应用于白光中子束线的低气压纯氦气正比计数器

杨 洲,王小胡,吕 游,樊瑞睿,秋妍妍,孙 康

(1. 西南科技大学 理学院,四川绵阳 621002;2. 散裂中子源科学中心加速器技术部,广东东莞 523803;3. 深圳技术大学 先进材料测试技术研究中心,广东深圳 518118)

位于中国散裂中子源的反角白光中子源(Back-n)是世界上性能最优秀的白光中子源之一,具有能谱宽、注量率高及时间结构优异等特征,适用于核数据测量工作[1]。中子与3He的反应截面是非常重要的核数据,它的精确测量对于中子探测设备的标定及大爆炸核合成理论的检验具有重要物理意义[2]。基于3He工作气体的正比计数器是中子探测领域中的主要设备,常用于测量中子通量。本文作者团队计划在Back-n上使用基于纯3He工作气体的正比计数器,开展能量为电子伏量级的中子与3He反应截面的测量工作。该实验中,3He气体既作为靶材与中子反应产生质子和氚粒子,也作为探测器的工作气体使质子和氚电离产生原始电子,从而产生感应信号。通过对探测器的信号波形进行分析定时,结合质子打靶时间,可得到中子的飞行时间,从而确定中子的能量[3]。通过记录探测器的信号,结合Back-n上的中子注量率数据,最终得到中子与3He的反应截面。

Back-n具有较高的中子注量率,达2×107cm-2·s-1, 1 eV～100 MeV能区内中子的时间分辨率均好于1%。3He正比计数器内部通常为高气压及添加少量猝灭气体的3He混合气体。然而对于常压或高压的正比计数器,Back-n的高注量率中子会导致探测器出现堆积效应,影响探测器的测量精度。与常压或高压正比计数器相比,低气压的正比计数器灵敏度低,但更适用于高注量率的中子环境。此外,低气压正比计数器中电子漂移速度较快,具有较快的时间响应,可更好地测量中子的飞行时间,提高能量测量精度。为消除杂散核素的影响,提升实验测量精度,本文采用内部为纯3He气体的低气压正比计数器。

由于基于纯氦工作气体的低气压正比计数器研究较少,为验证在Back-n上开展中子与3He反应截面测量实验的可行性,研制了一个正比计数器,并在实验室环境下搭建了一套可变气压真空系统。由于3He气体较为稀缺,为尽可能接近束流实验时的工作环境,采用纯4He作为探测器的工作气体。在不同气压的工作环境下,使用α源对探测器的各项性能进行了测试研究,包括探测器的幅度响应和时间响应。研究结果表明,基于纯氦气工作气体的正比计数器能稳定地工作在0.25个大气压的工作环境下,且具有较快的时间响应,能满足Back-n上测量中子与3He反应截面的实验需求。

1 背景

3He是单原子分子,对低能区中子具有1/ν规律俘获截面(无共振),所以3He是中子标准化的最佳物质[4],极化的3He原子与反向自旋的中子有更高的反应截面,是用于中子极化的理想材料。基于3He工作气体的正比计数器对中子的探测效率高及能量分辨率好,是各种低能中子仪器的基础。Back-n本身具有时间投影室(TPC)、多层快电离室(FIXM)及氘代苯液闪探测器(C6D6)等5台白光中子谱仪[5]。一直计划在Back-n上添加合适的3He中子探测器,便于开展气体靶材测量和3He极化中子的相关实验。

3He 的中子截面测量是一个经典的早期实验。1963 年,Als-Nielsen等[6]将单色中子透射充满3He气体的铝盒后,首次测量出3He在0.000 3～11 eV能区中子的反应全截面。1973年,Goulding等[7]利用0.7 ～30 MeV的连续能量中子对3He和4He的全截面进行了高精确测量。2003年,Keith等[2]用中子照射4种不同气压的圆柱体氦气样靶,利用飞行时间法给出0.1～400 eV中子能区的3He 全截面高精度测量结果。极化的3He气体是用于极化中子的理想材料,而极化3He的中子反应截面与最终中子极化率关系紧密,是极化中子实验的重要基础。然而,一些全能区域的3He中子截面数据未发表或不准确,极化3He的中子反应截面较少。因此,本文作者团队计划在Back-n白光中子束线上开展3He截面测量实验,验证Back-n标定极化3He气体极化率及开展后续极化中子实验的能力。Back-n具有较高的中子注量率及3He本身较大的中子反应截面,白光中子束线直接照射普通的3He正比计数器会导致探测器瞬时计数率过高,造成死时间叠加,从而无法正常探测;白光束线中子透过普通正比探测器会与猝灭气体发生反应。为控制计数率在适当的范围内,确保实验数据的可靠性,采用低气压纯3He正比计数器开展3He截面测试。

