Source: https://it.scribd.com/document/156463021/Nuclear
Timestamp: 2020-07-12 13:56:41+00:00

Document:
Nuclear | Núcleo atómico | Electrón
SalvaSalva Nuclear per dopo
CN2A.Oct_27_11.V4.laMateria
Examen de Diagnostico 2015-2016
cosmologia[2]
3A ESO Soluciones
Física Nuclear y Física Atómica y Molecular
XXXII Reunión Bienal de la Real Sociedad Española de Física
Medida de la concentración de actividades alfa total y beta total en aguas de consumo humano. Comparación de diferentes procedimientos
A B Ruano Sánchez, A Martín Sánchez y J de la Torre Pérez
Departamento de Física, Universidad de Extremadura, 06071 Badajoz; abrs@unex.es.
La determinación de la concentración radiactiva en agua potable es obligatoria en los paí- ses de la Comunidad Europea. La legislación española indica que, para considerar un agua potable, desde el punto de vista radiológico, el límite es 0,1 Bq/L para el índice de actividad alfa total (con exclusión de 222 Rn y sus hijos), 1 Bq/L para el índice de actividad beta total (con exclusión de 40 K y 3 H), 100 Bq/L para la concentración de 3 H, y 0,1 mSv/año para la dosis indicativa total (DIT). La directiva europea establece como obligatorias las determinaciones de la concentración de tritio y la DIT, estimando los mismos valores que en la normativa es- pañola. La Organización Mundial de la Salud, en su guía para la calidad del agua de bebida, considera la medida de los índices de actividad alfa total y beta total como una primera fase de control, de forma que si los resultados obtenidos son inferiores a los valores establecidos, no es necesario realizar más determinaciones. Esta última consideración queda establecida al considerar que puede asegurarse que la DIT está por debajo de 0,1 mSv/año siempre que los valores de los índices de actividad alfa total y beta total estén, a su vez, por debajo de los valores expresados, en las condiciones descritas, en la legislación española. En los laboratorios donde se llevan a cabo los correspondientes análisis es necesario rea- lizar un gran número de determinaciones, generalmente, por lo cual, los procedimientos de preparación y medida de las muestras deben ser rápidos y eficaces, además de minimizar el coste económico de las preparaciones. Para la determinación de la concentración de tritio se utilizan los equipos de centelleo líquido, mientras que para la determinación de los índices de actividad alfa total y beta total pueden ser varias las técnicas utilizadas, siendo la más habitual la medida de muestras en contador proporcional de flujo de gas. El objetivo de este trabajo ha sido realizar un estudio comparativo de los métodos de pre- paración, medida y análisis de muestras para las determinaciones de los índices de actividad alfa total y beta total mediante un contador proporcional de flujo de gas. En este sentido, se han implementado los procedimientos indicados en la norma española UNE 73311-4, y los descritos en las normas internacionales ISO 9696 e ISO 9697. Como la normativa española sólo hace referencia a determinaciones del índice de actividad beta total, para la comparación de medidas del índice de actividad alfa total se ha seguido el informe técnico del Consejo de Se- guridad Nuclear “Procedimientos para la determinación del índice de actividad alfa total en muestras de agua. Métodos de coprecipitación y evaporación”. Para llevar a cabo la citada comparación, se ha utilizado un contador proporcional de flujo de gas, modelo MPC-9300, de la casa Protean Instrument Corporation. Se han preparado muestras de aguas para el consumo humano procedentes del suministro de red, de aguas sub- terráneas y de aguas embotelladas. El método descrito en las normas españolas está basado en la medición de los residuos obtenidos después de la evaporación directa del agua sobre una plancheta en una estufa, a temperaturas inferiores a 80 0 C. El método descrito en las normas europeas está basado en la medición de los residuos obtenidos tras un proceso de ignición en un horno a 350 0 C, que son posteriormente depositados en una plancheta. En ambos casos ha sido necesaria la realización de una calibración y puesta a punto del equipo de medida, fabri- cando los patrones necesarios con las mismas características que las muestras de agua. Los re-
Simposio de Física Nuclear y Física Atómica y Molecular
sultados de la comparación de los diferentes métodos se han obtenido teniendo en cuenta los costes económicos involucrados para cada muestra, el tiempo consumido para la preparación, los resultados obtenidos en la determinación de los índices de actividad alfa total y beta total, y los valores de la actividad mínima detectable (AMD) para cada tipo de determinación. La conclusión más importante de esta comparación es que los resultados de la determina- ción de los índices de actividad alfa total y beta total, y de los valores de la AMD alcanzados por los distintos procedimientos son comparables entre sí. Los procedimientos españoles son realizados, en general, con un menor coste económico, ya que el número de utensilios utili- zados en el laboratorio es menor. Otra ventaja de los procedimientos españoles radica en la relativa sencillez de la preparación de las muestras, minimizando pérdidas en la obtención del residuo. Sin embargo, la preparación y medida de las muestras por este procedimiento implica un mayor tiempo de ejecución, debido a su lentitud, y a que es necesario esperar al menos cuarenta y ocho horas desde la terminación de la preparación de la muestra hasta su medida, lo cual puede ser un gran inconveniente cuando se tiene la necesidad de obtener los resultados con la mayor celeridad posible. Un inconveniente importante de los procedimien- tos indicados en las normas ISO es la necesidad de trasvasar la muestra utilizando varios recipientes para su preparación. Esto implica necesariamente pérdidas de parte de la muestra en el trasvase. ABRS y AMS agradecen a la Junta de Extremadura (Proyecto PDT08A045) la ayuda eco- nómica prestada.
UNE 73311-4, 2002. Determinación del índice de actividad beta total en aguas mediante contador
proporcional. Asociación Española de Normalización y Certificación, Madrid. ISO 9696, 2007. Water quality – Measurement of Gross Alpha Activity in Non-Saline Water- Thick
Source Method. International Organization for Standarinzation, Geneva. ISO 9697, 2007. Water quality – Measurement of Gross Beta Activity in Non-Saline Water. Internatio- nal Organization for Standarinzation, Geneva.
Diseño y desarrollo de un nuevo sistema de micro-fluorescencia de rayos X portátil para aplicaciones en Patrimonio Cultural
Francisco J Ager 1,2 , Ana Isabel Moreno-Suárez 1,2 , Blanca Gómez-Tubío 1,3 , Miguel A Respaldiza 1,4 , M Ángeles Ontalba-Salamanca 5 , Inés Ortega-Feliu 1
1 Centro Nacional de Aceleradores. Avda. Thomas A. Edison, 7, 41092 Sevilla (Spain).
2 Departamento de Física Aplicada I. Universidad de Sevilla.
3 Departamento de Física Aplicada III. Universidad de Sevilla.
4 Departamento de Física Atómica, Molecular y Nuclear. Universidad de Sevilla.
5 Departamento de Física. Universidad de Extremadura.
La posibilidad de producir micro haces de rayos X para su uso como microsondas de aná- lisis data de los años 60 [1]. No obstante, no ha sido hasta hace pocos años, con el desarrollo de los elementos ópticos de rayos X (óptica de capilares, tubos de rayos X microfocalizados, etc) y de los detectores compactos, como los silicon drift detectors (SDD), sin necesidad de enfriamiento con nitrógeno líquido, que se han podido construir espectrómetros portátiles compactos de microfluorescencia de rayos X para su uso en laboratorios, museos, etc. Hoy en día, la aplicación de la microfluorescencia de rayos X (μ-XRF) ha aumentado sus- tancialmente el potencial de la técnica convencional de fluorescencia de rayos X (XRF), apor- tando incluso la posibilidad de obtener mapas bidimensionales de composición e imágenes tridimensionales. En concreto, en el estudio del Patrimonio Histórico y Cultural, donde los análisis científicos son cada vez más importantes y representan un magnífico complemento a los estudios tradicionales, se ha confirmado la técnica μ-XRF como muy valiosa, dado que la reducción del tamaño de haz hasta una escala micrométrica ha aumentado significativamente
la resolución espacial analítica y permite el estudio de pequeños detalles como: soldaduras,
incrustaciones, restos presentes en los objetos, identificación de pigmentos, etc. Recientemente se ha abierto la posibilidad de contar con equipos portátiles comerciales de XRF equipados con fibras policapilares que permiten, en principio, el poder realizar medidas de XRF confocal con el objetivo de obtener información en profundidad de la muestra, por lo
que sería una alternativa en determinados casos a la extracción de muestras estratigráficas de las obras a estudiar. Además, el análisis in situ mediante μ-XRF se ha llegado a convertir en una de las exigen- cias básicas por parte de los arqueólogos y conservadores, dado que muchos de los objetos de interés son imposibles de mover o difíciles de transportar a un laboratorio. En nuestro caso, se ha construido un sistema de μ-XRF portátil basado en un tubo de rayos
X comercial iMOXS - Modular X-Ray Source, de la compañía alemana IFG [2], con óptica de
policapilares de rayos X [3], que permite el análisis con una resolución espacial de 30 μm para
los rayos K-X del molibdeno. El ánodo utilizado es de Rh, pudiéndose polarizar hasta 30 kV
y obtener una corriente de hasta 800 μA. A la salida del haz de rayos X se sitúa un carrusel de diferentes filtros, dependiendo del material a analizar.
La detección de los rayos X emitidos por la muestra bajo análisis se realiza con un detector portátil de rayos X del tipo SDD, modelo X123 fabricado por Amptek [4], siendo el cristal de silicio de 450 μm de espesor y 7 mm 2 de área, con una resolución nominal de 149 eV a 5,9 keV,
y la ventana de entrada de berilio de 12,5 μm.
Para mantener una geometría fija, se ha diseñado un soporte de acero de manera que el tubo de rayos X se mantiene sobre la perpendicular de la superficie de la muestra, mientras que el detector SSD forma un ángulo de 45° respecto de esa dirección. El punto de análisis
queda determinado mediante un sistema de dos micro-diodos láser, montados en el soporte y alineados con el tubo sobre el plano de focalización del policapilar. La imagen de la zona analizada se obtiene con un microscopio VZM™ 1000i de Edmund Optics con un campo de visión de 1.92 mm a 0.48 mm y un aumento de 2.5x a 10x, acoplado a una cámara de vídeo CCD. Además de todo esto, sobre el soporte también están montados una cámara de video tipo webcam para obtener una visión general de la muestra analizada y un sistema de ilumi- nación de fibra óptica variable con dos puntos de iluminación. Todo el sistema portátil se completa además con un sistema motorizado de 3 ejes para el movimiento de la muestra a analizar, en caso de ser necesario, con motores de paso de 1,25 μm (paso completo) o 0,156 μm (1/8 de paso) y controlado por ordenador. Finalmente presentaremos algunos ejemplos de aplicaciones en Patrimonio Cultural, como el análisis de soldaduras en joyería tartésica.
[1] P.A. Pella, M. Lankosz, Highlights of X-ray spectrometry for microanalysis, X-ray Spectrom. 26 (1997) 327-332
IFG Institute for Scientific Instruments GmbH Rudower Chaussee 29/31 D-12489 Berlin (www.ifg-
adlershof.de). A. Bjeoumikhov, N. Lanqhoff, J. Rabe, R. WedeIl, A modular system for XRF and XRD applications
consisting of a microfocus X-ray source and different capillary optics, X-ray Spectrom 33 (2004); 312-
Design and performance of the X-123 compact X-ray and gamma-ray spectroscopy system Redus, R. Huber, A. Pantazis, J. Pantazis, T. Sperry, D., Nuclear Science Symposium Conference Record, 2006. IEEE, 3794-3797.
Análisis de la concentración de actividad de 222Rn en aguas subterráneas para el estudio de análogos naturales de almacenamiento geológico profundo de CO2
A Fernández Mateo y A Martín Sánchez
Departamento de Física, Universidad de Extremadura, 06071 Badajoz; andreafm@unex.es
Los resultados del trabajo de investigación que se presentan forman parte de un macro proyecto sobre el estudio de análogos naturales, que tiene por objeto estudiar lugares idóneos para el almacenamiento geológico profundo de CO2. Para ello es también muy importante co- nocer el comportamiento de este gas en el caso de posibles escapes. En este proyecto participa un grupo numeroso de universidades e instituciones con el objetivo de analizar y caracterizar diversos lugares desde muy diferentes puntos de vista: geológico, químico, geofísico, etc. El comportamiento del gas CO2 puede ser asimilado al que puede tener en las mismas condicio- nes el gas natural radón, y más en concreto, el 222Rn. Los resultados que se presentan en este trabajo son las concentraciones de 222Rn medidas en diversos lugares elegidos como candi- datos para el estudio de análogos naturales para el almacenamiento de CO2. Se ha realizado una primera campaña de muestreo durante el mes de febrero de 2009 por toda la geografía española, en lugares de afloración de aguas subterráneas con gas disuelto, en terrenos no graníticos. Se han analizado muestras procedentes de treinta y siete puntos con las características exigidas (ver Fig. 1). In situ se determinaron varias cantidades tales como pH, Eh, conductividad, etc. Un conjunto de diversas alícuotas de cada muestra fue enviado a diversos laboratorios para la realización de diversas determinaciones (contenido de cationes, concentraciones de diversas sales, etc.). En concreto, nuestro laboratorio se ocupó de la deter- minación de la concentración de 222Rn disuelto en las aguas muestreadas.
Figura 1. Lugares del muestreo.
En cada punto se tomaron 10 mL de agua en el lugar más próximo posible al afloramiento y fueron transferidos a un vial de polietileno de 20 mL en el que previamente se habían intro- ducido otros 10 mL del líquido extractor-centelleador RADONEX [1]. Cada día, las muestras
fueron enviadas al laboratorio para su análisis inmediato. Una vez en el laboratorio, las mues- tras fueron medidas mediante centelleo líquido en un espectrómetro Quantulus 1220TM de la casa LKB-Wallac. Todo el procedimiento descrito y utilizado en el proceso está detallado en la Ref. [1]. Los resultados obtenidos se observan en la Tabla1.
Tabla 1. Actividades de los puntos muestreados.
Trabajo financiado por el Ministerio de Ciencia e Innovación (Proyecto Ref. PSS-120000-
2008-31).
M. Galán López, A. Martín Sánchez, J. Envirom. Radioact. 99 (2008) 1539-1543.
Desarrollo de un sistema de trazado de núcleos exóticos para FAIR.
B Fernández 1,2 , A Garzón 1,2 , Z Abou-Haidar 1,2 , M A G Alvarez 1,2 , J M Espino 1 y J Gómez-Camacho 1,2
1 Departamento de Física Atómica, Molecular y Nuclear, Universidad de Sevilla, 41012 Sevilla.
2 CNA-Centro Nacional de Aceleradores, Universidad de Sevilla, 41092 Sevilla; bfernand@us.es.
Nuevos aceleradores como SPIRAL2 (GANIL, Francia) o FAIR (GSI, Alemania) serán construidos próximamente, y con ellos se podrán producir haces de isótopos radiactivos con altas intensidades de corriente (>10 6 pps). Estos haces, a baja energía, inferior a 15 MeV/n, generalmente tienen una gran emitancia, lo que impone el uso de detectores de trazado (trac- king detectors) antes del blanco con la idea de reconstruir la trayectoria de los iones. Debido a la alta corriente y alta tasa de conteo, se requiere también el uso de una electrónica rápida. Nuestro grupo de Física Nuclear, está encargado de un desarrollo de sistema de tracking para el proyecto HISPEC/DESPEC de la rama de baja energía de FAIR, y en este sentido ha establecido una colaboración con el CEA-Saclay, para el desarrollo, construcción y testeo de Detectores de baja presión de electrones Secundarios (SeD) [1]. Hemos construido un primer prototipo, miniSeD, basado en el SeD (Secondary electrón Detector) que está instalado en el espectrómetro VAMOS en GANIL [1], obteniendo los primeros resultados de resolución tem- poral y espacial con una fuente radiactiva de fragmentos de fisión. Estos resultados son com- patibles con los del SeD de GANIL, lo que implica que este tipo de detectores se caracterizan por una buena resolución temporal y espacial independientemente de su geometría. Para un estudio más completo de los límites de nuestro detector, hemos variado diferentes parámetros de voltaje y campo magnético. Presentamos aquí los resultados. En la búsqueda de una mejor resolución temporal y espacial del detector, y de una mejor resistencia mecánica, junto con la posibilidad de trabajar con tasa de conteo superior a 10 5 pps, se ha comenzado a testear un nuevo detector de baja presión que utiliza tecnología microme- gas [2]. Dentro del contexto de alta tasa de conteo, el grupo de Física Nuclear Básica del CNA ha empezado en colaboración con los laboratorios de Microelectrónica del CSIC (Sevilla), CEA y GANIL, para desarrollar electrónica para cubrir las futuras nuevas necesidades. En paralelo, hemos construido una nueva línea de Física Nuclear en acelerador Tandem de 3MV del CNA-Sevilla, con una cámara de reacciones de alto vacío adecuada para testear estos detectores con haz de iones estables de altas corrientes, con electrónica asociada, sistema de control de flujo de gas y presión y sistema de adquisición de datos.
