Khảo sát hiệu suất ghi của Detector nhấp nháy theo năng lượng bức xạ gamma bằng phương pháp mô phỏng Monte Carlo

quan tâm giúp đỡ tận tình và chu đáo của rất nhiều người. Tôi xin bày tỏ lòng tri ân sâu sắc và trân trọng cảm ơn đến: Thầy PGS.TS. Nguyễn Minh Cảo, người Thầy kính mến, người đã không những truyền cho tôi ý tưởng, cung cấp những định hướng và phương pháp nghiên cứu khoa học mà còn dạy bảo tôi về đạo đức trong nghiên cứu khoa học. Trong quá trình thực hiện luận văn, Thầy là người tận tình chỉ dẫn giúp tôi gỡ bỏ những khó khăn. Những kinh nghiệm và kiến thức quý báu của Thầy là điều kiện tiên quyết giúp tôi hoàn thành luận văn này. Thầy TS. Nguyễn Văn Hùng, người Thầy kính mến. Sự giúp đỡ của Thầy trong giai đoạn đầu thực hiện luận văn, thiếu thốn về điều kiện thực hiện, là nguồn động viên rất lớn giúp tôi tự tin tiến hành những nghiên cứu để có thể hoàn thành luận văn. Thầy ThS Hoàng Đức Tâm, người đã tạo điều kiện thuận lợi cho tôi khi làm thực nghiệm tại phòng Thí nghiệm. Thầy cũng là người đã có những chỉ dẫn tận tình khi tôi gặp những khó khăn khi làm việc tại đây. Cô TS. Trương Thị Hồng Loan và ThS. Trần Thiện Thanh đã có những chỉ bảo tận tình giúp tôi thấu hiểu về việc mô phỏng bằng MCNP và các vấn đề khác. Bạn Phạm Nguyễn Thành Vinh và bạn Trịnh Hoài Vinh đã cung cấp tài liệu và hết sức nhiệt tình giúp đỡ để tôi có thể vào làm thực nghiệm tại phòng Thí nghiệm cũng như tạo điều kiện tốt nhất khi tôi làm thực nghiệm tại đây. Ban chủ nhiệm Khoa vật lý trường ĐH Sư phạm TP. Hồ Chí Minh đã tạo điều kiện thuận lợi về cơ sở vật chất và phòng Thí nghiệm để tôi có thể hoàn thành luận văn. Cảm ơn cha mẹ đã tần tảo nắng mưa, hi sinh bản thân nuôi nấng và cho con được học hành. Cảm ơn những người bạn tôi những người luôn động viên giúp đỡ cho tôi. Tp.Hồ Chí Minh ngày 26 tháng 08 năm 2010 Lý Thanh Nguyên LỜI CAM ĐOAN Tôi xin cam đoan đây là công trình nghiên cứu của riêng tôi hoặc của Thầy hướng dẫn khoa học. Kết quả nêu trong luận văn là trung thực và chưa từng ai công bố trong bất kỳ công trình nào khác. Tác giả Lý Thanh Nguyên BẢNG CÁC CHỮ VIẾT TẮT Chữ viết tắt Tiếng Việt Tiếng Anh ACTL Thư viện kích hoạt từ Livemore EGS4 Chương trình mô phỏng Monte Carlo EGS4 của nhóm Nelson et al. 1985, Stanford Linear Accelerator Center. ENDF Thư viện các số liệu hạt nhân ENDF Evaluated Nuclear Data File ENDL Thư viện các số liệu hạt nhân ENDL Evaluated Nuclear Data Library FOM Thông số đánh giá độ tin cậy của phương pháp Monte Carlo Figure Of Merit FWHM Full Width at Half Maximum Ge(Li) Đầu dò germanium “khuếch tán lithium” GEANT Chương trình mô phỏng Monte Carlo GEANT của nhóm R. Brun et al. 1986, CERN Data Handling Division, Geneva. GEB Gaussian Energy Broadenning HPGe High Purity Germanium MCG Chương trình Monte-Carlo gamma xử lý các photon năng lượng cao Monte Carlo Gamma MCNG Chương trình Monte-Carlo ghép cặp neutron- gamma. Monte Carlo Neutron Gamma MCN Có thể giải bài toán các neutron tương tác. Monte Carlo Neutron MCNP Chương trình Monte-Carlo mô phỏng vận chuyển hạt N của nhóm J.F. Briesmeister, 1997, Los Alamos National Laboratory Report, LA- 12625-M Monte Carlo N-particle NJOY Mã định dạng các thư viện số liệu hạt nhân trong MCNP P/C Tỉ số đỉnh/Compton Peak/Compton P/T Tỉ số đỉnh / toàn phần Peak/Total REGe Đầu dò germanium điện cực ngược Reverse Electrode Coaxial Germanium Detector MỞ ĐẦU Kể từ khi con người khám phá ra hiện tượng phóng xạ, một chân trời mới về nghiên cứu các kĩ thuật ghi nhận bức xạ đã được mở ra. Từ đó, việc nghiên cứu các phương pháp ghi nhận trong lãnh vực nghiên cứu hạt nhân, vật lý các hạt cơ bản được tiến hành đã hơn 70 năm nay và ngày càng phát triển mạnh mẽ. Nhìn lại các giai đoạn phát triển của các phương pháp ghi nhận trong vật lý hạt nhân và các hạt cơ bản, chúng ta thấy sự ra đời và phát triển của các loại detector: các buồng bọt, buồng Strimơ, các buồng ion, buồng tỷ lệ, ống đếm Geiger Muller, ống đếm tia lửa, detector nhấp nháy, detector tinh thể Tren-ren-cốp, detector bán dẫn…Có thể nói các detector bán dẫn siêu tinh khiết là đỉnh cao của việc ghi nhận bức xạ với ưu điểm nổi bật về khả năng phân giải. Tuy nhiên các detector khác cũng có ưu điểm riêng và những ứng dụng phù hợp với tính chất của nó. Detector nhấp nháy do Hofstadter phát minh từ năm 1948 tuy không có độ phân giải năng lượng cao nhưng lại có ưu thế về hiệu suất ghi, khả năng chế tạo ra các hình học đa dạng và kích thước khác nhau đáp ứng các yêu cầu thí nghiệm. Mặc dù được phát kiến đã khá lâu nhưng với những ưu điểm của nó, cho đến ngày nay trên thế giới và ở nước ta, việc ứng dụng detector nhấp nháy vẫn diễn ra hết sức mạnh mẽ trong nhiều lĩnh vực. Trong lĩnh vực an ninh, detector nhấp nháy được sử dụng trong các thiết bị phát hiện phóng xạ ở các lối ra vào, các máy phát hiện phóng xạ cầm tay…Trong lĩnh vực an toàn bức xạ và môi trường, detector nhấp nháy hiện diện trong các máy đo liều, các thiết bị kiểm soát an toàn, trong các máy dò tìm rác thải độc hại…Bên cạnh đó, detector nhấp nháy còn được sử dụng tích cực trong lĩnh vực giảng dạy và nghiên cứu hạt nhân. Điều này cho thấy việc nghiên cứu để sử dụng hiệu quả các detector loại này vẫn hết sức cần thiết. Năm 2008, Phòng thí nghiệm Vật lý hạt nhân thuộc khoa Vật lý trường Đại học Sư Phạm Tp.HCM chính thức đi vào hoạt động để phục vụ việc giảng dạy thực hành vật lý hạt nhân. Các thiết bị được trang bị tại phòng thí nghiệm gồm có một hệ phổ gamma đầu dò Germanium siêu tinh khiết, hai hệ phổ kế đơn kênh dùng đầu dò nhấp nháy và hệ phổ kế 8k kênh Gamma Rad 76BR76 sử dụng đầu dò NaI(Tl) kích thước 3 inch x 3 inch. Các thiết bị này đang trong giai đoạn triển khai sử dụng và do đó việc nghiên cứu các thiết bị này đang được diễn ra tích cực tại phòng thí nghiệm. Phạm vi của luận văn này hướng tới việc thực hiện nghiên cứu một khía cạnh của hệ phổ kế 8k kênh đầu dò nhấp nháy NaI(Tl) đó là nghiên cứu sự phụ thuộc của hiệu suất ghi của detector này theo năng lượng bức xạ gamma với sự hỗ trợ của phương pháp mô phỏng Monte Carlo. Hiện nay trên thế giới, việc sử dụng phương pháp mô phỏng bằng máy tính để nghiên cứu các đối tượng vật lý đã trở nên phổ biến và thu được những kết quả nhất định. Trong nước ta đã có những nghiên cứu áp dụng các phương pháp mô phỏng trong các ngành khoa học và kỹ thuật, đặc biệt là trong lĩnh vực nghiên cứu vật lý hạt nhân và cũng mang lại các kết quả nhất định. Việc áp dụng các phương pháp mô phỏng cho thấy sự phù hợp với tình hình khoa học kĩ thuật hiện tại của đất nước: cơ sở vật chất hạn chế không cho phép thực hiện các nghiên cứu trực tiếp, nhất là trong lĩnh vực vật lý vi mô. Điều này cũng cho thấy nếu các phương pháp mô phỏng được khai thác tốt sẽ tạo ra hướng nghiên cứu triển vọng cho lĩnh vực vật lý hạt nhân nói riêng và khoa học kĩ thuật trong nước nói chung. Luận văn này hướng tới hai mục tiêu chính là khảo sát sự phụ thuộc của hiệu suất ghi của detector nhấp nháy theo năng lượng gamma để sử dụng hiệu quả thiết bị này và thông qua quá trình khảo sát đó nắm bắt được một phương pháp nghiên cứu mới – phương pháp mô phỏng (Monte Carlo). Trong đó, detector nhấp nháy được khảo sát ở đây có kí hiệu 76BR76 do hãng Amptek (Mỹ) sản xuất và dãy năng lượng khảo sát được cung cấp bởi bộ nguồn chuẩn RSS8EU do hãng Spectrum Techniques chế tạo (cả 2 thiết bị này đều