựa chọn vì đây
là những vật liệu thông thường được sử dụng và quá trình tán xạ Compton sẽ chiếm
ưu thế trong vùng năng lượng này. Phổ năng lượng do bức xạ gamma tương tác với
môi trường sẽ là cơ sở của các đặc trưng vật liệu. Trong thí nghiệm, nguồn

133

Ba

với hoạt độ 1 MBq cùng với detector NaI(Tl) có đường kính 60 mm, dày 51 mm và
có độ phân giải năng lượng 7,5 % ở đỉnh năng lượng 662 keV được sử dụng. Các

vật liệu được chọn làm vật liệu tán xạ gồm phân bón hữu cơ, gỗ, bê tông và thép.
Khoảng cách từ nguồn đến detector là 4,5 cm và tăng dần đến 32 cm. Sau mỗi lần
đo, khoảng cách tăng thêm 1 cm, đến 7,5 cm phổ bị nhiễu. Kết quả nghiên cứu cho
thấy mỗi vật liệu gây ra tán xạ khác nhau. Sự khác nhau về số đếm tổng cộng trong
mỗi phổ có thể do nguyên tử số của từng vật liệu tán xạ. Cụ thể là khi tăng nguyên
tử số Z, độ suy giảm của cường độ chùm photon cũng như khả năng hấp thụ quang
điện của vật liệu tăng lên, làm giảm số photon đến tương tác với detector. Ngoài ra,
độ rộng đỉnh năng lượng toàn phần tại một nửa chiều cao cực đại (FWHM) cũng
khác nhau, nguyên nhân có thể liên quan đến mật độ của vật liệu. Ở vùng năng
lượng cao, khoảng cách khác nhau không gây ra nhiều sai lệch trong các phổ, điều
này phù hợp với lý thuyết. Khi năng lượng của photon lớn, nó có khả năng đâm
xuyên qua vật liệu. Tuy nhiên, không có sự thay đổi vị trí đỉnh phổ và hình dạng
của phổ khi thay đổi khoảng cách của nguồn và số đếm tổng cộng giảm theo đường
thẳng. Mohammadi cho rằng có thể chúng ta bị nhầm lẫn giữa phổ của một vật liệu
ở một góc nhất định nào đó với phổ của một vật liệu khác với góc tán xạ khác. Tuy
nhiên, nếu xem xét phổ của hai vật liệu thì tác giả nhận thấy rằng hai phổ này khác
nhau về số đếm tổng, FWHM và vị trí của kênh trung tâm. Như vậy, quá trình phân


tích phổ tán xạ Compton có thể được xem là một phương pháp để khảo sát những
đặc tính của các vật liệu.
1.1.2. Tình hình nghiên cứu trong nước
Năm 2008, Mai Văn Nhơn và cộng sự [7] đã nghiên cứu ảnh hưởng tán xạ
nhiều lần từ vật liệu xung quanh detector lên phổ năng lượng gamma của detector
HPGe đồng trục loại p sử dụng các tia X đặc trưng của chì, đỉnh thoát đơn, đỉnh
thoát đôi, đỉnh tán xạ ngược và các đỉnh năng lượng toàn phần của nguồn 60Co bằng
chương trình mô phỏng Monte Carlo MCNP4C2. Các kết quả nghiên cứu cho thấy
phổ mô phỏng có đỉnh năng lượng toàn phần không thay đổi nhiều khi buồng chì
không có và có lót thêm lớp thiếc và lớp chì, nền tán xạ ngược của chì thấp hơn của
đồng vì một phần tia gamma tán xạ ngược của chì bị hấp thụ quang điện trong chính