A. Drouart, C. Mazur, et al., Nucl. Instr. and Meth. A 477 (2002) 401-405.
Y. Giomataris, Ph. Rebourgeard, et al., Nucl. Instr. and Meth. A 376 (1996) 29-35.
Búsqueda del tercer estado 1+ del 30Al
B Olaizola 1 , L M Fraile 1,2 , H Mach 1,3 , M J G Borge 4 , R Boutami 1,4 , P A Butler 2,5 ,
J Cederkäll 2,6 , Ph Dessagne 7 , B Fogelberg 3 , H Fynbo 8 , P Hoff 9 , S Hyldegaard 8 , A Jokinen 10 , C Jollet 7 , A Korgul 11 , U Köster 2,12 , W Kurcewicz 11 , F Marecha l7 , T Motobayashi 13 , J Mrazek 14 , G Neyens 15 , T Nilsson 2,16 , J Nyberg 3 , W A Plóciennik 17 , A Poves 18 , E Ruchowska 17 , R Schuber 19 ,
M Stanoiu 20 y D T Yordanov 2,15
1 Grupo de Física Nuclear, Facultad de Físicas, Universidad Complutense, E-28040 Madrid, Spain.
2 ISOLDE, PH Department, CERN, CH-1211 Geneva 23, Switzerland.
3 Department of Nuclear and Particle Physics, Uppsala University, S-75121 Uppsala, Sweden.
4 Instituto de Estructura de la Materia, CSIC, E-28006 Madrid, Spain.
5 Oliver Lodge Laboratory, University of Liverpool, Liverpool, L69 3BX, United Kingdom.
6 Department of Physics, Lund University, S-22100 Lund, Sweden.
7 Institut de Recherches Subatomiques, IN2P3-CNRS, F-67037 Strasbourg, Cedex 2, France.
8 Institut for Fysik og Astronomi, Aarhus Universitet, DK-8000 Aarhus C, Denmark.
9 Department of Chemistry, University of Oslo, P.O. Box 1033 Blindern, N-0315 Oslo, Norway.
10 University of Jyväskylä, Department of Physics, P.O.Box 35 (YFL), FIN-40014 Jyväskylä, Finland.
11 Institute of Experimental Physics, Warsaw University, Hoza 69, PL 00-681 Warsaw, Poland.
12 Institut Laue-Langevin, B.P. 156, F-38042 Grenoble Cedex, France.
13 RIKEN, Hirosawa 2-1, Wako, Saitama 351-0198, Japan.
14 Nuclear Physics Institute, AS CR, CZ 25068, Rez, Czech Republic.
15 K.U. Leuven, IKS, Celestijnenlaan 200 D, 3001 Leuven, Belgium.
16 Chalmers University of Technology, Goteborg, Sweden.
17 The Andrzej Soltan Institute for Nuclear Studies, 05-400 Świerk, Poland.
18 Departamento de Física Teórica C-XI, Universidad Autónoma de Madrid, E-28049, Spain.
19 Institut für Radiochemie, Technische Universität München, D-85748 Garching, Germany.
20 NIPNE, P.O.BOX MG-6, Bucharest - Magurele, Romania.
fraile@nuc2.fis.ucm.es.
El modelo de capas es uno de los pilares fundamentales que sustentan nuestra compren- sión de la estructura nuclear. En este marco, la dinámica de cada nucleón en el potencial promedio debido al resto de nucleones da lugar al agrupamiento de los niveles cuánticos nucleares en capas, y por ende a la aparición de números mágicos cuando una de estas capas se llena. Se describen así muchas de las propiedades fundamentales en núcleos estables y próximos a la estabilidad. Sin embargo se sabe que el orden de llenado de capas se modifica lejos de la estabilidad y los números mágicos pueden verse alterados. De esta manera las con- figuraciones que en la descripción habitual darían lugar a estados excitados están favorecidas energéticamente y se convierten en las del estado fundamental. Una de las regiones más características en las que aparece este fenómeno es la llamada "isla de inversión" del Mg, en núcleos próximos al cierre de capa N = 20 y con Z alrededor de 12. En esta zona de la tabla de núcleos la estructura de capas de neutrones se invierte y las configuraciones de la capa pf remplazan a las sd como configuraciones del estado funda- mental. Desde su descubrimiento en 1975 [1] se ha abordado el estudio de esta zona con una variedad de técnicas complementarias que incluyen medida de masas, desintegración beta, reacciones de excitación Coulombiana, reacciones de transferencia y medida de momentos magnéticos. El interés principal de estos estudios reside por un lado en delimitar la isla de inversión y por otro en determinar las causas microscópicas que dan lugar al fenómeno. En particular el efecto del número de protones en las configuraciones de neutrones y el papel
de la parte tensorial de la interacción son objeto de profundo estudio. Es también interesan- te averiguar cómo ocurre la transición hacia la isla de inversión, por lo que el estudio de la estructura excitada de núcleos vecinos aporta valiosa información sobre la evolución de los orbitales implicados. En el experimento IS414 hemos abordado una exploración sistemática de núcleos ricos en neutrones en la isla de inversión poblados en la desintegración beta de 30,31,32 Na en la instala- ción de haces radiactivos ISOLDE (CERN), en Ginebra. Se ha empleado para ello espectros- copía gamma y la técnica de coincidencias ultrarrápidas "fast-timing" para medir tiempos de vida de estados excitados [2]. Esto ha permitido el estudio tanto de los núcleos que forman parte de la isla de inversión como situados en sus fronteras y también de algunos más aleja- dos que, como el 30 Al, pueden ofrecer información de la evolución de la configuraciones de neutrones desde el valle de estabilidad hasta la isla de inversión. En este estudio el núcleo 30 Al se ha poblado en la cadena de desintegración beta del 30 Na. Este último se produce por el bombardeo de un blanco grueso de 45 g/cm 2 de UC x /grafito a 2100 ºC con protones de 1,4 GeV provenientes del PSB del CERN. Los productos de la reac- ción se frenan en la matriz del blanco y por difusión térmica alcanzan la línea de transferen- cia de tántalo, donde se ionizan positivamente. Los iones de masa A = 30 se separan en un dipolo y se transportan a 60 kV hasta la estación experimental, donde se implantan en una lámina de aluminio en el centro del dispositivo de medida. Este cuenta con 5 detectores: un centellador plástico beta NE111A de respuesta temporal rápida y cuatro detectores gamma en el plano perpendicular a la línea de haz y perpendiculares entre sí. Dos de los detectores gamma eran cristales centelladores LaBr 3 de respuesta temporal rápida y aceptable resolución en energía (3% a 662 keV) y los otros dos detectores de HPGe de alta eficiencia. Las medidas de fast-timing se efectúan determinando la diferencia de tiempos entre las transiciones beta que pueblan un nivel, detectadas en el detector plástico, y las desintegraciones gamma que lo desexcitan, medidas en los cristales centelleadores. Los HPGe se utilizan para la selección de la rama de desintegración y permiten elaborar el esquema de niveles mediante coincidencias gamma-gamma. Los datos se tomaron de manera simultánea en dos sistemas de adquisición, uno analógi- co optimizado para fast-timing y uno digital optimizado para seleccionar ventanas de tiempo con referencia al impacto de los pulsos de protones en el blanco. Debido a la diferencia de vi- das medias entre el 30 Al (T 1/2 = 3.6 s) y sus progenitores, 30 Mg (T 1/2 = 335 ms) y 30 Na (T 1/2 = 48 ms), se ha podido seleccionar una ventana temporal para optimizar la intensidad de los fotopicos del 30 Al en el espectro de los HPGe. Esto ha permitido una análisis de coincidencia detallado, empleando la información conocida [3,4]. De esta manera hemos podido elaborar un esquema de niveles que amplía el existente hasta la fecha con 3 nuevos niveles y 4 nuevas transiciones. Además se podido medir por primera vez la vida media de los estados excitados de más baja energía. Combinando esta información espectroscópica hemos podido identificar el tercer es- tado 1 + en el núcleo.
C. Thibault et al., Phys. Rev. C 12 (1975) 644.
H. Mach, R.L. Gill, and M. Moszynski, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A 280 (1989) 49.
P. M. Endt, R.B. Firestone, Nuclear Physics A633 (1998) 1.
T.A. Hinners, P.F. Mantica, V. Tripathi and A.D. Davies, Phys. Rev. C 77 (2008), 034305.
Reacciones de arranque de un neutrón a energías relativistas
C Rodríguez-Tajes 1 , H Álvarez-Pol 1 , E Benjamim 1 , J Benlliure 1 , M Caamaño 1 , E Casarejos 1 , D Cortina-Gil 1 , K Eppinger 2 , H Geissel 3 , R Gernhäuser 2 ,
B Jonson4, R Krücken 2 , T Kurtukian 1 , P Maierbeck 2 , T Nilsson 4 ,
C Nociforo 3 , D Pérez 1 , A Prochazka 3 , H Simon 3 , K Sümmerer 3 , H Weick 3 and M Zhukov 4 para la colaboración S245
1 Departamento de Física de Partículas, Universidade de Santiago de Compostela, 15782 Santiago de Compostela, España; carme.rodriguez@usc.es.
2 Physik Department E12, Technische Universität München, 85748 Garching, Alemania.
3 GSI Helmholtzzentrum für Schwerionenforschung, 64291 Darmstadt, Alemania.
4 Experimental Fysik, Chalmers Tekniska Högskola och Göteborgs Universitet, 412 96 Göteborg, Suecia.
Nuestro trabajo se centra en el estudio de núcleos exóticos ricos en neutrones, para los que se manifiestan importantes cambios estructurales. Un ejemplo de ello son las conocidas configuraciones de halo, en las que se observa un significativo aumento del radio nuclear de- bido a que la función de onda de los neutrones de valencia se extiende excepcionalmente en el espacio [1]. Se han observado también estructuras inusuales en la zona N ~ 20, denominada isla de inversión por causa de la aparición de configuraciones intrusas en el estado fundamen- tal. De forma más general, los datos experimentales revelan diferencias en los tradicionales
números mágicos. Este es el caso de la desaparición de la capa cerrada N = 8 en núcleos como 11 Li o 12 Be, o la existencia de nuevas subcapas cerradas en N = 14 y N = 16 para los isótopos de oxígeno [2,3]. Con el objetivo de investigar fenómenos como los descritos en el párrafo anterior, se rea- lizó un experimento en el laboratorio alemán GSI (Darmstadt). Se utilizaron reacciones de arranque de un neutrón y, mediante esta técnica, se estudiaron 38 isótopos distintos com - prendidos entre C y Al, cubriéndose la región N = 9 – 22. En el experimento, se usó un haz primario de 40 Ar (10 10 iones/pulso) acelerado en el sincrotrón SIS hasta 700 MeV/nucleón. Los proyectiles de interés se obtuvieron por fragmentación en un blanco de Be (4 g/cm 2 ) situado en la entrada del espectrómetro magnético FRS [4]. La figura 1 muestra un esquema del dis- positivo experimental. La primera parte del FRS (F0-F2) se dedicó a la identificación y selección de los proyectiles. El blanco de reacción, Be (1720 mg/cm 2 ), se situó en el pla- no focal intermedio (F2). En esta re- gión, se incluyó además un conjun- to de detectores de Ge (MINIBALL) con el que se midieron los fotones emitidos en coincidencia. Los frag- mentos producidos en la reacción se estudiaron en la segunda mitad del FRS (F2-F4). La identificación de los núcleos se basó en la determinación de su carga con cámaras de ioniza-
ción (MUSIC) y en la evaluación del cociente A/Q. Este último cálculo se
Figura 1. Dispositivo experimental en el espectrómetro magnético FRS.
realizó a partir de medidas de posición (TPC), que nos permitieron calcular la rigidez magné-
tica Bρ = λm 0 βc/Q, y a partir del tiempo de vuelo entre centelleadores (SCI1-SCI2, SCI2-SCI3), a partir del cual se obtuvo la velocidad de cada núcleo. Los observables físicos extraídos en este trabajo son fundamentalmente la sección eficaz de arranque de un neutrón y la distribución de momento longitudinal de los fragmentos resultantes, que contiene valiosa información sobre el momento angular orbital del neutrón arrancado [5]. Además, en algunos casos, el estudio de los rayos gamma emitidos nos permi- tió estimar los coeficientes de ramificación para los distintos estados del fragmento poblados en la reacción. De este modo, se han determinado las correspondientes secciones eficaces exclusivas que, con ayuda de una descripción teórica conveniente, nos permiten acceder a los distintos factores espectroscópicos. Este tipo de análisis ha sido posible para los proyectiles
17 C, 19 N, 21 O y 25 F. En la figura 2, se especifican los 38 núcleos estudiados. Los resulta- dos obtenidos están en buen acuerdo con anteriores trabajos experimenta- les y proporcionan también nueva información sobre aquellos núcleos que, hasta el momento, no habían sido explorados mediante reaccio- nes de arranque de un neutrón. Son especialmente interesan- tes las medidas realizadas en las proximidades de N = 14. Los datos
obtenidos en esta región muestran
un estrechamiento en las distribu- ciones de momento longitudinal cuando pasamos de un proyectil
N = 14 a uno N = 15. Este compor-
tamiento se ha observado en el nú-
cleo 23 O e indica una gran pureza de la configuración (d 5/2 ) 6 (s 1/2 ) 1 [6]. En el caso del 22 N, para
el cual se ha propuesto una posible estructura de halo [7], nuestros resultados sugieren una
configuración similar. Hemos prestado también especial atención a los isótopos de Ne, para los que el modelo
de capas tradicional predice el arranque de un neutrón en distintos niveles, a saber, 24 Ne (d 5/2 ),
25-26 Ne (s 1/2 ) y 27-28 Ne (d 3/2 ). Sin embargo, hemos encontrado distribuciones de momento in-
usualmente estrechas para los proyectiles 27-28 Ne que sugieren un debilitamiento de la confi- guración d 3/2 .
Figura 2. Región de la carta de núcleos investigada en este trabajo. Los núcleos estudiados aparecen en gris, el tono más oscuro corresponde a aquellos casos en que la técnica de arranque de un neutrón no ha sido empleada anterior-
P. G. Hansen et al., Europhys. Lett. 4, 409 (1987).
T. Otsuka et al., Phys. Rev. Lett. 87, 082502 (20001).
H. Geissel et al., Nucl. Instr. Meth. B 70, 286 (1992).
P. G. Hansen, Phys. Rev. Lett. 77, 1016 (1996).
D. Cortina et al., Phys. Rev. Lett. 93, 062501 (2004).
D. Sohler et al., Phys. Rev. C 77, 044303 (2008).
Radiación ionizante producida en la interacción de pulsos láser ultracortos con blancos sólidos de aluminio
C Fonseca-Cuenca 1 , C Méndez-Valverde 2 , C Ruiz-Mendez 2 , F Fernández-González 1 y L Roso-Franco 2, 3
1 Grupo de Física Nuclear, Universidad de Salamanca, 37008 Salamanca, carmenfonseca@usal.es.
2 Centro de Láser Pulsado Ultra Intenso (CLPU), Salamanca.
3 Grupo de Óptica, Universidad de Salamanca.
Cuando pulsos láser ultracortos y de alta intensidad, inciden sobre un medio, se produce ionización del material, generándose un plasma que se forman en la interfase del blanco y que a su vez es afectado por el campo del láser. Los electrones del plasma, son acelerados de tal forma que mucho de ellos –dependiendo de su energía- penetran el blanco, y al ser fre- nados por el campo coulombiano de la estructura nuclear del material, producen radiación Bremsstrahlung. La existencia de este tipo de radiación produce un impacto radiológico que es necesario evaluar; aunque convencionalmente el láser no es considerado una fuente de radiación ioni- zante, la evidencia experimental muestra que bajo ciertas condiciones de operación, la inte- racción láser – materia puede generar radiación de diferente naturaleza. En este trabajo se ha medido la radiación emitida cuando pulsos láser de 10 GW de potencia inciden sobre blancos sólidos de aluminio. Se analiza la distribución angular y espacial de la dosis emitida, así como su dependencia respecto a la polarización de los pulsos láser.
