Đề tài Phát triển các dòng nơtron phin lọc đơn năng tại kênh ngang số4 lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt

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 15 210 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 0.1nE eV< ≤ . + Nơtron trung gian: 0.1 100neV E keV< ≤ . + Nơtron nhanh: 100 20keV 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: ( ) ( ) ( )0,50,484*exp *sin 2E E Eφ = − . (1.1) Hình 1.1. Phân bố phổ năng lượng nơtron trong lò phản ứng. Miền nơtron trung gian hay còn gọi là miền năng lượng cộng hưởng và các nơtron trung gian được gọi là nơtron cộng hưởng. Phân bố năng lượng nơtron trong miền này có thể được viết: ( )epi kE Eφ = , (k: là hằng số). (1.2) Nơtron trung gian sinh ra chủ yếu do sự tán xạ đàn hồi của nơtron nhanh với nguyên tử có số Z nhỏ của chất làm chậm (như hyđro, cacbon…). Nơtron được làm chậm bởi cách này có phổ năng lượng φ(E) tỉ lệ với 1/E trong vùng năng lượng 0.1eV ÷ 100keV. Miền nơtron nhiệt: các nơtron nhiệt chuyển động trong trạng thái cân bằng nhiệt với các phần tử môi trường chất làm chậm, có phân bố phù hợp với phân bố Maxwell đặc trưng bởi nhiệt độ trung bình: ( ) ( )2 00 2 exptotal E EE EE φ φ pi   = −    . (1.3) 7 Trong đó, 0E KT= là năng lượng tương ứng với vận tốc nơtron là 2200m/s ở nhiệt độ phòng T = 293K, 0 0,0253E 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 , với nơtron loại này xuất hiện rõ rệt tính chất sóng vì chiều dài sóng lớn hơn nhiều khoảng cách giữa các nguyên tử. Do đó, nơtron lạnh là phương tiện để nghiên cứu cấu trúc của các tinh thể chất rắn. Tuy nhiên việc sử dụng phương tiện kĩ thuật này cần có chùm nơtron lạnh với cường độ đủ lớn. b) Nguồn nơtron phin lọc từ kênh ngang xuyên tâm (kênh số 4) của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt Sơ đồ mặt cắt của vùng hoạt và vị trí các kênh nơtron của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt được đưa ra trong Hình 1.2. Từ hình vẽ này thấy rằng kênh xuyên tâm số 4 được tiếp giáp trực tiếp với vùng hoạt của lò phản ứng. Vì vậy thông lượng nơtron trên kênh này sẽ là lớn nhất và thích hợp nhất để tạo ra các chùm nơtron đơn năng trong dải năng lượng trung gian bằng cách sử dụng kỹ thuật phin lọc nơtron. Tại kênh này hai dòng phin lọc nơtron đơn năng 55keV và 148keV đã được phát triển rất thành công, cho đến hiện nay vẫn đang phục vụ nhiều nghiên cứu và ứng dụng quan trọng, như đo thực nghiệm số liệu hạt nhân, cấu trúc hạt nhân, phân tích nguyên tố,... Hình 1.2. Sơ đồ mặt cắt ngang của lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt[6]. 8 1.2. Các kỹ 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 7Li (p,n) 7Be 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 Zi xảy ra trong khoảng thời gian (ti+1, ti). 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: 3/2DtE = 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, 54Fe, 56Fe, 58Ni, 60Ni…. 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 7 210 10 / /n cm s÷ ) cho phép sử dụng các dòng nơtron phin lọc vào nhiều lĩnh vực nghiên cứu và ứng dụng khác nhau. 10 Phân bố phổ năng lượng nơtron tạo thành sau phin lọc được xác định theo biểu thức sau: ( ) ( ) ( )0 . k k tkk 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 dEφ 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 Eφ : phổ năng lượng nơtron tạo thành sau phin lọc, ( )0 Eφ : phổ năng lượng nơtron từ lò phản ứng tại vị trí trước phin lọc, kρ : mật độ hạt nhân của thành phần phin lọc thứ k [số hạt nhân/cm3], kd : chiều dài của thành thần phin lọc thứ k [cm], ( )tk Eσ : tiết diện nơtron toàn phần của vật liệu thứ k [cm2], E : năng lượng nơtron [eV], I : cường độ tương đối (độ sạch) của đỉnh phổ đơn năng, El và Eh : 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 nơtron 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/cm2, 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 10B, 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 45Sc[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 1cm2 vuông góc với chùm) đi vào môi trường vật chất chứa N hạt nhân nguyên tử trong 1cm3. Số sự kiện tán xạ hoặc hấp thụ xảy ra trong 1 giây trong 1cm3 bằng: ψ = J.N.σ. (1.11) 12 Chúng ta giả 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 (σs và σa) 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: σt = σs + σa. (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 - xx x 0lim (1 - x) = e Σ ΣΣ∆ ∆ → 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 Nσ . (1.18) 13 và quãng chạy tự do trung bình trước khi bị tán xạ là: λs = 1 ∑s = 1 Nσs , (1.19) trước khi bị hấp thụ: λa = 1 ∑a = 1 Nσa . (1.20) Như vậy giá trị tiết diện vĩ mô toàn phần là: 1 λ = ∑t = 1 λs + 1 λa . (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 1cm3 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 (≥ 10-17s), 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 năng 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 nơtron 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 σt/piR2, 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 diện (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: σt(E) ≈ 2pi(R + D )2, (1.24) ở đây R là bán kính “hình học” của hạt nhân và được tính bằng công thức: R = R0A1/3, R0 ≈ 1,4. 10-13cm. (1.25) Tiết diện toàn phần σt được tính từ (1.24) gồm hai thành phần: σs - tiết diện tán xạ đàn hồi trực tiếp và σc - 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 σc = pi(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 σs = pi(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 RE E RE g g E E E E λ λ σ piλ piλ piλ λ     −         = Γ Τ + Γ +    Γ Γ    − + − +        . (1.26) Trong đó, g : trọng số thống kê, λ : độ dài bước sóng De-Broglie, nΓ : độ rộng nơtron cộng hưởng, Γ : độ rộng nơtron toàn phần, R’ : bán kính tán xạ thế, E0 : năng lượng cộng hưởng. Với ( ) ( )2 1 / 2 / 2 1g J I= + + . (1.27) Trong đó, J : môment góc tổng cộng của cộng hưởng, I : spin của hạt nhân bia. 17 Trong công thức (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 E0 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 = 90o thì tiết diện có thể trở nên cực tiểu sâu nhất ở năng lượng cộng hưởng E0. 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, 56Fe (I = 0) có cực tiểu giao thoa sâu nhất trong tiết diện nơtron toàn phần tại 24keV là ,min 14.2 4.3t mbσ = ± , ngoài cực tiểu giao thoa sâu nhất tại 24keV còn có các cực tiểu giao thoa khác ở vùng năng lượng từ 70 250keV÷ (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 56Fe[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/ 2I + và ( )1/ 2I − phải trùng nhau và tạo ra được cực tiểu giao thoa sâu trong tiết diện nơtron toàn phần. 18 CHƯƠNG 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 (>105n/cm2/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 cạnh 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 Dựa 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 ( )1E 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. Số 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 3000K). 