基于Bulk MicroMegas 探測器的高能中子束空間分布測量

智 宇，李沛玉，陳 雷，宋金興，孫鵬飛，周 靜，趙明銳，賈世海，吝守龍，盧志永，鄧桂華，靳尚泰，焦聽雨，李世垚，秦 茜，李 瑋，胡守揚，李笑梅

（中國原子能科學研究院 核數據重點實驗室，北京 102413）

0 引言

準單能高能中子輻射場在航空航天器件的輻射防護以及核物理、中子醫療等領域具有重要的科研和應用價值，例如：可以用于獲得高能中子核反應數據[1]，研究宇宙空間高能中子對輻射器件的影響和對航天器搭載中子探測器進行校準[2]，以及用于治療唾液腺腫瘤、前列腺癌[3]等領域。中國原子能科學研究院（CIAE）依托自研的100MeV 質子回旋加速器[4]，利用7Li(p, n)7Be 核反應可以將高能質子轉化為中子，并經過鐵制準直器準直，設計了70～100 MeV 高能中子束流管道[5]，并于2022 年正式運行。為了監測中子束流品質，中子束流的束斑半徑與探測器到出口距離的變化關系是一個重要的參考數據。

Bulk MicroMegas[6]探測器是一種新型的位置靈敏微結構氣體探測器。與傳統的平板電離室相比，Bulk MicroMegas 探測器具有更高的探測效率和位置分辨率。目前已經實現Bulk MicroMegas探測器全部制造工藝的國產化，并利用55Fe 放射源測試了探測器的均勻性和位置分辨率[7]。本文利用高能中子在聚乙烯（PE）轉化膜中發生散射產生的反沖質子，使用自研的 Bulk MicroMegas 探測器測量了中子的入射位置，進而根據中子通量的分布情況計算出中子束斑半徑以及中子束的空間分布。

1 高能中子經PE 轉化膜產生反沖質子的物理過程模擬

為了估算實際中子注量率、中子探測效率以及高能中子與探測器結構物質反應帶來的干擾事件強度，本文首先利用Geant4[8]模擬計算不同厚度的PE 轉化膜對不同能量入射中子的轉化效率、反沖質子能譜和角通量譜以及在Bulk MicroMegas探測器靈敏體積內的沉積能量譜等物理量的分布情況。

1.1 探測原理

如圖1 所示，入射中子在PE 轉化膜內與氫核發生彈性碰撞產生反沖質子，后者近似沿一條直線徑跡穿過轉化膜和漂移極進入Bulk MicroMegas氣體探測器靈敏體積內，并在沿途電離產生電子團。電子團在電場作用下向陽極漂移，并在通過微網后發生雪崩放大，在鄰近的陽極讀出條上產生感應信號。該探測方法對快中子能區以上（＞0.5MeV）的中子靈敏，可以獲得中子場中的快中子和超快中子成分的空間分布。

圖1 超快中子空間分布測量原理示意Fig.1 Measuring principle for the spatial distribution of ultrafast neutrons

為了驗證模擬程序是否符合高能中子散射規律，本節首先對反沖質子的動力學參數進行模擬。然后，為了計算反沖質子的轉化率、探測效率以及中子與探測器結構物質反應產物帶來的干擾事件強度，分別模擬反沖質子和其他中子反應產物在MicroMegas 靈敏體積內的沉積能譜。最后，根據模擬結果分別計算10MeV 和100MeV 能區附近的中子在不同厚度轉化膜條件下的轉化效率。

1.2 反沖質子動力學參數模擬

當入射中子處于回旋加速器高能中子能區（70～100MeV）時，其反沖質子產生時以及穿透轉化膜進入靈敏體積時的動能和角通量譜的典型分布如圖2 所示，入射中子動能為75MeV，PE 轉化膜厚度為1 cm。其中，圖2(a)和(b)分別為反沖質子產生時的動能和角通量分布的模擬結果。與相對低能中子（＜20MeV）的反沖質子相比，高能反沖質子在0°和90°角通量的占比更高，在能譜上表現為能量向兩端集中，而低能反沖質子能譜表現為均勻分布。這是因為根據分波法理論，高能中子的高角動量成分更多，其彈性散射出射波會向0°和90°集中。而低能中子的主要成分為S 波，其彈性散射出射波呈球對稱分布。在散射角以及轉化膜固有厚度兩個因素的影響下，穿透轉化膜進入探測器靈敏體積內的反沖質子能譜分布如圖2(c)所示，角通量譜如圖2(d)所示。根據動量守恒以及質心系與實驗室系的變換關系可知，反沖質子的散射角隨動能的增加而減小。因此反沖質子的能量越低其散射角越大，需要穿過的轉化膜厚度也越厚，故轉化膜對低能反沖質子的阻擋作用更強，而原本的高能成分則會由于轉化膜固有厚度帶來的能量損失造成動能峰位的前移。