En el desarrollo experimental del trabajo, se ha utilizado un láser de Titanio-Zafiro pulsado a 800 nm, este sistema está basado en tecnolo- gía CPA (Chirped Pulse Amplification) [1], para amplificar pulsos cortos de 100 fs de duración, generados mediante mode-locking. El sistema utilizado produce una energía de 0.9 mJ/pulso, con una tasa de repe-
tición de 1kHz. La intensidad alcan- zada se encuentra alrededor de 10 16 W/cm 2 . La incidencia del láser sobre el blanco es oblicua a 45º. Los blancos de aluminio, de 50 μm de espesor, se desplazan continuamente para evitar múltiples incidencia en el mismo punto. Para el estudio de la radiación emitida, se diseñó un prototipo de detector basado en cristales termoluminiscentes de 7 LiF:Mg,Ti (TLD700). La función primaria de este dispositivo, es medir la variación de la dosis con la distancia y de esta manera, caracterizar la energía asociada a la distribución de partículas que inciden en los cristales. Con este fin se dispuso de 18 TLDs, distribuidos en 6 planos que contienen cada uno 3 cristales en la periferia de una circunferencia de radio variable r, de tal forma que los dosímetros ubicados en un plano, no apantallen los del círculo posterior. Los 3 dosímetros en cada plano se encuentran separados
Figura 1. Prototipo de detección basado en cristales ter- moluminiscentes TLD700.
120º entre sí. Todo el dispositivo, se circunscribe en un cilindro de 4 cm de radio y entre los distintos planos, se puede insertar filtros de diferente material para analizar el efecto de estos sobre la radiación transmitida. Para estudiar la distribución angular de las dosis emitidas, se utilizó un arreglo de 35 TLDs adheridos a la superficie interna de un semicilindro, de tal forma que se tenía 7 colum- nas espaciadas entre sí 30º, cada una con 5 dosímetros.
Figura 2. Distribución angular de la dosis para pulsos láser con polarización P y S.
La distribución angular se diferencia claramente en las dos polarizaciones, Para polariza- ción P, se observan las mayores dosis en la dirección de reflexión especular del láser, dismi- nuyendo simétricamente a cada lado, mientras que para la polarización S, las mayores dosis
se emiten en el plano del blanco (ver Fig.2). La atenuación de la radiación con la distancia, es similar en las 2 polarizaciones, sin embargo la magnitud de la dosis medida es mayor para pulsos con polarización P. Se midieron dosis que se ajustan a una distribución electrónica bi- Maxweliana con energías de 13 y 60 keV. También se midieron fotones con energía media de
12 keV, lo que resulta coherente con la hipótesis inicial de emisión Bremsstrahlung generada
por la componente primaria de electrones.
La radiación emitida en la interacción de pulsos láser de intensidad 10 16 W/cm 2 incidien- do sobre blancos de aluminio, se compone en primer lugar de electrones con energía media
13 keV, una componente menor de electrones de mayor energía (60 keV) y una tercera y mucho
mas pequeña aunque no despreciable contribución de fotones emitidos por Bremsstrahlung. Las dosis registradas durante el experimento son muy altas, superando incluso los 10 Gy a 4 cm del centro de interacción y alcanzando tasas equivalentes hasta de 70 mSv/s. Ante estos valores que superan cualquier límite razonable [2], surge la necesidad de implementar un
sistema de control dosimétrico orientado a la protección radiológica de la instalación. C. Fonseca Cuenca, agradece la financiación recibida del programa Alban (E06D-
103594CO).
D. Strickland and G. Mourou, “Compression of amplified chirped optical pulses,” Opt. Commun. 56,
219-221 (1985). ICRP Publication 60: 1990 Recommendations of the International Commission on Radiological Pro- tection.
Radiactividad natural en algunos materiales utilizados en construcción
C Miró 1 , J M Ávila 2 , M García 3 y J Pastor-Villegas 4
1 Departamento de Física Aplicada, Universidad de Extremadura, 10071 Cáceres; cmiro@unex.es.
2 Departamento de I+D, Instituto Tecnológico de Rocas Ornamentales y Materiales de Construcción,
10071-Cáceres.
3 Departamento de Control de Calidad, Instituto del Corcho, la Madera y el Carbón Vegetal, 06800-Mé- rida.
4 Departamento de Química Orgánica e Inorgánica, Universidad de Extremadura, 10071-Cáceres.
Los estudios sobre radiactividad natural tienen una gran importancia debida a que ésta produce radiaciones ionizantes que son las causantes de la principal fuente de exposición a la que está sometido el hombre. Los materiales utilizados en la construcción de edificios son una de las fuentes que puede causar exposición directa a la radiación ya que contienen isóto- pos radiactivos del radio, torio y potasio. El objetivo de este trabajo ha sido la medida de la actividad gamma del 40 K, 226 Ra y 232 Th en algunos de los materiales más utilizados en la cons- trucción de edificios públicos y de viviendas, como son el cemento, yeso, escayola, mármol y madera. Además, a partir de los resultados obtenidos, se han determinados sus actividades equivalentes de radio y varios índices de riesgo a la radiación. Por último, los resultados se han comparado con los datos obtenidos en otros países del mundo. Las muestras de cemento, yeso y escayola se obtuvieron en almacenes de materiales de construcción. El mármol se cogió directamente de canteras de Extremadura y las muestras de madera procedían de árboles de las repoblaciones de eucaliptos de esta región. La actividad gamma debida al 40 K, 226 Ra y 232 Th se determinó mediante espectrometría gamma utilizando detectores coaxiales de HPGe. Los resultados muestran que el rango de valores medios de actividad específica fue de 13 a 344 Bq/kg para el 40 K, de 0.007 a 49 Bq/kg para el 226 Ra y de <0.05 a 11 Bq/kg para el 232 Th. Estos valores pueden compararse con los obtenidos en un estudio anterior [1] en pizarras extraídas de canteras extremeñas donde la actividad específica media fue de 840 ± 40 (SD), 29 ± 4 (SD) y 75 ± 10 (SD) Bq/kg, para el 40 K, 226 Ra y 232 Th, respectivamente. Con los valores de actividad específica se determinó la actividad equivalente de radio, Raeq, para cada material a partir de la siguiente expresión [2]:
Ra eq = (A Th × 1.43) + A Ra + (A K × 0.077)
donde A Th , A Ra y A K son las actividades específicas del 232 Th, 226 Ra y 40 K, respectivamente. En la figura 1 se muestran, para cada material analizado, los valores obtenidos de activi- dad equivalente de radio, calculados a partir de la expresión (1). Los resultados oscilan entre los 3.7 Bq/kg de la madera de eucalipto y los 91 Bq/kg del cemento Portland. Por otro lado, se asume que una actividad equivalente de radio de 370 Bq/kg en materiales de construcción producirá una exposición de alrededor de 1.5 mGy/año en la población [3], valor considerado por la International Commision on Radiological Protection (ICRP) [4] como límite máximo admisible. Por tanto, los valores obtenidos para todos los materiales estudia- dos se sitúan por debajo de este límite recomendado. Por otro lado, se encuentran dentro del rango de valores medios mundiales estimados para este parámetro por el United Nations Scientific Committee on the Effects of Atomic Radiation (UNSCEAR) [5].
Figura 1. Actividad equivalente de radio de distintos materiales de construcción.
A partir de los resultados de actividad especifica gamma se han determinado los índices de peligrosidad externo e interno de todas las muestras. En todos los casos los valores fueron inferiores a la unidad lo que implica que, según las recomendaciones de la ICRP [4], el riesgo debido a la irradiación externa y a la inhalación de gas radón en ambientes interiores es muy bajo. Los autores agradecen la ayuda aportada por la Junta de Extremadura-fondos FEDER, al proyecto “Radiactividad Natural en los Materiales de Construcción” [PRI06A258].
C. Miró, J.M. Ávila, M. García y J. Pastor-Villegas, Información Tecnológica (aceptado para publica-
ción). J. Beretka, y P.J. Mathew, Health Phys. 48, 87 (1985).
R. Krieger, Betonwerk Fertigteil-Tech. 47, 468 (1981).
[4] International Commision on Radiological Protection. Recommendations of ICRP, Publication 26,
Pergamon Press, Oxford, UK (1977). United Nations Scientific Committee on the Effects of Atomic Radiation, Sources and effects of io- nizing radiation. Volumen I: Sources Report to General Assembly, with Scientific Annexes. United Nations, New York, USA (2000).
Simulación Monte Carlo del cabezal de un acelerador clínico Siemens Primus mediante Geant4
M A Cortés-Giraldo 1 , J M Quesada 1 , M I Gallardo 1 y R Arráns 2
1 Dpto. Física Atómica, Molecular y Nuclear, Facultad de Física, Universidad de Sevilla. Apdo. 1065, 41080 Sevilla, Spain; miancortes@us.es.
2 H. U. Virgen Macarena, Servicio de Radiofísica, Av. Doctor Fedriani, s/n, 41009 Sevilla, Spain.
En este trabajo se presenta la simulación por métodos de Monte Carlo del cabezal de un acelerador lineal Siemens Primus, utilizado en el H. U. Virgen Macarena (Sevilla) para la realización de tratamientos radioterapéuticos, usando la plataforma de simulación de código abierto Geant4 [1] en su versión 9.2. En ella se incluye además el cálculo de la dosis depositada en un maniquí de agua líquida situado a 100 cm de la fuente. Geant4 permite simular el trans- porte de todo tipo de partículas (estables y de corta vida media) a través de un medio ma- terial, cuya energía cinética puede estar comprendida entre centenares de eV y unidades de TeV. Por lo tanto, puede utilizarse en simulaciones de interés en campos muy diversos como la física de altas energías, la tecnología aeroespacial o, como en nuestro caso, la física médica. Se ha introducido la geometría íntegra del cabezal del acelerador, configurado para un tratamiento de radioterapia con fotones. En concreto, se ha simulado con el mayor nivel de detalle posible el blanco generador de fotones por radiación de frenado, el colimador prima- rio junto con el filtro aplanador, la cámara monitora, las mordazas y el colimador multilámi- nas, desarrollado por Toshiba y que consta de un total de 2 × 29 láminas que proyectan ~ 1 cm en el plano del isocentro. En cuanto al maniquí, éste consiste en una cuba llena de agua de dimensiones 50 cm × 50 cm × 40 cm cuya superficie está situada a 100 cm de la fuente. Con el fin de realizar el cálculo de la curva de rendimiento en profundidad y de los perfiles latera- les, el maniquí ha sido dividido completamente en vóxeles de tamaño 2 mm × 2 mm × 2 mm. Finalmente, se ha generado un volumen que contiene a todos los elementos cuya función es descartar el seguimiento de cualquier partícula que escape de este recinto, permitiendo aho- rrar hasta un factor 4 en tiempo de computación. Toda la geometría ha sido simulada en dos etapas para ahorrar coste computacional. En una primera etapa se ha simulado la incidencia de 10 9 electrones primarios sobre el blanco para generar un archivo de espacio de fase (siguiendo el formato del OIEA [2]) justo bajo el filtro aplanador. Las partículas almacenadas se utilizan hasta 50 veces en la segunda etapa de la simulación. El espectro de energía de los electrones incidentes viene dado por una distribu- ción gaussiana de valor medio 5.8 MeV y dispersión 0.29 MeV. La posición de estos electrones se obtiene considerando una distribución gaussiana bidimensional con FWHM 1.0 mm y nor- mal a la superficie del blanco. En la segunda etapa se realiza la simulación del transporte de todas las partículas almacenadas en el archivo de espacio de fase hasta el maniquí incluyendo el transporte a través de éste. La geometría está diseñada para poder configurar un campo de radiación de forma y tamaño totalmente arbitrarios, puesto que el usuario puede mover a su libre albedrío tanto las mordazas como las láminas del colimador multiláminas. Los resulta- dos que se muestran se han obtenido considerando configuraciones en tamaño de campo de 5 cm × 5 cm y 10 cm × 10 cm. Para ambos campos el tiempo de cómputo se situó en torno a las 20 horas con nuestro centro de cálculo. La primera etapa tiene un coste computacional mayor, de unas 30 h aproximadamente. En la figura 1 mostramos la curva de rendimiento en profundidad obtenida en la simu- lación para el campo 10 cm × 10 cm, junto con resultados obtenidos para la misma geome-
tría usando el código de simulación EGSnrc [3]. Se puede apreciar que el acuerdo es bastante bueno con los datos experimentales obtenidos durante la calibración del aparato. Por otra parte, la figura 2 muestra el perfil lateral a 10 cm de profundidad en el maniquí, para el mismo campo de tamaño 10 cm × 10 cm. El acuerdo obtenido entre los resultados obteni- dos mediante simulación con Geant4 y los datos experimentales es evi- dente. La incertidumbre asociada a cada punto dentro del campo de ra- diación es aproximadamente del 1% (1σ), siendo la desviación absoluta con respecto a los datos experimen- tales inferior al 5% en todos los ca- sos. El acuerdo obtenido para otras profundidades y para el tamaño de campo 5 cm × 5 cm es similar a los aquí presentados. Estos resultados muestran que Geant4, en su versión 9.2, es capaz de realizar simulaciones con una exactitud similar a EGSnrc en pro- blemas de interés dentro del ámbito de la radioterapia mediante haces de fotones colimados. La simulación del transporte de neutrones a lo lar- go de la geometría no se ha conside- rado al no ser relevante a la energía nominal de 6 MeV. Para energías superiores la contaminación neu- trónica es significativa, por lo que se hace necesario incluir los procesos
físicos correspondientes, que Geant4 proporciona, así como un modelado riguroso y exacto del blindaje del propio acelerador. Dicho trabajo se encuentra en fase de desarrollo.
Figura 1. Curva de rendimiento en profundidad (PDD) para tamaño de campo 10 cm × 10 cm y energía nominal de 6 MeV.
Figura 2. Perfil lateral “inplane” para tamaño de campo 10 cm × 10 cm y energía nominal de 6 MeV.
S. Agostinelli et al. (Geant4 Collaboration), Nucl. Instr. Methods A 506, 250-303 (2003).
http://www-nds.iaea.org/phsp, Phase-space database for external beam radiotherapy.
I. Kawrakow, Med. Phys. 27, 485-498 (2000).
Correcciones radiativas en espectros de energía de la reacción cuasielástica 12C(e,e’p) mediante técnicas estadístico-iterativas
S Parcerisa 1 , J L
Herraiz 1 y J M Udías 1
Dpto. de Física Atómica, Molecular y Nuclear, Universidad Complutense de Madrid, 28040, Madrid.
