楊 洲,王小胡,呂 游,樊瑞睿,秋妍妍,孫 康

(1. 西南科技大學(xué) 理學(xué)院,四川綿陽 621002;2. 散裂中子源科學(xué)中心加速器技術(shù)部,廣東東莞 523803;3. 深圳技術(shù)大學(xué) 先進(jìn)材料測(cè)試技術(shù)研究中心,廣東深圳 518118)

位于中國(guó)散裂中子源的反角白光中子源(Back-n)是世界上性能最優(yōu)秀的白光中子源之一,具有能譜寬、注量率高及時(shí)間結(jié)構(gòu)優(yōu)異等特征,適用于核數(shù)據(jù)測(cè)量工作[1]。中子與3He的反應(yīng)截面是非常重要的核數(shù)據(jù),它的精確測(cè)量對(duì)于中子探測(cè)設(shè)備的標(biāo)定及大爆炸核合成理論的檢驗(yàn)具有重要物理意義[2]?；?He工作氣體的正比計(jì)數(shù)器是中子探測(cè)領(lǐng)域中的主要設(shè)備,常用于測(cè)量中子通量。本文作者團(tuán)隊(duì)計(jì)劃在Back-n上使用基于純3He工作氣體的正比計(jì)數(shù)器,開展能量為電子伏量級(jí)的中子與3He反應(yīng)截面的測(cè)量工作。該實(shí)驗(yàn)中,3He氣體既作為靶材與中子反應(yīng)產(chǎn)生質(zhì)子和氚粒子,也作為探測(cè)器的工作氣體使質(zhì)子和氚電離產(chǎn)生原始電子,從而產(chǎn)生感應(yīng)信號(hào)。通過對(duì)探測(cè)器的信號(hào)波形進(jìn)行分析定時(shí),結(jié)合質(zhì)子打靶時(shí)間,可得到中子的飛行時(shí)間,從而確定中子的能量[3]。通過記錄探測(cè)器的信號(hào),結(jié)合Back-n上的中子注量率數(shù)據(jù),最終得到中子與3He的反應(yīng)截面。

Back-n具有較高的中子注量率,達(dá)2×107cm-2·s-1, 1 eV～100 MeV能區(qū)內(nèi)中子的時(shí)間分辨率均好于1%。3He正比計(jì)數(shù)器內(nèi)部通常為高氣壓及添加少量猝滅氣體的3He混合氣體。然而對(duì)于常壓或高壓的正比計(jì)數(shù)器,Back-n的高注量率中子會(huì)導(dǎo)致探測(cè)器出現(xiàn)堆積效應(yīng),影響探測(cè)器的測(cè)量精度。與常壓或高壓正比計(jì)數(shù)器相比,低氣壓的正比計(jì)數(shù)器靈敏度低,但更適用于高注量率的中子環(huán)境。此外,低氣壓正比計(jì)數(shù)器中電子漂移速度較快,具有較快的時(shí)間響應(yīng),可更好地測(cè)量中子的飛行時(shí)間,提高能量測(cè)量精度。為消除雜散核素的影響,提升實(shí)驗(yàn)測(cè)量精度,本文采用內(nèi)部為純3He氣體的低氣壓正比計(jì)數(shù)器。

由于基于純氦工作氣體的低氣壓正比計(jì)數(shù)器研究較少,為驗(yàn)證在Back-n上開展中子與3He反應(yīng)截面測(cè)量實(shí)驗(yàn)的可行性,研制了一個(gè)正比計(jì)數(shù)器,并在實(shí)驗(yàn)室環(huán)境下搭建了一套可變氣壓真空系統(tǒng)。由于3He氣體較為稀缺,為盡可能接近束流實(shí)驗(yàn)時(shí)的工作環(huán)境,采用純4He作為探測(cè)器的工作氣體。在不同氣壓的工作環(huán)境下,使用α源對(duì)探測(cè)器的各項(xiàng)性能進(jìn)行了測(cè)試研究,包括探測(cè)器的幅度響應(yīng)和時(shí)間響應(yīng)。研究結(jié)果表明,基于純氦氣工作氣體的正比計(jì)數(shù)器能穩(wěn)定地工作在0.25個(gè)大氣壓的工作環(huán)境下,且具有較快的時(shí)間響應(yīng),能滿足Back-n上測(cè)量中子與3He反應(yīng)截面的實(shí)驗(yàn)需求。

