BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO
TRƯỜNG ĐẠI HỌC SƯ PHẠM TP. HỒ CHÍ MINH PHẠM NGUYỄN THÀNH VINH NGHIÊN CỨU ĐÁNH GIÁ MỘT SỐ THÔNG SỐ KỸ THUẬT
CỦA HỆ PHỔ KẾ GAMMA DÙNG DETECTOR HPGe GEM
15P4Chuyên ngành: Vật lý nguyên tử, hạt nhân và năng lượng cao
Mã số : 60 44 05

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ
Người hướng dẫn khoa học
TS. VÕ XUÂN ÂN


CE Mép Compton Compton Edge
DE Đỉnh thoát đôi Double escape
ĐHKHTN Tp.HCM Đại học Khoa học Tự nhiên Thành phố
Hồ Chí Minh

ĐHSP Tp.HCM Đại học Sư phạm Thành phố Hồ Chí
Minh

FWFM Độ rộng đỉnh năng lượng toàn phần tại
1/50 chiều cao cực đại
Full width at fiftieth maximum
FWHM Độ rộng đỉnh năng lượng toàn phần tại
1/2 chiều cao cực đại
Full width at haft maximum
FWTM Độ rộng đỉnh năng lượng toàn phần tại
1/10 chiều cao cực đại
Full width at tenth maximum
HPGe High Purity Germanium
LEGe Low Energy Germanium
MCA Máy phân tích biên độ đa kênh Multi channel analysis
P/C Tỷ số đỉnh/Compton Peak/Compton
PTN Phòng thí nghiệm
REGe Reverse Electrode Coaxial
Germanium
SE Đỉnh thoát đơn Single escape
TTHN Tp.HCM Trung tâm Hạt nhân Thành phố Hồ Chí
Minh

ULEGe Ultra Low Energy Germanium
VLHN Vật lý hạt nhân

theo dõi và sử dụng hiệu quả hệ phổ kế, các thông số kỹ thuật của hệ phổ kế cần được nghiên cứu và
đánh giá một cách có hệ thống. Kết quả này được coi là cơ sở cho việc theo dõi quá trình hoạt động
của hệ phổ kế sau này.
Vì vậy, chúng tôi đã thực hiện đề tài này với mục tiêu là chuẩn hóa hệ đo, đánh giá một số
thông số kỹ thuật của hệ phổ kế gamma đồng thời xây dựng cơ sở dữ liệu phổ gamma ban đầu cho
hệ phổ kế dựa trên bộ nguồn chuẩn có sẵn của PTN. Kết quả của đề tài sẽ đóng góp vào cơ sở dữ
liệu của PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM, đó là bộ thông số kỹ thuật đánh giá khảo sát trực tiếp
ban đầu khi đưa hệ phổ kế gamma mới được trang bị vào hoạt động. Kết quả này là dữ liệu tham
khảo có giá trị cho quá trình sử dụng và nghiên cứu trên hệ phổ kế sau này.
Đối tượng nghiên cứu của đề tài là hệ phổ kế gamma sử dụng detector HPGe GEM 15P4 của
hãng Ortec, Inc. đặt tại PTN VLHN, Trường ĐHSP Tp.HCM và bộ nguồn chuẩn RSS – 8EU với
các nguồn chuẩn điểm
133
Ba,
109
Cd,
57
Co,
60
Co,
54
Mn,
22
Na và
65
Zn. Phương pháp nghiên cứu của đề
tài là thực nghiệm đánh giá khảo sát trên hệ phổ kế gamma hiện có.
Nội dung của luận văn gồm có ba chương:
Chương 1 là phần tổng quan, trình bày những tiến bộ trong quá trình phát triển detector ghi đo
bức xạ tia X và tia gamma, tình hình nghiên cứu trong nước và trên thế giới liên quan đến hệ phổ kế