La dispersión de electrones por núcleos es una de las principales herramientas en el es- tudio de la estructura nuclear. El bombardeo de núcleos con haces de electrones permite co- nocer con gran detalle su constitución interna, así como la posición que ocupan en ellos los nucleones. En la región de energías correspondiente al pico cuasielástico, el proceso más pro- bable es aquél en el que la interacción electromagnética electrón-núcleo tiene como resultado la extracción de un nucleón (en nuestro caso un protón) del núcleo. En primera aproximación (aproximación de Born), se puede considerar que el electrón incidente y el núcleo con el que interacciona intercambian un único fotón virtual con energía ω y momento q, y que éste es absorbido por un único nucleón, el cual adquiere la energía suficiente para alcanzar un estado del continuo. La detección en coincidencia del electrón dispersado y el protón extraído permite, conocida con precisión la cinemática del haz de elec- trones, realizar un balance de energía y momento y deducir información sobre propiedades monoparticulares, como son la distribución de momentos (P miss ) y energías (E miss ) de los nu- cleones dentro del núcleo. El espectro de E miss que se obtiene en estos experimentos representa básicamente la energía de ligadura que tenían en el núcleo los protones extraídos. Sin embargo, al ir atravesando el blanco, el electrón incidente, el electrón dispersado y el protón extraído pueden sufrir pérdidas de energía por interacción con otros núcleos (procesos de radiación externa), con lo que el balance energético de la reacción (e,e’p) se ve afectado. Además, en la interacción con el núcleo donde se produce la reacción (e,e’p), el electrón puede generar radiación de frenado (radiación interna) emitiéndose fotones con una cierta energía. El conjunto de todos estos procesos origina una deformación y emborronamiento del espectro de energías y momentos. Existen diversos procedimientos para corregir los efectos radiativos en los espectros me- didos [1-3], pero sin embargo, muchos de ellos no están plenamente justificados y en muchos casos introducen una importante incertidumbre en los resultados, especialmente en los casos en los que el número de cuentas medidas es bajo. En este trabajo se ha aplicado un algoritmo iterativo de máxima versosimilitud que proporciona resultados muy satisfactorios a la hora de realizar correccciones ra- diativas. La idea, ya mencionada en [3], reside en sustituir los mé- todos de desconvolución directa de la señal por un algoritmo itera- tivo, llamado EM-ML (expectation maximization – maximum likelihood, [4]), que parte de una solución inicial trivial, le aplica un proceso de radiado, compara el espectro Figura 1. Reconstrucción EM-ML de simulaciones MC.
radiado con el espectro obtenido experimentalmente, y en función del resultado, corrige el espectro de partida. Inicialmente se ha compro- bado su validez en simulaciones Monte Carlo realistas generadas con el código MCEEP [5], que permite generar espectros con y sin radiación en idénticas condi- ciones. El método aplicado al es- pectro radiado genera un espectro prácticamente igual al que se tiene sin radiación (Figura 1). Una vez validado el método con estas simulaciones se ha apli- cado a un espectro real correspon-
diente a la reacción (e,e’p) en 12 C a partir de datos del laboratorio nacional del acelerador de electrones del Jefferson Lab (JLAB, Virginia, USA). Los distintos picos observados (Figura 2) corresponden a protones de la capa p 1/2 del 12 C. Como resultado, se ha desarrollado y probado un método iterativo de corrección radiativa de espectros (e, e’p) que produce resultados fiables en datos de simulación y reales, con la principal ventaja de una mayor robustez ante el ruido que los métodos tradicionales [1,3].
Figura 2. Reconstrucción EM-ML del espectro de protones de la capa p1/2 del 12C en datos de JLAB.
J. A. Templon, C. E. Vellidis, R. E. J. Florizone, A.J. Sarty, Phys. Rev. C 61, 014607 (1999).
E. N. M. Quint, tesis doctoral. Universiteit van Amsterdam, 1988.
R. Ent, B. W. Filippone et al., Phys. Rev. C 64, 054610 (2001).
A. P. Dempster, N. M. Laird, D. B. Rubin, Journal of the Royal Statistical Society. Series B (Methodo-
logical) 39 (1): 1–38. (1977). MCEEP, Monte Carlo for (e,e’p) experiments. http://hallaweb.jlab.org/software/mceep/mceep.html.
Medida de la sección eficaz de fisión de Pb-nat y Bi-209 inducida por neutrones de hasta 1 GeV
D Tarrío, H Álvarez, I Durán y C Paradela (colaboración CERN-n_TOF)
GENP, Univ. de Santiago de Compostela; diego.tarrio@rai.usc.es
El desarrollo de los nuevos sistemas ADS requiere un amplio conocimiento de las sec- ciones eficaces de fisión inducidas por neutrones en un amplio rango de energías. Entre los
núcleos de interés se encuentran el plomo y el bismuto debido a que son los materiales a utilizar como blanco de espalación de neutrones [1]. Por otra parte, entre los subactínidos, el Bi-209 ha sido propuesto [2] como un nuevo estándar para la fisión inducida por neutrones de altas energías, debido a su elevado umbral de fisión (en torno a 25 MeV). A pesar de la impor- tancia de estos datos, apenas hay valores experimentales y los existentes, no sobrepasan los 200 MeV. Esto se refleja en altos valores de la incertidumbre en las parametrizaciones dadas por las evaluaciones y, por lo tanto, el Int. Nuc. Data Com. (IAEA) ha recomendado la realiza - ción de nuevas medidas de la fisión inducida por neutrones para el Bi-209 [2]. En la instalación experimental n_TOF del CERN se ha medido, por primera vez, la sección eficaz de fisión inducida por neutrones en Pb-nat y en Bi-209 en el rango de energía com- prendido entre el umbral de fisión y hasta 1 GeV. El haz de neutrones utilizado se produce mediante reacciones de espalación de un haz de protones de 20 GeV/c procedente del Proton-Synchrotron, sobre un blanco de plomo. Los neu- trones así producidos presentan un espectro continuo en energía, que abarca desde 1 eV hasta 1 GeV, me- dida con gran precisión por su tiem-
po de vuelo gracias a los 185 m que separan la sala experimental del blanco de espalación [3]. Para medir las secciones eficaces de fisión se ha utilizado una cámara de reacción que contiene 10 detec- tores de tipo PPAC (Parallel Plate Avalanche Counter) entre los que se encuentran intercalados 9 blancos con las muestras a estudiar. Tal y como se muestra en la Fig. 1, se in- cluyen blancos de U-235 y de U-238 que se usan como referencias. Los sucesos de fisión se identifican me- diante la detección, en coincidencia temporal, de los dos fragmentos de fisión que inciden en las dos PPAC adyacentes al blanco. Debido a que la atenuación del haz de neutro- nes a través de todo el dispositivo
Figura 1. Esquema de la disposición experimental de los 10 detectores PPAC y los 9 blancos intercalados. Se indica también la dirección del haz de neutrones.
Figura 1. Sección eficaz de fisión inducida por neutrones para el Pb-nat, obtenida en n_TOF.
es despreciable, podemos suponer que todos los blancos están expuestos al mismo flujo de neutrones, de forma que se pueden medir con precisión los cocientes de secciones eficaces de fisión en todo el rango de energía, sin necesidad de conocer el flujo de neutrones. Mediante este procedimiento se han obtenido los cocientes experimentales de las seccio- nes eficaces de fisión del Pb-nat y del Bi-209 respecto a las de los isótopos U-235 y U-238. A partir de estos cocientes, y tomando como referencias las secciones eficaces de fisión del U-235 y del U-238 dadas por la evaluación JENDL/HE-2007 (la única que cubre todo el rango de energía de interés), se ha obtenido, por primera vez, el valor absoluto de la sección eficaz de fisión del Pb-nat y del Bi-209 para neutrones con energías desde el umbral y hasta 1 GeV. En la Fig. 2 se muestra el resultado obtenido para el Pb-nat comparado con otros resultados recien- tes. Se puede ver que en ninguno de los experimentos realizados anteriormente se superan los 200 MeV de energía para los neutrones.
A. J. Koning, J.-P. Delaroche and O. Bersillon, Nucl. Instr. and Meth. A414, 49 (1998).
A. D. Carlson, S. Chiba, F.-J. Hambsch, N. Olsson, A. N. Smirnov, IAEA Report INDC (NDS), 368
C. Borcea et al., Nucl. Instr. Meth. A 513, 524 (2003).
Dispersión cuasielastica de electrones (e,e’p) en núcleos complejos: Teoría y experimento
L Herraiz y J M Udías
Dpto. de Física Atómica, Molecular y Nuclear, Universidad Complutense de Madrid, 28040, Madrid. joaquin@nuclear.fis.ucm.es
En el campo de la estructura nuclear existen en la actualidad una serie de cuestiones abier- tas como son la desviación del comportamiento de los núcleos reales respecto al modelo de capas nuclear (medido por ejemplo con los factores espectroscópicos), la existencia de corre- laciones nucleares de largo alcance o la importancia de los efectos relativistas en la dinámica nuclear. El bombardeo de núcleos con haces de electrones es una de las principales herramientas en el estudio de la estructura nuclear, dado que permite conocer con gran detalle la consti- tución interna de los núcleos y cómo están distribuidos en ellos los nucleones. En la región de energías correspondiente al pico cuasielástico, el proceso más probable es aquél en el que la interacción electromagnética electrón-núcleo tiene como resultado la extracción de un nu- cleón (en nuestro caso un protón) del núcleo (proceso (e,e’p)). Los experimentos que se describen en este trabajo se realizaron en el Hall A del Thomas Jefferson National Accelerator Facility (Jefferson Lab) [1] sobre núcleos de 16 O (2003) [1], 12 C y 208 Pb (2007) [2]. En la actualidad el análisis de los datos adquiridos en sendos experimentos está finalizando y se dispone de datos preliminares que se pueden contrastar con las estima- ciones que proporcionan diversos modelos teóricos. En un modelo simple de la reacción (e,e’p), que describe con ondas planas las partícu- las que intervienen en la reacción, la sección eficaz del proceso (e,e’p) se puede factorizar como el producto de una serie de elementos cinemáticos por una función de respuesta nu- clear S(E miss ,p miss ) que representa la probabilidad de encontrar un nucleón con una energía de ligadura E miss y un momento p miss dentro de ese núcleo. En el modelo de capas nuclear, los protones de cada capa i del núcleo tienen una determinada energía de ligadura E i , por lo que la función se puede describir como:
En general, en este tipo de experimentos se busca obtener la distribución de momentos ρ i (p miss ) para cada una de las capas nucleares, que representa dentro de estas aproximaciones, la transformada de Fourier de la función de onda nuclear. Comparando estos resultados con las predicciones de distintos modelos teóricos se puede establecer cuáles de ellos ofrecen una descripción más realista de la estructura nuclear. Sin embargo, para ello es necesario realizar una simulación realista que permita tener en cuenta los aspectos experimentales del montaje tales como aceptancias y eficiencias de los detectores, que permitan separar los efectos nucleares de efectos específicos del experimento. En este trabajo se ha empleado el código de simulación MCEEP [3].
Figura 1. (Izda)-Espectro de Energías (E miss ) simulado (MCEEP) y medido (DATA) del 16 O en el rango de p miss =[100,200] MeV/c (Dcha) Distribución de momento S(pmiss) de los protones del pico de Emiss=[8,14]MeV (Capa 1p 3/2 del 16 O).
Figura 2. (Izda) Espectro de Energías (Em) simulado (MCEEP) y medido (DATA) (Dcha) Distribución de momento Pm de los protones de la capa p del 12 C (Emiss=15-25MeV).
En las figuras 1 y 2 se muestran resultados experimentales y de simulaciones de la distri- bución S(E miss ,P miss ) para los núcleos de 16 O y 12 C. En ambos casos se muestra la distribución de ρ(E miss ) para un determinado rango de p miss y la distribución ρ(p miss ) para un determinado pico en E miss . Tal como se aprecia, la resolución experimental en energías obtenida en estos experimentos del orden de 1-2MeV. Los resultados obtenidos muestran un buen acuerdo con las simulaciones basadas en cál- culos RDWIA [4], que resuelve la ecuación de Dirac para la interacción electrón-protón, y que tiene en cuenta la distorsión que sufre tanto el electrón incidente y dispersado, como la interacción del protón extraído con el núcleo residual (Interacción de Estados Finales). En la actualidad se están comparando también otros modelos de la interacción (e,e’p), así como variaciones en los modelos nucleares, con el objetivo de buscar aquellos que describan más fielmente los resultados obtenidos. Este trabajo ha sido parcialmente financiado mediante los proyectos ‘CSPD-2007-00042@ Ingenio2010’ y del MICINN (FPA2007-62216).
http://hallaweb.jlab.org/experiment/E00-102.
http://hallaweb.jlab.org/experiment/E06-007.
MCEEP - http://hallaweb.jlab.org/software/mceep/mceep.html.
J.M. Udias – tesis doctoral. Universidad Autónoma de Madrid, 1993.
The pseudospin symmetry as an accidental symmetry
S Marcos 1 , M López-Quelle 2 , R Niembro 1 and L N Savushkin 3
1 Dpto. de Física Moderna, Universidad de Cantabria, E-39005 Santander; marcoss@unican.es.
2 Dpto. de Física, Aplicada, Universidad de Cantabria, E-39005 Santander.
3 Dpt. of Physics, St. Petersburg University for Telecommunications, 191065 St. Petersburg, Russia.
The concept of pseudospin symmetry (PSS) appeared in nuclear physics about 40 years ago to rename the single-particle (SP) levels in the shell model but, only recently, this sym- metry has been considered as a relativistic symmetry [1-3], claiming that it is not possible to explain it properly in the non-relativistic framework. Two single-particle states labelled by "a" and "b" make a pseudospin doublet (PSD) if their radial, orbital and total angular momentum quantum numbers are related by the equations n b = n a -1, l b = l a + 2 and j b = j a + 1 = l a + 3/2, respec- tively. In the pseudospin formalism, the same pseudo-orbital angular momentum = 2j - l is assigned to both states of a PSD, and the total angular momentum of these states is given by j = ± 1/2. We say a PSD exhibits PSS if their two pseudospin partners have the same energy. In the same way, we say there is spin symmetry (SS) if the two partners of a spin doublet (SD) have the same energy. The SP states in the Dirac-Hartree Approach are obtained from a Dirac equation that can be written as
a $ d + b _
+ R i + R
B } ] g = } ]
where, E = M + e is the relativistic energy, M the nucleon mass, Σ S the scalar self-energy coming from the scalar σ meson and Σ 0 the vector self-energy coming from the vector ω and ρ mesons and the Coulomb field. For spherical nuclei, the nucleon Dirac spinor ψ ( r ) can be written as
iG r y
_ i , z
= l ± 1 appears in the small component of the spinor.
From equations (1) and (2), one can get the two following equivalent second order differ-
ential equations for the G and F components:
where, W = 2M + Σ S -Σ 0 + e , V = Σ S +Σ 0 - e and κ = (2 j + 1)( l - j ) = j ( j + 1) - ( + 1) + 1/4. The solu- tions of equation (3) with the same number of nodes (n r ) of G and the same value of l form a SD, whereas the solution of equation (4) with the same number of nodes ( ñ r ) of F and the same value of form a PSD. As κ depends on j, the κ-terms entering equations (3) and (4) are responsible for the splitting of SD's and PSD's, respectively, i.e., they break the SS and the PSS. However, if W is constant, W'/W = 0 [there is no spin-orbit (SO) interaction] and the SS is restored. Similarly, if V is constant, V'/V = 0 and the PSS is restored. Although equations (3) and (4) look very similar, there is an essential difference between them, since
V becomes zero at some point (r 0 ) in the nuclear surface. Thus, V'/V
the κ F - term – V’/V×κ/r in equation (4) is singular at r = r0. The PSS has been considered slightly broken in nuclei due to some of the following hy- potheses: 1) The magnitude of Σ S +Σ 0 is small [1], 2) The κF-term is small [2], 3) The compensa- tion of different contributions to the energy in equation [3-5]. In this work we use the relativistic framework of the Dirac equation for spherical nuclei to study different aspects of the pseudospin symmetry in the two realizations: PSS (e a = e b ) and PSS* (e a = e b and F a F b ), a and b being two PS partners. In refs. [1] was shown the theorem stating that: in the limit Σ S +Σ 0 = 0, one has exact PSS*. Then, as in realistic relativistic models |Σ S +Σ 0 |<<|Σ S ,0 |<<|Σ S -Σ 0 |, it was considered that the quasi-degeneracy of the PS doublets (PSDs) found in many nuclei was due to the smallness of |Σ S +Σ 0 0|. However, we explain that this conclusion is erroneous, since the theorem is only applicable to hypothetical nuclear models describing bound nuclei in the limit Σ S +Σ 0 = 0, and, consequently, it is useless for realistic models. We analyse also the transition from a simplified relativistic model in which |Σ S +Σ 0 | is a harmonic oscillator potential and |Σ S -Σ 0 | is constant, so that it exhibits exact PSS, to a more re- alistic one with broken PSS. We study, in particular, the effect of the corresponding PSS break- ing term on the Dirac spinors of the PSDs. We conclude that one can find simplified models satisfying exact PSS with eigenvalues and eigenstates quite close to those of realistic models, so that the transition from the first type of models to the second type can be considered not far from being perturbative. This is particularly true when it is considered, as the starting model, an extension of the Nilsson model to the relativistic framework. Thus, we can say that the PSS is approximately realized in nuclei not because |Σ S +Σ 0 | is almost constant or small in the inner part of the nuclei but, rather, because the effects of the deviation of |Σ S +Σ 0 | from a harmonic oscillator potential and Σ S -Σ 0 | from a constant value (generating a spin-orbit interaction) on the energies of the PS partners compensate, partially, each other.
