Banner được lưu thành công.: Chuyên mục: Khái niệm Vũ trụ học & Vật lý Thiên văn; By Hien PHAN; 16.Mar

Founder of the VLTV Community

Dr. Hien PHAN is a lecturer and researcher at the Department of Space and Applications, University of Science and Technology of Hanoi (USTH). He received his Ph.D. in Physics of the Universe at Université Paris Diderot (Paris VII, Université de Paris) in 2019. He is the Founder and an Administrator of Vật Lý Thiên Văn (VLTV).

Đọc tiếp

1.2 Phân rã beta

Hình 1.2 hiển thị một phiên bản ba chiều của phần khối lượng thấp trong biểu đồ Segrè với năng lượng/khối lượng được vẽ trên ba trục. Chúng ta có thể thấy các đồng vị bền nằm ở đáy của thung lũng ổn định hạt nhân chạy từ hydrogen đến bismuth. Sự ổn định có thể được giải thích theo mối quan hệ đặc biệt giữa Z và N. Những đồng vị nằm bên ngoài đáy của thung lũng này là không ổn định, có thể hình dung như đang đứng trên cạnh của thung lũng tại độ cao phản ánh khối lượng hạt nhân tương đối hoặc năng lượng của nó.

Hình 1.2: Thung lũng ổn định beta ở khu vực có số Z nhỏ. phỏng theo một đồ thị được công bố bởi tạp chí New Scientist, và sử dụng lại với sự cho phép của tác giả.

Hình thức chi phối phân rã phóng xạ là sự di chuyển xuống sườn đồi trực tiếp xuống đáy thung lũng ổn định. Phân rã này được gọi là phân rã beta. Nó liên quan đến sự dịch chuyển theo một dãy đồng khối (isobar) của hằng số A. Những gì xảy ra là các hạt neutron thay đổi thành proton (phân rã ${dpi{100}\beta^{-}}$ ), hoặc, theo hướng đối diện của thung lũng, proton thay đổi thành neutron (phân rã ${dpi{100}\beta^{+}}$ hoặc bắt giữ electron). Hình 1.3 là một phần của Biểu đồ đồng vị (Karlsruhe).

Hình 1.3: Một phần của Biểu đồ đồng vị. Những ô được tô viền đậm là các đồng vị bền.

Hình 1.4: Đường parabola năng lượng của dãy đồng khối A = 61. ^{61}Ni là đồng vị bền, trong khi các đồng vị khác là phóng xạ beta (Ec là viết tắt của Electron Capture - bắt giữ electron).

Nếu chúng ta xem xét dãy đồng khối ${dpi{100}A=61}$ , ${dpi{100}^{61}Ni}$ là đồng vị bền, và phân rã beta có thể xảy ra dọc theo đường chéo (theo định dạng này) từ mỗi phía. ${dpi{100}^{61}Ni}$ có khối lượng nhỏ nhất trong thứ tự này và động lực là sự chênh lệch khối lượng; điều này xuất hiện khi năng lượng được giải phóng. Những năng lượng này được hiển thị trong Hình 1.4. Có các cơ sở lý thuyết, dựa trên mô hình giọt chất lỏng của hạt nhân, để nghĩ rằng những điểm này rơi trên một đường parabola.

1.2.1 Phân rã ${dpi{150}\beta^{-}}$ hay phân rã negatron

Sự phân rã của ${dpi{100}^{60}Co}$ là một ví dụ của phân rã ${dpi{100}\beta^{-}}$ hay phân rã negatron (negatron = hạt beta điện tích âm). Tất cả các đồng vị không bền đến phân rã ${dpi{100}\beta^{-}}$ đều ở phía ổn định giàu neutron. (Trên bảng Karlsruhe, chúng có màu xanh dương). Quá trình phân rã giải quyết sự bất ổn đó. Một ví dụ của phân rã ${dpi{100}\beta^{-}}$ là:

${dpi{150}^{60}Co \rightarrow \,^{60}Ni+\beta^{-}+\bar{\nu}}$

Một hạt beta, ${dpi{100}\beta^{-}}$ , là một electron; trong tất cả các khía cạnh nó là như nhau với bất kỳ electron khác. Theo như Chương 1.1, tổng khối lượng của ${dpi{100}^{60}Ni}$ cộng với khối lượng của ${dpi{100}\beta^{-}}$ , và ${dpi{100}\bar{\nu}}$ , hạt phản neutrino (anti-neutrino), là ít hơn khối lượng của ${dpi{100}^{60}Co}$ . Sự khác biệt khối lượng đó dẫn đến sự phân rã và xuất hiện như là năng lượng của sản phẩm phân rã. Điều gì xảy ra trong quá trình phân rã là một hạt neutron bị chuyển đổi thành một hạt proton bên trong hạt nhân. Theo cách đó số nguyên tử tăng lên 1 và đồng vị rơi xuống sườn của thung lũng đến điều kiện ổn định hơn. Một thực tế không thường xuyên nhận ra là hạt neutron bản thân nó là một phóng xạ khi nó không giới hạn bên trong một hạt nhân. Một hạt neutron tự do có chu kỳ bán rã chỉ 10.2 phút và phân rã bởi bức xạ beta:

