李志遠，艾憲蕓,*，謝宇廣，崔 輝，王 英，呂軍光，胡 濤，劉令蕓，付 黎，閆文奇，胡 彪

(1.國民核生化災害防護國家重點實驗室，北京 102205；2.核探測與核電子學國家重點實驗室，北京 100049；3.中國科學院 高能物理研究所，北京 100049；4.廣西大學，廣西 南寧 530004；5.南華大學，湖南 衡陽 421001)

氣體電子倍增器(GEM)是典型的微結構氣體探測器(MPGD)，最早報道于1996年[1]。在GEM探測器的基礎上，一種基于PCB鉆孔技術的厚型氣體電子倍增器(THGEM)被提出[2]。THGEM的厚度和孔徑較大，帶有Rim環(huán)，其耐壓更高、單層增益更大，且其制作基于成熟通用的工業(yè)技術，具有大批量應用的潛力。近幾年，THGEM在粒子探測和成像等領域得到了推廣和應用，尤其是在一些大科學實驗項目上，如環(huán)形成像切倫科夫探測器(RICH)[3]、數字量能器(DHCAL)[4]和散裂中子源[5]等，但在輻射防護類儀器上應用較少。輻射防護類儀器還是以傳統(tǒng)探測器為主，如G-M計數管、正比管、電離室或探測效率較高的半導體、閃爍體[6]等。就氣體探測器而言，對γ射線探測效率較低是其主要問題。近年來，國內外更關注于通過改變結構材料以提高對γ射線的探測效率，如在靈敏氣體區(qū)域內增加密度較大的阻止材料來提高G-M計數管對γ射線的本征探測效率[7]；在GEM探測器外增加高密度聚乙烯轉換體，來提高快中子的探測效率[8]。THGEM不同于傳統(tǒng)氣體探測器，材料確定后還能通過調節(jié)結構、電場等來改變工作性能，本文將從此方面研究THGEM對γ射線探測效率的影響。

1 THGEM探測器對γ射線的探測原理

與其他探測器類似，THGEM探測不帶電粒子的方式主要是通過收集粒子與結構材料發(fā)生相互作用后產生的進入靈敏區(qū)的帶電粒子。THGEM探測器主要由密封腔室、漂移極、THGEM膜、收集極等組成(圖1)，其中密封腔室組成材料較復雜，一般考慮射線從入射窗進入，若探測能量較低的γ或X射線，入射窗宜采用較薄的非金屬材料。漂移極與收集極一般采用鍍銅的PCB板材，THGEM膜則由上下鍍銅或鍍金[9]的膜上電極、膜下電極和絕緣基底組成。漂移極、收集極和THGEM膜均置于工作氣體中。

圖1 THGEM探測器組成結構Fig.1 Structure of THGEM detector

γ射線從入射窗進入探測器，可與其路徑上的物質發(fā)生光電效應、康普頓散射或電子對效應等，繼而產生光電子或散射電子，該電子作為激發(fā)電子，進入靈敏區(qū)后可在氣體中發(fā)生電離，激發(fā)出原初電離電子。原初電離電子漂移入孔，在孔內的強電場下產生雪崩。激發(fā)電子產生的位置和方向不同，其激發(fā)的原初電離電子被雪崩倍增的概率就有很大區(qū)別，如在THGEM膜絕緣基底內或收集區(qū)內的激發(fā)電子激發(fā)的原初電離電子進入微孔并發(fā)生雪崩的概率可忽略。

為了解THGEM探測器對γ射線的探測效率，就需計算激發(fā)電子在各區(qū)域內產生的概率、角分布、能量分布以及激發(fā)的原初電離電子進入膜孔雪崩的概率。因此，漂移極表面、漂移區(qū)、膜上電極表面是重點關注區(qū)域，只有這些區(qū)域的激發(fā)電子激發(fā)的原初電離電子才有可能進入膜孔并發(fā)生雪崩。

2 計算模型

2.1 蒙特卡羅計算模型

蒙特卡羅方法就是通過大量的隨機抽樣事件來統(tǒng)計事件發(fā)生的概率。常用的蒙特卡羅軟件有MCNP、GEANT4、EGS4、FLUCK等[10]，這些大型模擬程序可調用內置的各種材料的光子截面庫。本文采用MCNP5對單個探測單元進行模擬(圖2)，光子從漂移極外表面正向入射，并在整個面上均勻分布。將漂移極內表面和膜上電極表面作為被測面，探測表面出射或反射的激發(fā)電子。對高能γ射線而言，氣體的作用截面太低，應在氣體電離模型中考慮漂移區(qū)的電子產生情況。