(r - r 0 ) -1 for r → r 0 and
J. N. Ginocchio, Phys. Rev. Lett. 78, 436 (1997); Phys. Rep. 414, 165 (2005); Nucl. Phys. News 15, 13
(2005); J. N. Ginocchio, D. G. Madland, Phys. Rev. C 57 1167 (1998). J. Meng, K. Sugawara-Tanabe, S. Yamaji, P. Ring and A. Arima, Phys. Rev. C 58 R628 (1998).
P. Alberto, M. Fiolhais, M. Malheiro, A. Delfino and M. Chiapparini, Phys. Rev. Lett. 86, 5015 (2001);
R. Lisboa, M. Malheiro, A. S. de Castro, P. Alberto and M. Fiolhais, Phys. Rev. C 69 024319 (2004). S. Marcos, L. N. Savushkin, M. López Quelle and P. Ring, Phys. Rev. C 62 054309 (2000); S. Marcos, M.
López-Quelle, R. Niembro, L. N. Savushkin and P. Bernardos, Phys. Lett. B 513, 30 (2001); Eur. Phys. J. A 17, 173 (2003); M. López-Quelle, L. N. Savushkin, S. Marcos, P. Bernardos and R. Niem- bro, Nucl. Phys. A 727, 269 (2003). S. Marcos, M. López-Quelle, R. Niembro, L. N. Savushkin, Eur. Phys. J. A 20, 443 (2004); 34, 429 (2007); 37, 251 (2008).
Non-invasive Method for Derivation of Input Function from PET Images in Small Animals
E Herranz 1 , J L Herraiz 1 , E Vicente 1 , S España 1 , M Desco 2 , J J Vaquero 2 y J M Udías 1
1 Grupo de Física Nuclear, Departamento de Física Atómica, Molecular y Nuclear, Universidad Complu- tense de Madrid, eherranz@nuclear.fis.ucm.es.
2 Unidad de Medicina y Cirugía Experimental, Hospital General Universitario Gregorio Marañón, Madrid.
Tracer kinetic models in PET require blood-pool time activity curve or input function. The traditional method of measuring input function in dynamic PET studies is through arterial catheterization followed by blood sampling. Arterial blood sampling of small animals poses many problems. Further, cardiovascular research with small animal PET is limited by the spatial resolution of the system, making it difficult to extract artefact-free blood input function and myocardial time activity-curves from region of interest (ROIs) drawn on small animal PET images. The high resolution GE Explore drT Vista scanner, together with the advanced 3D- OSEM reconstruction software developed by our group [1] achieves 1 mm resolution which allows to distinguish suborgan structures and to noninvasively extract time activity-curves from dynamic PET images. Good quantification properties of the software were verified by the study of reconstructions of detailed Monte Carlo simulations [4].
FDG injected mice were scanned in a GE Explore drT Vista scanner. All images were been reconstructed with 3D-OSEM. In a preliminary phase of the study, the quantitative accuracy of ordered subsets expectation maximization algorithm (OSEM) was assessed. The good sensi- tivity of the eXplore Vista scanner [2], yields high resolution images and regular time activity curves with a shortest time frame of 4 s/frame. The time activity-curve for blood was derived from ROIs placed over left ventricle and myocardium. We have corrected the myocardial con- tribution [3] to the left ventricle time activity-curve in order to obtain the blood input function. Furthermore we have measured the input function from ROIs drawn over cava vein.
Figura 1. Input function determined by ROI measurement on cava vein and removing myocardial contribution to the left ventricle.
FDG blood input function measured on cava vein (CV) and the one obtained removing the myocardial contribution to the left ventricle (LV) time activity- curves are shown in Figure 1. Both results are compatible prob- ing the validity of our method.
The high quality (resolution and low noise) achieved with the Vista and 3DOSEM recon- struction software allows to noninvasively asses the blood input function from dynamic PET images of mice.
This work is supported by the ‘CSPD-2007-00042@Ingenio2010’, MICINN (FPA2007- 62216), CDTEAM (CENIT-Ingenio 2010) Ministerio de Industria, Spain, UCM (Grupos UCM 910059), and the RECAVA-RETIC network.
“FIRST: Fast Iterative Reconstruction Software for (PET) tomography.” JL Herraiz, S España, JJ Va-
quero, M Desco, JM Udías. Phys. Med. Biol. 51 (2006). “Perfomance Evaluation of the GE Healthcare eXplore VISTA Dual-Ring Small-Animal PET Scan-
ner”. Wang et al; J. Nucl. Med., 47, 2006. “Minimally Invasive Method of Determining Blood Input Function from PET Images in Rodents”
Kim, J et al; J. Nucl. Med., 47, 2006. “PeneloPET, a Monte Carlo PET simulation tool based on PENELOPE: features and validation” S España, JL Herraiz, E Vicente, JJ Vaquero, M Desco, JM Udías. Phys. Med. Biol. 54 (2009).
Impact of pileup in the quantification of a small PET scanner
E Vicente 1,2 , S España 1 , J L Herraiz 1 , M Desco 3 , J J Vaquero 3 , J M Udías 1
1 Grupo de Física Nuclear, Dpto. Física Atómica, Molecular y Nuclear, Univ. Complutense Madrid.
2 Instituto de Estructura de la Materia, Consejo Superior de Investigaciones Científicas (CSIC), Madrid.
3 Unidad de Medicina y Cirugía Experimental, Hospital GU Gregorio Marañón, Madrid. esther@nuclear.fis.ucm.es
The usefulness of small animal PET scanners in pre-clinical studies relies on accurate quan- tification properties of the scanner. Response of lesions or tumors would only be assessed if the quantification of the reconstructed activity is stable with time and repeatable at different conditions of activity and rates. In this work, the impact of pile-up events in the quantifica- tion of PET images is assessed. In favorable cases, pile-up signal has much larger amplitude than the signal from a single photon event and it is rejected by energy discrimination, thus contributing only to detector dead-time. However, for actual high-sensitivity scanners based on scintillator arrays read by photomultipliers, due to the moderate energy resolution, many pile-up events are accepted as valid data. We study the impact of pile-up events in the re- sponse of PET scanners, by means of simulations with PeneloPET Montecarlo code [1] as well as data acquired with commercially available small animal PET scanner rPET [2].
We have used the rPET (SUINSA Medical Systems) rotating scanner [2], composed of 4 PMT modules each one with a single layer array of 30x30 MLS crystals. For the study, two cylinders of different size were filled with FDG (small cylinder, 0.9 cm diameter, 6.5 cm in length; large cylinder, 5.5 cm diameter, 5 cm in length). The initial activity was known from a well-counter with accuracy of ± 5%. Several acquisitions were taken with both cylinders, and were reconstructed with a 3D-OSEM procedure [3] with two assumptions. In one of them, there was no attempt to correct for scatter or pile-up effects in the acquisition data. In the other one (improved 3D-OSEM [4]), corrections for pile-up and scatter in the detector crystals are incorporated in the reconstruction algorithm. Small regions of interest (ROIs) were chosen at different places in the interior of the images of both cylinders. The specific counts per cubic centimeter and second (cps/cc) measured at the ROIs were compared to the known specific activity (uCi/cc) in the inner region of both cylinders. The data obtained with the small cyl- inder were fit with a linear calibration curve. A linear fit assumes that non linear effects (like random and pile-up contributions) may be neglected. The large cylinder was used to estimate the impact of pile-up in the quantification. In order to estimate the different effects on calibra- tion and quantification, both cylinder acquisitions were simulated with PeneloPET [1].
Count composition for both cylinders was studied by means of simulations. For the small cylinder, true counts make more than 95% of total counts recorded, within the range of con- centration employed in this scanner. Attenuation and scatter, effects whose contribution is independent on activity, also represent a very small fraction of counts. For the large cylinder, however, attenuation and scatter are sizeable effects while, for the highest activity concentra- tion considered, half of the recorded counts experience pile-up.
Figura 1. Activity deduced from calibration curves versus actual activity. (Left) At a central ROI in the large cylinder. (Rigth)At a ROI near the edge of the large cylinder.
In Fig. 1 we compare calibration curves obtained from the small cylinder and the large one, for both reconstruction methods and with real scanner data. We can notice that the deviations from the ideal curve are of the order of a few % for the small cylinder and both reconstruction methods, indicating that a linear calibration curve does a good job. For the large cylinder, es- timates of activity fall below the values they should have, when the improved reconstruction method at the central ROI is employed. This behavior is also seen in the simulated data. This is due to attenuation effects in the larger phantom that, according to simulations, can amount up to 35%. Indeed, the estimated activity in the center of the large cylinder falls below the ac- tual activity by near 35%. However, a good linearity is still seen for these large cylinder data. The standard OSEM reconstruction method seems to do a good job for low activity concentra- tions but it overestimates activity at the high end of the curve. This is due to partial compensa- tion of the lost counts due to attenuation and the counts with pile-up. This compensation does not happen in the case of the improved OSEM, as in this case there are fewer counts affected with pile-up in the reconstructed image. We can see in the right panel that at the external ROIs, where attenuation is less important, the improved OSEM predicts activities near the ideal curve, while the activities predicted by the standard OSEM predicted are overestimated. Further, the slope of the curve of estimated activities is clearly different from the one of true activity and furthermore, it is nonlinear. If attenuation correction were introduced into the reconstructions, the improved OSEM reconstruction would produce right activity estimates, while the standard reconstruction will yield erroneous activity estimates, with increasing er- ror with larger activities. In conclusion, pile-up suppression will improve the quantification of PET images for the rPET scanner.
This work has been partially funded by projects TEC2004-07052-C02 of Ministerio de Edu- cación y Ciencia and CD-TEAM, program CENIT, Ministerio de Industria, Spain CDTI, and the RETIC/RECAVA network.
S España et al. Phys. Med. Biol. 54 (2009) 1723-1742.
J. J. Vaquero et al. 2005 IEEE Nuclear Science Symposium Conference Record, 2005; pp. 2885-2889.
J. L. Herraiz et al. Phys. Med. Biol., vol. 51, pp. 4547, 2006.
S. España et al. 2007 IEEE Nuclear Science Symposium Conference Record, 3876-3880, 2007.
Silicon Detector Adapted to Neutron Detection
C Guardiola 1 , M Lozano 1 , G Pellegrini 1 , F. Teixidor 2 , C Viñas 2 y P González 2
1 Grupo de Detectores de Radiación, Centro Nacional de Microelectrónica (CNM-IMB, CSIC), Campus UAB, Bellaterra, (Barcelona (Spain); Consuelo.Guardiola@imb-cnm.csic.es. 2 Laboratori Materials Inorgànics i catàlisi, Instituto de Cièncias de Materiales de Barcelona (ICMAB, CSIC), Campus UAB, Bellaterra, (Barcelona (Spain).
Since neutrons are not charged particles, they cannot interact in matter by Coulomb forces and therefore cannot be detected by standard silicon detectors, based on ionization. However, if a slow neutron goes through a high neutron capture cross-section material, it may interact and generate one or more charged particles, which can be detected sin the silicon. If neutrons are fast, they need to be moderated with compounds rich in hydrogen, but if neutrons are slow, only converter layers are required [1]. In this way, semiconductor detectors that incorporate a neutron reactive material can be used as a neutron detectors. One of the most widely used neutron converter materials is Boron. 10 B absorbs a neutron and emits an alpha particle and a 7 Li nucleus in the reaction:
10 B + n → α (1 47 MeV) + 7 Li (0 84 MeV) + γ (0.48 MeV)
The Geant4 Monte-Carlo Simulation Package was used to obtain the detection efficiency of planar structures. Geant4 is a software toolkit for the simulation of the passage of particles through matter [2]. In our case, Geant4 was used to simulate 300 μm thick Silicon pad radia- tion detectors with an area of 5x5 mm 2 , covered with layers of boron compounds. The behavior of detectors with layers made of different Boron compounds was simulated as a function of the layer thickness. This layer has to be thick enough in order to capture as many neutrons as possible. However, if it is too thick, the alphas produced in the neutron capture reaction will be absorbed in the converter and won´t produce a signal in the silicon. Figure 1 shows the simulated depend- ence of the detection efficiency as a func- tion of boron neutron converter thick- ness. We found that a thickness of converter material in the range 3–5 μm maximises the detection efficiency (although it de- pends on the density dissolving, and the result is for a standard one, this value will be around this range). Experiments were performed at the Radiation Physics Department of the Au- tonomous University of Barcelona using an Am- and Be source that generates a mix
of fast and slow neutrons. A layers of pol- ythene, which is hydrogen-rich material, was used to moderate the fast neutrons,
Figura 1. Detection efficiency as function of the neutron converter thickness for Boron (20% 10 B and 80% 11 B, and density 2.37g/cm 3 ).
and a layer of nylon was used to capture the slow neu- trons. (Unfortunately at the time the boron compounds weren´t available yet.) The detector structure is showsn in Figure 2. Nylon contains nitrogen that produces the following reaction:
14 N + → 14 C + p (620 KeV)
Figura 2. Sketch of the silicon pad detector covered with the moderator and converter layers.
So in this case the signal in the silicon is produced by protons. (Figure 3 shows the signal as seen in an os- cilloscope. ). These preliminary measurements with a compound neutron source showed the feasibility of neutrons de-
tection with simple silicon pad detectors covered with neutron converters. In the future, we are planning to repeat this experiment using Boron clusters such as B 10 H 14 , [B 12 H 12 ] 2 - and C 2 B 10 H 12 as the converter material. The results will be compared to the predicted by the simulations. Another option, intended to maximise the detection efficiency, is to use detectors based in PIN silicon diodes with cylindrical holes and trenches filled with the converter material, like the structure shown in Figure 4. Simulation studies are needed for optimising the geometry of the 3D detector in order to maximise the detection efficiency. These simulations will include hole diameter, shape, depth and position.
Figura 4. SEM images of an etched structure.
(protons) produced after neutron capture inside The holes can be filled with a neutron reactive
the converter layer (nylon).
Figura 3. Oscilloscope signal of charged particles
1. G. F. Knoll, Radiation Detection and Measurement. Wiley, 1999.
2. Geant4 Collaboration, “Geant4 User´s Guide for Application Developers”: http://geant4.cern.ch./
3. G. Pellegrini et al., “First double-sided 3-D detectors fabricated at CNM-IMB”
A, Vol. 592 (1-2), July 2008, p. 38-43.
Medidas de radón en viviendas y edificios públicos del barrio de Vegueta en Las Palmas de Gran Canaria
H Alonso, J Gª Rubiano, M A Arnedo, R Rodríguez,
J M Gil, R Florido, P Sancho y P Martel
Departamento de Física, Campus de Tafira. Universidad de Las Palmas de Gran Canaria., 35017. Las Palmas de Gran Canaria.
En situaciones normales, el 222 Rn es la mayor fuente de exposición natural a las personas. Estudios internacionales han encontrado indicios de su incidencia en la aparición de cáncer de pulmón, ya que al desintegrarse deriva en elementos emisores de partículas α en esta- dio sólido, que se fijan al tejido pulmonar radiándolo 1,2 .La medida de radón en viviendas se ha convertido en el principal medio para evaluar la exposición de las personas a la radia- ción natural. En las islas Canarias se han realizado varias campañas de medidas de radón en viviendas 3,43 donde se ha puesto de manifiesto la variabilidad de la concentración de radón según la localización, el material de construcción y el tipo de vivienda. A partir de septiembre de 2008, se ha comenzado a realizar medidas de concentración de radón en continuo en viviendas antiguas y edificios públicos del barrio de Vegueta El barrio de Vegueta es el barrio fundacional de Las Palmas de Gran Canaria. Se comenzó a construir a principios del s. XVI, donde se concentró la mayoría de los centros oficiales y religiosos, pero fue a partir de la primera mitad del s XVIII cuando se reformaron o construyeron la mayoría de los edificios que se conservan en la actualidad. Las casas están construidas sobre la formación detrítica baja de Las Palmas, conglomerado marino, arenas, areniscas y limos.