. Đó chính là bức xạ điện từ bước sóng rất ngắn hay còn gọi là bức xạ gamma.
Năm 1908, Rutherford và Geiger đã chế tạo ra ống đếm chứa khí giúp người sử dụng phát hiện
được sự tồn tại của bức xạ tia X hoặc tia gamma một cách tức thời, đồng thời cho phép người sử
dụng xác định định lượng những đặc tính của các bức xạ đó. Đây là một bước tiến nhảy vọt so với
kỹ thuật xử lý bằng kính ảnh trước đây. Các loại ống đếm tỷ lệ có khả năng đo cường độ của chùm
bức xạ tia X và tia gamma quan tâm nhưng không xác định được năng lượng của các chùm bức xạ
đó.
Năm 1948, Hofstadter đã chế tạo detector nhấp nháy NaI (Tl) có khả năng đo được phổ gamma
với dải năng lượng rộng hơn so với các detector trước đó. Kích thước tinh thể nhấp nháy đã được
cải tiến không ngừng giúp detector nhấp nháy có khả năng hấp thụ bức xạ năng lượng cao, thậm chí
lên đến 1 MeV. Đặc trưng cơ bản của detector nhấp nháy là độ phân giải tương đối cao (FWHM tại
vạch năng lượng 661,6 keV của đồng vị phóng xạ
137
Cs là 45 keV vào cỡ 7%), tinh thể nhấp nháy
có đặc tính vật lý và đặc tính hóa học ổn định, hiệu suất tương đối cao. Độ phân giải năng lượng cao
của detector nhấp nháy cho phép người sử dụng phân biệt các vạch năng lượng riêng lẻ ứng với
đỉnh năng lượng toàn phần của các bức xạ gamma khác nhau.
Nửa đầu thập kỷ 60 của thế kỷ trước, một thế hệ phổ kế gamma mới được nghiên cứu và phát
triển theo cơ chế nhiễu xạ của chùm tia gamma trên tinh thể của Bragg gọi là phổ kế nhiễu xạ tinh
thể. Ưu điểm của loại phổ kế này là độ phân giải rất cao, đặc biệt là trong vùng năng lượng thấp
(FWHM tại vạch năng lượng 100 keV vào cỡ 1 eV). Tuy nhiên nhược điểm cơ bản của loại phổ kế
này là hiệu suất ghi rất thấp. Do đó, hệ phổ kế loại này chỉ được dùng để đo một số nguồn phóng xạ
có cường độ lớn, đồng thời được sử dụng để chuẩn hóa các hệ đo phổ kế gamma khác nhờ vào độ
chính xác cao.
Năm 1926, Pell và một số nhóm nghiên cứu khác đã chế tạo thành công detector bán dẫn
Ge(Li). Công trình này mở ra một cuộc cách mạng trong lĩnh vực nghiên cứu ứng dụng vật liệu bán
dẫn để chế tạo detector ghi đo bức xạ tia X, tia gamma cũng như phát hiện các hạt mang điện khác.
Để nâng cao hiệu suất ghi nhận tín hiệu đầu vào, các detector loại này cần phải được chế tạo dưới
dạng đơn tinh thể với vật liệu bán dẫn có độ tinh khiết cao. Tuy nhiên, việc chế tạo detector bán dẫn