1 背景

3He是單原子分子,對(duì)低能區(qū)中子具有1/ν規(guī)律俘獲截面(無共振),所以3He是中子標(biāo)準(zhǔn)化的最佳物質(zhì)[4],極化的3He原子與反向自旋的中子有更高的反應(yīng)截面,是用于中子極化的理想材料。基于3He工作氣體的正比計(jì)數(shù)器對(duì)中子的探測(cè)效率高及能量分辨率好,是各種低能中子儀器的基礎(chǔ)。Back-n本身具有時(shí)間投影室(TPC)、多層快電離室(FIXM)及氘代苯液閃探測(cè)器(C6D6)等5臺(tái)白光中子譜儀[5]。一直計(jì)劃在Back-n上添加合適的3He中子探測(cè)器,便于開展氣體靶材測(cè)量和3He極化中子的相關(guān)實(shí)驗(yàn)。

3He 的中子截面測(cè)量是一個(gè)經(jīng)典的早期實(shí)驗(yàn)。1963 年,Als-Nielsen等[6]將單色中子透射充滿3He氣體的鋁盒后,首次測(cè)量出3He在0.000 3～11 eV能區(qū)中子的反應(yīng)全截面。1973年,Goulding等[7]利用0.7 ～30 MeV的連續(xù)能量中子對(duì)3He和4He的全截面進(jìn)行了高精確測(cè)量。2003年,Keith等[2]用中子照射4種不同氣壓的圓柱體氦氣樣靶,利用飛行時(shí)間法給出0.1～400 eV中子能區(qū)的3He 全截面高精度測(cè)量結(jié)果。極化的3He氣體是用于極化中子的理想材料,而極化3He的中子反應(yīng)截面與最終中子極化率關(guān)系緊密,是極化中子實(shí)驗(yàn)的重要基礎(chǔ)。然而,一些全能區(qū)域的3He中子截面數(shù)據(jù)未發(fā)表或不準(zhǔn)確,極化3He的中子反應(yīng)截面較少。因此,本文作者團(tuán)隊(duì)計(jì)劃在Back-n白光中子束線上開展3He截面測(cè)量實(shí)驗(yàn),驗(yàn)證Back-n標(biāo)定極化3He氣體極化率及開展后續(xù)極化中子實(shí)驗(yàn)的能力。Back-n具有較高的中子注量率及3He本身較大的中子反應(yīng)截面,白光中子束線直接照射普通的3He正比計(jì)數(shù)器會(huì)導(dǎo)致探測(cè)器瞬時(shí)計(jì)數(shù)率過高,造成死時(shí)間疊加,從而無法正常探測(cè);白光束線中子透過普通正比探測(cè)器會(huì)與猝滅氣體發(fā)生反應(yīng)。為控制計(jì)數(shù)率在適當(dāng)?shù)姆秶鷥?nèi),確保實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)的可靠性,采用低氣壓純3He正比計(jì)數(shù)器開展3He截面測(cè)試。

束斑孔徑為30 mm時(shí),Back-n的中子能譜如圖1所示[8]。

圖1 束斑孔徑為30 mm時(shí),Back-n的中子能譜[8]Fig.1 Neutron energy spectrum of Back-n with beam aperture of 30 mm[8]

實(shí)驗(yàn)中白光中子束線照射正比計(jì)數(shù)器中的純3He氣體,統(tǒng)計(jì)3He與目標(biāo)能區(qū)中子發(fā)生的反應(yīng)計(jì)數(shù),結(jié)合束流檢測(cè)器測(cè)量的中子注量率,最終計(jì)算出3He截面。根據(jù)核數(shù)據(jù)庫(kù)中已知3He截面數(shù)據(jù),通過透射率確定合適的中子能區(qū),通過計(jì)數(shù)率確定合適的3He靶氣壓。中子照射3He氣體靶的透射率可表示為

T=e-nσD

(1)

其中:n為氣體分子數(shù)密度,對(duì)于氣體靶材,靶子數(shù)密度只與氣壓有關(guān),根據(jù)理想氣體方程,1 atm(1 atm=1.013×105Pa)氣壓下氣體分子數(shù)密度為2.69×1019cm-3;σ為中子俘獲截面;D為有效長(zhǎng)度。利用式(1),計(jì)算氣壓為1 atm,D為15 cm時(shí),中子照射3He氣體靶的透射率,如表1所列。由表1可知,1～10 eV能量區(qū)間中子對(duì)該靶材料透射率為0.7～0.9,是截面測(cè)量實(shí)驗(yàn)中較理想的區(qū)間[9-10]。

表1 氣壓為1 atm,D為15 cm時(shí),中子照射3He氣體靶的透射率Tab.1 The transmittance of a 3He gas target irradiated by neutrons at pressure of 1 atm and D of 15 cm

3He截面測(cè)量實(shí)驗(yàn)中,3He氣體密封于圓柱體鋁容器內(nèi),白光中子束線完全包覆于3He氣體中,此時(shí)發(fā)生反應(yīng)物的數(shù)量N可表示為

(2)