thuộc phòng Thí nghiệm vật lí hạt nhân Trường Đại học Sư Phạm Tp.HCM). Để thực hiện các mục tiêu trên, phương pháp Monte Carlo được áp dụng thông qua việc mô phỏng bằng chương trình MCNP4C2. Trong luận văn này, detector nhấp nháy và bố trí hình học đo được mô hình hóa bằng chương trình MCNP4C2. Song song với mô phỏng các đo đạc thực nghiệm cũng được tiến hành. Các kết quả mô phỏng và thực nghiệm sẽ được đem ra so sánh với nhau để rút ra những nhận xét và những định hướng nghiên cứu nhằm cải thiện hiệu quả làm việc của detector. Bên cạnh phương pháp mô phỏng, phương pháp thực nghiệm và các phương pháp xử lý số liệu như phương pháp làm khớp bình phương tối thiểu phi tuyến cũng được thực hiện. Nội dung của luận văn gồm bốn chương: Chương 1 là phần tổng quan, trình bày về tình hình nghiên cứu trên thế giới và trong nước trong việc ứng dụng phương pháp mô phỏng Monte Carlo trong nghiên vận chuyển bức xạ và nghiên cứu detector nhấp nháy; trình bày khái quát về các đặc trưng của bức xạ gamma và khái quát về các thiết bị ghi nhận bức xạ trong đó đặc biệt quan tâm đến detector nhấp nháy; trình bày về hiệu suất ghi của detector. Chương 2 là phần khái quát về phương pháp Monte Carlo, trình bày giới thiệu chương trình MCNP và các đặc trưng của chương trình mô phỏng vận chuyển bức xạ này. Chương 3 là phần xây dựng mô phỏng tính toán hiệu suất. Trong chương này, cấu trúc và đặc điểm của nguồn chuẩn RSS8EU, hệ phổ kế Gamma Rad 76BR76 và detector nhấp nháy NaI(Tl) kích thước 3 inch x 3 icnh được thể hiện; việc mô hình hóa detector và xây dựng tệp đầu vào của mô phỏng tính toán hiệu suất được trình bày chi tiết. Trong chương này, việc khảo sát sự phù hợp của chương trình mô phỏng tính toán hiệu suất detector cũng được thực hiện. Chương 4 trình bày về kết quả luận văn và những nhận xét. Trong chương này, kết quả hiệu suất mô phỏng và hiệu suất thực nghiệm nêu ra và so sánh với nhau từ đó nảy sinh các định hướng nghiên cứu tiếp theo. CHƯƠNG 1. TỔNG QUAN 1.1. TÌNH HÌNH NGHIÊN CỨU, ỨNG DỤNG PHƯƠNG PHÁP MONTE CARLO TRONG LĨNH VỰC GHI NHẬN BỨC XẠ HẠT NHÂN 1.1.1. Tình hình nghiên cứu trên thế giới Năm 1972, Peterman, Hontzeas và Rystephanick [39] đã xây dựng chương trình tính toán các thông số đặc trưng của detector Ge(Li): hiệu suất đỉnh năng lượng toàn phần, hiệu suất tương đối của đỉnh thoát kép. Năm 1975, Grosswendt và Waibel [24] đã xây dựng chương trình tính toán hiệu suất đỉnh thoát kép đối với detector bán dẫn Ge(Li) dạng planar và dạng hình trụ với thể tích hoạt động 26 cm3 và năng lượng photon từ 100 keV đến 15 MeV. Đồng thời công trình cũng tính toán hiệu suất đỉnh năng lượng toàn phần của detector có thể tích 42 cm3. Năm 1982, Gardner và cộng sự [25] đã áp dụng Monte Carlo để mô phỏng phân bố độ cao xung của tia X và gamma tức thời từ phản ứng bắt neutron đối với hai loại đầu dò Si(Li) và Ge . Năm 1990, He, Gardner và Verghese [28] đã mở rộng nghiên cứu hàm đáp ứng của đầu dò Si(Li) tới miền năng lượng 5 keV đến 60 keV. Năm 1991, Sánchez và cộng sự [42] đề nghị một phương pháp tính toán hiệu suất đỉnh năng lượng toàn phần có hiệu chỉnh sự tự hấp thụ sử dụng kỹ thuật Monte Carlo với phần mềm GEANT 3. Trong công trình này sự tự hấp thụ được các tác giả nghiên cứu đối với mẫu Petri và Marinelli. Kết quả công trình cho thấy sự phù hợp tốt với thực nghiệm ( độ lệch lớn nhất là 12,8%). Năm 1993, Haase, Tail và Wiechen [27] đã triển khai mô phỏng Monte Carlo đối với hệ phổ kế gamma cho phép tính toán quãng đường đi của photon trong nguồn và đầu dò cũng như hiệu suất toàn phần. Từ đó hệ số hiệu chỉnh tự hấp thụ và trùng phùng tổng được đánh giá. Hệ số hiệu chỉnh trùng phùng tổng đối với các nguồn 22Na, 57Co, 60Co và 88Y phù hợp tốt với kết quả thực nghiệm và các mô hình tính toán khác. Năm 1997, nhóm Sima và Dovlete [43] bổ sung hiệu ứng matrix trong phép đo hoạt độ mẫu môi trường. Năm 2000, nhóm tác giả Talavera, Neder, Daza và Quintana [21] đã sử phần mềm GEANT3 để mô phỏng hàm đáp ứng hệ đầu dò HPGe loại n của hãng Canberra . Từ các tính toán hiệu suất đỉnh toàn phần các tác giả đã so sánh với thực nghiệm với nhiều hình học đo để phát hiện sự không chính xác trong mô tả các đặc trưng của detector mà nhà sản xuất cung cấp nhằm xác định lại các thông số này. Năm 2001, nhóm tác giả Vidmar, Korun, Likar và cicMartin  [47] đã dùng MCNP và GEANT để tạo bộ số liệu về đường cong hiệu suất đỉnh năng lượng toàn phần cho hệ đầu dò HPGe loại n và loại p để kiểm tra mô hình bán thực nghiệm cho việc xây dựng đường cong hiệu suất cho các đầu dò này trong khoảng năng lượng từ 4 keV đến 3000 keV ; trong đó có quan tâm đến hiệu ứng tự hấp thụ đối với mẫu đo thể tích. Năm 2002, Tsutsumi, Oishi, Kinouchi, Sakamoto và Yoshida [45] đã ứng dụng chương trình mô phỏng Monte Carlo EGS-4 để tính toán mô phỏng và nghiên cứu thiết kế hệ phổ kế gamma dùng detector HPGe triệt Compton được sử dụng trong việc xác định hoạt độ của mẫu đo mà bản thân nó là nguồn phông đáng kể Năm 2004, Hurtado, GarcíaLeón và García Tenorio [32] bằng chương trình mô phỏng Monte Carlo GEANT4 đã xây dựng đường cong hiệu suất đặc trưng của detector REGe (Reverse Electrode Germanium) và khi tiến hành hiệu chỉnh một số thông số vật lý của detector được nhà sản xuất cung cấp trong tính toán đã làm cho hiệu suất tính toán phù hợp với hiệu suất thực nghiệm. Năm 2006, Salgado, Conti và Becker [17] đã tính toán các đặc trưng của detector HPGe kiểu planar bằng chương trình mô phỏng Monte Carlo MCNP5 đối với các tia X trong miền năng lượng 20 keV - 150 keV và đã phát hiện có sự khác biệt về hiệu suất detector giữa tính toán và thực nghiệm khoảng 10%. Sự khác biết trên được lý giải bởi bề dày lớp chết mà nhà sản xuất cung cấp là không chính xác và các tác giả đã thực hiện hiệu chỉnh tăng bề dày lớp chết. Năm 2007, Hoover [31] đã sử dụng GEANT4 xác định đặc trưng của hiệu ứng đầu dò điểm ảo đối với các đầu dò HPGe đồng trục. Khái niệm đầu dò điểm ảo để mô tả mối quan hệ phức tạp giữa hiệu suất đầu dò, dạng đầu dò, và khoảng cách nguồn. Trong công trình này mô phỏng Monte Carlo thể hiện rõ ưu thế của nó là tiết kiệm được thời gian và công sức. Mô phỏng Monte Carlo cho phép đặc trưng hóa hiệu ứng điểm ảo khắp trong khoảng năng lượng khảo sát của đầu dò. Nó có cho phép mở rộng ở những miền năng lượng cao mà việc sử dụng thực nghiệm với các nguồn chuẩn thích hợp là khó đạt được. Martin [36] đã dùng MCNP4C2 để mô phỏng hai hệ đầu dò Germanium đồng trục: REGe và XtRa. Sự sai biệt lớn 10-20% giá trị hiệu suất mô phỏng so với thực nghiệm ở các năng lượng photon khác nhau và hình học đo khác nhau cho thấy cần phải điều chỉnh thông số đầu dò từ nhà sản xuất. Để có được thông tin chính xác tác giả đã dùng phương pháp quét (scanning) với chùm bức xạ photon không chuẩn trực. Mô hình Monte Carlo hệ đầu dò sau đó được điều chỉnh các thông số theo phương pháp thử và sai cho đến khi cho kết quả hiệu suất phù hợp nhất với thực nghiệm . Huy N.Q, Binh D.Q, An V.X [34] nghiên cứu sự tăng của bề dày lớp bất hoạt trong đầu dò Germanium siêu tinh khiết sau một khoảng thời gian dài hoạt động bằng chương trình mô phỏng MCNP. 1.1.2. Tình hình nghiên cứu ở Việt Nam. Ở nước ta, phương pháp Monte Carlo trong vận chuyển bức xạ cũng được triển khai và ứng dụng khá rộng trong các cơ sở nghiên cứu vật lý hạt nhân. Ở Viện Khoa học và Kĩ thuật hạt