束斑孔径为30 mm时,Back-n的中子能谱如图1所示[8]。

图1 束斑孔径为30 mm时,Back-n的中子能谱[8]Fig.1 Neutron energy spectrum of Back-n with beam aperture of 30 mm[8]

实验中白光中子束线照射正比计数器中的纯3He气体,统计3He与目标能区中子发生的反应计数,结合束流检测器测量的中子注量率,最终计算出3He截面。根据核数据库中已知3He截面数据,通过透射率确定合适的中子能区,通过计数率确定合适的3He靶气压。中子照射3He气体靶的透射率可表示为

T=e-nσD

(1)

其中:n为气体分子数密度,对于气体靶材,靶子数密度只与气压有关,根据理想气体方程,1 atm(1 atm=1.013×105Pa)气压下气体分子数密度为2.69×1019cm-3;σ为中子俘获截面;D为有效长度。利用式(1),计算气压为1 atm,D为15 cm时,中子照射3He气体靶的透射率,如表1所列。由表1可知,1～10 eV能量区间中子对该靶材料透射率为0.7～0.9,是截面测量实验中较理想的区间[9-10]。

表1 气压为1 atm,D为15 cm时,中子照射3He气体靶的透射率Tab.1 The transmittance of a 3He gas target irradiated by neutrons at pressure of 1 atm and D of 15 cm

3He截面测量实验中,3He气体密封于圆柱体铝容器内,白光中子束线完全包覆于3He气体中,此时发生反应物的数量N可表示为

(2)

其中:r为束斑半径,束斑贯穿于探测器内部;p为气体靶的气压;NA为阿伏加德罗常数。反应计数率R可表示为

R=ε·N·∑σ·Φ

(3)

其中:Φ为中子注量率;ε为探测效率,假设为100%。图2为3He(n,tot)截面数据。通过Matlab软件将30 mm孔径的白光中子能谱(如图1所示)与3He(n,tot)截面数据差分相乘,可得

∑σ·Φ=2.129×10-17s-1

(4)

图2 3He(n,tot)截面数据Fig.2 Neutron cross-section data of 3He

根据式(2)-式(4),可得

R=4 050Dp

(5)

由式(5)计算可得白光束线中子与3He发生反应计数率,如表2所列。

表2 白光束线中子与3He发生反应计数率Tab.2 Count rate of neutrons reacting with 3He

由式(5)可知,当孔径为30 mm的白光中子束线照射1 atm, 10 cm长的纯3He气体靶时,反应计数率约为40 500 s-1。由表2可知,最小注量率是孔径为30 mm白光中子的 1/35。圆柱形靶室垂直放置时,照射体积是平行放置时的0.47倍,注量率也是平行放置时的约0.47倍。考虑到探测器可能会被直接堵死,选取中子反应数为500～1 000的边界状态。为防止计数率过低,测量时间较长,可通过增加束流强度,再进行死时间修正等处理。更低的气压会导致质子与氚的能量不能完全沉积在3He工作气体中,需用白光配套的中子探测器进行检验。因此,需在实验室研究气压为0.25～1 atm时,纯氦气正比计数器的工作性能,用α粒子测试低气压气体探测器的正比计数功能。图3为在白光中子束线上开展3He截面的实验设计。白光中子与3He发生反应后生成质子(P)和氚(T),沉积能量造成3He气体电离生成电荷,最终产生探测信号。完成该项实验后,可在反角白光中子源平台添加相应3He探测器,在Back-n进行极化3He的截面测量工作[11]。

图3 在白光中子束线上开展3He截面的实验设计Fig.3 Experimental design for neutron cross-section measurement of 3He on white neutron beam line