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 th ứ tự ce ll Số th ứ tự v ật liệ u M ật độ kh ối (g/ cm 3 ) M ặt tr ụ tr ướ c B án kí n h hì n h tr ụ M ặt tr ụ sa u 21 Giải thích: cell 100 là phin lọc B-10 có mật độ khối là 2.34 g/cm3, 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 tả phổ nơtron 54keV sau tổ hợp phin lọc 0.2g/cm2 10B + 98cm Si + 35g/cm2 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 In te n si ty [a. u] En [MeV] 54keV neutron Hình 2.4. Phổ nơtron 54keV 24 CHƯƠNG 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 5.105 – 1.106 n.cm-2.s-1 và kích thước các phin lọc phụ được tính tối ưu để các tỉ số đỉnh phụ/đỉnh chính 90%. Bảng 3.1. Tổ hợp vật liệu và kích thước để tạo ra các dòng nơtron phin lọc. En (keV) Tổ hợp và kích thước của vật liệu 24 10B + Fe + Al + S 54 10B + Si + S 59 10B + Ni + Al + V + S 133 10B + Ni + Si + Cr 148 10B +Si + Ti Bảng 3.2. Kích thước của các thành phần vật liệu. Thành phần vật liệu Mật độ (g/cm3) Khoảng thay đổi kích thước 10B* 2.34 0.1 ÷ 1g/cm2 Si* 2.33 50 ÷ 100cm Fe* 7.874 10 ÷ 50cm Ni* 8.91 10 ÷ 50cm S** 1.92 1 ÷ 250g/cm2 Cr** 7.19 10 ÷ 100g/cm2 V** 6.11 1 ÷ 20g/cm2 Al** 2.69 1 ÷ 50cm Ti** 4.505 1 ÷ 10cm * Phin lọc chính, ** Phin lọc phụ 25 3.2. Kết quả tính toán các dòng nơtron phin lọc Phổ các dòng nơtron phin lọc 24, 54, 59, 133 và 148 keV được tính bằng phương pháp Monte Carlo sử dụng chương trình MCNP5. Đối với các bài toán đo số liệu hạt nhân trên các dòng nơtron phin lọc ở lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt, độ sạch dòng nơtron đạt từ >95% đối với đo tiết diện bắt bức xạ và >98% đối với đo tiết diện nơtron toàn phần. Vì vậy việc tối ưu thông lượng và độ sạch dòng nơtron là cần thiết. Thành phần, kích thước tối ưu của các tổ hợp vật liệu làm phin lọc 24keV được lựa chọn như sau: 1. Sử dụng phin lọc B-10 (0.2g/cm2) để cắt phần nơtron nhiệt. 2. Thay đổi chiều dài phin lọc chính Fe từ 10cm ÷ 60cm, khi thông lượng nơtron của đỉnh 24keV đạt 5.105 n.cm-2.s-1 và độ sạch đạt >50% thì chọn cố định chiều dài phin lọc Fe. Bảng 3.3 và Hình 3.1 mô tả sự suy giảm thông lượng nơtron theo chiều dài phin lọc Fe. Ngoài nơtron năng lượng 24 keV (đỉnh chính) được hình thành sau phin lọc Fe còn xuất hiện các nơtron năng lượng khác (đỉnh phụ) từ 30keV – 1MeV (Hình 3.2). Để loại bỏ các đỉnh phụ cần thiết bổ sung các phin lọc phụ để cắt phần năng lượng không mong muốn này. Bảng 3.3. Sự phụ thuộc thông lượng và độ sạch dòng nơtron 24 keV theo chiều dài phin lọc Fe. STT Chiều dài phin lọc (cm) Thông lượng (n.cm-2.s-1) Độ sạch (%) B-10 Fe Al S 0-1MeV 24 keV Đỉnh chính Đỉnh phụ 1 0.2 10 0 0 6.87E+06 2.66E+06 38.8 61.2 2 0.2 15 0 0 3.55E+06 1.69E+06 47.5 52.5 3 0.2 20 0 0 2.25E+06 1.18E+06 52.6 47.4 4 0.2 25 0 0 1.57E+06 8.78E+05 56.1 43.9 5 0.2 30 0 0 1.15E+06 6.77E+05 58.7 41.3 6 0.2 35 0 0 8.82E+05 5.34E+05 60.5 39.5 7 0.2 40 0 0 6.92E+05 4.29E+05 61.9 38.1 8 0.2 45 0 0 5.53E+05 3.48E+05 63.0 37.0 9 0.2 50 0 0 4.48E+05 2.86E+05 63.8 36.2 10 0.2 55 0 0 3.67E+05 2.36E+05 64.4 35.6 11 0.2 60 0 0 3.03E+05 1.96E+05 64.8 35.2 26 1.E+00 1.E+06 2.E+06 3.E+06 4.E+06 5.E+06 6.E+06 7.E+06 8.E+06 0 10 20 30 40 50 60 Fe filter length (cm) Fl u x (n . cm - 2 . s- 1 ) 0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 In te n si