dụng hệ phổ kế vào việc nghiên cứu nền phông phóng xạ môi trường cho vùng Nam bộ Việt Nam
[10].
Các tác giả Trần Thiện Thanh, Võ Thị Ngọc Thơ đã nghiên cứu về hiện tượng trùng phùng
tổng trong phổ gamma của các nguồn đa năng [14], [15]. Các tác giả đã xây dựng được chương
trình hiệu chỉnh trùng phùng tổng dựa vào phương pháp tỷ số theo khoảng cách và phương pháp ma
trận.
Nhóm nghiên cứu Ngô Quang Huy, Đỗ Quang Bình, Võ Xuân Ân [5], [6], [7] ở Đại học Công
nghiệp Tp.HCM và TTHN Tp.HCM đã nghiên cứu về phổ và tối ưu hiệu suất của hệ phổ kế gamma
sử dụng detector HPGe đặt tại TTHN Tp.HCM bằng chương trình MCNP4C2 có kết hợp với thực
nghiệm để kiểm chứng.
Nhóm nghiên cứu Mai Văn Nhơn, Trương Thị Hồng Loan, Đặng Nguyên Phương, Trần Ái
Khanh, Trần Thiện Thanh [8], [11], [13] ở Bộ môn VLHN, Trường ĐHKHTN Tp.HCM sử dụng
phương pháp mô phỏng Monte Carlo với chương trình MCNP4C2 và MCNP5 để nghiên cứu chuẩn
hiệu suất và đặc trưng đáp ứng của detector HPGe có tại PTN VLHN, Trường ĐHKHTN Tp.HCM.
Năm 2009, luận án Tiến sĩ của tác giả Trương Thị Hồng Loan [9] đã thực hiện việc nghiên cứu
nhiều bài toán hạt nhân, sử dụng kết hợp giữa thực nghiệm và mô phỏng bằng chương trình MCNP:
nghiên cứu hàm đáp ứng, hiệu chuẩn hiệu suất ghi hệ phổ kế gamma sử dụng detector HPGe và khử
miền liên tục phổ gamma sử dụng thuật toán giải cuộn ML-EM.
1.2.2. Tình hình nghiên cứu trên thế giới
Năm 1986, Bikit và Veskovic đã nghiên cứu và xác định được chiều dài tối ưu của nguồn trụ
dùng trong việc đo đạc hoạt độ của một số năng lượng gamma quan tâm [22].
Năm 1990, Moss và cộng sự đã đưa ra kết quả so sánh giữa hàm đáp ứng thực nghiệm và hàm
đáp ứng tính toán bằng thuật toán Monte Carlo cho các nguồn chuẩn
65
Zn,
137
Cs và
113
Sn. Trong đó,
các đặc trưng của phổ đã được phân tích và cho kết quả phù hợp khá tốt giữa thực nghiệm và tính

xạ hiếm
176
Lu sử dụng 22 đỉnh năng lượng trong phổ gamma ghi nhận được dưới lòng đất. Kết quả
thực nghiệm đã cho thấy 17 đỉnh là những đỉnh trùng phùng của 2 hay 3 tia gamma hoặc tia X. Mối
tương quan trùng phùng tổng đã được thiết lập nhờ vào chương trình tính toán Coincal và Monte
Carlo [29].
Năm 2006 và năm 2007, các công trình [18], [34] đã nghiên cứu về chuẩn hiệu suất cho các
hình học đo khác nhau của detector HPGe đối với nguồn phóng xạ dạng đĩa bằng cách sử dụng
detector điểm giả định. Sự tương quan giữa tốc độ đếm và khoảng cách từ mặt phẳng detector giả
định đến bề mặt detector giúp nội suy và ngoại suy đường chuẩn hiệu suất cho nguồn đĩa ở những
khoảng cách nguồn – detector khác nhau.
Năm 2007, Mrđa và cộng sự đã nghiên cứu sự đóng góp của bức xạ hãm của đồng vị
210
Pb
trong vật chất làm buồng chì che chắn phóng xạ vào phông phóng xạ. Kết quả nghiên cứu cho thấy
với hoạt độ phóng xạ riêng 25 Bq/kg của
210
Pb, bức xạ hãm có thể đóng góp đến 20% vào phông
phóng xạ [23].
Năm 2009, trong công trình [16] nhóm nghiên cứu Asm đã đưa ra những thông số tối ưu hóa
cho việc chế tạo hộp đựng mẫu Marinelli nhằm mục đích nâng cao hiệu suất ghi nhận cho detector
HPGe. Việc nâng cao hiệu suất ghi nhận sẽ giúp cho quá trình đo đạc được rút ngắn hơn, từ đó có
thể tiết kiệm được thời gian và nâng cao hiệu quả kinh tế.

1.3. Cơ sở vật lý tương tác của gamma với vật chất
1.3.1. Hiệu ứng quang điện
Trong hiệu ứng hấp thụ quang điện, một lượng tử gamma va chạm với electron quỹ đạo và
hoàn toàn biến mất, khi đó toàn bộ năng lượng của gamma được truyền cho electron quỹ đạo để nó
bay ra khỏi nguyên tử. Electron này được gọi là electron quang điện. Electron quang điện bay ra với
động năng E