其中:r為束斑半徑,束斑貫穿于探測(cè)器內(nèi)部;p為氣體靶的氣壓;NA為阿伏加德羅常數(shù)。反應(yīng)計(jì)數(shù)率R可表示為

R=ε·N·∑σ·Φ

(3)

其中:Φ為中子注量率;ε為探測(cè)效率,假設(shè)為100%。圖2為3He(n,tot)截面數(shù)據(jù)。通過Matlab軟件將30 mm孔徑的白光中子能譜(如圖1所示)與3He(n,tot)截面數(shù)據(jù)差分相乘,可得

∑σ·Φ=2.129×10-17s-1

(4)

圖2 3He(n,tot)截面數(shù)據(jù)Fig.2 Neutron cross-section data of 3He

根據(jù)式(2)-式(4),可得

R=4 050Dp

(5)

由式(5)計(jì)算可得白光束線中子與3He發(fā)生反應(yīng)計(jì)數(shù)率,如表2所列。

表2 白光束線中子與3He發(fā)生反應(yīng)計(jì)數(shù)率Tab.2 Count rate of neutrons reacting with 3He

由式(5)可知,當(dāng)孔徑為30 mm的白光中子束線照射1 atm, 10 cm長(zhǎng)的純3He氣體靶時(shí),反應(yīng)計(jì)數(shù)率約為40 500 s-1。由表2可知,最小注量率是孔徑為30 mm白光中子的 1/35。圓柱形靶室垂直放置時(shí),照射體積是平行放置時(shí)的0.47倍,注量率也是平行放置時(shí)的約0.47倍?？紤]到探測(cè)器可能會(huì)被直接堵死,選取中子反應(yīng)數(shù)為500～1 000的邊界狀態(tài)。為防止計(jì)數(shù)率過低,測(cè)量時(shí)間較長(zhǎng),可通過增加束流強(qiáng)度,再進(jìn)行死時(shí)間修正等處理。更低的氣壓會(huì)導(dǎo)致質(zhì)子與氚的能量不能完全沉積在3He工作氣體中,需用白光配套的中子探測(cè)器進(jìn)行檢驗(yàn)。因此,需在實(shí)驗(yàn)室研究氣壓為0.25～1 atm時(shí),純氦氣正比計(jì)數(shù)器的工作性能,用α粒子測(cè)試低氣壓氣體探測(cè)器的正比計(jì)數(shù)功能。圖3為在白光中子束線上開展3He截面的實(shí)驗(yàn)設(shè)計(jì)。白光中子與3He發(fā)生反應(yīng)后生成質(zhì)子(P)和氚(T),沉積能量造成3He氣體電離生成電荷,最終產(chǎn)生探測(cè)信號(hào)。完成該項(xiàng)實(shí)驗(yàn)后,可在反角白光中子源平臺(tái)添加相應(yīng)3He探測(cè)器,在Back-n進(jìn)行極化3He的截面測(cè)量工作[11]。

圖3 在白光中子束線上開展3He截面的實(shí)驗(yàn)設(shè)計(jì)Fig.3 Experimental design for neutron cross-section measurement of 3He on white neutron beam line

2 正比探測(cè)器探測(cè)模擬與實(shí)驗(yàn)

由于3He氣體較為稀缺,本文設(shè)計(jì)了一個(gè)流氣式的正比計(jì)數(shù)器,在實(shí)驗(yàn)室中用4He氣體代替3He進(jìn)行探測(cè)器性能測(cè)試,且考慮到管壁慢化的影響,將其設(shè)計(jì)成開槽可內(nèi)置放射源的布局。正比計(jì)數(shù)器的結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)如圖4所示。探測(cè)器長(zhǎng)為125 mm,管壁采用不銹鋼材料,外徑為50 mm,內(nèi)徑為47 mm,探測(cè)器的中間固定有一根直徑為25 μm的鍍金鎢絲,作為陽極絲。陽極絲的左端通過穿墻件連接在SHV接頭上,用于給探測(cè)器施加高壓和引出信號(hào)。在圓筒的右部設(shè)置有一個(gè)法蘭,用于給探測(cè)器抽真空和輸入氣體。由于α粒子不能穿透管壁,因此在圓筒的中間下部設(shè)置一個(gè)深為19 mm,直徑為5 mm的小型通孔,可通過法蘭板進(jìn)行密封。實(shí)驗(yàn)測(cè)試時(shí),使用241Am放射源,固定在密封法蘭板上朝內(nèi)向陽極絲的一側(cè),該源放射出的α粒子能量約為4 MeV,為單一能量,向陽極絲入射探測(cè)器內(nèi)部。α粒子出射之后直接電離工作氣體,且產(chǎn)生原初電子,電子漂移到陽極絲附近發(fā)生雪崩放大,在陽極絲上產(chǎn)生感應(yīng)信號(hào)。