ty (% ) Total flux Peak flux Peak intensity Extra peak intensity Hình 3.1. Suy giảm thông lượng nơtron theo chiều dài phin lọc 0.2g/cm2 10B + Fe 0 10000 20000 30000 40000 50000 60000 0.001 0.01 0.1 1 En (MeV) Fl u x (n. c m - 2 . s - 1 ) 10cm Fe 15cm Fe 20cm Fe 25cm Fe 30cm Fe 35cm Fe 40cm Fe 45cm Fe 50cm Fe 55cm Fe 60cm Fe Hình 3.2. Phổ nơtron 24keV theo chiều dài phin lọc Fe 3. Thay đổi chiều dài phin lọc phụ nhôm từ 5cm ÷ 55cm thì chất lượng dòng nơtron 24 keV tăng lên đáng kể với độ sạch đạt từ 80% - 100%. Các đỉnh phụ giảm từ 18% - 0.5%. Tuy vậy thông lượng nơtron suy giảm theo chiều dài phin lọc phụ Al (Bảng 3.4, Hình 3.3-3.4). Vì thế cần thiết phải bổ sung thêm phin lọc phụ lưu huỳnh để tăng độ sạch nhưng không làm suy giảm thông lượng nhiều như phin lọc nhôm. Đỉnh chính 24keV Đỉnh phụ 27 Bảng 3.4. Sự phụ thuộc thông lượng và độ sạch dòng nơtron 24 keV theo chiều dài phin lọc 0.2g/cm2 10B + 30cmFe + Al. 0.E+00 1.E+05 2.E+05 3.E+05 4.E+05 5.E+05 6.E+05 7.E+05 8.E+05 0 10 20 30 40 50 60 Al filter length (cm) Fl u x (n . cm - 2. s- 1) 0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 In te n si ty (% ) Total flux Peak flux Intensity Extra peak Hình 3.3. Suy giảm thông lượng nơtron theo chiều dài phin lọc 0.2g/cm2 10B + 30cmFe + Al STT Chiều dài phin lọc (cm) Thông lượng (n.cm-2.s-1) Độ sạch (%) B-10 Fe Al S 0-1MeV 24 keV Đỉnh chính Đỉnh phụ 1 0.2 30 5 0 6.80E+05 5.58E+05 82.1 17.9 2 0.2 30 10 0 5.09E+05 4.61E+05 90.5 9.5 3 0.2 30 15 0 4.04E+05 3.80E+05 94.1 5.9 4 0.2 30 20 0 3.27E+05 3.14E+05 96.1 3.9 5 0.2 30 25 0 2.67E+05 2.59E+05 97.3 2.7 6 0.2 30 30 0 2.18E+05 2.14E+05 98.1 1.9 7 0.2 30 35 0 1.80E+05 1.77E+05 98.6 1.4 8 0.2 30 40 0 1.48E+05 1.46E+05 98.9 1.1 9 0.2 30 45 0 1.22E+05 1.21E+05 99.2 0.8 10 0.2 30 50 0 1.01E+05 1.00E+05 99.4 0.6 11 0.2 30 55 0 8.31E+04 8.27E+04 99.5 0.5 28 0 5000 10000 15000 20000 25000 30000 35000 40000 0.01 0.03 0.05 0.07 0.09 En (MeV) Fl u x (n . c m - 2 . s - 1 ) 5cm Al 10cm Al 15cm Al 20cm Al 25cm Al 30cm Al 35cm Al 40cm Al 45cm Al 50cm Al 55cm Al Hình 3.4. Phổ nơtron 24keV theo chiều dài phin lọc 0.2g/cm2 10B + 30cmFe + Al 4. Bổ sung phin lọc phụ lưu huỳnh 25g/cm2S thì thông lượng nơtron 24 keV đạt 1.52 x 105 n.cm-2.s-1, độ sạch dòng đạt 98.93% so với không sử dụng phin lọc lưu huỳnh (0.2g/cm2 10B + 30cmFe + 40cmAl) thông lượng nơtron 24 keV đạt 1.46 x 105 n.cm-2.s-1, độ sạch dòng đạt 98.9%. Bảng 3.5. Sự phụ thuộc thông lượng và độ sạch dòng nơtron 24 keV theo chiều dài phin lọc 0.2g/cm2 10B + 30cmFe + 30cmAl + S. STT Chiều dài phin lọc Thông lượng (n.cm-2.s-1) Độ sạch (%) B-10 (g/cm2) Fe (cm) Al (cm) S (g/cm 2) 0-1MeV 24 keV Đỉnh chính Đỉnh phụ 1 0.2 30 30 0 2.18E+05 2.14E+05 98.06 1.94 2 0.2 30 30 5 2.03E+05 2.00E+05 98.47 1.53 3 0.2 30 30 10 1.89E+05 1.87E+05 98.69 1.31 4 0.2 30 30 15 1.76E+05 1.74E+05 98.82 1.18 5 0.2 30 30 20 1.65E+05 1.63E+05 98.89 1.11 6 0.2 30 30 25 1.54E+05 1.52E+05 98.93 1.07 7 0.2 30 30 30 1.43E+05 1.42E+05 98.94 1.06 8 0.2 30 30 35 1.34E+05 1.32E+05 98.94 1.06 9 0.2 30 30 40 1.25E+05 1.24E+05 98.93 1.07 10 0.2 30 30 45 1.17E+05 1.15E+05 98.91 1.09 11 0.2 30 30 50 1.09E+05 1.08E+05 98.88 1.12 29 5.0E+04 7.0E+04 9.0E+04 1.1E+05 1.3E+05 1.5E+05 1.7E+05 1.9E+05 2.1E+05 2.3E+05 0 10 20 30 40 50 60 S filter length (g/cm2) Fl u x (n . c m - 2 . s- 1 ) 0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 In te n si ty (% ) Total flux Peak flux Peak intensity Extra peak intensity Hình 3.5. Suy giảm thông lượng nơtron theo chiều dài phin lọc 0.2g/cm2 10B + 30cmFe + 30cmAl + S Hình 3.6 mô tả phổ nơtron 24 keV với cấu hình phin lọc tối ưu 0.2g/cm2 10B + 30cmFe + 30cmAl + 25g/cm2S. Thông lượng nơtron 24 keV đạt 1.52 x 105 n.cm-2.s-1, độ sạch dòng đạt 98.93%. 