2 正比探测器探测模拟与实验

由于3He气体较为稀缺,本文设计了一个流气式的正比计数器,在实验室中用4He气体代替3He进行探测器性能测试,且考虑到管壁慢化的影响,将其设计成开槽可内置放射源的布局。正比计数器的结构设计如图4所示。探测器长为125 mm,管壁采用不锈钢材料,外径为50 mm,内径为47 mm,探测器的中间固定有一根直径为25 μm的镀金钨丝,作为阳极丝。阳极丝的左端通过穿墙件连接在SHV接头上,用于给探测器施加高压和引出信号。在圆筒的右部设置有一个法兰,用于给探测器抽真空和输入气体。由于α粒子不能穿透管壁,因此在圆筒的中间下部设置一个深为19 mm,直径为5 mm的小型通孔,可通过法兰板进行密封。实验测试时,使用241Am放射源,固定在密封法兰板上朝内向阳极丝的一侧,该源放射出的α粒子能量约为4 MeV,为单一能量,向阳极丝入射探测器内部。α粒子出射之后直接电离工作气体,且产生原初电子,电子漂移到阳极丝附近发生雪崩放大,在阳极丝上产生感应信号。

图4 正比计数器结构设计Fig.4 Structural design of proportional counter

2.1 正比探测器探测模拟

使用Geant4工具包构建探测器的几何模型,对α粒子在探测器灵敏区内的能量沉积进行模拟。Geant4构建的探测器几何模型及α粒子出射情况如图5所示。

图5 Geant4构建的探测器几何模型及α粒子出射情况Fig.5 Geant4 detector geometry and emission situation of α particles

由图5可见,大部分α粒子都会终止在小型通孔的孔壁上,该部分粒子由于能量沉积低,不会在探测器上产生响应;约有1/10的α粒子能穿过探测器上的小型通孔,沉积较大的能量,能被探测器所探测。能量为4 MeV的α粒子在纯4He 里面的射程约为15 cm,因此,穿过小型通孔的α粒子并不会沉积全部的能量。图6为α粒子在探测器灵敏区内的沉积能量分布。4He 的平均电离能为41 eV,α粒子的平均能量沉积约为1.4 MeV,能产生约34 000个原初电子。

利用不同气压条件下的气体参数文件,使用Garfield++蒙特卡罗模拟软件,构建正比计数器的几何模型,模拟带电粒子在探测器中的漂移过程,如图7所示。

图6 α粒子在探测器灵敏区内的沉积能量分布Fig.6 Energy deposition distribution of α particles in the sensitive region of the detector

(a) Primary electrons induced by 4 MeV α particles

(b) Avalanche-amplified ions图7 带电粒子在探测器中的漂移过程Fig.7 Drift process of charged particles in the detector

由于Garfield++中只能构建简单的几何模型,因此模拟过程中忽略正比计数器安装α源的小型通孔,默认α粒子从正比计数器的管壁出射。在Garfield++给探测器加上电压,使用Runge-Kutta-Fehlberg类成员函数对原初电子及雪崩放大后产生的离子的漂移过程进行模拟跟踪。考虑到模拟时间的限制,图7(a)中只抽样了部分的原初电子。由图7(b)可见,雪崩放大过程产生的离子主要在丝网附近。

2.2 正比探测器测量实验

图8为正比计数器测试系统。

(a) Detection system

(b) Pressure maintenance system图8 正比计数器测试系统Fig.8 Test system of proportional counter

探测器的抽气法兰经过转接阀之后分成两路,其中,Tub1为抽气管道,通过针阀与机械泵相连;Tub3为进气管道,与可变气压系统的监测腔直接相连。可变气压真空系统的抽气管道Tub2通过主阀将机械泵和监测腔直接相连,并将进气端口Gasin直接与氦气气瓶相连。在探测器工作之前,使用机械泵通过Tub1和Tub2对探测器气室和可变气压系统的监测腔抽真空。当系统真空度约为百帕时,关闭Tub2上的主阀,设置目标气压并打开可变气压的稳压系统。此时,纯氦气从可变气压系统的侧面板经一个电磁阀进入到监测腔,经过Tub3进入探测器。可变气压系统的电磁阀可通过监测腔体内的气压实现进气流量的自动调节,通过调节Tub1上的针阀,可让探测器的抽气与进气达到动态平衡,使探测器系统内部的气压稳定在一个固定值。最终通过可变气压真空系统让探测器内的气压稳定在0.01～1 atm之间。定制的真空系统气压精度为百帕量级。