trống tại lớp vỏ mà nó bứt ra. Lỗ trống này sẽ nhanh chóng được lấp đầy bởi những electron tự do
trong môi trường vật chất hoặc sự dịch chuyển của các electron ở những lớp ngoài của nguyên tử.
Kèm với sự dịch chuyển của electron giữa hai lớp trong nguyên tử là việc phát ra tia X đặc trưng
hay còn gọi là tia X huỳnh quang. Tia X đặc trưng này sẽ bị hấp thụ bởi những nguyên tử khác
trong vật chất thông qua hiệu ứng quang điện ở các lớp vỏ có liên kết yếu với nguyên tử, tuy nhiên
sự góp mặt của nó vẫn có thể ảnh hưởng đến hàm đáp ứng của detector. Ngoài ra, trong một số
trường hợp, tia X đặc trưng được hấp thụ bởi electron ở những lớp ngoài của chính nguyên tử đó.
Kết quả là electron này sẽ bị bật ra khỏi nguyên tử và được gọi là electron Auger. Hai quá trình phát
tia X đặc trưng và phát electron Auger cạnh tranh lẫn nhau.
Xét ví dụ với tia gamma tới có năng lượng trên 30 keV gây ra hiện tượng quang điện trong
nguyên tử Xenon. Khi đó sự hấp thụ tia gamma ở lớp K chiếm 86% gồm có: 87,5% tạo ra tia X đặc
trưng lớp K (bao gồm cả

K
và

K
); 12,5% khử kích thích bằng việc phát ra các electron Auger.
Còn 14% tia gamma tới sẽ tham gia vào quá trình tương tác quang điện ở lớp L hoặc lớp M. Kết quả
là việc phát ra các tia X đặc trưng có năng lượng rất thấp hoặc electron Auger có quãng chạy thấp
có thể bị hấp thụ trở lại ở gần nơi xảy ra tương tác đầu tiên.
Trong tương tác của tia gamma hoặc tia X có năng lượng tương đối thấp, quá trình tương tác
quang điện là quá trình chiếm ưu thế. Ngoài ra, xác suất xảy ra quá trình tương tác quang điện cũng
tăng lên khi nguyên tử số của vật liệu hấp thụ tăng và được biểu diễn bởi công thức sau [32]:
5,3
n
E
Z
.ttancons


như sau:
 





cos1
cm
h
1
h
'h
22
0
(1.3)
 
 






cos1
cm
h
1
cos1
cm

 
2/sin2'
2
c

(1.6)
Trong đó:
m10.42,2
cm
h
12
0
c


được gọi là bước sóng Compton.
Tiết diện vi phân


d
d
của tán xạ Compton được tính theo công thức Klein – Nishina:









1
Zr
d
d
2
222
2
2
0
(1.7)
Trong đó:
2
0
cm
h

và r
0
là bán kính electron theo lý thuyết cổ điển.

Hình 1.4. Phân bố số lượng photon tán xạ Compton trong 1 đơn vị góc khối đối với góc tán xạ


trong hệ tọa độ cực tương ứng với các năng lượng tới khác nhau.
Phân bố mô tả trong hình 1.4 cho thấy những tia gamma có năng lượng lớn thì sẽ có xu hướng
tán xạ với góc nhỏ.
1.3.3. Hiệu ứng tạo cặp
Nếu gamma tới có năng lượng lớn hơn hai lần năng lượng nghỉ của electron (1022 keV) thì nó
sẽ sinh ra một cặp electron – positron khi qua trường của hạt nhân. Sự biến đổi năng lượng thành
khối lượng như trên cần phải xảy ra gần một hạt nào đó để hạt này chuyển động giật lùi giúp tổng




27
218
cm
E2
ln
9
28
r
137
Z
2
0
2
0
2
(1.8)
Trong đó: Z là nguyên tử số của chất hấp thụ, r
0
là bán kính electron theo lý thuyết cổ điển, E
là năng lượng của photon tới và
2
0
cm
là năng lượng nghỉ của electron.
Trong trường hợp
3/12
0

= 30 MeV đối với nhôm và bằng 15 MeV đối với chì.
Trong miền năng lượng
2
0
2
0
cm10Ecm5 
, tiết diện tạo cặp tỉ lệ với Z
2
và lnE:
ElnZ~
2