nhân Hà Nội, có nhóm Lê Văn Ngọc, Nguyễn Thị Thanh Huyền, Nguyễn Hào Quang nghiên cứu về tính toán hiệu suất đỉnh cho hệ phổ kế gamma môi trường ký hiệu GMX có tại Viện bằng chương trình mô phỏng MCNP phiên bản 4C2; Hoàng Hoa Mai, Lê Văn Ngọc, Nguyễn Đình Dương nghiên cứu phân bố liều của thiết bị chiếu xạ tại trung tâm chiếu xạ Hà nội bằng phần mềm MCNP và phương pháp mô phỏng Monte Carlo. Ở Viện Vật lý và Điện tử (Viện Khoa học và Công nghệ Việt Nam), có nhóm Lê Hồng Khiêm, Nguyễn Văn Đỗ, Phạm Đức Khuê xây dựng chương trình mô phỏng Monte Carlo để nghiên cứu về chuẩn hiệu suất cho hình học mẫu lớn trong phép đo bức xạ; Lê Hồng Khiêm, Nguyễn Tuấn Khải xây dựng chương trình mô phỏng Monte Carlo để tái tạo ảnh cho vật sử dụng hiệu ứng tán xạ ngược Compton; Bùi Thanh Lan, Lê Hồng Khiêm, Chu Đình Thúy, Nguyễn Quang Hùng biến đổi ngược mô phỏng Monte Carlo để xác định tính chất hấp thụ và tán xạ; Bùi Thanh Lan, Lê Hồng Khiêm, Chu Đình Thúy mô phỏng Monte Carlo về sự dập tắt phổ. Ở Viện NCHN Đà Lạt có nhóm Hồ Hữu Thắng, Nguyễn Xuân Hải, Trần Tuấn Anh, Nguyễn Kiên Cường áp dụng chương trình MCNP4C2 xác định cấu hình che chắn tối ưu trong thiết kế dẫn dòng và giảm phông cho hệ phổ kế cộng biên độ các xung trùng phùng tại kênh ngang số 3 lò phản ứng hạt nhân Đà lạt . Trung tâm Nghiên cứu &Triển khai Công nghệ Bức xạ thành phố Hồ Chí Minh có nhóm Trần Khắc Ân, Trần Văn Hùng, Cao Văn Chung sử dụng phần mềm MCNP4C xác định vị trí liều cực tiểu trong thùng hàng ở các tỷ trọng hàng chiếu khác nhau phục vụ công tác vận hành máy chiếu xạ STSV-Co60/B tại trung tâm. Ở Phân viện Y Sinh Tp.HCM và Chợ Rẫy có nhóm Nguyễn Đông Sơn, Nguyễn thị Bích Loan, Trần Cương áp dụng Monte Carlo để tính toán phân bố liều trong phantom nước đối với chùm photon 6MV từ máy gia tốc tại bệnh viện Chợ Rẫy. Ở Đại học Công nghiệp Tp.HCM và Trung tâm Hạt nhân Tp.HCM có nhóm Ngô Quang Huy, Đỗ Quang Bình, Võ Xuân Ân nghiên cứu về phổ và tối ưu hiệu suất của hệ phổ kế gamma đầu dò HPGe đặt tại Trung tâm Hạt nhân Tp.HCM bằng MCNP4C2 Ở Bộ môn Vật lý Hạt nhân, Trường Đại học Khoa học Tự nhiên Tp.HCM có nhóm Mai Văn Nhơn, Trương Thị Hồng Loan, Đặng Nguyên Phương, Trần Ái Khanh, Trần Thiện Thanh sử dụng phương pháp Monte Carlo với chương trình MCNP4C2 và MCNP5 để nghiên cứu chuẩn hiệu suất và đặc trưng đáp ứng của đầu dò HPGe có tại Phòng thí nghiệm Bộ môn Vật lý Hạt nhân, Trường Đại học Khoa học Tự nhiên Tp.HCM. 1.1.3. Phương pháp Monte Carlo trong nghiên cứu các đặc trưng của detector nhấp nháy Năm 1966, Snyder và Knoll [44] đã tính toán tỷ số photon hấp tụ toàn phần trong detector nhấp nháy hình giếng đối với các chất nhấp nháy khác nhau gồm: NaI, CsI, CaI2 với thể tích khác nhau. Năm 1972, Beattie và Byrne [15] đã xây dựng chương trình mô phỏng đánh giá các đặc trưng của detector nhấp nháy NaI(Tl) với nguồn gamma đơn năng và phân tích phổ bức xạ hãm bremsstrahlung. Năm 1973, Grosswendt [23] đã xây dựng chương trình tính toán hiệu suất phát hãm bremsstrahlung do tán xạ của electron thứ cấp với hạt nhân nguyên tử đối với các detector NaI, CeI, Si và Ge. Năm 1974, Belluscio, De Leo, Pantaleo và Vox [16] đã xây dựng chương trình tính toán đối với detector nhấp nháy NaI(Tl) và nguồn gamma dày năng lượng lên đến 10 MeV và tất cả đều có dạng hình trụ để tính toán một số đặc trưng gồm phân bố năng lượng theo độ cao xung, hiệu suất đỉnh năng lượng toàn phần và hiệu suất toàn phần của detector và đối với các hình học đo giữa nguồn và detector khác nhau. Năm 1976, Rieppo [40] đã áp dụng phương pháp Monte Carlo trong việc tính toán sự hấp thụ tia gamma trong nguồn thể tích đối với đầu dò mặt và giếng dùng tinh thể NaI. Sự hấp thụ của gamma trong môi trường gồm nước, nhôm và chì cũng được khảo sát. Năm 2000, Ghanem [22] đã xây dựng chương trình tính toán các thông số đặc trưng của detector nhấp nháy NaI gồm đỉnh năng lượng toàn phần, đỉnh thoát đơn, đỉnh thoát kép,…. Tawara, Sasaki, Saito và Shibamura đã ứng dụng chương trình EGS-4 trong nghiên cứu các tính chất đặc trưng của detector nhấp nháy NaI(Tl) dựa trên cơ sở phổ gamma của nguồn 137Ce. Năm 2000, Orion và Wielopolski [38] đã nghiên cứu hàm đáp ứng của phổ gamma dùng detector nhấp nháy BGO và NaI(Tl) tại các giá trị năng lượng 0.662, 4.4 và 10MeV. Trong công trình này có sử dụng ba chương trình mô phỏng Monte Carlo là EGS-4, MCNP4B và PHOTON. Năm 2001 Yoo, Chunand và Ha [46] đã sử dụng EGS4 mô phỏng hàm đáp ứng của hai đầu dò NaI và HPGe đối với tia tới năng lượng lên đến 662 keV. Sau đó sử dụng phổ tính toán để giải cuộn phổ đo. Năm 2002, Henndriks, Maucec và Meiger bằng chương trình mô phỏng Monte Carlo MCNP4C đã mô phỏng phổ gamma của các chuỗi 40K, 232Th, 238U được đo trên hệ phổ kế gamma dùng detector nhấp nháy BGO. Năm 2002, Hu-Xia Shi, Bo-Xian Chen, Ti-Zhu Li, Di Yun [33] thuộc trường đại học Tsinghua ở Bắc Kinh Trung Quốc đã khảo sát hàm đáp ứng phổ gamma của detector nhấp nháy NaI(Tl) trong miền năng lượng 0.4118 đến 7.11 theo phương pháp Berger–Seltzer’s và Monte Carlo.Trong đó, các tính toán bằng phương pháp Monte Carlo sử dụng các chương trình EGS4, MCNP4B và Petrans 1.0 được sử dụng. Năm 2003, Robin P. Gardner, Avneet Sood [41] đã dùng phương pháp mô phỏng Monte Carlo xây dựng hàm đáp ứng của detector NaI giải thích nguyên nhân gây nên sự không tuyến tính và nhấp nhô ở vùng Compton liên tục. Trong công trình này chương trình CEARPGA đã được các tác giả sử dụng. Năm 2004, Fayez H.H. Al-Ghorabie [20] đã dùng chương trình EGS4 trong nghiên cứu hàm đáp ứng của detector NaI(Tl) đối bức xạ gamma có năng lượng nhỏ hơn 300 keV. Nghiên cứu cho kết quả mô phỏng phù hợp tốt với kết quả thực nghiệm. Nghiên cứu cho thấy hiệu quả cao trong việc sử dụng các chương trình mô phỏng trong việc nghiên cứu các tham số vật lý vốn rất khó xác định bằng thực nghiệm. Năm 2007, Hashem Miri Hakimabad, Hamed Panjeh, Alireza Vejdani-Noghreiyan [26] đã dùng MCNP4C tính toán hàm đáp ứng của detector NaI 3 inch x3 inch. Các kết quả mô phỏng được so sánh với các số liệu thực nghiệm được đo với các nguồn chuẩn trong dãy năng lượng 0.081 MeV đến 4.438 MeV. Năm 2010, N. Ghal-Eh, G.R. Etaati and M. Mottaghian [37] công bố nghiên cứu mô phỏng Monte Carlo đối với hàm đáp ứng của các detector nhấp nháy vô cơ. Nghiên cứu có sử dụng chương trình GEANT4 và EGS4 và có chỉ rõ độ tin cậy của các kết quả mô phỏng. 