0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 8000 0.001 0.01 0.1 1 En (MeV) Fl u x (n . c m - 2 . s - 1 ) 0.2g/cm2 B-10 +30cmFe+30cmAl+25g/cm2S Hình 3.6. Phổ nơtron 24keV với tổ hợp phin lọc 0.2g/cm2 10B + 30cmFe + 30cmAl + 25g/cm2S. 30 Tính toán tối ưu vật liệu và kích thước phin lọc cho các dòng nơtron 54, 59, 133 và 148 keV được tính toán tương tự như đối với dòng 24 keV. Các kết quả thu được với độ sạch dòng nơtron tăng đáng kể (>95%) so với cấu hình phin lọc hiện tại (Bảng 3.7). Vì vậy để giảm sai số cho các phép đo số liệu hạt nhân thì cần thiết phải nâng cao chất lượng các dòng nơtron phin lọc hiện đang sử dụng. Bảng 3.6 và Hình 3.7 đến Hình 3.11 chỉ ra các tổ hợp phin lọc và phổ các dòng nơtron phin lọc 24, 54, 59, 133 và 148 keV. Bảng 3.6. Kết quả tính toán tối ưu thông số đặc trưng của các dòng nơtron phin lọc (Op). En (keV) Φ x 105 (n.cm-2.s-1) I (%) Tổ hợp phin lọc 24 ± 1.8 1.52 98.93 0.2g/cm 2 10B + 30cm Fe + 30cm Al + 25g/cm2 S 54 ± 1.5 1.02 95.62 0.2g/cm 2 10B + 98cm Si + 150g/cm2 S 59 ± 2.7 1.06 98.67 0.2g/cm 2 10B + 25cm Ni + 5cm V + 5cm Al + 50g/cm2 S 133 ± 3.0 0.16 98.85 0.2g/cm 2 10B + 50g/cm2 Cr + 15cm Ni + 55cm Si 148 ± 14.8 5.1 98.8 0.2g/cm2 10B + 98cm Si + 4cm Ti Bảng 3.7. Kết quả tính toán các thông số đặc trưng của các dòng nơtron phin lọc hiện tại tại KS4 LPƯHN Đà Lạt (Re) [5]. En (keV) Φ x 105 (n.cm-2.s-1) MCNP I (%) Φ x 105 (n.cm-2.s-1) CFNB I (%) Filter components 24 ± 1.8 2.7 98.3 2.6 96.72 0.2g/cm 2 10B + 20cm Fe + 30cm Al + 35g/cm2 S 54 ± 1.5 1.9 76.9 1.7 78.05 0.2g/cm 2 10B + 98cm Si + 35g/cm2 S 59 ± 2.7 1.2 93.02 1.1 92.28 0.2g/cm 2 10B + 10cm Ni + 15cm V + 5cm Al + 3g/cm2 S 133 ± 3.0 0.41 92.74 0.5 92.89 0.2g/cm 2 10B + 50g/cm2 Cr + 10cm Ni + 60cm Si 148 ± 14.8 7.4 91.4 7.2 95.78 0.2g/cm 2 10B + 98cm Si + 2cm Ti 2x10-2 4x10-2 6x10-2 8x10-2 10-1 0 1x103 2x103 3x103 4x103 5x103 6x103 7x103 8x103 9x103 24keV.Op 24keV.Re N eu tro n flu x (n. cm - 2 . s- 1 ) E n (MeV) Hình 3.7. Phổ nơtron 24keV 10-1 2x10-1 3x10-1 0 5x103 1x104 2x104 2x104 54keV.Op 54keV.Re N e u tro n flu x (n. cm - 2 . s- 1 ) E n (MeV) Hình 3.8. Phổ nơtron 54keV 10-1 2x10-1 0 5x103 1x104 2x104 59keV.Op 59keV.Re N e u tro n flu x (n. cm - 2 . s- 1 ) E n (MeV) Hình 3.9. Phổ nơtron 59keV 32 10-1 1.2x10-1 1.4x10-1 1.6x10-1 1.8x10-1 2x10-1 0 1x103 2x103 3x103 4x103 5x103 133keV.Op 133keV.Re N e u tro n flu x (n. cm - 2 . s- 1 ) E n (MeV) Hình 3.10. Phổ nơtron 133keV 10-2 10-1 0 5x103 1x104 148keV.Op 148keV.Re N e u tro n flu x (n. cm - 2 . s- 1 ) E n (MeV) Hình 3.11. Phổ nơtron 148keV 32 CHƯƠNG IV THỰC NGHIỆM XÁC ĐỊNH CÁC THÔNG SỐ ĐẶC TRƯNG CỦA CÁC DÒNG NƠTRON PHIN LỌC 4.1. Đo thực nghiệm các đặc trưng phin lọc mới tại kênh số 4. Các tổ hợp phin lọc được liên kết với nhau bởi một vỏ bọc làm bằng polyethylene có bề dày 2mm và đường kính 9cm. Toàn bộ tổ hợp phin lọc được nạp vào ống dẫn kênh ngang xuyên tâm số 4 một tuần trước khi lò phản ứng hoạt động. Các ống chuẩn trực dòng nơtron có đường kính 3cm được lắp vào sau các phin lọc nơtron sử dụng các vật liệu Parafin, Boron để hấp thụ nơtron và chì để che chắn tia gamma. Cấu hình lắp đặt thực nghiệm được mô tả trên Hình 4.1. Detector Hình 