圖2 反沖質子模擬結果Fig.2 Simulation results of recoil protons

1.3 MicroMegas 沉積能譜模擬

反沖質子以及其他中子引起的反應產物在探測器靈敏體積（氣體成分為93% Ar 作為電離成分，7% C4H10作為猝熄成分，氣隙厚度為6 mm 并與試驗使用的探測器一致）內的沉積能量譜以及各個反應產物的占比分別如圖3(a)、(b)和(c)所示。

圖3 入射 中子動能 為75 MeV，PE 轉 化膜厚度 為1 cm時氣體探測器沉積能量模擬結果Fig.3 Simulation result of deposition energy in gaseous detector with incident neutrons' kinetic energy of 75 MeV and PE converter thickness of 1 cm

可見，反沖質子在氣體探測器內的沉積能量近似服從朗道分布。高能中子與探測器結構物質的反應產物成分比較復雜，但數目相對于反沖質子則較少，約為后者的0.3%，因此在絕大部分試驗中可以忽略其帶來的干擾。沉積能譜顯示，干擾事例的沉積能量相對更高，因此還可以通過限定最高沉積能量的方式進一步降低干擾事例所占的比例。

圖3(d)為反沖質子探測效率隨信號閾值的變化曲線，可見當信號閾值小于5keV 時反沖質子的探測效率接近100%，故當試驗中信號的沉積能量譜閾值在 1keV 以下時可以認為反沖質子的探測效率為100%。

1.4 中子轉化效率模擬

對85MeV 和95MeV 入射中子的情況進行同樣的模擬計算。通過統計最終在探測器內沉積能量大于0 的反沖質子事例數目，可以估算高能中子轉化為有效探測信號的效率。75 MeV、85MeV 以及95 MeV 入射中子在不同厚度PE 轉化膜條件下的轉化效率如圖4(a)所示?？梢姡@三種能量的高能中子轉化效率隨轉化膜厚度的變化曲線大體相近，轉化膜厚度為2cm 左右時轉化膜宏觀截面的增加與轉化膜的阻擋作用達到平衡。此后，轉化膜厚度繼續增加時轉化效率不再明顯增加，達到約1%的最大轉化效率。圖4(b)為PE 轉化膜對10MeV 能區中子轉化率的模擬，結果表明PE 轉化膜對該能區中子的最大轉化效率在0.3%附近，相應的膜厚度最小為1mm 左右，高能中子轉化效率約為 0.1%。

圖4 100 MeV 和10 MeV 附近能區中子轉化效率模擬Fig.4 Simulation of transfer efficiency of neutrons in the energy range near 100 MeV and 10 MeV

2 CIAE 回旋加速器高能中子場注量分布測量

本章利用MicroMegas 探測器在線測量CIAE回旋加速器高能中子場，首先得到反沖質子注量率的二維位置分布，然后根據第1 章模擬計算得到的探測效率與轉化效率可以得到中子注量率的二維位置分布。

2.1 試驗裝置

CIAE 100MeV 回旋加速器誘發的高能中子場測量裝置如圖5 所示。尺寸為 10cm×10cm 的Bulk MicroMegas 氣體探測器讀出條間距為1.5 mm，放置在距離束流管道中心橫向偏移約4cm 處，厚度為1mm 的PE 轉化膜粘貼在探測器漂移電極外側。探測器距離束流出口0.5～4.0m 可調。

圖5 CIAE 100 MeV 回旋加速器高能中子場空間分布測量裝置Fig.5 Measurement device for spacial distribution of ultrafast neutron field in the CIAE 100 MeV cyclotron