1.2. TƯƠNG TÁC CỦA BỨC XẠ GAMMA VỚI VẬT CHẤT Khi hạt nhân chuyển từ trạng thái kích thích cao về trạng thái kích thích thấp hay trở về trạng thái cơ bản nó sẽ phát kèm theo một bức xạ điện từ có bước sóng rất ngắn đó là bức xạ gamma. Bức xạ gamma có khả năng xuyên sâu rất lớn. Các nhân phóng xạ xác định phát ra bức xạ gamma có năng lượng xác định. Năng lượng bức xạ gamma cao nhất có thể tới 8 MeV -10 MeV. Khi đi qua vật chất, bức xạ gamma bị mất năng lượng do 3 quá trình chính là hiệu ứng quang điện, hiệu ứng Compton và hiệu ứng tạo cặp. 1.2.1. Sự truyền của bức xạ gamma trong vật chất Cũng giống như các hạt tích điện, bức xạ gamma bị hấp thụ khi đi qua vật chất. Tuy nhiên cơ chế của quá trình hấp thụ bức xạ gamma khác với các hạt tích điện do hai nguyên nhân. Nguyên nhân thứ nhất, lượng tử gamma không có điện tích nên không chịu ảnh hưởng của trường lực Coulomb. Tương tác của lượng tử gamma với electron xảy ra trong miền với bán kính cỡ 10-13 m tức là ba bậc nhỏ hơn kích thước nguyên tử. Vì vậy khi đi qua vật chất lượng tử gamma ít va chạm với các electron và hạt nhân do đó ít lệch khỏi phương bay ban đầu của mình. Nguyên nhân thứ hai, bức xạ gamma là một lượng tử ánh sáng nên không có khối lượng nghỉ và luôn chuyển động với vận tốc ánh sáng. Điều này có nghĩa là lượng tử gamma không bị làm chậm trong môi trường. Nó hoặc bị hấp thụ hoặc bị tán xạ và thay đổi phương bay. Sự suy giảm của bức xạ gamma khi đi qua môi trường khác với sự suy giảm của các bức xạ alpha và beta. Bức xạ alpha và beta có tính chất hạt nên chúng có quãng chạy hữu hạn trong vật chất, nghĩa là chúng có thể bị hấp thụ hoàn toàn. Bức xạ gamma khi truyền qua môi trường, sự va chạm làm suy giảm từ từ cường độ chùm tia. Xét một chùm tia hẹp gamma đơn năng với cường độ ban đầu I0. Sự thay đổi cường độ khi đi qua lớp dx bằng: dI = -Idx (1.1) Trong đó  là hệ số hấp thụ. Đối với một môi trường đồng chất  là một hằng số và ta dễ dàng lấy tích phân phương trình trên: I = I0e -x (1.2) Trong đó I0 là cường độ ban đầu. Một khái niệm thông dụng là hệ hấp thụ khối τ = /ρ , với ρ là mật độ vật chất. Trong trường hợp này, để thuận tiện bề dày được đo bằng đơn vị cm2/g. Hệ số hấp thụ mô tả sự dịch chuyển của bức xạ gamma qua môi trường; nó phụ thuộc vào tính chất của môi trường và năng lượng của lượng tử gamma Nếu quá trình hấp thụ là kết quả của một số quá trình khác nhau, hệ số hấp thụ tổng cộng sẽ là tổng của tất cả các hệ số hấp thụ μi của các quá trình:  i i (1.3) Chia hệ số hấp thụ μi ứng vói một quá trình cho số tâm hấp thụ ni trong 1cm 3 ta thu được từng tiết diện tán xạ σi của quá trình: μi = niσi (1.4) Do đó để xác định μ chúng ta cần biết quá trình nào đóng góp chủ yếu vào sự hấp thụ tổng cộng và tìm sự phụ thuộc của tiết diện tán xạ của những quá trình này vào năng lượng lượng tử gamma và vào loại môi trường. 1.2.2. Các cơ chế tương tác của tia gamma với vật chất Trong luận văn này đề cập đến việc ghi nhận các bức xạ gamma có năng lượng thấp do đó chúng ta sẽ giới hạn khoảng năng lượng khảo sát từ 60 keV đến 2 MeV. Ở trong khoảng năng lượng này có ba loại tương tác chính: + Tán xạ Compton. + Hiệu ứng quang điện. + Hiệu ứng tạo cặp. Trong hai quá trình đầu lượng tử gamma va chạm với electron, còn ở quá trình thứ ba là với nhân. Sự va chạm với electron vượt trội ở vùng năng lượng thấp, ở vùng năng lượng cao tương tác với trường hạt nhân là chiếm ưu thế. Bên cạnh đó còn có các quá trình khác như tán xạ Rayleigh và tán xạ Thomson ở miền năng lượng thấp. Các tương tác khác chẳng hạn như hiện tượng hấp thụ quang hạt nhân (photonuclear absorption) hay sự quang phân hạch (photofission) chỉ xảy ra ở năng lượng cao (trên 6 MeV) . . . sẽ được bỏ qua. 1.2.2.1. Hiệu ứng quang điện Khi lượng tử gamma va chạm với electron liên kết của nguyên tử, lượng tử gamma truyền toàn bộ năng lượng E của nó cho electron liên kết. Năng lượng này một phần giúp electron thắng lực liên kết lk, một phần trở thành động năng Ee của electron. Theo định luật bảo toàn năng lượng: Ee = E - lk (1.5) Trong đó lk = K đối với electron lớp K, lk = L đối với electron lớp L, lk = M đối với electron lớp M và K > L > M. Biểu thức (1.5) cho thấy năng lượng của lượng tử gamma tới ít nhất phải lớn lượng liên kết của electron thì hiệu ứng quang điện mới xảy ra. Hình 1.1. Hiệu ứng quang điện. Hiệu ứng quang điện xảy ra mạnh nhất với lượng tử gamma có năng lượng có thể so được với năng lượng liên kết của nguyên tử và tăng mạnh theo bậc số Z của môi trường.Tiết diện tán xạ quang điện có thể được mô tả bởi công thức gần đúng sau: σphoto = constZ -5 E -3.5 khi E ≥ K σphoto = constZ -5 E -3.5 khi E >> K Theo đó hiệu ứng quang điện là cơ cấu hấp thụ trội hơn ở vùng năng lượng thấp, vai trò của nó trở nên không đáng kể ở vùng năng lượng cao. Bên cạnh việc tạo ra các electron quang điện, tương tác còn tạo ra các lỗ trống. Lỗ trống này nhanh chóng được lấp đầy bằng cách bắt một electron tự do trong môi trường hay chuyển dời từ một electron ở tầng khác trong nguyên tử làm phát sinh ra các tia X đặc trưng. Trong một vài trường hợp sự phát electron Auger sẽ thay thế cho các tia X đặc trưng. 1.2.2.2. Hiệu ứng Compton Khi tăng năng lượng gamma đến giá trị năng lượng lớn hơn nhiều so với năng lượng liên kết của các electron lớp K trong nguyên tử thì hiệu ứng quang điện không còn đáng kể và bắt đầu hiệu ứng Compton. Khi đó có thể bỏ qua năng lượng liên kết của electron so với năng lượng gamma và tán xạ gamma lên electron có thể coi như tán xạ với electron tự do. Tán xạ Compton là tán xạ đàn hồi của gamma tới với các electron chủ yếu ở quỹ đạo ngoài cùng của nguyên tử. Sau tán xạ lượng tử gamma thay đổi phương bay và bị mất một phần năng lượng truyền electron được giải phóng ra khỏi nguyên tử. Trên cơ sở tính toán động học của quá trình tán xạ đàn hồi của hạt gamma chuyển động với năng lượng E lên electron đứng yên ta có các công thức sau đây đối với năng lượng gamma E và electron Ee sau tán xạ phụ thuộc vào góc bay θ của gamma sau tán xạ E = E ( ) 1 1+ α 1- cosθ (1.6) Ee = E ( ) ( ) α 1- cosθ 1+ α 1- cosθ (1.7) Trong đó 2 ecm E  ; me = 9,1.10 -31 kg và c = 3.108 m/sec; mec 2 = 0,511 MeV. Hình 1.2. Hiệu ứng tán xạ Compton Góc bay φ của electron sau tán xạ liên hệ với các góc θ như sau: tanφ = 1 θ 1+ α tan 2 (1.8) φ Sau khi tán xạ Compton, năng lượng tia gamma giảm và phần năng lượng giảm đó truyền cho electron giật lùi. Năng lượng electron giật lùi càng lớn khi gamma tán xạ với góc θ càng lớn. Đối với photon có góc tán xạ nhỏ thì năng lượng của electron tiến đến không, và do đó năng lượng của photon tán xạ gần bằng năng lượng của photon tới. Trong quá trình tán xạ Compton có một photon được phát ra nên năng lượng của photon tới không được hấp thụ hoàn toàn tại vị trí đầu tiên. Ngay cả với góc tán xạ 180º , photon tán xạ cũng có năng lượng đáng kể và được tính bởi: 21 '   E E . Để theo dõi sự phân tán năng lượng của photon tới ta cần phải xem xét các photon tán xạ thứ cấp và các quá trình tương tác của chúng. Tiết diện tán xạ Compton vi phân biểu diễn theo công thức Klein-Nishima:                22 2 2 2 e )cos1(1 )cos1( cos1 ))cos1(1(2 r d d (1.9) Tiết diện tán xạ Compton toàn phần thu được bằng cách lấy tích phân biểu thức (1.9) theo tất cả góc tán xạ θ:                      22 2 eCompton α21 α31 )α21ln( α2 1 )α21ln( α 1 α21 )α1(2 α α1 rπ2σ (1.10) - Khi α rất bé, tức là khi E<<mec 2, thì tiết diện tán xạ Compton tăng tuyến tính khi năng lượng giảm và đạt giá trị giới hạn : 2 2 e 2 sonhomT cm e 3 8        (tiết diện tán xạ do Thomson tính cho trường hợp năng lượng tia gamma rất bé) (1.11) - Khi α rất lớn , tức là khi E>>mec 2, tiết diện tán xạ Compton biến thiên tỉ lệ nghịch với năng lượng E và do trong nguyên tử có Z electron nên sự phụ thuộc của tiết diện tán xạ Compton được mô tả như sau: EZconstCompton  (1.12) 1.2.2.3. Hiệu ứng tạo cặp electron - positron Nếu gamma tới có năng lượng E lớn hơn hai lần năng lượng nghỉ của electron (2mec 2=1,022 MeV) thì khi đi qua điện trường của hạt nhân nó sinh ra một cặp electron – positron. Đó là hiệu ứng tạo cặp electron-positron. Quá trình tạo cặp xảy ra gần hạt nhân, do động năng chuyển động giật lùi của hạt nhân rất bé nên phần năng lượng còn dư biến thành động năng của electron và positron. Hiệu số năng lượng E._. – 2mec 2 bằng tổng động năng của