4.1. Sơ đồ mặt cắt và cấu hình thực nghiệm tại kênh số 4 4.2. Hệ phổ kế prôton giật lùi Cấu hình thực nghiệm của hệ phổ kế prôton sử dụng ống đếm prôton giật lùi được mô tả như Hình 4.2 bao gồm các khối điện tử chức năng: ống đếm tỷ lệ prôton giật lùi LND-281 chứa khí 2 4 2H CH N+ + , áp suất khí 4.2 atm do hãng LND của Mỹ sản xuất, tiền khuyếch đại PC-142 nhạy điện tích và cao thế HV 5kV đều do hãng ORTEC chế tạo, hệ phổ kế đa kênh INTER PC, bộ chuyển đổi ADC 8713 do CANBERA sản xuất và các khối điện tử phụ trợ khác. Hình 4.2. Hệ phổ kế prôton giật lùi tại kênh số 4, lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt. 33 Đặc trưng của ống đếm prôton giật lùi Các ống đếm prôton giật lùi chứa khí hyđrô hoặc chất khí giàu hyđrô như 4CH . Ưu điểm của ống đếm prôton giật lùi là có kích thước nhỏ, độ phân giải năng lượng tương đối tốt trong khoảng năng lượng rộng. Hơn nữa, số liệu phân bố năng lượng prôton thu được từ ống đếm này được khớp để thu được số liệu phân bố năng lượng nơtron tương ứng. Một ống đếm prôton giật lùi lý tưởng có tính đẳng hướng của phản ứng tán xạ đàn hồi n – p cho thấy đường đặc trưng vuông góc với năng lượng. Trên thực tế thì đường đáp tuyến của ống đếm không đạt được như lý tưởng do sự thay đổi của các hiệu ứng có quãng chạy hữu hạn trong vùng điện trường của ống đếm, hoặc là do sự không tuyến tính giữa năng lượng bị mất do ion hóa, nên cần phải thực hiện phép hiệu chỉnh trước khi lấy vi phân. Thêm vào đó, trên thực tế còn tồn tại sự ảnh hưởng do phông bức xạ gamma, các tia gamma tương tác với thành ống đếm sinh ra các quang electron hoặc các electron Compton, các electron này có thể vào vùng nhạy của ống đếm gây ra sự ion hóa. Tuy nhiên, vì năng lượng riêng dE dx       của một electron bị tiêu tán rất nhỏ so với prôton, đối với một năng lượng đã cho nên các electron có quãng chạy là rất dài, kết quả các phôton đã gây ra xung lối ra của ống đếm với sự tăng chậm của thời gian so với prôton và phụ thuộc vào hướng quãng chạy của phôton trong ống đếm. Do đó, đã có sự khác biệt về dạng xung của tín hiệu giữa các sự kiện của prôton và tia gamma. Dựa vào sự khác biệt này, có thể sử dụng các bộ lọc dạng xung để hạn chế sự ảnh hưởng của thành phần gamma[12, 13, 18, 19]. 4.3. Đo thực nghiệm phổ năng lượng nơtron bằng phổ kế prôton giật lùi Trong thực nghiệm vật lý hạt nhân, muốn đo năng lượng nơtron phải nhờ đến phản ứng hạt nhân (do nơtron gây nên) sinh ra các hạt mang điện như trong các phản ứng 10B(n,α)7Li; 3He(n,p)3H ; 14N(n,p)14C hoặc nơtron tán xạ trên prôton. Cách đo thứ hai là sử dụng các phản ứng của nơtron tạo nên các hạt nhân phân rã phóng xạ β+, β - hoặc phân rã γ rồi có thể đo các bức xạ này sau khi kết thúc phép chiếu trong trường nơtron. Trong thực nghiệm này chúng tôi thực hiện ghi đo năng lượng nơtron bằng ống đếm prôton giật lùi. Trong tán xạ đàn hồi với nơtron, năng lượng EA của hạt nhân giật lùi được biểu diễn bằng công thức sau: EA = α.En.cos2θ, (4.1) với, α = 2)1A( A4 + . A : số khối của hạt nhân, 34 En: năng lượng của nơtron, θ : góc tán xạ so với phương bay của nơtron trong hệ toạ độ phòng thí nghiệm. Nếu xác định được EA ta sẽ xác định được En. Nếu 1α = (hạt nhân là prôton) thì cực đại của EA trùng cực đại của En. Lúc này năng lượng Ep của prôton sẽ nhận các giá trị từ 0 (góc θ = 900) cho đến En (góc θ = 00) với xác suất như nhau. Nói một cách khác phổ prôton được mô tả bằng hệ thức: ( ) 0 p p p p p dE E Ef E dE