lớp chì thể hiện thông qua hiệu ứng thứ cấp phát tia X đặc trưng của chì. Khi có
buồng chì, đỉnh tán xạ ngược tăng cao rõ rệt so với khi không có buồng chì. Điều
này cho thấy vật liệu cấu thành buồng chì đã tạo ra một phông nền đáng kể cho phổ
năng lượng gamma. Tuy nhiên, trong nghiên cứu chưa đánh giá được mức độ đóng
góp vào phông nền của từng loại vật liệu là bao nhiêu. Ngoài ra, vị trí đặt nguồn
cũng ảnh hưởng đến phông nền. Khi nguồn được đặt gần detector, ảnh hưởng của
tán xạ lên buồng chì hầu như không đáng kể, các tia X đặc trưng của chì cũng ít đi.
Để khảo sát sự phụ thuộc diện tích đỉnh tán xạ ngược theo góc tán xạ, năm
2008, nhóm nghiên cứu Trương Thị Hồng Loan, Phan Thị Quý Trúc, Đặng Nguyên
Phương, Trần Thiện Thanh, Trần Ái Khanh, Trần Đăng Hoàng của Trường Đại học
Khoa học Tự nhiên TP HCM đã tiến hành nghiên cứu bằng phương pháp Monte
Carlo. Các kết quả cho thấy khi tăng góc tán xạ thì đỉnh tán xạ tăng cao và nền tán
xạ giảm xuống; đồng thời, khi bề dày bản vật liệu tán xạ càng lớn, số đếm đỉnh tán
xạ ngược càng tăng dần đến trạng thái bão hòa. Nhóm nghiên cứu cũng kết luận khi
năng lượng nguồn gamma càng lớn, đỉnh tán xạ ngược rất thấp trên nền tán xạ.


1.2. Tương tác bức xạ gamma với môi trường vật chất
Khi đi vào môi trường vật chất, bức xạ gamma có thể bị mất năng lượng do
quá trình tương tác với vật chất. Tùy theo năng lượng của photon tới mà quá trình
tương tác giữa nó và vật chất có thể xảy ra theo các loại tương tác chính như sau:
tán xạ Rayleigh, hiệu ứng quang điện, tán xạ Compton và hiệu ứng sinh cặp
electron − positron.
1.2.1. Tán xạ Rayleigh
Photon tới có năng lượng thấp (E < 50 keV) sẽ tương tác với môi trường vật
chất có số nguyên tử Z lớn thông qua tán xạ Rayleigh [11]. Đây là quá trình mà bức
xạ gamma bị tán xạ lên các electron ở lớp vỏ của nguyên tử. Kết quả của quá trình
này không gây nên sự ion hóa hay kích thích nguyên tử. Năng lượng của bức xạ
gamma không thay đổi sau quá trình tán xạ mà nó chỉ bị lệch phương so với ban
đầu. Xác suất của tán xạ Rayleigh chỉ đáng kể ở vùng năng lượng thấp và vật liệu

tán xạ có nguyên tử số Z cao. Góc lệch tán xạ này sẽ giảm khi năng lượng của
photon tới tăng [22].

Photon
tán xạ
Photon tới

Hình 1.1. Mô hình tán xạ Rayleigh.
1.2.2. Hiệu ứng quang điện
Khi năng lượng của bức xạ gamma tới tăng lên, chúng tương tác với môi
trường bằng cách va chạm không đàn hồi với electron quỹ đạo của nguyên tử và
trao toàn bộ năng lượng của mình cho các electron quỹ đạo. Các electron này dùng


năng lượng của tia gamma để thắng năng lượng liên kết ε i của electron ở lớp vỏ thứ
i với hạt nhân và phần năng lượng còn lại chuyển thành động năng cho electron
chuyển động bức ra khỏi nguyên tử trở thành electron tự do. Quá trình tương tác
này không thể xảy ra trong trường hợp electron ở trạng thái tự do vì không đảm bảo
định luật bảo toàn năng lượng và động lượng [3].
Theo định luật bảo toàn năng lượng, ta có:
T e =E - ε i

(1.4)

Trong đó: T e và E lần lượt là động năng của electron và năng lượng của
photon tới.
Nếu E < ε K : hiệu ứng quang điện chỉ xảy ra đối với các lớp L, M…
Nếu E < ε L : hiệu ứng quang điện chỉ xảy ra đối với các lớp M, N…
Khi nguyên tử bị ion hóa, electron được giải phóng, bên trong nguyên tử xuất
hiện một lỗ trống, khi đó các electron tự do từ môi trường hoặc ở lớp ngoài có xu