${dpi{150}n\rightarrowp^{+}+\beta^{-}+\bar{\nu}}$

Quá trình đó chủ yếu là quá trình chuyển đổi xảy ra bên trong hạt nhân.

Năng lượng phân rã được chia sẻ giữa các hạt trong tỷ lệ ngược với khối lượng của chúng để bảo tồn mô men. Khối lượng của ${dpi{100}^{60}Ni}$ là rất lớn so với khối lượng của hạt beta và hạt neutrino có giá trị rất nhỏ, và từ một góc độ quang phổ học gamma thì đó là phần không có ý nghĩa của năng lượng phân rã. Hạt beta và hạt phản neutrino chia sẻ hầu hết năng lượng phân rã với các tỷ lệ khác nhau; mỗi hạt có tỷ lệ từ 0 đến 100% trong một kiểu xác định thống kê. Vì lý do đó, các hạt beta không phải là đơn năng, khi nó có thể đoán trước từ sự phân rã, và năng lượng của chúng thường được quy định là ${dpi{100}E_{\beta max}}$ . Thuật ngữ "hạt beta" được suy ngược từ một hạt electron phát ra trong quá trình phân rã nguyên tử. Điều này phân biệt nó từ các hạt electron phát ra từ kết quả của các quá trình khác, sẽ thường có năng lượng định sẵn. Hạt phản neutrino thì chúng ta không cần quan tâm đến khi mà nó chỉ được phát hiện trong các thí nghiệm công phu. Các hạt phản neutrino (và các neutrino từ phân rã ${dpi{100}\beta^{+}}$ ) về lý thuyết là quan trọng trong việc duy trì tính phổ quát của định luật bảo toàn năng lượng và mô men góc.

Trạng thái năng lượng thấp nhất của mỗi đồng vị được gọi là trạng thái cơ bản (ground state), và nó sẽ là bất thường đối với một chuyển đổi trực tiếp từ một trạng thái cơ bản đến trạng thái tiếp theo - bất thường, nhưng thật không may là nó không lạ. Có một số nguồn phát xạ beta thuần khiến quan trọng về mặt kỹ thuật, cũng được sử dụng rộng rãi như các chất phóng xạ ( ${dpi{100}^{3}H, ^{14}C, ^{35}S}$ ) hoặc có các sản phẩm đặc biệt trong sự phân hạch ( ${dpi{100}^{90}Sr/^{90}Y, ^{99}Tc, ^{147}Pm}$ ). Bảng 1.1 liệt kê các trường hợp phổ biến nhất.

**Bảng 1.1: Một số nguồn phát beta thuần khiết^a**
Hạt nhân	Chu kỳ bán rã^bc	Năng lượng beta tối đa (keV)
${dpi{100}^{3}H}$	12.312 (25) năm	19
${dpi{100}^{14}C}$	5700 (30) năm	156
${dpi{100}^{32}P}$	14.284 (36) ngày	1711
${dpi{100}^{35}S}$	87.32 (16) ngày	167
${dpi{100}^{36}Cl}$	${dpi{100}3.01 (2)\times 10^{5}}$ năm	1142
${dpi{100}^{45}Ca}$	162.61 (9) ngày^b	257
${dpi{100}^{63}Ni}$	98.7 (24) năm	66
${dpi{100}^{90}Sr}$	28.80 (7) năm	546
${dpi{100}^{90}Y}$	2.6684 (13) ngày	2282
${dpi{100}^{99}Tc}$	${dpi{100}2.111 (12)\times 10^{5}}$ năm^b	294
${dpi{100}^{147}Pm}$	2.6234 (2) năm^b	225
${dpi{100}^{204}Tl}$	3.788 (15) năm	763

^a Dữ liệu lấy từ DDEP (1986), với các ngoại lệ của
^b sau này lấy từ Bảng các chất đồng vị (1978, 1998).
^c Số liệu ở trong ngoặc đơn biểu hiện cho sự không chắc chắn ${dpi{100}1\sigma}$ của các số cuối

Kịch bản phân rã của chúng được hiển thị trong Hình 1.5.