(1.10)
Theo công thức (1.10) thì tiết diện tạo cặp electron – positron gần tỉ lệ với Z
2
nên có giá trị lớn
đối với chất hấp thụ có nguyên tử số lớn.
1.3.4. Một số hiệu ứng khác
1.3.4.1. Tán xạ Rayleigh
Trong tán xạ Rayleigh, photon tương tác với các electron ở những lớp trong, liên kết chặt chẽ
hơn với hạt nhân nguyên tử. Sau va chạm, photon bị lệch hướng nhưng năng lượng của nó lại không
thay đổi. Lý thuyết cổ điển về tính chất sóng của bức xạ điện từ được sử dụng giải thích hiện tượng
này.
Từ lý thuyết điện từ, Thomson đã đưa ra công thức tính tiết diện tán xạ đối với một electron tự
do [3]:
3
r8
2
0

4
2
p
2
th
A
Z
10.2
A
Z
cm
e
3
8













(1.13)
Z
cm

1.3.4.4. Hiệu ứng tạo meson
Với năng lượng E > 14 MeV sau va chạm các gamma tạo thành các meson, tiết diện quá trình
này ứng với năng lượng của gamma tới h  300 MeV và tương ứng với hệ số hấp thụ cỡ 10
-4
cm
2
/g
là 10
-28
A.cm
2
. Mặc dù hệ số hấp thụ và tiết diện này là nhỏ nhưng vẫn dễ dàng quan sát được các
meson bằng thực nghiệm.
Các hệ số tạo thành các meson riêng phần và toàn phần là khác nhau đối với những nguyên tố
khác nhau.
1.3.5. Ảnh hưởng của các quá trình tương tác của gamma với vật chất vào việc hình thành
hàm đáp ứng của detector ghi đo gamma
Hiệu ứng quang điện dẫn đến sự hấp thụ toàn bộ năng lượng của gamma tới E. Trong điều kiện
lý tưởng, toàn bộ năng lượng này được truyền cho động năng của electron, đây là một hằng số ứng
với chùm gamma đơn năng chiếu vào detector. Khi đó, phân bố tích phân động năng của electron sẽ
là một hàm delta đơn giản như hình 1.5 và trong phổ gamma xuất hiện một đỉnh hấp thụ toàn phần
tương ứng với năng lượng E của gamma tới.

Hình 1.5. Đỉnh hấp thụ toàn phần ứng với năng lượng E
Trong quá trình tán xạ Compton, gamma tới chỉ mất một phần năng lượng, phần còn lại
chuyển thành năng lượng của gamma tán xạ và động năng của electron bật ra, sự phân bố này phụ
thuộc vào góc tán xạ. Trong thể tích nhạy của detector, tia gamma có thể tán xạ theo mọi góc nên
động năng của electron bật ra có giá trị biến thiên liên tục từ 0 đến giá trị cực đại tương ứng với góc
tán xạ 180
0

Hiệu ứng tạo cặp dẫn đến sự hình thành hai lượng tử gamma có năng lượng 511 MeV. Tùy
theo trường hợp, cả hai lượng tử này bị hấp thụ hoặc một hoặc cả hai đều bay ra khỏi detector mà ta
thấy xuất hiện các đỉnh sau:
+ Cả hai lượng tử gamma hủy cặp đều bị hấp thụ hoàn toàn trong thể tích nhạy của
detector: có sự xuất hiện đỉnh hấp thụ toàn phần E do năng lượng của tia gamma bị mất là (E – 1022
+ 1022) = E keV. Nghĩa là có sự đóng góp vào đỉnh hấp thụ toàn phần.
+ Một trong hai lượng tử gamma hủy cặp thoát ra khỏi vùng nhạy của detector: có sự xuất
hiện đỉnh thoát đơn (E – 511) keV.
+ Cả hai lượng tử gamma hủy cặp thoát ra khỏi vùng nhạy của detector: có sự xuất hiện
đỉnh thoát đôi tương ứng với năng lượng (E – 1022) keV.

Hình 1.7. Vị trí đỉnh thoát đôi ứng với năng lượng gamma tới E
Do xác suất tạo ra đỉnh thoát đơn và đỉnh thoát đôi là thấp nên để quan sát rõ các đỉnh này cần
phải sử dụng nguồn phát gamma có cường độ lớn hoặc đo trong một thời gian dài.
Hình 1.8 cho thấy một phổ gamma điển hình tương ứng với nguồn
60
Co được ghi bởi detector
HPGe. Các đỉnh thoát đơn và thoát đôi không thể hiện rõ vì xác suất tạo cặp thấp.