圖2 MCNP5中THGEM探測單元建模Fig.2 Modeling of THGEM unit in MCNP5

利用程序中的計數卡和余弦卡，分別計算137Cs(662 keV)和55Fe(5.9 keV)兩種輻射源照射下，THGEM漂移極內表面和膜上電極表面電子出射概率，結果列于表1。其中θ為電子出射方向與光子入射方向夾角。因此對于漂移極內表面只有0°～±90°范圍內的電子能進入漂移區(qū)，對于膜上電極表面只有±90°～±180°范圍內的電子(反彈電子)能進入漂移區(qū)。由表1可看出，對于較高能量的γ射線，漂移區(qū)的激發(fā)電子主要來源于漂移極內表面，高出膜上電極表面3個數量級；而低能X射線在漂移區(qū)各部分激發(fā)電子出射概率差異較小。

表1 137Cs和55Fe源的電子出射概率Table 1 Emission probability of electron produced by 137Cs and 55Fe in drifting region

對漂移區(qū)內表面出射電子的能量進行分析可發(fā)現，對于137Cs，入射光子主要與漂移極發(fā)生康普頓散射作用，出射電子大部分為康普頓散射電子，所以電子能量呈連續(xù)譜分布，并集中在幾十至幾百keV。由于漂移極材料的衰減作用，出射電子會在小于662 keV的能量處出現峰值(圖3)。

圖3 137Cs在THGEM漂移極內表面出射電子能譜分布Fig.3 Energy spectrum of ejected electron from inner surface of drifting electrode by 137Cs

對該表面電子進行角分布規(guī)律分析可發(fā)現，入射光子能量越高，向前出射的激發(fā)電子越多(圖4)，這與數值計算結果一致[11]。隨入射光子能量的降低，電子出射角逐漸接近±90°。

2.2 電場模型

THGEM膜正常工作時需在漂移區(qū)、膜上下電極、收集區(qū)加以適當電場，各區(qū)域電場強度可通過距離或電壓調節(jié)，由于THGEM膜是多孔結構，在小孔附近會出現電場突變，因此采用簡單的平板均勻電場與實際情況不符。目前模擬電場的方法較多，本文使用COMSOL多物理場耦合軟件[12]模擬真空中電子隨電場漂移的情況(圖5)。模擬中假定多個自由電子在漂移極內表面均勻分布，同一時間被電場加速。動態(tài)模擬中分別截取了t0、t1、t2和t34個時間點的電子位置，由圖5可看出，從漂移極內表面出射的電子簇(t0)被電場加速后，在漂移區(qū)較長的行進中速度并無明顯差別(t1)，而在膜上電極表面附近(t2)，部分電子明顯加速入孔并穿出，另一部分被膜阻擋，出孔電子到達收集極的時間與被阻擋電子達到膜上電極表面的時間幾乎相同(t3)。

圖4 漂移極內表面出射電子角分布Fig.4 Angular distribution of ejected electron from inner surface of drifting electrode

2.3 THGEM探測器氣體電離模型

電場模型能直觀展示電子隨電場運動時的漂移和擴散現象，可簡單計算無工作氣體時的電子透過率，但未考慮電子與工作氣體的碰撞電離、復合等過程，對計算實際電子透過率意義不大，因此需建立THGEM探測器在電場下的氣體電離模型。該方法用ANSYS軟件[13]建立包括材料屬性的幾何結構，并在漂移極、THGEM膜上下電極、收集極增加電壓激勵(圖6)，得到包括網格剖分、材料屬性、電場分布等數據。將該數據導入Garfield++[14]中，并利用Garfield++與Magboltz、Heed、SRIM等接口程序對電子行為進行模擬，其中Magboltz為Garfield++計算提供必要的氣體截面數據[15]，Heed可計算氣體中的光電轉換(PAI模型)[16]，SRIM主要計算氣體的電離能損[17]，必要時可用ROOT[18]進行數據處理或粒子徑跡顯示。

圖5 THGEM的電場分布和真空中電子漂移行為Fig.5 Electric field distribution and electron drifting behavior in vacuum for THGEM

圖6 ANSYS 中建立單元電場模型Fig.6 Electric field modeling of THGEM unit in ANSYS

本文利用Garfield++自帶的Sensor函數設定觀察區(qū)，并限定電子的入孔條件，只計算入孔電子數，不需跟蹤進入膜孔后的雪崩過程，這樣可節(jié)省大部分的計算時間。激發(fā)電子的釋放可采用兩種方式，一是在漂移極內表面指定區(qū)域內隨機釋放，二是可利用Heed接口讓光子從指定區(qū)域內進入漂移區(qū)并產生激發(fā)電子(圖7)。