Las estructuras de las casas están construidas con materiales obtenidos de la zona, tobas fo- nolíticas, y cantería de dos zonas de Gran Canaria, San Lorenzo y Arucas. Trabajos previos de nuestro grupo de investigación sobre la radiactividad gamma ambiental en Gran Canaria, han detectado niveles de radiación gamma mayores a la media en diversas zonas de la isla de las que puede provenir los materiales de construcción del barrio. Es un hecho establecido en la literatura, que la existencia de altas tasa de dosis en una zona lleva aparejada una mayor probabilidad de emanación de Radón [5], de forma que puede ocurrir que en las viviendas construidas con estos materiales se alcancen concentraciones al- tas. Esta ha sido la premisa de partida del trabajo. Para las medidas se ha utilizado el detector de radón ALPHAGUARD PQ2000PRO de Genitron Instruments, un detector basado en una cámara de ioni- zación de 0.65 litros de volumen activo, capaz de almacenar en memoria tanto parámetros de concentración de activi- dad, como los valores de los principales parámetros ambientales (temperatura,
humedad y presión atmosférica) durante el tiempo de medida. El procedimiento de
Figura 1. Variabilidad de la concentración de Radón en una vivienda en Vegueta.
medida se basa en la espectrometría alfa del radón y sus descendientes del aire que haya entrado en el volumen de detección de la cámara de ionización y que previamente ha sido fil- trado para permitir únicamente la entrada del gas radón. Estas características hacen que pre- sente una alta eficiencia para radón y una rápida respuesta a gradientes de concentración. El trabajo se complementa con medidas de radón utilizando cámaras iónicas de ELEC- TRETES, detectores pasivos de radón tipo S de corta exposición, que proporcionan infor- mación de los niveles de concentración de radón en pocos días (de 3 a 7 días) y sirven para detectar puntos de interés radiológico. En los estudios previos se han detectados viviendas con concentraciones medias inferiores a los límites recomendados de 400 Bq/m 3 . Aunque se detectan picos muy superiores.
Concentración media (Bq/m 3 )
Valor máximo (Bq/m 3 )
Casa Sor Brígida
Ermita Hospital de San Martín
Casa Hernán Pérez
Sobre 1900
Casa Pedro Díaz
Como resultado de estos trabajos se elaborará un mapa exposición al radón en el barrio de Vegueta.
Este trabajo ha sido parcialmente financiado por el Fondo Europeo de Desarrollo Regional (FEDER) mediante un proyecto de investigación concedido por Agencia Canaria de Investiga- ción, Innovación y Sociedad de la Información del Gobierno de Canarias en su convocatoria del año 2007.
Garzón Rupérez, L. “Radón y sus riesgos”, Servicio de Publicaciones, Universidad de Oviedo. 1992.
Barros-Dios JM, Barreiro MA, Ruano-Raviña A, Figueiras A. "Exposure to residential radon and lung
cancer in Spain: a population-based case-control study". AMERICAN JOURNAL OF EPIDEMIOLO- GY 2002. 156 (6): 548-55. Ruano-Raviña A, Barros-Dios JM. "Radón y cáncer de pulmón: Implicaciones para trabajadores, ciu-
dadanos y administraciones públicas". MEDICINA CLÍNICA (BARC) 2007;128(14):545-9) Pinza C, Armas J. and Poffijin A. “Radon concentration in dwelling of Lanzarote (Canary Islands)”.
Radiat. Prot. Dosim. 58 (2) 127 – 132. 1997. Pinza, C. “Radón en viviendas de lãs islas Canarias orientales. Consecuencias dosimétricas”. Tesis
Doctoral. 1999. Quindós L.S., Fernández P.L., Gómez J., Sainz C., Fernández J.A., Suarez E., Matarranz J.L., Cascón, M.C. (2004). Natural gamma radiation map (MARNA) and indoor radon levels in Spain. Environ- ment International 29, 1091-1096.
Determinación de la emanación de radón en rocas y suelos de la Isla de Gran Canaria.
H Alonso, J Gª Rubiano, M A Arnedo, R Rodríguez, J M Gil, R Florido y P Martel
El 222 Rn constituye de una de las principales causas de exposición a la radiación natural por parte de la población. El principal foco de radón (en la inmensa mayoría de los casos) es el
terreno, a causa de su contenido natural en mayor o menor grado de uranio y torio, sustancias radiactivas de las que se deriva el 226 Ra y 224 Ra que engendrarán el radón en su proceso de des- integración. Así, mientras que las rocas basálticas poseen 1 ppm de uranio y 4 ppm de torio, las areniscas, al igual que las carbonatadas, poseen 0.5 ppm de uranio y 1.7 ppm de torio, las arcillosas poseen 3.5 ppm y 11 ppm respectivamente, las graníticas poseen 5 ppm de uranio y 12 ppm en torio, poseyendo un mayor potencial emisor de radón [1]. Cuando se quiere caracterizar los distintos materiales como fuente de radón, es necesario determinar su tasa de exhalación o poder de emanación. Este parámetro depende de diversos factores ambientales, como la presión atmosférica, la humedad relativa o el estado de agrega- ción de la muestra. En Canarias se han realizado pocos estudios sobre la tasa de emanación de los materiales de las Islas, estando generalmente asociados a estudios sobre su viabilidad como trazador sismológico [2]. Sin embargo, creemos importante llevarlos a cabo, ya que la geología de las islas es muy diferente de la del territorio peninsular, mucho mejor estudiado en lo que a la emanación de radón se refiere [3]. Para realizar el trabajo se ha construido una cámara de acumulación de radón con una bandeja de muestras que permite introducir los materiales a medir. Para las medidas se ha uti- lizado el detector de radón ALPHAGUARD PQ2000PRO de Genitron Instruments, un detec- tor basado en una cámara de ionización de 0.65 litros de volumen activo, capaz de almacenar en memoria tanto paráme- tros de concentración de actividad, como los valores de los principales parámetros ambientales (temperatura, humedad y presión atmosférica) durante el tiempo de medida. El procedimiento de medida se basa en la espectrometría alfa del radón y sus descendientes del aire que haya entrado en el volumen de detección de la cámara de ionización y que previamente ha sido filtrado para permitir únicamente la en- trada del gas radón. Estas características
hacen que presente una alta eficiencia para radón y una rápida respuesta a gra- dientes de concentración.
Figura 1. Cámara de acumulación de radón con el detector AlphaGuard PQ2000PRO.
Figura 2. Evolución de la concentración de radón en la cámara para una determinada muestra de suelo.
A partir de las curvas de crecimiento y decaimiento de la concentración de radón en la cámara se determinará el factor de exhalación para distintos tipos de suelo y rocas de la Isla de Gran Canaria.
Este trabajo ha sido parcialmente financiado por el Fondo Europeo de Desarrollo Regional (FEDER) mediante un proyecto de investigación concedido por Agencia Canaria de Investi- gación, Innovación y Sociedad de la Información del Gobierno de Canarias en su convocatoria del año 2007.
Mª Candelaria Martín Luís. Variación espacio - temporal del nivel de emisión de radón en una zona
volcánica activa: Tenerife (Islas Canarias).Departamento de Edafología y Geología. 1999. Quindós L.S., Fernández P.L., Gómez J., Sainz C., Fernández J.A., Suarez E., Matarranz J.L., Cascón,
M.C. (2004). Natural gamma radiation map (MARNA) and indoor radon levels in Spain. Environ- ment International 29, 1091-1096. López-Coto, I, Mas, JL, Bolivar, JP, García-Tenorio. (2009) A short-time method to measure the radon potencial of porous materials. Applied radiation and Isotopes. Vol 67,pp 133-138.
Radiación gamma natural en las islas de Lanzarote y La Graciosa
M A Arnedo, J Gª Rubiano, R Rodríguez, J M Gil, R Florido, H Alonso y P Martel
El grupo de investigación en interacción radiación materia (GIRMA) de la Universidad de Las Palmas de Gran Canaria viene realizando desde hace años medidas de radiactividad gamma ambiental en la provincia de Las Palmas [1-4].que comprende a las islas de Gran Canaria, Fuerteventura y Lanzarote. Así a como los pequeños islotes del denominado Archi- piélago Chinijos. Durante el año 2008 se realizó una campaña de medidas extraordinaria y muy amplia conducente la elaboración de un completo mapa de radiactividad ambiental en las islas en el marco del proyecto MARNA del CSN [5-7]. Lanzarote es la más septentrional y oriental de las islas del archipiélago canario. Es la cuarta isla en extensión (846 km 2 ) y la tercera en número de habitantes 132.366 habitantes se- gún el padrón de 2007. La morfología de Lanzarote, está caracterizada por cinco formaciones geológicas: dos macizos montañosos de gran antigüedad, ubicados cada uno de ellos en el extremo norte y sur de la isla (Famara-Guatifay y Los Ajaches, respectivamente); dos áreas de vulcanismo más reciente, que conforman la zona de volcanes de Timanfaya, en el centro-sur, y el volcán y malpaís de La Corona, al norte; y, finalmente, una lengua de arenas de origen marino que atraviesa el centro de la isla, en el área conocida como El Jable. La altura mayor de la isla se encuentra en la zona del risco de Famara denominada las peñas del Chache con una altura de 671 m. Frente al risco de Famara se encuentra la isla de La Graciosa que depen- de administrativamente del municipio de Teguise. La Graciosa con 27 km 2 es la mayor de las islas e islotes que componen el Archipiélago Chinijo situado al norte de Lanzarote y la única habitada, siendo su población actual de 658 habitantes. La campaña de medida se realizó durante el último trimestre del año 2008 y se realizaron 44 medidas en la Isla de Lanzarote y 8 en La Graciosa. Como instrumentación se utilizaron radiómetros portátiles y equipos de medida en continuo. El equipo base de campo es el ra- diómetro Ludlum μR 12S del que se dispone de dos unidades. Se ha seleccionado porque es un detector portátil de radiación ambiental de bajo fondo con muy buena estabilidad en la medida y en la calibración. Está especial- mente indicado por el fabricante para la me- dida de radiación gamma de muy bajo nivel (del orden de los μR). La sonda del equipo es de ioduro de sodio con impurezas de talio, NaI(Tl), con un volumen sensible de detec- ción cilíndrico de 1#1 pulgadas. Dado que es un radiómetro portátil, el tubo de centelleo y la electrónica están integrados en una única carcasa. Para la lectura se dispone un display analógico con cuatro escalas lineales de 0 a 3, de 3 a 30, de 30 a 300 y de 300 a 3000 μR/h. Tiene una sensibilidad de 175 cpm/μR/h y una linealidad entorno al 10% del valor real medido. El otro equipo de medida utilizado Figura 1. Equipos de medida.
es la sonda GammaTRACER de Genitron del que se dispone de tres unidades. Están com- puestas por dos detectores Geiger-Muller tipo E encastradas en un soporte integrado cilíndri- co resistente al agua y herméticamente sellado. Este equipo cuenta con un sistema de almacenamiento de datos que permite tomar me- didas en continuo con la posibilidad de ajustar por software los ciclos de medida (1, 2, 5, 10, 15, 30, 60 y 120 min) y una capacidad de almacenaje de 12.800 valores.También incorpora un sensor de temperatura integrado. La lectura se puede realizar “in situ” vía interfase óptico por infrarrojos. Se han utilizado estas sondas porque permiten comparar la medida instantánea de los radiómetros portátiles con una medida en continuo. En el protocolo de medida utilizado, se toman cuatro medidas instantáneas con el radió- metro y se dejan las sondas durante 20 minutos en el punto de muestreo, tomando mediadas cada minuto. A partir de las medidas se campo, se han elaborado para todas las islas los ma- pas de: tasa de exposición, tasa de dosis absorbida en aire y dosis equivalente efectiva anual. También se han elaborado mapas de dosis equivalente media por municipio para realizar una primera estimación de la dosis al público correlacionándolas con la población. Como resul- tado del trabajo se ha constatado que Las isla de Lanzarote y la Graciosa, presentan desde el punto de vista radiológico un perfil plano con valores muy bajos de tasa de exposición y dosis equivalente, cercanos al fondo cósmico.
Este trabajo ha sido financiado parcialmente por el Consejo de Seguridad Nuclear bajo el contrato: SRA/2228/08/227.6.
L. Doreste, P. Martel, J. G. Rubiano, A. González Guerra, Radiación gamma natural en Gran Canaria.
J. G. Rubiano, M. A. Arnedo, A. González, R. Rodríguez, J. M. Gil, R. Florido, P. Martel, J. Mangas.
Radioprotección. Revista de la SEPR. 19, (1998), 163-171 M. A. Arnedo1, J. Gª Rubiano, R. Rodríguez, J. M. Gil1, R. Florido, P. Martel. Mapa Radiométrico de
la Ciudad de Las Palmas de Gran Canaria. XXX Reunión Bienal de la RSEF. Orense.2005.
Natural gamma radiation map of Fuerteventura. Vth International Workshop Natural Radiation and Environment Valladolid. 3rd to 7th July 2006. J. G. Rubiano, M. A. Arnedo, A. González, R. Rodríguez, J. M. Gil, R. Florido, P. Martel, J. Mangas. Natural gamma radiation map of Lanzarote. Vth International Workshop Natural Radiation and Environment. Valladolid. 3rd to 7th July 2006.
E. Suárez Mahou y J. A. Fernández Amigot, El proyecto MARNA. Mapa de radiación gamma natu- ral, Revista de la Sociedad Nuclear Española, 153, (1996.), 27-34.
, M., (2004). Natural gamma radiation map (MARNA) and indoor radon levels in Spain. Environment International 29, 1091-1096 J. G. Rubiano, M. A. Arnedo, H. Alonso, P. Martel. Informe Final al CSN del proyecto “Mapa Radio- métrico de las Islas Canarias Orientales (contrato SRA/2228/08/227.6). Noviembre de 2008.
Quindós L. S, Fernández P L., Gómez J., Sainz C., Fernández J
Suárez E., Matarranz J.L, Cascón,
Migración vertical de radionúclidos naturales en suelos
P Blanco Rodríguez 1 , F Vera Tomé 1 y J C Lozano 1,2
1 Grupo de Investigación de Radiactividad Natural, Universidad de Extremadura, 06071 Badajoz; fvt@unex.es.
2 Laboratorio de Radiactividad Ambiental, Universidad de Salamanca, 37008 Salamanca.
La migración vertical de radionúclidos en suelos es un proceso que puede condicionar de forma determinante el impacto radiológico ambiental a medio y largo plazo. Por una parte, puede tener un efecto directo sobre las dosis externas que puede recibir el hombre y los seres vivos, y por otro, el perfil de distribución vertical de un radionúclido influye en la disponi- bilidad para su asimilación por las plantas. Por último, existe el riesgo de posibles conta- minaciones de aguas subterráneas, especialmente en aquellos escenarios con aguas a poca profundidad y radionúclidos de vida larga. Existen en la bibliografía numerosos estudios referidos a este proceso de migración ver- tical para radionúclidos artificiales (especialmente 137 Cs y 90 Sr) que son incorporados al suelo como consecuencia de una deposición atmosférica, aunque en el caso de radionúclidos natu- rales el número de estudios se reduce de forma significativa, con la excepción quizás de 210 Pb. Sin embargo, tanto las instalaciones del ciclo de uranio (especialmente las etapas de extrac- ción), como las empresas que generan residuos NORM (material radiactivo de origen natural en el que se ha alterado su concentración y/o disposición química) han provocado que resurja el interés por los estudios de distribución/transporte de radionúclidos naturales. En este trabajo se han determinado las concentraciones de actividad de radionúclidos na- turales pertenecientes a la serie del uranio ( 238 U, 234 U, 230 Th, 226 Ra y 210 Pb) y del torio ( 232 Th y 228 Th) en muestras de suelos seleccionadas a distintos niveles de profundidad. El objetivo es estudiar los procesos de migración que caracterizan a estos radionúclidos. Los suelos fueron colectados de una antigua instalación minera (“Los Ratones”, en la provincia de Cáceres). Fueron seleccionados cuatro puntos de muestreo con distintos grados de influencia de la ins- talación, de forma que presentan distintos niveles de concentración en los radionúclidos de las series del uranio y del torio. En cada punto de muestreo fueron recogidas cuatro muestras, correspondientes secuencialmente a segmentos de 10 cm, hasta una profundidad máxima de 40 cm. Para los elementos U, Th y Ra, las determinaciones radiológicas se han realizado con técni- cas de espectrometría alfa con detectores de semiconductor. Para ello, y una vez disueltas, las muestras han sido sometidas a procedimientos radioquímicos específicos. Para los isótopos de U y Th, se han realizado separaciones químicas líquido-líquido con tributilfosfato, y la posterior electrodeposición para la preparación de la fuente [1]. En el caso del 226 Ra, la purifi- cación química se lleva a cabo mediante coprecipitación con sulfato de plomo y la preparación de la fuente mediante microprecipitación con sulfato de bario [2]. Para el 210 Pb, la separación química se ha realizado mediante precipitaciones sucesivas con sulfato de plomo y la poste- rior medida de la fuente mediante la técnica de centelleo líquido utilizando Ultima Gold AB como centelleador [3]. En la figura 1 se muestran los resultados obtenidos. Para el 238 U (perfiles similares han sido obtenidos para 234 U), las mayores concentraciones se observan en el suelo superficial, especialmente en el punto P5 donde se encuentran las mayores concentraciones debido a una mayor influencia de la instalación. A medida que la profundidad aumenta se observa que la concentración de actividad disminuye, poniendo de manifiesto que efectivamente ha existido
un aporte superficial y que existe un transporte no nulo en dirección vertical. El modelo diná- mico compatible con el perfil observado puede ser debido a una tasa de lixiviación constante que daría como resultado un perfil exponencial.