E E E  ≤ =   > (4.2) Nếu chùm nơtron chiếu lên hợp chất có chứa hyđrô có phân bố năng lượng là ( )Eφ thì phổ prôton giật lùi được viết bằng hệ thức sau: ∫ σ= maxE pE Hp E dE)E()E(Jconst)E(f . (4.3) Do đó: ( )Eφ ∼ ( )( ) p p H p E E df EE E dEσ = . (4.4) Trong đó, ( )pf E : phổ phân bố năng lượng prôton giật lùi, ( )H Eσ : tiết diện tán xạ đàn hồi của hyđrô [cm2]. Từ biểu thức (4.4) chúng ta có thể xác định được phổ năng lượng của nơtron bằng cách vi phân phân bố năng lượng của prôton giật lùi. Chuẩn năng lượng cho hệ phổ kế nơtron Phương pháp chuẩn năng lượng cho hệ phổ kế nơtron là sử dụng một lượng nhỏ thành phần khí 14N có trong thành phần khí của ống đếm để tạo ra phản ứng (n, p) với nơtron nhiệt. Kết quả là prôton sinh ra từ tán xạ đàn hồi có năng lượng đơn năng bằng 615keV cho phản ứng 14N(n,p)14C. 4.4. Kết quả đo thực nghiệm phổ phân bố năng lượng nơtron Khi tổ hợp phin lọc được lắp đặt vào kênh số 4 như Hình 4.1 sẽ tạo thành các dòng nơtron đơn năng tại lối ra của ống chuẩn trực sau phin lọc, để đo phổ năng lượng của các dòng nơtron này sử dụng hệ phổ kế prôton giật lùi như đã mô tả như Hình 4.3: 35 Hình 4.3. Hệ đo nơtron sử dụng ống đếm proton giật lùi LND281 và PreAmp 142PC Sau khi thu được phổ độ cao xung của prôton giật lùi, công thức (4.4) đã được sử dụng để xác định phân bố của phổ năng lượng nơtron tương ứng. Các kết quả đo và xử lý số liệu các dòng nơtron phin lọc 24, 54, 59, 133 và 148 keV với cấu hình phin lọc như ở Bảng 3.7 được mô tả từ các Hình 4.4 đến Hình 4.8 dưới đây: 200 300 400 500 600 700 800 900 1000 1100 10 12 14 16 18 20 22 24 26 28 30 Neutron Energy (keV) Co u n ts 0 500 1000 1500 2000 2500 3000 In te n si ty (a. u ) Counter experimental spectrum Fitted line Line shape (by differentiation) Hình 4.4. Phổ nơtron 24keV. 0 2000 4000 6000 8000 10000 12000 14000 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 200 Neutron Energy (keV) Co u n ts 0 500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 4000 In te n si ty (a. u ) Counter experimental spectrum Smoothed line Line shape (by differentiation) Hình 4.5. Phổ nơtron 54keV. 0 500 1000 1500 2000 2500 0 20 40 60 80 100 120 140 Neutron Energy (keV) Co u n ts 0 100 200 300 400 500 600 In te n si ty (a. u ) Counter experimental spectrum Fitted line Line shape (by differentiation) Hình 4.6. Phổ nơtron 59keV. 0 2000 4000 6000 8000 10000 12000 30 50 70 90 110 130 150 170 190 Neutron Energy (keV) Co u n ts 0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 In te n si ty Counter experimental spectrum Smoothed line Line shape (by differentiation) Hình 4.7. Phổ nơtron 133keV 36 0 50000 100000 150000 200000 250000 300000 350000 400000 450000 500000 20 70 120 170 220 270 Neutron Energy (keV) Co u n ts 0 20000 40000 60000 80000 100000 120000 140000 160000 180000 200000 In te n si ty Counter experimental spectrum Smoothed line Line shape (by dif ferentiation) Hình 4.8. Phổ nơtron 148keV 37 KẾT LUẬN Kỹ thuật tạo dòng nơtron đơn năng được phát triển tại nhiều nước trên thế giới đã áp dụng có kết quả trong các nghiên cứu thực nghiệm về số liệu hạt nhân trên cơ sở phản ứng của nơtron với vật chất trong vùng năng lượng nhiệt và từ vài keV đến vài MeV. Tạo ra các dòng nơtron đơn năng bằng các phin lọc là một trong những phương pháp hiệu quả và phù hợp với lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt so với các kỹ thuật đơn năng khác. Các dòng nơtron 24, 54, 59, 133 và 148keV