3 探測效率的影響因素

THGEM探測器對γ射線的探測效率定義為單位時間內脈沖數量與受照射線粒子數之比，因此可理解為單個γ射線被探測到的概率。根據THGEM的工作原理，影響最終探測效率的主要因素是光量子轉換效率和激發(fā)電子的探測效率。光量子轉換效率由射線能量、相互作用截面決定，激發(fā)電子的探測效率取決于原初電離電子數、入孔效率、THGEM膜增益及電子學信噪比等。若要在1次事例中探測到信號，信號強度需足夠大且高于系統(tǒng)閾值，而信號的大小主要與電子入孔效率和原初電離電子數有關，兩者之積即為有效電子數。

圖7 指定區(qū)域內的電子和離子徑跡Fig.7 Drift line of electron and ion in drifting region

3.1 漂移極內表面激發(fā)電子的入孔效率

結合上述氣體電離模型，假設漂移區(qū)電場強度不變，將工作氣體設定為1個標準大氣壓下的氬和異丁烷的混合氣體(Ar∶i-C4H10=97∶3)，激發(fā)電子限定在漂移極內表面上，以不同能量隨機出射。從1個激發(fā)電子開始仿真，在電場、氣體的作用下產生原初電離電子。以1個結構單元為統(tǒng)計對象，用進入膜孔的電子數與原初電離電子數的比值表示入孔效率，當電子進入孔后結束電子跟蹤。計算可發(fā)現，入孔效率與激發(fā)電子的能量并無顯著關系，尤其是當漂移區(qū)距離較大時，入孔效率基本不變，如圖8所示，本文計算了從漂移極內表面出射的單個激發(fā)電子，經過漂移區(qū)電場后進入膜孔的總電子數及該電子在漂移區(qū)產生原初電離電子進入膜孔的概率(入孔效率)。

根據蒙特卡羅計算模型和電場模型，對于能量較高的γ射線，漂移極出射的激發(fā)電子能量集中在10 keV以上，且較大概率前向發(fā)射，因此從圖8可看到，盡管漂移區(qū)距離有變化，但對能量較大的激發(fā)電子產生的入孔電子數變化較小。而對于較低能量的激發(fā)電子，漂移區(qū)距離越小，入孔電子數變化越明顯，這是膜上電極表面附近電場畸變和激發(fā)電子出射方向綜合作用的結果。該計算也間接證明了電子入孔效率主要與探測器結構相關，包括漂移區(qū)距離和THGEM膜結構(孔徑、孔間距離和Rim環(huán)大小)等，本文不討論THGEM膜本身結構的影響。

圖8 不同漂移區(qū)距離中原初電離電子入孔效率隨電子能量的變化Fig.8 Entering-hole efficiency of primary ionized electron as a function of excited electron energy in different lengths of drifting region

雖然激發(fā)電子的初始能量對入孔效率影響不大，但由于初始方向不同及氣體分子的碰撞，會發(fā)生吸附和擴散，這就導致了漂移距離越遠橫向擴散距離越大、入孔效率越低。對于離孔較近的漂移極出射的激發(fā)電子，雖然電場畸變明顯，但橫向擴散效應較小，更多的電子會順著電場方向進入孔內。

3.2 漂移區(qū)原初電離電子數

氣體中轉換的激發(fā)電子會繼續(xù)產生電離電子，與低能X射線相比，高能γ射線在氣體中能產生激發(fā)電子的概率很低。利用氣體電離模型，在Garfield++中用Heed接口控制δ電子使能，可在氣體中產生激發(fā)電子或原初電離電子(圖9)。圖9a、c分別為55Fe和137Cs產生的激發(fā)電子數，圖9b、d分別為55Fe和137Cs產生的原初電子數。以10 cm氣體厚度為例，對55Fe源，每個光子平均能產生3.61個激發(fā)電子(圖9a)；而對137Cs源，每個光子產生激發(fā)電子概率僅為2.72×10-5(圖9c)，即使激發(fā)電子產生原初電離電子，對每個光子而言，產生1個原初電離電子的概率僅提高至0.07%(圖9d)。通過模擬可得到與55Fe能譜分布一致的原初電離電子分布譜，甚至能看到Ar的逃逸峰(圖9b)。

圖9 55Fe和137Cs在漂移區(qū)氣體內產生的激發(fā)電子和原初電離電子Fig.9 Excited electron and primary ionized electron in gas drifting region by 55Fe and 137Cs

圖10 氣體厚度對單光子平均原初電離電子數的影響Fig.10 Average number of primary ionized electron produced by photon as a function of gas thickness

利用上述氣體電離模型計算漂移區(qū)距離對γ射線轉換原初電離電子的影響(圖10)，通過對比可看出，對于較低能量的55Fe源，在大于10 cm厚的氣體距離下，射線能量全部沉積，產生原初電離電子數約為218個，這與理論估算值相近[19]。對于137Cs源，需上萬米的氣體距離才能使射線能量全部沉積，而在1 cm以下，單個光子在氣體中產生原初電離電子的概率僅為10-5～10-4量級，相比漂移極內表面的激發(fā)電子小兩個量級(10-3量級)，但相對于膜上表面反向出射的激發(fā)電子(10-6量級)不能忽略(表1)。