hướng chiếm đầy lỗ trống. Khi các electron ở lớp ngoài dịch chuyển thì chúng tạo
ra các tia X đặc trưng của vật liệu. Nếu các electron ở lớp ngoài hơn hấp thụ tia X
này và thu được năng lượng đủ lớn để bức ra khỏi nguyên tử thì chúng được gọi là
các electron Auger. Nếu nguyên tử số Z giảm thì khả năng phát ra các bức xạ đặc
trưng cũng giảm.
Như vậy, điều kiện để xảy ra hiệu ứng quang điện là năng lượng của tia
gamma phải lớn hơn năng lượng liên kết của electron nhưng không được lớn quá vì
khi đó bức xạ gamma coi electron gần như tự do. Electron tự do không thể hấp thụ
hay bức xạ một photon.
Tiết diện tương tác của hiệu ứng quang điện phụ thuộc vào năng lượng liên kết
của electron. Do ε i thay đổi theo số nguyên tử Z nên tiết diện tương tác σ phụ thuộc
vào Z, cụ thể khi E ≥ ε K :
σ pho 

Z5
E

7
2

(1.5)

Trong đó: Z và σ pho lần lượt là nguyên tử số Z của vật chất và tiết diện tương
tác quang điện (cm2).


Hiệu ứng quang điện chủ yếu xảy ra ở lớp K với tiết diện rất lớn đối với
nguyên tử có Z lớn. Nó xảy ra mạnh nhất khi lượng tử gamma có năng lượng cùng
bậc với năng lượng liên kết của electron trong nguyên tử. Do vậy tiết diện tương tác
cũng phụ thuộc vào năng lượng của tia gamma tới.

Từ những điều trên ta nhận thấy σ pho phụ thuộc vào Z và E. Biểu thức cụ thể:
+ Khi E nhỏ (cùng bậc với năng lượng liên kết của electron trong nguyên tử):
7

(σ )

pho K

2

+ Khi E >> m e c :

 13, 61  2
= 1, 09.10−16 Z 5 

 E 

(σ )

pho K

= 1,34.10

Năng lượng
liên kết (keV)

−33

(1.6)

Z5
E

(1.7)

electron (66 keV)
Photon tới
(100 keV)
Các tia X đặc trưng:
A: 0,6 keV (N → M)
B: 4,4 keV (M → L)
C: 29 keV (L → K)
Hình 1.2. Mô hình hiệu ứng hấp thụ quang điện trên 131I.
Theo Glenn F. Knoll, hiệu ứng quang điện tăng khi tăng nguyên tử số Z của
vật liệu hấp thụ. Tiết diện tương tác của hiệu ứng hấp thụ quang điện trên một
nguyên tử đối với tất cả các mức năng lượng gamma E và Z có dạng:
σ pho

Zn
 7/2
E

(1.8)

Trong đó: n ∼ 4 ÷ 5 và phụ thuộc vào năng lượng gamma kích thích [22].
Năng lượng photon tới tăng dần đến giá trị sao cho hν  me c 2 thì tiết diện
tương tác của hiệu ứng quang điện tăng tỉ lệ nghịch với năng lượng của lượng tử
gamma.

1.2.3. Tán xạ Compton
Nếu năng lượng của tia gamma tới lớn hơn đáng kể so với năng lượng liên kết
của electron trong nguyên tử sao cho có thể xem electron gần như tự do, vai trò của
hiệu ứng quang điện không còn đáng kể, photon bắt đầu tán xạ Compton.
Electron hóa trị

Electron
tán xạ (Ee)
ϕ

Photon tới (E)

Photon
tán xạ (E’)
Hình 1.3. Mô hình tán xạ Compton.
Các bức xạ gamma tương tác với các electron mà chủ yếu là các electron ở quỹ
đạo ngoài cùng của nguyên tử. Bức xạ gamma sẽ truyền một phần năng lượng của
mình cho electron đồng thời nó thay đổi phương bay ban đầu. Theo định luật bảo
toàn động lượng và năng lượng, biểu thức thể hiện mối liên hệ giữa năng lượng của
bức xạ gamma sau tán xạ E’, năng lượng của photon tới E và góc tán xạ θ được xác
định theo công thức (1.2). Góc tán xạ θ được xác định theo biểu thức (1.3).
Mối liên hệ giữa góc tán xạ θ và góc bay ϕ của electron:
tg

θ

 1 
=
 cot gϕ
2  1+ α 

(1.9)

Sau khi tương tác, electron thu được một động năng:
Te =E − E ' =E

α (1 − cosθ )
1 + α (1 − cosθ )

Động năng của electron đạt giá trị cực đại khi góc θ = 1800

(1.10)