Hình 1.8. Phổ gamma điển hình tương ứng với nguồn
60
Co [38]
1173 keV 1332,5 keV
2500 keV
1.4. Hệ phổ kế gamma
1.4.1. Cấu trúc của hệ phổ kế gamma
Sơ đồ khối của hệ phổ kế gamma phông thấp được mô tả bởi hình 1.9. Trong đó, detector được
đặt trong buồng chì để giảm phông phóng xạ. Vì tính chất phụ thuộc vào nhiệt độ của chất bán dẫn,
các electron nhiệt sẽ được sinh ra nếu chất bán dẫn chịu điều kiện nhiệt độ cao trong thời gian dài.
Hiện tượng này sẽ gây ảnh hưởng đến kết quả đo khi sử dụng detector bán dẫn. Do đó detector bán

ngoài và tạo thành một cặp ion chỉ cần 1,12 eV. Electron tự do và lỗ trống dễ dàng dịch chuyển
trong tinh thể. Nếu vật liệu tinh khiết chỉ có Si hoặc Ge thì số electron và lỗ trống bằng nhau, vật
liệu như vậy được gọi là chất bán dẫn thuần. Nếu chất bán dẫn có lẫn tạp chất thì số lượng electron
có thể sẽ nhiều hơn số lượng lỗ trống (chất bán dẫn loại n) hoặc ngược lại (chất bán dẫn loại p).
Khi pha một số tạp chất vào tinh thể Si thì vật liệu này có thể trở thành chất bán dẫn loại n
hoặc chất bán dẫn loại p. Nếu ta pha tạp chất từ nhóm V của bảng tuần hoàn như P, As, Sb, Bi với 5
eletron hóa trị thì 4 electron hóa trị của nguyên tử tạp chất sẽ nối với 4 electron hóa trị trong nguyên
tử Si tạo nên các mối liên kết cộng hóa trị. Electron thứ 5 của nguyên tử tạp chất còn lại là electron
thừa, nó tự do chuyển động trong tinh thể và tham gia vào quá trình hình thành tín hiệu điện. Mức
năng lượng của electron tự do nằm gần miền dẫn nên rất dễ chuyển thành electron dẫn.
Nếu pha tạp chất từ các nguyên tố thuộc nhóm III trong bảng tuần hoàn như Al, B, Ga với 3
electron hóa trị vào chất bán dẫn Si thì sẽ thu được chất bán dẫn có lượng lỗ trống nhiều hơn lượng
electron và gọi là chất bán dẫn loại p. Mức năng lượng của lỗ trống nằm gần miền hóa trị nên rất dễ
chuyển thành lỗ trống trong chất bán dẫn.

a) b)
Hình 1.11. Chất bán dẫn loại n (a) và loại p (b)
c. Nguyên tắc làm việc
Miền p trong Si hay Ge đặt tiếp xúc với miền n tạo nên lớp tiếp xúc n-p. Khi đặt một hiệu
điện thế vào miền tiếp xúc với cực dương nối vào miền p còn cực âm nối vào miền n thì trở kháng
lớp tiếp xúc rất bé và có dòng điện chạy qua lớp tiếp xúc. Nếu đặt điện áp phân cực ngược lại sẽ
không có dòng điện qua lớp tiếp xúc, trừ dòng rò rất bé do chuyển động nhiệt của electron và lỗ
trống. Miền gần lớp tiếp xúc không có electron và lỗ trống do điện thế phân cực nói trên. Miền này
được gọi là miền nghèo và là miền nhạy của detector bán dẫn. Khi một bức xạ đi qua miền nghèo
này nó sẽ tạo nên các cặp electron – lỗ trống. Dưới tác dụng của điện trường cao thế, các electron và
lỗ trống chuyển động về các điện cực, tạo nên tín hiệu lối ra [4].
1.4.1.2. Khối tiền khuếch đại
Khối tiền khuếch đại được nối trực tiếp ngay sau detector. Nhiệm vụ của nó là khuếch đại sơ
bộ tín hiệu rất nhỏ từ detector mà vẫn đảm bảo mức "ồn" khả dĩ là nhỏ nhất. Khối tiền khuếch đại có
ý nghĩa rất quan trọng đối với chất lượng của hệ phổ kế vì nó góp phần quyết định độ phân giải