2.2 信號處理與粒子鑒別

本文利用APV25 粒子探測芯片獲取每個陽極讀出條的信號。APV25 芯片內部通過電荷靈敏前放（增益為100mV/25000e-）將陽極電流轉化成電荷積分信號，并輸出時間間隔為25ns 的電荷積分信號波形采樣值[9]。典型的高能中子信號如圖6 所示。其中：圖6(a)和(b)分別為x和y方向各通道波形。對每個信號波形進行高斯擬合可以得到信號峰值對應的電荷量，計算波形上升到峰值10%時的時間點用于標記信號的起始時間。圖6(c)和(d)分別對應x和y方向各通道的電荷量分布情況?？梢姡吣苤凶右鸬姆礇_質子會在連續幾個通道內產生感應電荷。定義圖6(c)和(d)所示的相鄰通道內的電荷分布為一個電荷集群（cluster），則電荷集群的尺寸（相鄰通道的數目）取決于反沖質子徑跡在陽極平面上的投影面積大小，集群的邊界分別對應反沖質子徑跡在漂移區的起點和終點；比較兩個邊界通道信號的起始時間，起始時間相對更晚的邊界為反沖質子徑跡在漂移區的起點—因為起點處距離絲網更遠，電離產生的電子漂移時間更長[9]。

圖6 各通道信號波形與電荷分布Fig.6 Signal waveform and charge distributions of each channel

用高斯函數對圖6(c)和(d)中的電子集群邊界進行擬合，計算左右兩個邊界通道電荷下降到峰值10%時的擬合通道編號之差，稱為擬合集群尺寸（Fitted Cluster Size, FCS）。FCS 與反沖質子徑跡在陽極平面上的投影長度近似成正比，則集群總電荷量Q 與FCS 的比值Q/FCS 近似正比于帶電粒子在漂移區的平均電離本領（dE/dx）。因此可以利用Q/FCS 作為特征量來鑒別粒子成分[10]。

試驗測得Q/FCS 的統計分布如圖7 所示。圖中可以觀察到2 個峰，在數據處理時使用高斯函數和朗道函數分別對實驗數據進行擬合，擬合曲線如圖中的紅色和藍色曲線所示。當Q/FCS＜1000 時，擬合曲線與實驗數據符合得比較好，而當Q/FCS＞1000 時，擬合曲線明顯大于試驗數據。這可能是因為當Q/FCS 較大時，對應反沖質子的徑跡垂直于陽極平面，徑跡上多個電子束團在同一個陽極讀出條上產生信號疊加，而實際信號處理過程中將這些疊加信號看作1 個信號而只提取了1 次電荷量，造成Q/FCS 較大值的事例數目小于擬合曲線預測。

圖7 Q/FCS 分布Fig.7 Distribution of Q/FCS

本試驗的本底信號主要來自于束流中的伽馬輻射場以及中子引起的其他反應產物（見圖3(c)）。根據擬合參數，計算得到造成高斯峰的粒子強度與造成朗道峰的反沖質子強度之比為0.3%，與圖3(c)中模擬得到的各種其他中子反應產物的強度大致相符。在數據處理過程中，可以通過限制Q/FCS 值的范圍來排除干擾事件。由于干擾事例強度遠小于反沖質子強度, 扣除干擾事件對半徑測量的影響可以忽略。而伽馬輻射事例在Q/FCS 一維統計分布中不顯著，故通常利用總電荷-總擊中讀出條數目NH的二維統計分布來區分伽馬事例和帶電粒子事例[11]，如圖8 所示，但伽馬事例依然不顯著。主要原因有二：一是探測器位于束斑的邊緣，根據MCNP 模擬結果[5]，伽馬射線強度本身相對于中子強度較低且在靠近邊緣處幾乎完全衰減；二是Bulk MicroMegas探測器本身對伽馬射線不太靈敏。

圖8 總電荷與擊中通道數的二維統計分布Fig.8 2D statistical distribution of total charge number of hitted channels

3 束斑中心定位與半徑測量

為了計算不同點位的束斑半徑，首先利用擬合電荷集群（Fitted Cluster Algorithm）算法重建中子的入射位置，然后分別利用 Hough 變換和中子強度曲線擬合方法估算中子束斑半徑。本試驗獲取回旋加速器不同中子能量（70～100MeV）、28 個點位（距離出口0.5～4m）的中子測量數據。