探测器测试过程中,采用型号为NDT1470的桌面式高压电源,通过MPR-1电荷灵敏前放将电压施加到探测器的阳极丝上,探测器的外壳接地。MPR-1前放的输入电容为1 pF,成型时间为100 μs。探测器的信号从阳极丝引出,通过前放放大后输入到后端电子学系统中。实验中,使用CAEN DT5751采集卡及白光专用的电子学系统信号获取系统记录探测器的信号波形,该电子学系统的带宽为1 GHz,采样率为1×109s-1,量化精度为12 bit,采样窗口可自行调节,最宽达65 μs。使用型号为DG1032的信号发生器,产生上升沿为10 μs的三角波信号,输入到前放的Test端口,标定前放输入电荷量和电子学输出ADC(Analog-to-DigitalConverte)值的关系。本文测试了探测器在不同气压及不同工作电压下的工作情况,记录探测器的信号波形。未添加工作电压时,α粒子信号淹没在噪声中,电子学系统无任何波形。气压为0.5 atm,工作电压为440 V时,电子学系统记录的典型探测器信号波形如图9所示。由图9可见,上升沿约占整个波形的1/4。

图9 电子学系统记录的典型探测器信号波形Fig.9 Typical detector signal waveforms recorded in electronic systems

3 测试结果

实验过程中,调节气压后稳定5 min,确保探测器内部气压与设定值一致后,采集并统计电子学系统信号波形的幅度,得到信号波形的能谱。使用高斯函数拟合可得到能谱的峰位,探测器的能量分辨定义为能谱的半高全宽与峰位的比值。最终得到探测器能谱、增益曲线与探测器信号的响应时间。

3.1 探测器能谱和增益曲线

气压为0.25 atm,工作电压为400 V时,电子学系统采集到的α粒子的能谱如图10所示。由图10可见,能谱峰位的ADC值约为203。由于工作气体为纯4He,没有猝灭气体,探测器在工作时存在光子反馈现象,导致能谱的右侧出现一些信号较大的成分。为计算探测器的增益,需标定电子学系统的ADC值与输入到前放的电荷量之间的关系。使用信号发生器产生不同幅度的电压信号输入到前放Test端口,经过前放的输入电容,可转化为输入电荷量信息,统计电子学系统采集到的信号能谱。信号发生器产生幅度为1 000 mV指数上升信号时,电子学系统采集到的上升时间谱如图11所示。

图10 气压为0.25 atm,工作电压为400 V时,电子学系统采集到的α粒子的能谱Fig.10 Energy spectrum of α particles collected by the electronic system at pressure of 1 atm and working voltage of 400 V

图11 信号发生器产生幅度为1 000 mV指数上升信号时,电子学系统采集到的上升时间谱Fig.11 The rise time spectrum collected by the electronic system when the signal generator generates an exponential rise signal with an amplitude of 1 000 mV

图12为输入电荷量随电子学系统的ADC值的变化关系,根据探测器的对α粒子的信号能谱,结合α粒子的能量沉积信息,可计算出不同工作条件下,探测器的绝对增益。

图12 电子学系统的ADC值随输入电荷量的变化关系Fig.12 ADC of electronic system vs. input charge

气压不同时,探测器的绝对增益曲线如图13所示。

(a) Absolute gain vs. voltage

(b) Energy resolution vs. absolute gain图13 气压不同时,探测器的绝对增益曲线Fig.13 Absolute gain curves of the detector at different pressures

由图13可见,探测器工作气压分别为0.25,0.5,0.75,1 atm,α粒子能量为4 MeV时,探测器的最高稳定工作增益约为400;随着工作电压的升高,探测器将会出现基线抖动及持续放电的现象。由于探测器工作在纯氦气环境下,存在光子反馈现象,气体雪崩放大过程中产生的光子会在金属材料及气体原子上打出光电子,从而发生二次雪崩放大,使探测器的增益曲线偏离指数模型。相同的电压下,随着气压的降低,气体汤生系数变大,探测器具有更高的增益。探测器的能量分辨主要由2部分贡献:一是α粒子电离气体产生原初电子数目的统计涨落;二是探测器雪崩放大倍数的统计涨落。当探测器内部电场较低时,部分原初电子在漂移过程中由于吸附和复合效应而损失,不会发生雪崩放大,导致探测器能量分辨较差;当探测器内部电场达到一定强度时,原初电子能全部漂移到丝网附近发生雪崩放大,此时能量分辨主要取决于探测器雪崩放大倍数的统计涨落,探测器能量分辨基本上达到稳定状态。