Sự khó khăn đối với các nhà quang phổ học gamma là không có bức xạ gamma nào được phát ra bởi những đồng vị phóng xạ này, và do đó chúng không thể đo đạc được bởi các kỹ thuật được mô tả trong cuốn sách này. Để xác định các nguồn phát beta thuần khiến trong một hỗn hợp của các đồng vị phóng xạ, một trình độ phân tách hóa học là cần thiết, theo sau đó là sự đo đạc các bức xạ beta, có lẽ bởi các máy dò nhấp nháy chất lỏng hoặc bằng cách sử dụng một máy dò chứa chất khí.

Mặc dù vậy, nhiều chuyển đổi beta không đi đến trạng thái cơ bản của hạt nhân sinh ra sau đó, mà đến một trạng thái kích thích. Hành vi này có thể xem như xếp chồng trên đường parabola năng lượng đẳng vị trong Hình 1.6. Các trạng thái kích thích được hiển thị cho cả các đồng vị đẳng vị phóng xạ (Ag, Cd, In, Sb, Te) và bền (Sn), và nó nên được đánh dấu rằng những trạng thái này đạt được thông qua đồng vị trước đó.

Hình 1.5: Kịch bản phân rã của một nguồn phát beta thuần khiết, ${dpi{100}^{32}P}$ .

Hình 1.6: Đường đẳng vị ${dpi{100}A=117}$ với các kịch bản phân rã đơn lẻ xếp chồng. ${dpi{100}^{117}Sn}$ là đồng vị bền.

Kịch bản phân rã (decay scheme) cho một đồng vị phóng xạ bức xạ beta đơn lẻ là một phần của đường parabola năng lượng này với chỉ hai thành phần mẹ và con. Hình 1.7 cho thấy một trường hợp đơn giản của ${dpi{100}^{137}Cs}$ . Ở đây, một số phân rã beta (6.5% tổng số) đi trực tiếp đến trạng thái cơ bản của ${dpi{100}^{137}Ba}$ ; hầu hết phần còn lại (93.5%) đi đến một trạng thái nguyên tử kích thích của ${dpi{100}^{137}Ba}$ .

Bức xạ gamma được giải phóng khi trạng thái kích thích đó bị mất và rơi xuống trạng thái cơ bản. Lưu ý rằng năng lượng được giải phóng, 661.7 keV, thực sự là một tính chất của ${dpi{100}^{137}Ba}$ , nhưng lại được tiếp cận từ ${dpi{100}^{137}Cs}$ . Nó được quy ước như là "gamma ${dpi{100}^{137}Cs}$ ", và nó được liệt kê trong các bảng số liệu như vậy.

Hình 1.7: Kịch bản phân rã của ${dpi{100}^{137}Cs}$ .

Tuy nhiên, khi nhìn vào dữ liệu của các mức năng lượng (energy levels) trong hạt nhân, như trái ngược với các năng lượng tia gamma, nó sẽ cần thiết để nhìn xuống dưới đồng vị con, ${dpi{100}^{137}Ba}$ .

Trong trường hợp cụ thể này, 661.7 keV là gamma duy nhất trong quá trình phân rã. Thông thường thì có nhiều chuyển đổi gamma cùng xảy ra. Điều này được trình bày trong Hình 1.8, trong đó đại đa số các phân rã beta (Chúng được đánh dấu là ${dpi{100}\beta_{1}}$ ) đi đến mức 2505.7 keV rồi rơi xuống trạng thái cơ bản trong hai bước. Do đó, hai tia gamma này xuất hiện với các năng lượng của chúng trở nên khác biệt với năng lượng của mức cao và mức thấp:

${dpi{150}\gamma_{1}=(2505.7-1332.5)=1173.2 keV\gamma_{2}=(1332.5-0)=1332.5 keV}$

Hình 1.8: Kịch bản phân rã của ${dpi{100}^{60}Co}$

Hai gamma này được được gọi là nối tầng (in cascade), nếu chúng xuất hiện về cơ bản là cùng một lúc, và nếu mức độ trung bình (trong ${dpi{100}^{60}Ni}$ tại 1332.5 keV) không trì hoãn bức xạ của gamma thứ hai, thì chúng cũng được gọi là trùng hợp (coincident). Hiện tượng của hai tia gamma này xuất hiện từ cùng nguyên tử tại cùng thời điểm có thể có một ảnh hưởng đáng kể đến hiệu suất, sẽ được thảo luận ở Chương 8.

Còn tiếp...

Nguồn: Practical Gamma-Ray Spectrometry
Gordon Gilmore và John Hemingway