3.1 基于Hough 變換的束斑中心定位與半徑測量

當束流能量為100MeV, 探測器距離束流出口2m 時，測量得到的束流邊沿相對強度分布如圖9所示。

圖9 束流邊沿相對強度分布Fig.9 Relative intensity distributions at beam edge

將探測器左下角設為原點，距離原點小于 2 cm范圍內的區域為束流中心，計算該范圍內的平均事例強度Im，然后選擇束流密度在范圍內的位置作為束流邊界，如圖10(a)所示。對圖10(a)中的邊界點作圓的Hough 變換可得到圓心坐標為(-4.1cm, -1.7 cm)，半徑為10.13cm，如圖10(b)所示。

圖10 中子束斑邊界提取與Hough 變換定位Fig.10 Boundary extraction of neutron beam profile and Hough transform localization

3.2 基于注量率曲線擬合的束斑半徑測量

為了更精確地計算高能中子束斑半徑R以及歸納中子強度隨半徑變化規律，用式(1)擬合不同半徑位置測量得到的相對中子強度，

式中：p0為束流中心注量率；p1為擬合得到的束流密度衰減到中心強度1/2 時的半徑；p2為束斑邊界寬度；p3為干擾本底注量率；Erf(x)為誤差函數，其定義為

I(R)函數形狀與擬合參數的幾何意義如圖11所示。

圖11 I(R)擬合函數曲線形狀與參數的幾何意義Fig.11 Fitting function curve of I(R) and geometrical meanings of fitting parameters

對于100MeV 中子束流，探測器距離束流出口2m 時的實驗數據擬合結果如圖12 所示，可見，擬合半徑測量值為9.98cm（對應圖例中的p1)，與Hough 變換計算得到的10.13cm 接近。

圖12 中子注量率隨束斑半徑變化（En=100 MeV，d=2 m）Fig.12 Varation of neutron intensities with beam radii(En=100 MeV, d=2 m)

應用注量率曲線擬合方法計算束斑半徑的結果如表1 所示。其中，100 MeV 的數據與MCNP 的模擬結果大致相符，如圖13 所示。測量結果表明，不同入射能量的質子對應的高能中子束流半徑大致相同，能量更高的中子束斑半徑會略大一些。80 MeV 的測量結果有些異常，可能是由于探測器位置的移動引入了系統誤差，需要進一步的試驗測量進行交叉檢驗。束斑半徑與探測器到束流出口的距離d呈線性關系，d每增加1 m 束斑半徑大約增加1cm。

表1 不同入射中子能量En 對應的不同位置處中子束斑半徑Table 1 Neutron beam radii at different positions corresponding to incident neutron energy En

圖13 束斑半徑隨束流出口距離的變化Fig.13 Variation of beam radii with the distances of beam exit

4 結束語

PE 轉化膜的轉化效率以及MicroMegas 探測器的探測效率等是高能中子注量率分布測量試驗的必要參數。本文首先利用Geant4 模擬計算了高能中子（70～100MeV）在不同厚度PE 轉化膜中散射產生的反沖質子能譜與角通量譜，以及反沖質子穿透轉化膜進入MicroMegas 靈敏體積內時的能譜和角通量譜，計算結果符合高能中子散射規律。模擬計算了高能中子與探測器結構物質發生反應而產生的各種產物所占的比重，并計算了反沖質子與其他干擾成分在靈敏體積內的沉積能譜，結果表明干擾成分強度只占反沖質子強度的約0.3%，可以忽略。根據模擬結果得到了不同厚度的PE 轉化膜對不同能量高能中子的轉化效率，以及不同信號閾值下MicroMegas 探測器的探測效率。

然后，利用自研的微結構探測器和高集成電子技術，建立了在線測量高能中子場注量率空間分布的實驗裝置Bulk MicroMegas 微結構氣體探測器，對CIAE100 MeV 回旋加速器的高能中子束斑半徑進行了首次測量計算，結果與MCNP 模擬結果相符，從而驗證了CIAE 100 MeV 回旋加速器實際中子束斑半徑符合設計參數。根據模擬得到的轉化效率曲線調整轉化膜厚度，該裝置也可以應用于快中子（0.5～10 MeV）或超快中子（＞10MeV）能區中子束流的實時監測。

未來將通過增大 Bulk Micromegas 探測器的有效面積并利用標準中子源對探測器不同位置的中子探測效率進行標定，來進一步提高測量的空間范圍和精度。