electron Ee- và positron Ee+ bay ra. Do hai hạt này có khối lượng giống nhau nên có xác suất lớn để hai hạt có năng lượng bằng nhau Ee- = Ee+. Electron mất dần năng lượng của mình để ion hóa các nguyên tử của môi trường. Positron mang điện tích dương nên khi gặp electron của nguyên tử, điện tích của chúng bị trung hòa, chúng hủy lẫn nhau gọi là hiện tượng hủy cặp. Khi hủy electron - positron hai lượng tử gamma được sinh ra bay ngược chiều nhau, mỗi lượng tử có năng lượng 0,511 MeV. Hình 1.3. Hiệu ứng tạo cặp Trong miền năng lượng 5mec 2 <E< 50mec 2 tiết diện tạo cặp tỉ lệ với Z2và lnE: pair =constZ 2 lnE (1.13) Theo công thức trên tiết diện tạo cặp electron – positron gần tỉ lệ với Z2 nên có giá trị lớn đối với chất hấp thụ có nguyên tử số Z lớn. 1.2.2.4. Tổng hợp các hiệu ứng gamma tương tác với vật chất Khi gamma tương tác với vật chất có 3 hiệu ứng chính xảy ra, đó là hiệu ứng quang điện, hiệu ứng Compton, và hiệu ứng tạo cặp electron-positron. Tiết diện vi phân tương tác tổng cộng của các quá trình này bằng:  = photo +compton + pair (1.14) Trong đó: photo   EE Z 2/7 5 ; compton  E Z ; pair  Z 2lnE Từ sự phụ thuộc các tiết diện vào năng lượng E của gamma và điện tích Z của vật chất như trên suy ra rằng : - Trong miền năng lượng thấp cơ chế phản ứng của gamma tương tác với vật chất là hiệu ứng quang điện. - Trong miền năng lượng trung bình cơ chế hiệu ứng Compton chiếm ưu thế. - Tiết diện tương tác của hiệu ứng quang điện và Compton khi năng lượng h >>2mec 2 trở nên rất nhỏ và sự hấp thụ tia  trong vùng năng lượng này xảy ra chủ yếu do quá trình tạo cặp. Hệ số hấp thụ toàn phần tia  trong vật chất là tổng hệ số hấp thụ photo, compton, pair, tức là:  = photo+ompton+pair Hình 1.4. Đồ thị hàm số của các hệ số hấp thụ theo năng lượng tia  và hệ số hấp thụ toàn phần đối với chì [3] 1.3. CÁC DETECTOR GHI NHẬN BỨC XẠ TIA X VÀ TIA GAMMA 1.3.1. Khái quát về các detector Trong vật lý hạt nhân thực nghiệm, các detector ghi đo bức xạ đóng vai trò rất quan trọng. Các detector được sử dụng từ việc đo đạc bức xạ đến xử lý kết quả đo. Chúng là các thiết bị hoạt động dựa trên sự tương tác của các bức xạ với vật chất. Detector ghi bức xạ tia X và tia gamma ban đầu chỉ dùng để xác định sự có mặt của bức xạ tia X và tia gamma và sau đó là xác định cường độ của chùm bức xạ này. Các detector ghi bức xạ tia X và tia gamma ngày nay cho phép xác định đặc trưng phân bố độ cao xung theo năng lượng tia X và tia gamma. Năm 1895, Roentgen đã thực hiện phép đo tia X phát ra từ ống phóng điện chứa khí. Phổ kế quang học ứng dụng hiện tượng tán sắc ánh sáng có thể được dùng để đo bước sóng tia X nhưng chỉ đo được bước sóng tia X lớn hơn 0,1 nm. Bằng phương pháp nhiễu xạ tia X trên mặt phẳng tinh thể, Bragg đã đo được tia X có bước sóng bé hơn và nhận thấy rằng phổ tia X có cấu trúc vạch phân biệt rõ trên nền phông liên tục. Năm 1896, Becquerel đã khám phá ra hiện tượng phóng xạ tự nhiên. Đến năm 1900, Villard đã nhận thấy rằng các chất phóng xạ tự nhiên không những phát ra các tia α và β mà còn phát ra một loại bức xạ có khả năng đâm xuyên rất mạnh được gọi là tia gamma. Cùng với những nghiên cứu về tia X và tia gamma, các thiết bị ghi bức xạ tia X và tia gamma cũng không ngừng được phát kiến và ứng dụng. Sự phát triển của các detector nhìn chung chia làm 3 nhóm chính: các detector chứa khí được phát triển sớm nhất, sau đó đến các detector nhấp nháy, và hiện đại nhất là các detector bán dẫn. 1.3.1.1. Các detector chứa khí Nguyên tắc chung của detector bức xạ là khi bức xạ đi qua môi trường vật chất của detector chúng tương tác với các nguyên tử, phân tử khí gây nên ion hóa và kích thích các nguyên tử, phân tử khí này. Trong detector chứa khí, môi trường vật chất của nó là môi trường khí. Một số loại detector chứa khí phổ biến: buồng ion hóa, ống đếm tỉ lệ, ống đếm Geiger – Muller. Trong trường hợp buồng ion đơn giản hay trong ống đếm tinh thể, các ion và electron được tạo nên bởi các hạt trong khối vật chất của detector chuyển động dưới tác động của điện trường và do đó gây nên dòng điện chạy trong mạch bên ngoài của detector . Trị số của dòng điện này là thước đo hiệu ứng ion hóa tạo nên trong buồng ion. Buồng ion hóa có tín hiệu lối ra rất bé nên không thích hợp để đo các gamma riêng biệt nó thường được sử dụng để đo dòng tổng cộng cho chùm gamma có thông lượng lớn như tại các trạm quan trắc bức xạ. Trong các buồng ion có khuếch đại khí (ống đếm tỷ lệ) điện trường được sử dụng không những chỉ để thu nhận ion và electron, mà còn dùng để khuếch đại hiệu ứng ion hóa, nhờ hiện tượng ion hóa thứ cấp. Cường độ dòng điện trong mạch ngoài của detector trong trường hợp này phụ thuộc vào mật độ ion hóa ban đầu của các hạt, và đồng thời phụ thuộc vào hệ số khuếch đại khí của detector. Ống đếm tỉ lệ được dùng để đo các tia X và tia gamma thường có độ phân giải năng lượng vừa phải. Khi hệ số khuếch đại khí rất lớn thì hiệu ứng ion hóa sẽ không còn phụ thuộc vào mật độ ion hóa ban đầu do hạt gây nên nữa, mà nó chỉ phụ thuộc vào tính chất của bản thân detector đó thôi. Detector loại này (ống đếm Geiger – Muller) gọi là ống đếm với sự phóng khí tự lập, giá trị ban đầu của hiệu ứng ion hóa (hoặc mật độ ion hóa ban đầu) không thể nào xác định được mà người ta chỉ có thể kết luận là có hạt bay qua detector hay không mà thôi. 1.3.1.2. Các detector nhấp nháy Trong các chất nhấp nháy, khi có hạt mang điện đi qua thường xuất hiện hiện tượng phát quang khá rõ rệt, do sự chuyển mức năng lượng của các nguyên tử hay phân tử bị kích thích bởi các hạt. Năng lượng của photon (sự phát quang) được dùng để làm bật ra các electron từ các lớp nhạy quang đặc biệt (các electron này được gọi là các photon electron). Số lượng các photon electrton này sau đó có thể được khuếch đại lên rất nhiều lần, nhờ những ống nhân điện tử. Các detector hoạt động dựa trên hiện tượng này (được gọi là ống đếm nhấp nháy) cho phép ta thực hiện đo đạc thông qua cường độ của các xung ánh sáng được tạo nên bởi các hạt trong các chất phát quang. Detector loại này sẽ được trình bày kĩ hơn ở phần sau. 1.3.1.3. Các detector bán dẫn Nguyên lý chung của các loại detector bán dẫn như sau: Khi lượng tử gamma đi vào chất bán dẫn, nó sẽ tạo nên electron tự do thông qua ba hiệu ứng chủ yếu là quang điện, tán xạ Compton và tạo cặp. Electron tự do di chuyển với động năng lớn sẽ làm kích thích các electron chuyển lên vùng dẫn và để lại lỗ trống. Như vậy thông qua các hiệu ứng tương tác, bức xạ gamma đã tạo nên một loạt các electron và lỗ trống trong tinh thể bán dẫn. Dưới tác động của điện trường các electron sẽ chuyển động về cực dương, các lỗ trống chuyển động về phía cực âm, kết quả ta có một xung dòng điện ở lối ra. Để ghi được các tia gamma có độ đâm xuyên lớn thì detector bán dẫn phải có thể tích lớn, nghĩa là bề dày miền nghèo vào khoảng 1cm trở lên. Hai phương pháp được sử dụng là phương pháp khuếch tán Lithium và phương pháp làm sạch vật liệu Germinium. Trong các năm của thập kỉ 1960 và 1970, các detector Si(Li), Ge(Li) được sử dụng phổ biến. Từ 1980 là sự xuất hiện sử dụng ngày càng phổ biến của detector Germinium siêu tinh khiết HPGe trong ghi đo bức xạ gamma. Detector HPGe thường có dạng trục để đạt thể tích lớn. Các detector dạng trục hiện nay có vùng năng lượng gamma nhạy từ 50 keV đến hơn 10MeV và có hiệu suất từ 15% đến 