đã được phát triển và ứng dụng hiệu quả trong đo đạc số liệu hạt nhân tại kênh số 4, lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt. 38 TÀI LIỆU THAM KHẢO [1]. Trần Tuấn Anh, Đo tiết diện bắt bức xạ nơtron trung bình của 139La, 152Sm và 191,193Ir trên dòng nơtron phin lọc 55keV và 144keV tại lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt, Luận văn thạc sĩ, Trường Đại học Đà Lạt, 2006. [2]. N.N. Điền, P.N. Sơn, N.C. Hải, T.T. Anh, Xác định phổ nơtron vi phân tại kênh số 4 Lò phản ứng hạt nhân Đà Lạt, Tuyển tập báo cáo Hội nghị khoa học và công nghệ hạt nhân toàn quốc lần thứ VI, Nxb Khoa học kỹ thuật Hà Nội, 2006. [3]. RSICC Computer Code Collection MCNP, Monte Carlo N-Particle Transport Code System, Los Alamos National Laboratory, Los Alamos, New Mexico. [4]. Janis 3.4, Java-based Nuclear Data Display Program, OEDC Nuclear Energy Agency, [5]. V.H.Tấn, P.N. Sơn, T.T. Anh, H.H. Thắng, N.C. Hải, Tính toán các thông số đặc trưng phục vụ phát triển các dòng nơtron phin lọc mới tại lò phản ứng Đà Lạt, Hội nghị KH & CNHN toàn quốc lần 7, Đà Nẵng 30-31/8/2007. [6] Vương Hữu Tấn, Đề tài cấp nhà nước KC-08-09. Nghiên cứu ứng dụng các hiệu ứng tương tác của nơtron, gamma và các hạt mang điện được tạo ra trên các thiết bị đã có sẵn ở Việt Nam, 1995. [7]. Beckurits K.H. and Wrirtz K., Neutron physics, published in 1958, German. [8]. Block R.C., Brugger R.M., Filtered Neutron Beams, Neutron Sources for Basic Physics and Applications, OECD/NEA Report, Pergamon Press, (1983), pp. 177. [9]. R.C. Greenwood R.C. and Chrien R.E., Filtered Reactor Beams For Fast Neutron Capture γ -Ray Experiments, Nucl. Instr. And Meth. 138 (1976), pp. 125-143. [10]. Gritzay O.O., Kolotyi V.V. and Kaltchenko O.I., Neutron Filters at Kyiv Research Reactor, Preprint KINR-01-6 (2001). [11]. Gritzay O.O and Murzin A.V., Analysis of the Possibility of Using the Reactor Filtered Neutron Beam Formed by Ni-60 Filter for BNCT, “Current status of neutron capture therapy”, IAEA – TECHDOC-1223, May 2001, pp. 147-151. [12]. Gotoh H. and Yagi H., Response function of semiconductor proton recoil counters with axial symmetry to parallel neutron beam, Nucl. Instr. And Meth. 97(1971), pp. 419-421. [13]. Knauf K. and Vorbrugg W., The response of a cylindrical proton recoil proportional counter to neutrons impinging perpendicularly to its axis, Nucl. Instr. 39 And Meth in Physics Research A305(1991), pp. 419-422. [14]. Moreha R., Block R.C and Danon Y., Generating a multi-line neutron beam using an electron Linac and a U-filter, Nucl. Instr. And Meth. 562(2006), pp. 401-406. [15] Shibata K., et al., Japanese evaluated nuclear data library version 3 revision-3: JENDL-3.3, J. Nucl. Sci. Technol. 39, 1125(2002). [16] Simpson O.D. and Miller L.G., A technique to measure neutron cross sections in the low keV energy region, Nucl. Instr. and Meth. 61(1968), pp. 245-250. [17]. Vertebnyi V.P., Murzin A.V., Pshenychnyi V.A., et al. Filtered medium and thermal neutron beams and their use, Properties of Neutron Sources, IAEA – TECDOC-410, Vience, IAEA, (1987), P. 257. [18]. Victor V. Verbinski and Raffaele Giovannini, Proportional counter characteristics and applications to reactor neutron spectrometry, Nucl. Instr. and Meth. 114(1974), pp. 205-231. [19]. Werle H., Neutron spectrometry with proton – recoil proportional counters in the energy region up to 10MeV, Nucl. Instr. and Meth. 99(1972), pp. 295-300.