Figura 1. Concentración de actividad de los radionúclidos estudiados en los cuatro puntos de mues- treo.
Para el 210 Pb, observamos, en todos los puntos de muestreo, que la mayor concentración se encuentra en la capa superficial. El perfil observado denota una deposición momentánea, que podría atribuirse a deposiciones del plomo suspendido, probablemente causado por los trabajos en superficie realizados en un periodo corto mientras la instalación estuvo en explo- tación. El perfil abrupto a partir de la capa más superficial indicaría una movilidad mucho menor que para el U. El 230 Th muestra un claro aporte superficial en el punto P5, donde las concentraciones en superficie son mucho mayores que las encontradas a mayor profundi- dad. Aunque en el resto de los puntos también se observa la mayor concentración en la capa superficial, las diferencias no son tan significativas. Es interesante observar que los perfiles observados para este radionúclido son muy similares a los que presenta el 226 Ra, que aunque es un producto de desintegración del isótopo de torio, debe presentar características físico- químicas muy diferentes.
F. Vera Tomé, M. Jurado Vargas, A. Martín Sánchez. Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. A348, 183–
187(1994).
P. Blanco Rodríguez, J.C. Lozano, F. Vera Tomé. Appl. Radiat. and Isot. 57, 785–790(2002).
P. Blanco Rodríguez, J.C. Lozano, V. Gómez Escobar, F. Vera Tomé, F. Appl. Radiat. and Isot. 60,
83–88(2004).
Caracterización de fotomultiplicadores de Silicio para su uso en escáneres PET en presencia de campos magnéticos
S España 1 ,L M Fraile 1 , J Cal-González 1 , E Picado 1 , J L Herraiz 1 , J M Udias 1 , M Desco 2 y J J Vaquero 2
1 Grupo de Física Nuclear, Dpto. De Física Atómica, Molecular y Nuclear, Facultad de Ciencias Físicas, Universidad Complutense de Madrid. 2 Unidad de medicina y cirugía experimental, Hospital General Universitario Gregorio Marañon, Madrid. jacobo@nuclear.fis.ucm.es
Los Multi Pixel Photon Counters (MPPC), también conocidos como fotomultiplicadores de Silicio, se caracterizan por tener una alta eficiencia de detección de fotones (PDE – Photon Detection Efficiency), ser inmunes a los campos magnéticos, su facilidad de uso con una elec- trónica de adquisición sencilla y por su reducido tamaño. Por tanto son componentes ideales para la fabricación de escáneres de Tomografía por Emisión de Positrones (PET) compatibles con Resonancia Magnética (MR), y para detectores in beam, es decir, cerca listos para funcionar en presencia de campos magnéticos intensos de aceleradores. Se ha estudiado la dependencia en la resolución en energía y en la ganancia con la diferencia de potencial aplicada y con la temperatura, tanto en ausencia de campo magnético como en presencia de un campo magné- tico de hasta 7 Teslas y de intensos gradientes magnéticos y señales de radiofrecuencia.
Se han evaluado tres MPPC de 1x1 mm (con píxeles de 25, 50 y 100 μm) y una matriz de 2x2 MPPC de 3x3 mm cada uno (píxeles de 50 μm); todos ellos de Hamamatsu. Algunas ca- racterísticas técnicas de los MPPC estudiados se resumen en la Tabla 1.
S10362-11-100P
S10362-11-050P
S10362-11-025P
MPPC-33-2x2-50-5900
3600/elemento
Tabla 1. MPPC empleados en el presente estudio.
Los MPPC han sido acoplados con cristales centelleadores LYSO de 1,5x1,5x12 mm de tamaño (similares a los centelleadores habitualmente empleados en los escáneres PET de pe- queños animales). La matriz de MPPC ha sido acoplada a una matriz de 4x4 cristales cente- lleadores similares a los anteriores. Los dispositivos fueron colocados en el campo magnético de un imán superconductor de 7 Teslas (BIOSPEC 70/20, Bruker Corporation) en el Hospital Gregorio Marañón. La matriz de MPCC fue probada durante una adquisición simultánea MR / PET con parámetros (tiempo de eco: 10,539 ms, tiempo de repetición = 600,72 ms) elegi- dos para constituir el peor de caso posible de interferencias y gradientes de campo magnético. Para aislar al dispositivo de la emisión de radiofrecuencia se ha empleado un blindaje de cobre en algunas de las adquisiciones.
La resolución en energía de cada MPPC para fotones de 511 keV se encuentra en torno al 20% (FWHM) en condiciones de máxima ganancia (máximo voltaje aplicado antes de la saturación) y temperatura ambiente (20 ºC). La resolución en energía varía con la temperatura y con el voltaje aplicado, de entre el 20% al 40%, para fotones de 511 keV. Estos resultados no muestran apenas dependencia con el campo magnético aplicado (Figura 1). Para la matriz de 2x2 MPPC, se han observado todos los cristales de la matriz de x4 centelleadores LYSO per- fectamente resueltos, con una relación pico-valle de 10:1 (Figura 2) en la imagen de llenado de campo, tanto en ausencia como en presencia de campo magnético. La adquisición de fotones simultánea con la señal extrema de MR produjo una pérdida del 20% de los fotones detecta- dos, aparte de los cual, los datos adquiridos fueron plenamente utilizables.
Figura 1. Variación de la resolución en energía para fotones de 511 keV con el voltaje aplicado.
Figura 2. Separación de los cristales en la matriz de 4x4 cristales LYSO acoplados con el array de 2x2 MPCC.
No se ha encontrado influencia significativa del campo magnético aplicado en los resul- tados obtenidos. De los MPPC de 1x1 mm, los de 400 y 1600 píxeles parecen los más adecua- dos para PET, ya que muestran una mayor resolución en energía y una mejor estabilidad. El dispositivo de 2x2 MPPC acopladoa a la matriz de 4x4 cristales centelleadores LYSO muestra buena resolución espacial. Todo esto demuestra el gran potencial de los MPPC para su uso en escáneres PET / MR de pequeños animales y para el desarrollo de detectores gamma para aplicaciones in beam.
Este trabajo ha sido parcialmente financiado por MEC (FPA2007-62216), CDTEAM (Pro- grama CENIT, Ministerio de Industria), UCM (Grupos UCM, 910059), CPAN (Consolider- Ingenio 2010), CSPD-2007-00042 y la red RECAVA-RETIC.
S. España et al., Performance Evaluation of SiPM Detectors for PET Imaging in the Presence of Mag-
netic Fields, IEEE NSS-MIC, 2008. Otte, A.N. et al., A test of Silicon Photomultipliers as readout for PET. Nucl. Inst. Meth. In Phy. Res.
A, 2005. 545(3): p. 705-15. Shao, Y., et al., Simultaneous PET and MR imaging. Phys Med Biol, 1997. 42: p. 1965-70.
Dispersión de electrones en FAIR: El experimento ELISe
Javier R Vignote1 para la colaboración ELISe
Instituto de Estructura de la Materia, Consejo Superior de Investigaciones Científicas, C/Serrano 121, 28006 Madrid, España.
El experimento de dispersión de electrones por iones ELISe [1] está previsto que forme parte del anillo de almacenamiento experimental en la nueva instalación internacional para el estudio de iones y antiprotones (FAIR) en Darmstadt, Alemania. ELISe permitirá a científicos de todo el mundo una oportunidad única para utilizar electrones como sondas en la investi- gación de la estructura de núcleos radioactivos. La dispersión de electrones por núcleos es uno de los métodos más eficaces y por tanto más usado, para estudiar la estructura nuclear. El bombardeo de núcleos con haces de electro- nes para obtener secciones eficaces de dispersión u otros observables, permite conocer en gran detalle la constitución interna de los núcleos y cómo están distribuidos en ellos los nucleo- nes. En la actualidad, la dispersión de electrones por núcleos está restringida a los isótopos estables. ELISe tiene como objetivo extender este poderoso método de investigación más allá del valle de la estabilidad nuclear. ELISe será una herramienta única y sin precedentes para obtener medidas precisas de las distribuciones de carga nucleares, factores espectroscópicos, secciones eficaces y otros observables relevantes para el estudio de la estructura nuclear tanto de isótopos estables como de iones radioactivos. Investigadores españoles de diversas instituciones colaboran activamente en el diseño, simulaciones y construcción de las diferentes partes de las que está compuesto ELISe.
http://www.gsi.de/fair/experiments/elise/.
Análisis de la dispersión elástica y los canales de ruptura del sistema 6 He+ 208 Pb en torno a la barrera de Coulomb
J P Fernández-García 1,2 , M Rodríguez-Gallardo 1,3 , M A G Álvarez 1,2 y A M Moro 1
1 Departamento de FAMN., Universidad de Sevilla, 41012 Sevilla.
2 Centro Nacional de Aceleradores CNA, Universidad de Sevilla, 41092 Sevilla.
3 Instituto de Estructura de la Materia, CSIC, 28006 Madrid; jpfernandez@us.es.
Los núcleos exóticos son sistemas nucleares ricos en neutrones o protones. En general se trata de núcleos inestables con vida media corta que decaen típicamente por emisión beta. Al
encontrarse lejos del valle de estabilidad no siempre es aplicable la misma descripción que para los núcleos estables. Su estudio es, por tanto, de gran interés físico, ya que nos permite comprobar si los modelos obtenidos para los núcleos estables son válidos o, por el contrario, hay considerar mecanismos distintos para su estudio. El caso que nos ocupa es el núcleo de
He, el cual se compone de un core, o núcleo, de 4 He y dos neutrones débilmente ligados. Estos dos neutrones tienen una gran probabilidad de encontrarse lejos del núcleo, dando lugar a lo que se conoce como halo nuclear. El sistema de 6 He es un ejemplo de los llamados núcleos borromeos, ya que los subsistemas binarios (n-n y n- en este caso) no son ligados, a pesar de que el sistema completo (n+n+) sí es ligado. Una manera de mostrar y conocer sus propiedades es estudiando su colisión con núcleos estables. Un mecanismo muy importante en la dispersión de núcleos poco ligados por blancos pe- sados es el fuerte acoplamiento a estados del continuo, debido fundamentalmente al término dipolar coulombiano. Este efecto, conocido como polarizabilidad dipolar, se pone de mani- fiesto en una fuerte reducción de la sección eficaz elástica a ángulos en torno a la zona deno- minada “arco-iris”. Con idea de estudiar este fenómeno, se realizaron recientemente medidas de dispersión de 6 He por plomo a energías de laboratorio cercanas a la barrera Coulom- biana (E=14, 16, 18, 22 y 27 MeV) [1] en las instalaciones de Louvain-la-Neuve (Bélgi- ca). El análisis fenomenológico de los da- tos elásticos, en términos de potenciales ópticos, muestra la presencia de mecanis- mos de reacción de largo alcance, lo que se traduce en valores anormalmente grandes de la difusividad tanto real como imagina- ria (a i ~1,9 fm y a r ~1,15 fm). En este trabajo, presentamos un nuevo análisis de dichos datos usando el modelo
óptico pero empleando para la parte real un potencial nuclear microscópico [2] y manteniendo para la parte imaginaria un potencial de tipo Woods-Saxon.
Figura 1. Cálculos de la distribución angular a dis- tintas energías. El potencial óptico es la suma de un potencial microscópico tipo doble folding, más un potencial dipolar coulombiano y un potencial real de largo alcance. La geometría del potencial se ha mantenido constante con la energía.
En primer lugar, analizamos la dispersión elástica teniendo en cuenta únicamente el po- tencial óptico descrito anteriormente, calculando la geometría del potencial imaginario que mejor se ajusta a los valores experimentales. Vemos cómo la inclusión de un potencial de Polarización Dipolar Coulombiano (CDP) [3] mejora sensiblemente el acuerdo con los datos experimentales y da lugar a un valor más pequeño para la difusividad imaginaria. A continuación, encontramos que, aún incorporando este potencial de polarización coulombiano, no se logra reproducir los datos experimentales a energías por encima de la barrera de Coulomb, y por tanto debemos añadir un potencial real de largo alcance que incor- pore aquellos efectos nucleares que no se han tenido en cuenta anteriormente. Por último, hacemos un estudio de la relación de dispersión. Observamos cómo una varia- ción en la parte real está correlacionada con una variación en la parte imaginaria del potencial óptico, que es lo que prevé la relación de dipersión para núcleos estables [4]. Dicha relación de dispersión se determina manteniendo constante la geometría del potencial para todas las energías y evaluando el potencial real e imaginario a una distancia determinada. Estos cálculos de modelo óptico los comparamos con cálculos de Canales Acoplados Dis- cretizados en el Continuo (CDCC), que han sido recientemente extendidos a reacciones de cuatro cuerpos (proyectil de tres cuerpos más blanco) [5]. Concluimos que existe una gran absorción del canal elástico de reacción en favor de cana- les inelásticos a distancias grandes, lo cual se pone de manifiesto con la necesidad de utilizar un potencial de largo alcance tanto real como imaginario. Finalmente, analizamos el canal de producción de partículas  que, de acuerdo con lo observado experimentalmente, es el principal canal de reacción. En este análisis comparamos las distribuciones angulares y de energía de los datos experimentales obtenidos en Louvain- la-Neuve (exp. PH215) a 22 MeV con cálculos en Aproximación de Born de Onda Distorsio- nada (DWBA). En estos cálculos consideramos la transferencia de los dos neutrones del halo a estados ligados y del continuo del núcleo blanco [6]. En este último caso recurriremos a un procedimiento de discretización dividiendo para ello el continuo del sistema 208 Pb+2n en un conjunto de intervalos de energía (o “bines”). Vemos cómo, debido a que los neutrones están poco ligados al núcleo de 4He, se produce un gran número de partículas . La mayor parte de ésta producción es debida a mecanismos de transferencias de dos neutrones de 6 He a estados del continuo de 208 Pb+2n.
A. M. Sánchez-Benítez et al. Nucl. Phys. A803, 30 (2008).
L. C. Chamon et al. Phys. Rev. C 66, 014610 (2002).
M. V. Andrés, J. Gómez-Camacho, M.A. Nagarajan, Nucl. Phys. A579, 273 (1994)
G.R. Satchler, Phys. Rep. 199,147 (1991).
M. Rodríguez-Gallardo et al. Phys. Rev. C 77, 064609 (2008).
D. Escrig et al. Nucl. Phys. A792, 2 (2007).
Medida de la concentración de radón en aire en interiores mediante sondas de carbón activo
J de la Torre Pérez, A Martín Sánchez, A B Ruano Sánchez y M Jurado Vargas
Departamento de Física, Universidad de Extremadura, 06071 Badajoz. jdltp@unex.es.
Todas las cadenas radiactivas naturales tienen una característica común, y es que cada una de ellas presenta un isótopo ( 219 Rn, 220 Rn ó 222 Rn) de un mismo elemento químico que se encuentra en forma gaseosa; el radón. El isótopo de radón más abundante en la naturaleza es el 222 Rn, perteneciente a la serie natural del 238 U. Es un gas radiactivo que produce la mayor fuente de radiactividad natural a la que estamos sometidos. Puesto que el radón es respirable, su presencia en concentraciones elevadas dentro de habitaciones, lugares de trabajo, subterrá- neos, minas, túneles, etc. es considerado por la normativa internacional como un riesgo para la salud humana. Desde este punto de vista, las medidas de la concentración de radón en aire adquieren una importancia singular. En este trabajo, se presenta: a) la puesta a punto y calibración del método de medida basa- do en sondas de carbón activo, b) distintas pruebas sobre las variables que influyen en la me- dida (tiempo de muestreo, tiempo de contaje, desintegración del radón, saturación, etc.), y c) algunos resultados preliminares de las medidas llevadas cabo en distintos lugares de interés.