3.2 探测器信号的响应时间

探测器信号的上升沿定义为探测器的信号从峰值的5%上升到峰值的时间,如图9所示,它由2部分组成:一是距离丝网不同位置处产生的原初电子漂移到丝网附近的时间展宽,主要贡献在信号沿靠前上升较快的区域;二是雪崩放大后产生的离子在丝网上感应出信号的持续时间,贡献在信号上升沿靠后较为平缓的区域。使用Garfield++对原初电子及雪崩放大后产生的离子的漂移过程进行了模拟研究。探测器增益约为400时,不同工作气压条件下,粒子漂移所需的时间随距丝网的距离的变化关系如图14所示。由图14可见,电子和离子的漂移速度都会随工作气压的降低而升高,漂移距离相同时,工作气压越低,漂移时间越少;由图14(a)可见,工作气压为1 atm时,原初电子从探测器管壁距离丝网2.3 cm处漂移到丝网附近所需时间的典型值为6.5 μs;当工作气压为0.25 atm时,典型值为3.4 μs;由图14(b)可见,在工作气压为1 atm时,离子从丝网附近漂移到距离丝网0.15 cm处所需时间的典型值为15.4 μs;当工作气压为0.25 atm时,典型值为4.7 μs。正比计数器中雪崩现象发生在阳极丝附近,雪崩电子潮迅速被阳极丝收集,探测信号主要由离子贡献。

(a) Primary electrons

(b) Ions图14 探测器增益约为400时,不同工作气压条件下,粒子漂移所需的时间随距丝网的距离的变化关系Fig.14 The time required for particles vs. the distance from the wire mesh under different working pressure conditions when the detector gain is about 400

工作气压不同时,探测器信号的上升沿随绝对增益的变化关系如图15所示。

图15 不同工作气压及不同增益情况下,实验测试得到的探测器信号的上升沿随绝对增益的变化关系Fig.15 Rise time of detector signal vs. absolute gain t different operating pressures

由图15可见,当探测器绝对增益较低时(20～40),探测器工作气压越高,上升沿时间越长,这与模拟结果相吻合;当探测器增益较大,工作气压为0.25 atm时,探测器信号的上升沿最长,且在同样的工作气压下,随着增益的上升,探测器信号的上升时间成上升趋势。这是由于探测器增益较大时,光子反馈现象变得明显,产生的光电子变多,这部分光电子漂移到丝网附近产生感应信号,对探测器信号的上升沿产生额外的贡献。对于低气压,光子反馈现象更加严重,因此,工作气压为0.25 atm时,探测器具有最长的上升沿。

4 结论

实验测试和蒙特卡罗模拟研究结果表明,基于纯4He 气体的正比计数器能在0.25～1 atm气压下稳定工作;在0.25 atm的低气压情况下,探测器的增益能达到约400。在低增益的情况下,探测器信号的上升时间约为20 μs。对于纯4He正比计数器,气压降低会使电子与离子在气体中漂移地更快,从而获得更快的波形信号,且一定程度上增加探测器本身的增益效果。然而由于光子反馈现象,随气压的降低纯4He构成的正比计数器探测器波形信号会变慢。当气压为0.25～1 atm时,降低探测器内部的气压,纯4He正比计数器依然能达到较高的增益,但会降低探测器本身的探测效率,适用于白光中子束线高中子注量率的特殊环境。未加电压时,电子学系统显示α信号,是α粒子能量沉积并由探测器正比放大后最终形成的信号。

在白光中子束线上开展中子与3He反应截面的测量实验,中子与3He发生反应生成质子和氚,反应能为0.764 MeV,并最终沉积在3He工作气体中。计划测得的中子能量区间为1～10 eV,飞行距离为77 m,对应的中子飞行时间为5.56～1.76 ms,探测器气压为1 atm时,信号时间占比为0.03%～0.88%,均小于1%。随着气压降低,占比变小,信号本身引起的时间偏差对飞行时间法3He截面测量的影响更小。当内部3He气压为0.25～1 atm时,正比计数器具有良好的正比计数功能,探测器内中子反应计数为数百每秒,满足Back-n开展中子与3He反面截面测量实验的应用需求。