f
có giá trị cỡ 0,1 pF đến một vài pF. R
f
là một nguồn ồn
nên để giảm mức ồn người ta thường chọn R
f
có giá trị rất lớn (cỡ G) và tùy thuộc dòng rò
detector cũng như tích năng lượng với tốc độ đếm trong hệ liên kết trực tiếp. Tiền khuếch đại phải
gắn càng gần detector càng tốt. Để đảm bảo mức ồn lối vào nhỏ, người ta thường dùng transistor
trường làm phần tử lối vào cho tiền khuếch đại. Để đảm bảo mức ồn cực thấp người ta làm lạnh
transistor trường ở lối vào bằng cách đặt nó ngay bên trong ống làm lạnh gắn trực tiếp vào detector.
Điện tích Q
D
tạo ra trên detector cho bởi:


6
D
10.e.E
Q
(1.18)
Trong đó: E là năng lượng photon tới có đơn vị là MeV, e là điện tích electron (1,6.10
-19
C), 
là năng lượng cần thiết (đơn vị đo là eV) để tạo ra một cặp electron - lỗ trống trong detector, hệ số
10
6
là để chuyển đổi đơn vị MeV ra eV. Giá trị  ở 77K đối với Si và Ge lần lượt là 3,71 eV và 2,96
eV.
Từ công thức (1.18) ta tính được điện áp ra gây bởi photon năng lượng E (MeV) là:

Thời gian tăng của xung điện áp ra từ tiền khuếch đại trong trường hợp lý tưởng bằng thời gian
góp điện tích của detector. Nếu detector có thời gian góp điện tích rất nhỏ hoặc có điện dung rất lớn
thì chính tiền khuếch đại sẽ hạn chế thời gian tăng của xung điện áp ra. Trong trường hợp cần xác
định chính xác thời gian của sự kiện từ xung điện áp ta cần đến một thời gian tăng càng nhỏ càng
tốt.
Thời gian giảm của xung điện áp ra phụ thuộc hằng số thời gian phân rã của mạch tích phân
R
f
C
f

Biên độ của xung điện áp ra giảm theo hàm mũ :


/t
0
eVV
với  = R
f
C
f
(1.21)

Hình 1.13. Dạng xung ra từ tiền khuếch đại [38]
1.4.1.3. Khối khuếch đại tuyến tính
Khối này có nhiệm vụ khuếch đại tiếp xung ra từ tiền khuếch đại (thông thường nhỏ hơn 1 V)
lên đến khoảng giá trị thích hợp để có thể xử lý một cách dễ dàng và chính xác. Ngoài ra trong khối
này còn có các mạch tạo dạng xung nhằm cải thiện tỉ số tín hiệu/ồn (S/N) và ngăn ngừa sự chồng
chập xung. Hai yêu cầu này thường mâu thuẫn nhau nên trong thiết kế thí nghiệm cần có sự hài hòa
nhất định. Nếu ta xem yếu tố độ phân giải năng lượng quan trọng hơn thì cần giữ tốc độ đếm ở giá

0
được so sánh với một điện áp tăng tuyến tính V
r
.
+ Khi V
r
bằng V
0
thì xuất hiện một xung mở cổng. Độ rộng của xung này bằng thời gian
cần thiết để V
r
đạt giá trị V
0
.
+ Trong thời gian cổng mở các xung tần số cao sẽ đi qua cổng và được đếm bởi máy đếm
địa chỉ.
+ Số xung đếm được N
c
tỉ lệ với biên độ tín hiệu V
0
và xác định "địa chỉ" của tín hiệu,
thông tin tại địa chỉ này trong bộ nhớ số đếm sẽ tăng thêm một đơn vị.
Với nhiều lượng tử gamma được biến đổi theo nguyên tắc trên, ta được một hình ảnh phân bố
số xung theo biên độ xung, tức là một phổ gamma theo năng lượng mà detector hấp thụ được.
1.4.1.5. Máy phân tích biên độ đa kênh (MCA)
Máy phân tích biên độ đa kênh là sự mở rộng nguyên lý của máy phân tích biên độ đơn kênh.
Trong đó dải năng lượng quan tâm được chia thành nhiều kênh năng lượng (thường từ 100 đến
16000 kênh), mỗi kênh là một cửa sổ năng lượng từ E
i
đến E