100%. Độ phân giải năng lượng rất tốt từ 1,8 keV đến 2 keV tại vạch năng lượng 1,33MeV. Khả năng phân giải năng lượng là một ưu điểm nổi bật của detector bán dẫn so với detector nhấp nháy NaI khiến nó được sử dụng phổ biến hiện nay trong các phép đo năng phổ gamma khi yêu cầu về độ phân giải năng lượng cần được đặt lên hàng đầu. Một thông số khác rất quan trọng đối với detector HPGe là tỉ số đỉnh trên Compton bởi vì tỉ số này càng cao thì càng có lợi cho các phép đo hoạt độ thấp và phổ gamma phức tạp; tỉ số này đạt từ 30 đến 80 đối với đỉnh 1,33MeV đối với các detector HPGe hiện đại. Ngoài các detector dạng trục các detector Ge cũng đang được áp dụng. Đó là các detector Ge năng lượng thấp và rất thấp. Ngoài ra còn có detector dạng giếng để mẫu đo theo hình học 4Π. 1.3.2. Detector nhấp nháy 1.3.2.1. Nguyên tắc làm việc Detector nhấp nháy là một tổ hợp gồm 2 thành phần: chất nhấp nháy và ống nhân quang điện. Khi một tia bức xạ đập vào một tinh thể nhấp nháy, nó ion hóa và kích thích các phân tử chất nhấp nháy. Sau một thời gian (10-6s – 10-9s), các phân tử nhấp nháy này chuyển về trạng thái cơ bản bằng cách phát ra các nhấp nháy sáng. Ánh sáng từ bản tinh thể nhấp nháy đi vào trong ống nhân quang điện, từ đó biến thành dòng điện. Tính hiệu thế lối ra của detector nhấp nháy cũng được lấy qua mạch RC. 1.3.2.2. Cấu tạo của detector nhấp nháy Một detector nhấp nháy thông thường gồm có ba phần: phần dẫn quang (nếu cần thiết), chất nhấp nháy và ống nhân quang điện. 1.3.2.2.1. Phần dẫn quang Nếu trong điều kiện vật lý mà tinh thể nhấp nháy và ống nhân quang điện phải đặt cách xa nhau ra (ví dụ tinh thể nhấp nháy phải đặt trong từ trường mà ống nhân quang điện không thể làm việc trong từ trường) thì ta phải dùng phần dẫn quang. Phần dẫn quang thường được chế tạo từ thạch anh, polisterol hoặc thủy tinh hữu cơ. Phần dẫn quang có thể có hình dạng và kích thước khác nhau, nhưng các mặt bên phải được đánh bóng rất cẩn thận để đảm bảo sự phản xạ ánh sáng toàn phần. Trong detector 76BR76 mà sẽ khảo sát trong luận văn này, phần dẫn quang rất mỏng và chỉ đóng vai trò liên kết tinh thể nhấp nháy với ống quang điện. 1.3.2.2.2. Chất nhấp nháy Chất nhấp nháy được sử dụng để chế tạo detector nhấp nháy phải thỏa mãn một số yêu cầu cơ bản. Thứ nhất, chất nhấp nháy phải có hiệu suất biến đổi cao, tức là tỷ số năng lượng của các photon trên năng lượng của hạt đi qua môi trường phải lớn. Thứ hai, tỉ số giữa năng lượng photon đi ra từ chất nhấp nháy này trên năng lượng mà hạt mất mát trong thể tích chất nhấp nháy được gọi là hiệu suất kỹ thuật hay suất ra kỹ thuật phải tốt tức là đòi hỏi môi trường nhấp nháy phải trong suốt đối với bức xạ nhấp nháy phát ra. Và cuối cùng, để bảo đảm độ phân giải cao theo thời gian, thời gian phát sáng của chất nhấp nháy phải tốt tức là độ kéo dài của xung ánh sáng phải tương đối nhỏ Chất nhấp nháy rất đa dạng, hai loại chất nhấp nháy được sử dụng phổ biến là chất nhấp nháy vô cơ và chất nhấp nháy hữu cơ. Ở đây chỉ trình bày phần chất nhấp nháy vô cơ và tinh thể nhấp nháy NaI(Tl). Chất nhấp nháy vô cơ: Số loại chất nhấp nháy vô cơ tương đối ít. Những chất này thường là muối hoạt hóa ( như NaI, LiI, ZnS, CdS...) có pha một lượng bé tạp chất làm chất kích hoạt cho quá trình huỳnh quang. Những hỗn hợp kiềm halogen này thường được sử dụng dưới dạng đơn tinh thể mà kích thước của chúng có thể rất lớn. Cơ chế hình thành nhấp nháy sáng có thể được giải thích theo lý thuyết miền năng lượng. Thời gian phát sáng của chất nhấp nháy vô cơ lớn hơn chất nhấp nháy hữu cơ hàng trăm, hàng nghìn lần. Bên cạnh sự dịch quang, người ta còn thấy sự phát lân quang mà cường độ bức xạ của nó cũng ngang hàng với bức xạ dịch quang. Tinh thể nhấp nháy NaI(Tl): Tinh thể nhấp nháy NaI(Tl) thuộc phân loại chất nhấp nháy vô cơ. Tinh thể NaI sạch là chất nhấp nháy ở nhiêt độ -192oC. Để nó là chất nhấp nháy ở nhiệt độ phòng thí nghiệm khi thêm vào một lượng nhỏ Thallium (0,1%). Tinh thể NaI được hoạt hóa bằng Thallium (0,1%) có hiệu suất biến đổi cao và thời gian phát sáng tương đối ngắn. Có thể nói đây là một loại chất nhấp nháy vô cơ vào loại phổ biến nhất và tốt nhất. Tinh thể nhấp nháy NaI(Tl) có hiệu suất biến đổi lớn, cường độ sáng rất cao và phụ thuộc tuyến tính vào năng lượng bức xạ do đó NaI(Tl) được được sử dụng tốt trong các hệ phổ kế gamma. Tinh thể NaI(Tl) còn có ưu điểm là dễ nuôi cấy những đơn tinh thể trong suốt có kích thước lớn. Nhược điểm của NaI(Tl) là xung ánh sáng có độ dài khá lớn cỡ 230ns nên không thuận tiên khi sử dụng trong các sơ đồ đếm nhanh. Nhược điểm khác của tinh thể NaI là độ hút ẩm lớn. Để chống ẩm, người ta thường giữ NaI trong dầu vazelin hoặc trong những hộp kín có cửa sổ trong suốt. 1.3.2.2.3. Ống nhân quang điện Các nhấp nháy sáng đi qua cửa sổ trong suốt của ống nhân quang điện và đập vào bề mặt của photocatốt. Những photon ánh sáng với năng lượng h sẽ làm bức xạ các electron từ lớp màn nhạy quang của photocatốt. Những photoelectron này sẽ được gia tốc và hội tụ bằng điện trường, sao cho chúng lại đập vào một điện cực đặc biệt (được gọi là dinốt). Đinốt được chế tạo bằng vật liệu có công thoát điện tử nhỏ và khi bị các electron bắn phá, sẽ bức xạ những electron thứ cấp, với số lượng lớn hơn số lượng electron ban đầu từ 1 đến 10 lần. Những electron thứ cấp này lại được gia tốc và hội tụ lên đinốt tiếp theo và đinốt này lại đóng vai trò phát xạ electron thứ cấp và v.v… Số lượng đinốt có thể rất lớn (khoảng 10 đinốt). Cứ mỗi lần chuyển tiếp từ đinốt này sang đinốt tiếp theo, số lượng electron sẽ nhân lên nhiều lần, và thông thường số lượng electron được bức xạ ở đinốt cuối cùng sẽ lớn hơn số lượng electron ban đầu hàng vạn đến hàng triệu lần. Như vậy, ống nhân quang điện đồng thời đóng vai trò biến tín hiệu quang học thành tín hiệu điện và khuếch đại chúng. Tín hiệu từ ống nhân quang điện được lấy ra qua mạch RC, đưa đến các khối tiền khuếch đại, khuếch đại, rồi được đưa đến ngưỡng tích phân hình thành các xung có dạng vuông và độ rộng thích hợp. Hình 1.5. Cấu tạo của ống nhân quang điện Một đặc điểm cần lưu ý khi sử dụng các ống nhân quang điện là tạp âm nhiệt của chúng do hiện tượng bức xạ electron nhiệt ngay từ đinốt đầu tiên. Đôi khi, do điện áp trên các đinốt cao quá giá trị bình thường, có thể xảy ra hiện tượng bức xạ lạnh các electron từ bề mặt của đinốt. Nếu như biên độ xung tín hiệu lớn hơn biên độ tạp âm, thì việc khử tạp âm trong chuỗi xung ra rất đơn giản, bằng cách dùng bộ hạn chế biên độ. Trong trường hợp mức tạp âm quá lớn, ta phải tìm mọi cách để giảm nó đến mức tối thiểu để có thể tiến hành đo đạc được các tính hiệu cần thiết. Vì xác suất bức xạ electron nhiệt phụ thuộc vào nhiệt độ, do đó để giảm tạp âm nhiệt, ta cần hạ thấp nhiệt độ của photocatốt (khi hạ thấp nhiệt độ, thì cứ 100C, số xung tạp âm nhiệt giảm đi cỡ hai lần). Khó khăn đáng kể nhất là khi ghi nhận những xung ánh sáng yếu với biên độ của chúng bằng cỡ mức tạp âm. Khi đó, trong điều kiện thí nghiệm vật lý, thường là số tín hiệu cần thiết lại nhỏ hơn số xung tạp âm. Trong trường hợp này, để tách các tín hiệu cần thiết, ta nên dùng một hệ hai ống nhân quang điện, được mắc theo sơ đồ trùng phùng theo thời gian. Sơ đồ trùng phùng này sẽ ghi được các xung ánh sáng từ tinh thể nhấp nháy, còn các xung tạp âm phân bố theo quy luật thống kê theo thời gian