4 實驗與分析

4.1 漂移區(qū)距離對探測效率的影響

實驗搭建THGEM探測系統(tǒng)，檢測源選用55Fe和137Cs，探測器選用FR4基材的THGEM膜，膜厚0.2 mm、孔徑0.2 mm、孔間距離0.6 mm、Rim環(huán)寬度為70 μm。圖11為計數測試系統(tǒng)，設置多道最低閾值(60 mV)排除系統(tǒng)噪聲，統(tǒng)計固定時間間隔(60 s)內超過閾值的所有計數。由于無法精確探測實際接受到的輻射粒子數量，用相對探測效率作為檢驗值，則：

(1)

其中：ni為不同漂移區(qū)距離下的總計數率，min-1；nb為去掉放射源后的環(huán)境本底計數率，min-1；n0為漂移區(qū)距離為1 mm時的凈計數率，即：

n0=ni-nb

(2)

圖11 計數測試系統(tǒng)Fig.11 Test system of relative detection efficiency

圖12 漂移區(qū)距離對137Cs相對探測效率的影響Fig.12 Effect of length of drifting region on relative detection efficiency for 137Cs

經測試可得到THGEM對137Cs的相對探測效率(圖12)，實驗發(fā)現漂移區(qū)距離越大，相對探測效率越高，與1 mm距離相比，5 mm時探測效率增加了約1倍。根據圖8計算結果，隨漂移區(qū)距離增加，雖然漂移極內表面出射激發(fā)電子產生的原初電離電子入孔效率降低，但入孔電子數基本無變化，尤其是大于幾十keV的電子，而這部分電子占絕大部分，因此相對探測效率增加的主要原因是137Cs在氣體中產生了更多的原初電離電子。假設εi為氣體厚度xi的探測效率(本征探測效率)，I0為入射到氣體中的光子數，則在氣體厚度xi時應測到的理論ni為：

ni=I0εi

(3)

隨厚度xi的增加，光子數呈指數衰減。根據式(1)，相對探測效率僅與氣體的本征探測效率有關。實驗中，由于測試系統(tǒng)的分辨能力和閾值的影響，實際測試到的計數值會低于理論值。

4.2 膜間電壓對探測效率的影響

本文設計了基于THGEM的電壓坪曲線實驗，研究膜間電壓對探測效率的影響情況。實驗過程中確保漂移區(qū)距離、漂移區(qū)電場、輻照場等條件不變，僅改變THGEM膜間電壓，分別對55Fe和137Cs進行了測試，結果如圖13所示，其中相對探測效率是各電壓下的計數相對于起始電壓的計數。可看出，對于55Fe源，相對探測效率從510 V左右開始上升，550 V后基本保持不變；而對于137Cs源，相對探測效率隨膜間電壓上升而上升，未出現坪區(qū)。由表1可知，對于55Fe源，膜上電極表面打出電子的概率很小(6.67×10-8)，能進入膜孔的電子數量有限，因此在增加一定電壓后，探測效率基本保持不變；而137Cs源能在膜上電極表面打出較多(10-6)電子，在提升膜間電壓時，膜孔附近的電場梯度會增加，附近的電子受到更大的電場曳力。大于90°的光電子主要由光電效應產生，能量較低，容易被電場拉回孔內，因此膜間電壓越大，入孔電子數越多，相對探測效率會近似線性上升。對兩種放射源，提高膜間電壓均會提高其探測效率，但對較高能量的γ射線效果更明顯。

圖13 137Cs和55Fe的相對探測效率Fig.13 Relative detection efficiency for 137Cs and 55Fe

5 結論

本文通過模擬和實驗初步對THGEM的光子探測效率進行了研究，結果表明漂移區(qū)原初電離電子主要由漂移極、氣體和膜上表面出射的激發(fā)電子產生。對于較高能量的γ射線，在漂移極表面產生的激發(fā)電子大部分在幾十keV以上，由漂移極表面出射的激發(fā)電子引起的原初電離電子的入孔數變化不大，并不會對探測效率有明顯影響，因此提高其探測效率的最好方法是增大漂移區(qū)距離來增加漂移區(qū)的激發(fā)電子。需注意的是增大漂移區(qū)距離時需確保漂移區(qū)電場在合適的值，否則會影響其能量分辨率或增益水平[20]。另一方面，對THGEM膜本身，無論是較高能量的γ射線或較低能量的X射線，提高膜間電壓均會提高其探測效率，但膜間電壓越高，增益越大，同時打火概率也會增加[21]，因此電壓不宜設置太高，一般選在坪區(qū)的1/3～1/2處。