1.4.2. Các đặc trưng kỹ thuật của detetor bán dẫn
1.4.2.1. Độ phân giải năng lượng
Độ phân giải năng lượng cho biết khả năng mà detector có thể phân biệt các đỉnh có năng
lượng gần nhau trong phổ. Đại lượng này được xác định bằng bề rộng ở 1/2 độ cao của đỉnh hấp thụ
toàn phần (FWHM). Độ phân giải năng lượng của detector bán dẫn HPGe còn tùy thuộc vào loại
detector, thể tích detector và năng lượng của tia gamma. Hiện nay detector HPGe có thể đạt độ phân
giải vào khoảng 1,8 keV ở đỉnh năng lượng 1332,5 keV của
60
Co. Trong khi detector NaI chỉ đạt độ
phân giải vào khoảng 100 keV ở đỉnh 1332,5 keV.
Độ phân giải tốt không những giúp nhận biết các đỉnh kề nhau mà còn giúp ghi nhận được các
nguồn yếu có năng lượng riêng biệt khi nó nằm chồng lên miền liên tục. Các detector có hiệu suất
bằng nhau sẽ có kết quả là các diện tích đỉnh bằng nhau, nhưng những detector có độ phân giải năng
lượng tốt sẽ tạo nên các đỉnh năng lượng hẹp và cao, các đỉnh năng lượng này có thể nhô lên cao
hơn so với vùng nhiễu thống kê của miền liên tục.
1.4.2.2. Tỉ số đỉnh/Compton (P/C)
Tỷ số này cho phép đánh giá khả năng phân biệt được các đỉnh yếu có năng lượng thấp nằm
trên nền Compton của các đỉnh năng lượng cao của detector. Đó là tỷ số chiều cao của đỉnh hấp thụ
toàn phần với chiều cao của nền Compton tương ứng (thường lấy ở mép Compton). Tỷ số này càng
cao thì càng có lợi cho phép đo hoạt độ thấp và phổ gamma phức tạp. Tỷ số này phụ thuộc vào thể
tích của detector, các detector lớn có tỷ số P/C lớn vì phần đóng góp của tán xạ Compton vào đỉnh
hấp thụ toàn phần lớn. Tỷ số P/C theo quy định thường được tính bằng cách chia độ cao của đỉnh
1332,5 keV cho độ cao trung bình của nền Compton trong khoảng 1040 keV và 1096 keV. Đối với
detector HPGe, tỷ số P/C thông thường nằm trong khoảng 40:1 đến 60:1 ứng với đỉnh năng lượng
1332,5 keV.
1.4.2.3. Dạng của đỉnh
Dạng chi tiết của các đỉnh quan sát được trong phổ gamma là một thông số quan trọng nếu
diện tích đỉnh cần được đo một cách chính xác. Hầu hết sự làm khớp dạng đỉnh đều sử dụng dạng
sửa đổi của phân bố Gauss cho phép thể hiện phần đuôi ở phía năng lượng thấp của phân bố. Phần
đuôi có thể xuất hiện do nhiều hiệu ứng vật lý, bao gồm sự thu gom điện tích không hoàn toàn trong

t

(total efficiency) là xác suất để một photon phát ra từ nguồn để lại
bất kỳ năng lượng nào khác không trong thể tích nhạy của detector. Trong trường hợp này tất cả các
tương tác, không quan tâm đến năng lượng, đều xem như được ghi nhận. Trong thực tế, rất nhiều hệ
thống đo đạc luôn đặt ra một yêu cầu là các xung phải lớn hơn một ngưỡng xác định nào đó được
thiết lập để loại bỏ các xung rất nhỏ từ các nguồn nhiễu điện tử. Do vậy ta chỉ có thể tiến đến hiệu
suất toàn phần lý thuyết bằng cách làm thấp ngưỡng này đến mức có thể.