sẽ bị loại bỏ, tất nhiên có tồn tại một số xung trùng phùng giả tạo do sự trùng hợp ngẫu nhiên của các xung tạp âm. Ngoài những xung tạp âm do sự bức xạ các electron nhiệt, trong ống nhân quang điện, có thể xảy ra sự ion hóa các nguyên tử hay phân tử còn lại bởi những chùm electron thứ cấp. Những nguyên tử hay phân tử khí này bị kích thích lên mức năng lượng cao hơn và sau đó, khi trở về trạng thái cơ bản, chúng bức xạ ra photon ánh sáng. Những photon ánh sáng này lại đập vào photocatốt (một cách trực tiếp hoặc sau nhiều lần phản xạ) làm bức xạ các photoelectron và do đó sinh ra xung tín hiệu giả tạo. Xác suất gây nên những xung giả tạo loại này tỷ lệ thuận với mật độ electron thứ cấp ở những tầng cuối cùng của ống nhân quang điện, do đó để giảm bớt xung giả tạo, người ta thường giảm hệ số khuếch đại và điện áp nguồn nuôi cho ống nhân quang điện. 1.3.3. Phân giải năng lượng Trong các ống đếm nhấp nháy thực tế có hàng loạt những nguyên nhân khác nhau đưa đến sự làm xấu khả năng phân giải theo năng lượng của chúng. Trước hết là bản thân chất nhấp nháy có thể không hoàn toàn đồng nhất (ví dụ nồng độ tạp chất hoạt hóa không đều nhau trong toàn thể tích detector) do đó cường độ bức xạ sẽ khác nhau, tùy theo vị trí mà hạt đi qua. Hơn nữa, trong thể tích chất nhấp nháy còn có khả năng hiệu ứng biên, do đó khi hạt đi gần bề mặt bên của tinh thể, nó có thể đi ra ngoài tinh thể và chỉ mất một phần năng lượng mà thôi. Hệ số thu góp photon trên photocatốt của ống nhân quang điện, đối với những photon sinh ra từ những vị trí khác nhau, sẽ khác nhau. Hơn nữa, những photoelectron bức xạ từ catốt dưới những góc khác nhau, từ những vị trí khác nhau sẽ có hiệu suất thu góp khác nhau trên đinốt đầu tiên. Ngoài ra, hệ số khuếch đại của ống nhân quang điện có thể biến đổi theo sự không ổn định của nguồn nuôi và v.v… Nói tóm lại, sự mở rộng vạch phổ năng lượng của ống đếm nhấp nháy có nhiều nguyên nhân khác nhau gây nên, bắt đầu từ sự thăng gián thống kê của sự tiêu tán năng lượng của bản thân hạt cơ bản và kết thúc bằng sự thăng gián của hệ số khuếch đại của ống nhân quang điện và các nhiễu điện tử của hệ đo. 1.3.4. Phổ năng lượng của detector nhấp nháy kích thước trung bình: Nếu xét theo kích thước đầu dò, các detector nhấp nháy có thể chia làm 3 loại: detector có kích thước nhỏ (dưới 2cm), detector kích thước lớn (cỡ vài chục cm) và detector kích thước trung bình (có kích thước nằm giữa 2 khoảng trên). Với từng loại kích thước đầu dò khác nhau, hàm hưởng ứng và phổ năng lượng của detector có những đặc trưng khác biệt. Do tính chất luận văn là khảo sát hệ phổ kế Gammar Rad 76BR76 sử dụng đầu dò NaI(Tl) hình trụ kích thước 3 inch x 3 inch là loại đầu dò có kích thước trung bình. Vì vậy trong luận văn này chỉ trình bày về các hiệu ứng xảy ra bên trong đầu dò và phổ năng lượng của detector kích thước trung bình. Trường hợp năng lượng trung bình (hiện tượng tạo cặp không đáng kể), trên phổ xuất hiện miền Compton liên tục và đỉnh quang điện. Vì kích thước detector là đáng kể nên có xảy ra các sự kiện tia gamma tán xạ Compton bị hấp thụ hoàn toàn đóng góp vào đỉnh quang điện. Năng lượng gamma tới càng thấp, năng lượng trung bình gamma tán xạ càng nhỏ và khả năng bị hấp thụ càng cao dẫn đến miền Compton càng giảm. Tại năng lượng gamma tới rất thấp (nhỏ hơn 100 keV). Miền liên tục Compton hầu như biến mất. Do hiện tượng tán xạ nhiều lần, trên phổ xuất hiện một miền liên tục nằm giữa cạnh Compton và đỉnh năng lượng. Nếu năng lượng gamma đủ lớn để hiệu ứng tạo cặp trở nên quan trọng, hàm đáp ứng sẽ phức tạp hơn do tương tác của các gamma hủy trong thể tích detector. Các tia này có thể thoát khỏi thể tích detector hoặc tương tác nhiều lần với môi trường detector dẫn đến sự hấp thụ một phần hay toàn bộ năng lượng của tia gamma sơ cấp. Trên phổ tương tác thấy đỉnh thoát đơn, đỉnh thoát cặp tương ứng với sự thoát một hay hai gamma hủy. Các sự kiện khác trong đó năng lượng của tia gamma hủy bị hấp thụ một phần hay toàn bộ sẽ đóng góp vào vùng nằm giữa đỉnh thoát cặp và đỉnh quang điện. Hình 1.6. Mô hình tương tác và mô hình phổ năng lượng của detector kích thước trung bình 1.4 . HIỆU SUẤT 1.4.1. Định nghĩa về hiệu suất Hiệu suất ghi của đầu dò được xác định như là tỉ lệ phần trăm của bức xạ ion hóa đập tới đầu dò và được ghi nhận. Cơ chế ghi nhận của đầu dò dựa theo tương tác của bức xạ trong môi trường đầu dò. Một photon tới tương tác với vật liệu đầu dò theo ba cơ chế: hấp thụ quang điện, tán xạ Compton và hiệu ứng tạo cặp. Trong ba cơ chế này thì hấp thụ quang điện làm mất toàn bộ năng lượng của photon trong đầu dò. Hai cơ chế kia chỉ chuyển một phần năng lượng của photon cho đầu dò. Mặc dù các tán xạ được kết thúc bằng hấp thụ quang điện có thể đóng góp vào đỉnh năng lượng toàn phần, vẫn có các trường hợp photon bị thất thoát và do đó chỉ được ghi nhận một phần. Dựa vào đặc tính trên để xác định, có hai loại hiệu suất được định nghĩa: – Hiệu suất toàn phần (total efficiency) t: đó là xác suất của một photon phát ra từ nguồn để lại bất cứ năng lượng nào khác không trong thể tích vùng hoạt của đầu dò. – Hiệu suất đỉnh (peak efficiency) p được xác định bằng xác suất của một photon phát ra từ nguồn để lại toàn bộ năng lượng của nó trong thể tích vùng hoạt của đầu dò. Gamma tán xạ nhiều lần thoát khỏi detector Gamma hủy thoát khỏi detector Tán xạ Compton Tương tác tạo cặp Hấp thụ quang điện Tán xạ Compton nhiều lần Tán xạ Compton nhiều lần Hấp thụ quang điện Đỉnh năng lượng toàn phần Đỉnh thoát kép Đỉnh năng lượng toàn phần Đỉnh thoát đơn Hiệu suất đỉnh và hiệu suất toàn phần được liên hệ với nhau qua tỉ số đỉnh / toàn phần, gọi là tỉ số P/T: p t P / T    (1.15) Do xác suất của mỗi cơ chế tương tác phụ thuộc vào năng lượng của photon tới nên hiệu suất đỉnh và tỉ số P/T cũng phụ thuộc vào năng lượng. Trong thực nghiệm, trừ những trường hợp đặc biệt người ta dùng hiệu suất đỉnh năng lượng toàn phần 1.4.2. Các yếu tố ảnh hưởng đến hiệu suất ghi của đầu dò Hiệu suất đầu dò phụ thuộc vào nhiều yếu tố: - Loại đầu dò - Kích thước và dạng đầu dò ( hình học đầu dò) - Kích thước và hình học của vật liệu phóng xạ (nguồn, mẫu đo) - Khoảng cách từ vật liệu phóng xạ tới đầu dò - Loại bức xạ cần đo (gamma, alpha, beta, neutron…) - Năng lượng của bức xạ cần đo. - Tán xạ ngược của bức xạ từ môi trường xung quanh tới đầu dò. - Sự hấp thụ bức xạ trước khi nó đến được đầu dò (bởi không khí, chất liệu bao quanh phần nhạy của đầu dò, bản thân vật liệu phóng xạ bao gồm matrix và mật độ). - Cách bố trí hình học đo. - Vấn đề hạn chế của hàm đáp ứng thời gian của đầu dò (do bản chất của loại đầu dò và hệ điện tử) làm trùng phùng số đếm các gamma nối tầng trong nguồn phân rã đa năng dẫn đến sự thêm hoặc mất số đếm ở đỉnh năng lượng toàn phần. 1.4.3. Sự phụ thuộc của hiệu suất đỉnh theo năng lượng Như đã trình bày, do xác suất của mỗi cơ chế tương tác phụ thuộc vào năng lượng của photon tới nên hiệu suất đỉnh và tỉ số đỉnh – toàn phần sẽ phụ thuộc theo năng lượng. Hiệu suất giảm ở vùng năng lượng thấp (dưới 120keV) là do cơ chế hấp thụ quang điện của tinh thể detector và sự hấp thụ tia gamma năng lượng thấp trên các lớp bao bọc bên ngoài tinh thể detector tăng lên. Tại vùng năng lượng cao, hiệu suất giảm là do hạn chế về thể tích của detector. Đo đạc các hiệu suất chuẩn với các nguồn chuẩn đơn