El método de medida de las concentraciones de 222 Rn está basado en la norma EPA 520/5-005 [1], determinándose mediante la identificación de sus descendientes 214 Pb y 214 Bi por espectro- metría gamma utilizando un detector de NaI (Tl). Se ha utilizado el programa Gammavision para la calibración del espectrómetro, y con dicho programa se han analizado también los espectros obtenidos de las medidas de las sondas de carbón activo utilizadas. Para el cálculo de las actividades, incertidumbres, estimaciones de las actividades mínimas detectables y de- más variables estadísticas, se ha programado una aplicación propia en hoja Excel, siguiendo el método de cálculo recogido en el protocolo EPA. Se han realizado pruebas con objeto de establecer los tiempos (tanto de muestreo como de contaje y medida del fondo del laboratorio) que ofrecen los mejores resultados para las distin- tas condiciones evaluadas. También se ha estimado experimentalmente el tiempo máximo desde que una sonda de carbón activo deja de ser expuesta hasta que debe ser anali- zada sin que los resultados carez- can de coherencia (ver, como ejem- plo de estas pruebas, la Figura 1). Se han realizado, además, me- didas de las concentraciones de radón en diversos lugares de inte- rés. Puede verse un ejemplo de los resultados obtenidos en la Figura 2. La ICRP (Comisión Internacio- nal de Protección Radiológica) y
la UE (Unión Europea) establecen un nivel para la protección de los trabajadores frente a la exposición
Figura 1. Resultados para una misma sonda de carbón ac-
tivo previamente
expuesta, corregidos al período medio de
al 222 Rn en sus puestos de trabajo de 400 Bq/m 3 de concentración media anual. Para edificios ya construidos se propone también este nivel. No obstante, indican que podría considerarse la iniciación de medidas de remedio sencillas y económicas a partir de concentraciones me- dias anuales de 200 Bq/ m 3 . De los valores ob- tenidos en la campaña
de medidas mostrada en este trabajo y de los anteriormente reseñados se desprende la importancia de la realización de medidas tanto en lugares de trabajo, como en hogares, para la determinación de los niveles a los que está ex- puesta la población. Por todo ello, la utilización de un método de medida rápido, eficaz y de bajo coste, como el utilizado en este trabajo, parece muy adecuado, sobre todo, cuando se trata de determinar concentraciones en muchos y variados ambientes.
Figura 2. Concentración de Radón en salas contiguas expuestas en las mismas condiciones y durante el mismo periodo de tiempo.
EPA 520/5-87-005. EERF estándar operating procedures for radón-222 measurement using charcoal
Reacciones inducidas por la dispersión del núcleo halo 11Be en torno a la barrera Coulombiana
L Acosta 1 , M A G Álvarez 2,5 , M V Andrés 2 , M J G Borge 3 , M Cortés 3 , J M Espino 2 , D Galaviz 3 , J Gómez-Camacho 2,5 , A Maira 3 , I Martel 1 , A M Moro 2 , I Mukha 2 , F Pérez-Bernal 1 , E Reillo 3 , K Rusek 4 ,
A M Sánchez-Benítez 1 and O Tengblad 3
1 Departamento de Física Aplicada, Universidad de Huelva, 21071 Huelva; luis.acosta@dfa.uhu.es.
2 Departamento de Física Atómica Molecular y Nuclear, Universidad de Sevilla, 41080 Sevilla.
3 Instituto de Estructura de la Materia, CSIC, Madrid, 28006 Madrid.
4 The Andrzej Soltan Institute for Nuclear Physics, 00-681 Varsovia, Polonia.
5 Centro Nacional de Aceleradores, Universidad de Sevilla-CSIC-Junta de Andalucía, 41092 Sevilla.
En el presente trabajo se muestran los resultados preliminares de la dispersión de 11Be en un blanco de 120 Sn a 32 MeV, una energía en torno a la barrera de Coulomb del sistema. Las mediciones fueron realizadas en un experimento desarrollado en las instalaciones de REX- ISOLDE (CERN) en Ginebra, Suiza. La interpretación de los datos obtenidos en términos de cálculos de canales acoplados (CC) sugiere un fuerte acoplamiento con los estados p localiza- dos en el continuo. El 11 Be, un isótopo del berilio rico en neutrones, es un núcleo halo compuesto por un núcleo central (core) de 10 Be y un neutrón con una energía de separación Sn = 504(6) keV. El único esta- do excitado se ubica a 320 keV con J = 1/2- el cual exhibe un fuerte acoplamiento con el estado fundamental con J = 1/2+ por la transición E1 [1]. Debido a su estructura de débil ligadura, el acoplamiento con el continuo debería jugar un importante papel en la dispersión con blancos pesados a energías de transición. Por tanto el núcleo de 11 Be es un caso interesante para estu- diar la dinámica de los núcleos con halo a energías en torno a la barrera de Coulomb, donde el papel relativo entre el acoplamiento entre estados ligados y no ligados debe ser investigado, así como sus efectos en diferentes procesos, como los mecanismos de fusión y transferencia. Estos acoplamientos deberían producir una fuerte reducción en la sección efi- caz elástica incluso a energías muy por debajo de la barrera [2,4]. Para estudiar con detalle los proce- sos mencionados, se realizó un experi- mento involucrando la dispersión de 11 Be en un blanco de 120 Sn, a una ener- gía de 2.91 MeV/u, teniendo la certeza de estar próximos al valor nominal de energía de la barrera de la reacción en cuestión. Para conseguir observar la dispersión del haz de 11 Be producido en el laboratorio de REX-ISOLDE, utiliza- mos un sistema compuesto de 6 telesco-
pios formados con detectores de silicio. Cada telescopio (E-ΔE) estaba formado por un detector DSSSD de 42 μm (ΔE) y un detector grueso (E) de 500 μm. Cada
Figura 1. Distribución angular cuasi-elástica de la reac- ción 11 Be + 120 Sn a 32 MeV. Comparación de los datos de la dispersión cuasi-elástica (círculos) con los resultados de cálculos de CC.
detector ΔE constaba de 16x16 micro-tiras, las cuales funcionan como detectores individuales, lo cual permite realizar una detección en función de la posición en la que impacte una partícu- la dispersada en la cara del detector, logrando con esto establecer el ángulo θ de dispersión. Para poder estudiar el comportamiento de las partículas dispersadas, se construyeron es- pectros de masa ΔE vs. Et con los que resulta sencillo separar la contribución del canal cuasi- elástico de la reacción (elástico + inelástico) del canal de ruptura en 10 Be. En la Figura 1. puede observarse la comparación de los datos resultantes para el canal cuasi-elástico en la región an- gular de 15°-38° con cálculos de canales acoplados (CC) desarrollados para su descripción. El primer modelo incluye el acoplamiento del estado fundamental con el estado excitado (línea de puntos), mientras que en el segundo cálculo se añadieron dos estados dipolares ficticios localizados a una energía de excitación de 0.55 MeV, justo por encima del umbral de ruptura del 11 Be, con espines 1/2- y 3/2+. El cálculo CC incluyendo estos estados afecta nota- blemente el comportamiento de la dispersión, especialmente a ángulos hacia delante, consi- guiendo así establecer un acuerdo con la tendencia de los datos obtenidos, lo que demuestra el efecto del acoplamiento a los estados p [5,6] del continuo. Los autores agradecen el soporte para este trabajo de los proyectos: FPA2007-62170, FINU- RA (FPA2007-63074), CPAM (CSD 2007-00042), FPA2006-13807-c02-01 y CSD-2007-00042.
D.J. Millener et al., Phys. Rev. C 28, (1983) 497.
M.V. Andrés, J. Gómez-Camacho and M.J. Nagarajan, Nucl. Phys. A 579, (1994) 273.
K. Yabana, Y. Ogawa and Y. Suzuki, Phys. Rev. C 45, (1992) 2909.
L.F. Canto et al., Phys. Rev. C 52, (1995) R2848.
N. Fukuda et al., Phys. Rev. C 70, (2004) 054606.
M. Takashina, S. Takagi, and Y. Sakuragi, Phys. Rev. C 67, (2003) 037601.
Análisis de la reacción 11 Li+ 208 Pb a energías en torno a la barrera usando el método de canales acoplados con discretización del continuo (CDCC)
J A Lay 1 , L Acosta 4 , M Alcorta 2 , M A G Alvarez 1,3 , M J G Borge 2 , M Cubero 2 , J P Fernández-García 1 , J Gómez-Camacho 1,3 , I Martel 4 , A M Moro 1 , I Mukha 1 , M Rodríguez-Gallardo 2,1 , A M Sánchez-Benítez 4 y O Tengblad 2
1 Departamento de FAMN, Universidad de Sevilla, Apdo. 1065, 41080 Sevilla.
2 Instituto de Estructura de la Materia, CSIC, Serrano 113bis 28006 Madrid.
3 Centro Nacional de Aceleradores, Av. Thomas A. Edison, 41092 Sevilla.
4 Departamento de Física Aplicada, Universidad de Huelva 21071 Huelva; joseantoniolay@gmail.com.
En los últimos años, uno de los temas de trabajo más activos en Física Nuclear es el estu- dio de los llamados núcleos exóticos, núcleos atómicos con una proporción muy diferente de
protones y neutrones, hecho que les confiere características muy interesantes. En particular, se trata de núcleos de vida media muy corta, decayendo típicamente por desintegración beta
y se ha observado en algunos de ellos estructuras sorprendentes como la estructura de halo
consecuencia del carácter débilmente ligado del núcleo en cuestión. Un procedimiento muy útil para extraer información de estos sistemas es mediante el estudio de colisiones de dichos núcleos con un blanco estable. Debido a su pequeña energía de ligadura, un mecanismo de reacción muy relevante en estas colisiones es la ruptura del proyectil en dos o más fragmentos. Por tanto, cualquier mecanismo de reacción destinado a obtener información a partir de estas reacciones debe incorporar el efecto del acoplamiento a los estados del continuo (esto es, los estados no ligados) del núcleo débilmente ligado. En nuestro caso nos ocuparemos del núcleo 11 Li, el cual además de ser un núcleo exótico se encuadra dentro de los llamados núcleos borromeo, que son un caso particularmente intere- sante de núcleo exótico, consistentes en un sistema de 3 cuerpos ( 9 Li+n+n) débilmente ligado, en el que ninguno de los subsistemas binarios es ligado. En las dos últimas décadas, uno de los formalismos utilizado con más éxito para estudiar reacciones con núcleos débilmente ligados ha sido el llamado método de Canales Acoplados con Continuo Discretizado (CDCC). Este método es una extensión natural del método de Canales Acoplados (CC) utilizado en el caso de estados ligados. En este último, se resuelve la ecuación de Schrödinger correspondiente al problema de colisión considerando explícitamen- te el acoplamiento a aquellos estados del proyectil o del blanco más fuertemente excitados durante la colisión. Para trabajar con estados no ligados sustituimos el espectro continuo de estados de energía positiva por un conjunto discreto y finito de estados, llamados bines, repre- sentando cada uno un intervalo de energía del continuo hasta una cierta energía máxima. Aunque estrictamente sería necesario en el caso que nos ocupa tratar al 11 Li como un sis-
tema de tres cuerpos, también podemos obtener una buena aproximación de los resultados tratando a los dos neutrones como una sola partícula, el dineutrón (nn). Aunque pudiera
parecer una aproximación demasiado drástica, puede ser válida en aquellos casos en los que
el grado de libertad relevante en la colisión sea el asociado a la coordenada relativa entre los
neutrones (nn) y el resto del núcleo que llamaremos core. A su vez el core será considerado como un ente inerte. El siguiente paso es obtener una función de onda que describa la dinámica (nn)-core. Una posibilidad es utilizar un potencial típico Woods-Saxon con un radio y difusividad aceptables variando su profundidad para ajustar la energía de la función de onda a la energía de sepa-
ración de dos neutrones (S 2n ) obtenida experi- mentalmente (≈ 0.37 MeV). Sin embargo, este procedimiento da lugar a una función de onda para el estado fundamental demasiado exten- sa y tiende a sobreestimar los acoplamientos al continuo, como ya se vió en [1] para 6 He. Esto se debe a que si tomamos como energía de li- gadura S 2n estamos considerando que la ener- gía relativa de los dos neutrones es cero. Una manera de mejorar este modelo de dineutrón consiste en definir una energía de ligadura efectiva, de manera que la función de onda resultante reproduzca lo mejor po- sible la extensión predicha con un modelo de tres cuerpos. Para ello resolvemos primero el problema de tres cuerpos, con la aproximación
de Faddeev [2], y proyectamos la función de onda sobre la coordenada (nn)-core. Ajustando nuestra función de onda de dos cuerpos a la caída exponencial de la función de onda de tres cuerpos y a la distancia media (nn)-core obtenida, obtenemos como nueva energía de ligadura ε b = -0.538 MeV. De hecho en nuestro caso podemos ver que tomando dicha energía ajustamos mejor los resultados para observables como la probabilidad de transición electromagnética B(E1) [3] (ver figura). En definitiva, conseguimos una descripción más simple que la de tres cuerpos pero más realista que una de dos cuerpos tradicional. Usando este modelo de dineutrón y empleando el método CDCC para describir el me- canismo de reacción, hemos estudiado la reacción 11 Li+ 208 Pb a energías en torno a la barrera coulombiana, comparando con los datos experimentales obtenidos recientemente en TRIUMF (Vancouver, Canadá) donde además de la dispersión de 11 Li se midió la dispersión elástica de
9 Li. Es de esperar una disminución drástica de la sección eficaz de dispersión elástica del 11 Li con respecto al 9 Li debido a la pequeña energía de los neutrones.
Figura 1. Datos experimentales para B(E1) y predicción teórica.
A. M. Moro et al., Phys. Rev. C 75, 064607 (2007).
E. Garrido et al., Phys. Rev. C 68, 014002 (2003).
T. Nakamura et al., Phys. Rev. Letters 96, 252502 (2006).
Caos Cuántico y ruido 1/f: aplicación al estudio de niveles perdidos y simetrías mezcladas en espectros nucleares
L Muñoz 1 , R A Molina 2 , J Retamosa 1 , A Relaño 2 y E Faleiro 3
1 Departamento de Física Atómica, Molecular y Nuclear, Universidad Complutense de Madrid, E-28040 Madrid.
2 Instituto de Estructura de la Materia, CSIC, Serrano 123, E-28006 Madrid.
3 Departamento de Física Aplicada, Universidad Politécnica de Madrid, E-28012 Madrid.
La herramienta fundamental para el estudio del Caos Cuántico es la estadística espectral:
las fluctuaciones del espectro de los sistemas cuánticos cuyo análogo clásico es regular siguen la estadística de Poisson y las de aquellos cuyo análogo clásico es caótico siguen la predicción de la Teoría de Matrices Aleatorias (eligiendo el modelo adecuado a las simetrías de cada sistema) [1,2]. Es decir, se realiza un análisis estadístico de las fluctuaciones en el espectro de energía, mediante una serie de estadísticos cuyos valores pueden calcularse a partir del espectro de estudio y compararse con la predicción de una teoría adecuada como la Teoría de Matrices Aleatorias. Además de los estadísticos tradicionalmente utilizados, existe un nuevo estadístico, δ n , que se ha mostrado muy útil y eficaz en el análisis de multitud de sistemas. El estadístico δ n se define como
δ n = ε n+1 - ε 1 – n,
es decir, representa la desviación de la energía de excitación del nivel (n+1)-ésimo de su valor medio. La particularidad de este estadístico es que puede considerarse como una serie temporal discreta, donde el número de orden de los niveles de energía haría el papel del tiempo, y aplicar las técnicas habituales del análisis de series temporales. Así, calculando su espectro de potencias, <P δ k > (módulo cuadrado de la transformada de Fourier), se estableció como una conjetura que [3]: “ Los espectros de energía de los sistemas cuánticos caóticos están ca- racterizados por un ruido 1/f ”, es decir, <P δ k > ~ 1/k; mientras que para los sistemas regulares se tiene <P δ k > ~ 1/k

References: resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución 
 resolución