năng cung cấp cho chúng ta một bộ các giá trị hiệu suất tại các năng lượng xác định. Bước tiếp theo là sử dụng bộ các điểm này để xây dựng một đường cong chuẩn. Phương pháp thông dụng nhất là sử dụng các hàm giải tích được làm khớp với các dữ liệu thực nghiệm bằng phương pháp bình phương tối thiểu. Hình 1.7. Khớp hiệu suất đỉnh bằng hàm đa thức đối với detector NaI(Tl) 3”x3”[29] CHƯƠNG 2. PHƯƠNG PHÁP MÔ PHỎNG MONTE CARLO VÀ PHẦN MỀM MÔ PHỎNG VẬN CHUYỂN BỨC XẠ MCNP 2.1. PHƯƠNG PHÁP MONTE CARLO 2.1.1. Giới thiệu: Mô phỏng bằng phương pháp Monte Carlo là phương pháp mô phỏng trên máy tính, dựa vào việc phát sinh các số ngẫu nhiên. Phương pháp này thường được sử dụng nghiên cứu các quá trình ngẫu nhiên của hệ thống. Phương pháp Monte Carlo hay còn gọi là phương pháp thử thống kê cung cấp những lời giải gần đúng cho các bài toán bằng cách thực hiện các thí nghiệm lấy mẫu thống kê sử dụng số ngẫu nhiên. Phương pháp Monte Carlo đã có từ rất lâu. Việc sử dụng phương pháp Monte Carlo có từ năm 1873 khi giá trị hằng số toán học Pi được tính bằng thực nghiệm. Nhưng về mặt lịch sử, thì phương pháp Monte Carlo được xem ra đời vào năm 1949 khi mà Nicolas Metropolis và Stan Ulam công bố công trình đầu tiên của họ trình bày vấn đề này một cách có hệ thống. Trong vài thập niên gần đây nhờ có sự phát triển của máy tính điện tử và các kỹ thuật tính nó mới trở thành một phương pháp số được phát triển đầy đủ, có khả năng áp dụng để giải quyết những vấn đề phức tạp trong khoa học và công nghệ. Trong rất nhiều ứng dụng của phuơng pháp Monte Carlo, quá trình vật lý được mô phỏng trực tiếp, và không cần viết ra các phương trình vi phân mô tả phản ứng của hệ. Yêu cầu là hệ vật lý (hay hệ toán học) đó phải được mô tả bằng những hàm xác suất. Bây giờ chúng ta giả sử rằng phản ứng của một hệ được mô tả bằng hàm mật độ xác suất; khi hàm mật độ xác suất được biết, mô phỏng Monte Carlo có thể được thực hiện bằng cách lấy mẫu ngẫu nhiên từ hàm mật độ xác suất. Nhiều “phép thử” được lặp đi lặp lại và kết quả kỳ vọng nhận được bằng cách lấy trung bình trên số các sự kiện quan sát được (có thể là một số quan sát đơn lẻ hoặc có thể hàng triệu các quan sát,…). Trong nhiều ứng dụng thực tế, ta có thể dự đoán sai số thống kê “phương sai” của kết quả trung bình này, và do đó dự đoán được số phép thử Monte Carlo cần thiết để đạt được một sai số cho trước. Ngày nay quá trình tương tác của photon và electron được biết rất tốt, thông tin về những dữ liệu tiết diện tương tác đã được cập nhật đầy đủ và do đó đã tạo tiền đề cho việc sử dụng phương pháp mô phỏng Monte Carlo trog việc giải quyết các bài toán vận chuyển bức xạ hình thành và phát triển. 2.1.2. Đặc trưng của phương pháp Monte Carlo Tính đúng đắn của phương pháp Monte Carlo phụ thuộc vào một số yếu tố như: luật số lớn, định lý giới hạn trung tâm, số ngẫu nhiên. Định lý giới hạn trung tâm mô tả cách ước lượng Monte Carlo tiến đến giá trị thực. Theo lý thuyết, ước lượng Monte Carlo luôn phân bố chuẩn quanh giá trị thực của bài toán khi N lớn. Độ lệch chuẩn của việc tính toán Monte Carlo khi đó được cho bởi căn bậc hai của phương sai chia cho N . Kết quả này quan trọng cho việc đánh giá chính xác tiến trình mô phỏng Monte Carlo . Luật số lớn phát biểu rằng ước lượng phương pháp Monte Carlo của tích phân khi sử dụng n số ngẫu nhiên sẽ hội tụ về giá trị thực của tích phân khi n đủ lớn.    b a n 1 i dx)x(f ab 1 )n(f n 1 ( 2.1) Vế trái của phương trình (2.1) là ước lượng Monte Carlo của tích phân còn vế phải là tích phân thực của hàm giữa a và b. Định lý này rất quan trọng do nó xác định các kết quả tính toán Monte Carlo như những ước lượng phù hợp. Do đó, hai tính toán Monte Carlo lý tưởng cần tạo ra cùng một ước lượng (trong sai số thống kê). Các kết quả được cho bởi phương trình trên có thể ngoại suy tới hàm nhiều biến. Vì phương pháp Monte Carlo sử dụng các số ngẫu nhiên nên điều quan trọng ở phương pháp này tạo ra các số ngẫu nhiên phân bố đều trên khoảng (0, 1) và có mật độ xác suất bằng 1. Có nhiều phương pháp tạo ra tập số ngẫu nhiên: phương pháp biến đổi ngược, phương pháp chấp nhận – loại bỏ, phương pháp đồng dư tuyến tính… Trong đó phương pháp đồng dư tuyến tính được dùng phổ biến nhất trong nhiều ngôn ngữ lập trình C, Fortran…Đồng thời cũng là phương pháp chính được sử dụng trong chương trình MCNP. 2.1.3. Ứng dụng của phương pháp Monte Carlo Ngày nay với sự phát triển của máy tính điện tử tốc độ cao đã làm cho phương pháp Monte Carlo được sử dụng phổ biến trong rất nhiều lĩnh vực khác nhau: - Trong lĩnh vực khoa học xã hội: toán kinh tế, phân luồng giao thông, nghiên cứu sự phát triển dân số… - Trong lĩnh vực khoa học kĩ thuật: Thiết kế lò phản ứng, che chắn bức xạ, điều trị ung thư bằng bức xạ, sắc động lực học lượng tử… 2.2. PHẦN MỀM MÔ PHỎNG VẬN CHUYỂN BỨC XẠ MCNP [18,48] 2.2.1. Giới thiệu MCNP là phần mềm vận chuyển bức xạ đa năng dựa trên phương pháp Monte-Carlo được nhóm X-5 phát triển hơn 50 năm qua ở phòng thí nghiệm quốc gia Los-Alamos, Mỹ. Đây là một công cụ tính toán rất mạnh, có thể mô phỏng số vận chuyển neutron, photon và electron riêng biệt hoặc kết hợp trong môi trường vật chất, và giải quyết các bài toán vận chuyển bức xạ 3 chiều, phụ thuộc thời gian, năng lượng liên tục trong các lĩnh vực khoa học hạt nhân. Hiện nay chương trình được áp dụng rộng rãi: che chắn, đánh giá an toàn , thiết kế detector, phân tích và thăm dò dầu khí, y học hạt nhân…Vùng năng lượng neutron được sử dụng tính toán từ 10-11 MeV đến 20 MeV, năng lượng photon và electron từ 1 keV đến 1000 MeV. Sau đây sơ lược các mốc quan trọng trong sự phát triển của chương trình: Năm 1963, chương trình MCS có nhiều ứng dụng được tích hợp và có thể giải quyết các bài toán ở mức độ vừa phải. Tiếp theo MCS là MCN được viết năm 1965. MCN có thể giải bài toán các neutron tương tác với vật chất trong không gian 3 chiều và sử dụng các số liệu vật lý được lưu trong các thư viện riêng và thư viện số liệu phong phú hơn. MCN được hợp nhất với MCG (chương trình Monte-Carlo gamma xử lý các photon năng lượng cao) năm 1973 để tạo ra MCNG – chương trình ghép cặp neutron-gamma. Năm 1977, MCNG được hợp nhất với MCP (chương trình Monte-Carlo photon với xử lý vật lý chi tiết đến năng lượng 1 keV) để mô phỏng chính xác các tương tác neutron-photon và từ đó được biết đến với tên gọi MCNP. Đầu tiên MCNP có nghĩa là Monte-Carlo neutron-photon song hiện nay nó có nghĩa là Monte-Carlo N - Partical. Ở đây, hạt N có thể là neutron, photon và electron. MCNP3 được viết lại hoàn toàn và công bố năm 1983. MCNP3 là phiên bản đầu tiên được phân phối quốc tế. MCNP4 được công bố năm 1990. Nó thích ứng với việc mô phỏng hạt N và cho phép nhiều tải đặt trên các cấu trúc máy tính song song. MCNP4 đã bổ sung vận chuyển electron. Kể từ đó các phiên bản MCNP liên tục được cập nhật một cách đều đặn với sự phát triển của cấu trúc máy tính, sự cải tiến về phương pháp Monte Carlo, các mô hình vật lý được bổ sung ngày càng chính xác cũng như sự cập nhật các thư viện số liệu phong phú chính xác hơn: MCNP4A (1990), MCNP4B(1997), MCNP4C (1999), MCNP4C2 (2000), MCNP4C3 (2001) và hiện nay là MCNP5. Vào thời điểm ra đời phiên bản MCNP5 (2003) có khoảng 250 người sử dụng tích cực MCNP ở Los-Alamos. Trên toàn thế giới, có khoảng 3000 người sử dụng tích cực ở khoảng 200 thiết bị. Các kiến thức ._.