圖4 正比計(jì)數(shù)器結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)Fig.4 Structural design of proportional counter

2.1 正比探測(cè)器探測(cè)模擬

使用Geant4工具包構(gòu)建探測(cè)器的幾何模型,對(duì)α粒子在探測(cè)器靈敏區(qū)內(nèi)的能量沉積進(jìn)行模擬。Geant4構(gòu)建的探測(cè)器幾何模型及α粒子出射情況如圖5所示。

圖5 Geant4構(gòu)建的探測(cè)器幾何模型及α粒子出射情況Fig.5 Geant4 detector geometry and emission situation of α particles

由圖5可見,大部分α粒子都會(huì)終止在小型通孔的孔壁上,該部分粒子由于能量沉積低,不會(huì)在探測(cè)器上產(chǎn)生響應(yīng);約有1/10的α粒子能穿過探測(cè)器上的小型通孔,沉積較大的能量,能被探測(cè)器所探測(cè)。能量為4 MeV的α粒子在純4He 里面的射程約為15 cm,因此,穿過小型通孔的α粒子并不會(huì)沉積全部的能量。圖6為α粒子在探測(cè)器靈敏區(qū)內(nèi)的沉積能量分布。4He 的平均電離能為41 eV,α粒子的平均能量沉積約為1.4 MeV,能產(chǎn)生約34 000個(gè)原初電子。

利用不同氣壓條件下的氣體參數(shù)文件,使用Garfield++蒙特卡羅模擬軟件,構(gòu)建正比計(jì)數(shù)器的幾何模型,模擬帶電粒子在探測(cè)器中的漂移過程,如圖7所示。

圖6 α粒子在探測(cè)器靈敏區(qū)內(nèi)的沉積能量分布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圖7 帶電粒子在探測(cè)器中的漂移過程Fig.7 Drift process of charged particles in the detector

由于Garfield++中只能構(gòu)建簡(jiǎn)單的幾何模型,因此模擬過程中忽略正比計(jì)數(shù)器安裝α源的小型通孔,默認(rèn)α粒子從正比計(jì)數(shù)器的管壁出射。在Garfield++給探測(cè)器加上電壓,使用Runge-Kutta-Fehlberg類成員函數(shù)對(duì)原初電子及雪崩放大后產(chǎn)生的離子的漂移過程進(jìn)行模擬跟蹤。考慮到模擬時(shí)間的限制,圖7(a)中只抽樣了部分的原初電子。由圖7(b)可見,雪崩放大過程產(chǎn)生的離子主要在絲網(wǎng)附近。

2.2 正比探測(cè)器測(cè)量實(shí)驗(yàn)

圖8為正比計(jì)數(shù)器測(cè)試系統(tǒng)。

(a) Detection system

(b) Pressure maintenance system圖8 正比計(jì)數(shù)器測(cè)試系統(tǒng)Fig.8 Test system of proportional counter

探測(cè)器的抽氣法蘭經(jīng)過轉(zhuǎn)接閥之后分成兩路,其中,Tub1為抽氣管道,通過針閥與機(jī)械泵相連;Tub3為進(jìn)氣管道,與可變氣壓系統(tǒng)的監(jiān)測(cè)腔直接相連?？勺儦鈮赫婵障到y(tǒng)的抽氣管道Tub2通過主閥將機(jī)械泵和監(jiān)測(cè)腔直接相連,并將進(jìn)氣端口Gasin直接與氦氣氣瓶相連。在探測(cè)器工作之前,使用機(jī)械泵通過Tub1和Tub2對(duì)探測(cè)器氣室和可變氣壓系統(tǒng)的監(jiān)測(cè)腔抽真空。當(dāng)系統(tǒng)真空度約為百帕?xí)r,關(guān)閉Tub2上的主閥,設(shè)置目標(biāo)氣壓并打開可變氣壓的穩(wěn)壓系統(tǒng)。此時(shí),純氦氣從可變氣壓系統(tǒng)的側(cè)面板經(jīng)一個(gè)電磁閥進(jìn)入到監(jiān)測(cè)腔,經(jīng)過Tub3進(jìn)入探測(cè)器?？勺儦鈮合到y(tǒng)的電磁閥可通過監(jiān)測(cè)腔體內(nèi)的氣壓實(shí)現(xiàn)進(jìn)氣流量的自動(dòng)調(diào)節(jié),通過調(diào)節(jié)Tub1上的針閥,可讓探測(cè)器的抽氣與進(jìn)氣達(dá)到動(dòng)態(tài)平衡,使探測(cè)器系統(tǒng)內(nèi)部的氣壓穩(wěn)定在一個(gè)固定值。最終通過可變氣壓真空系統(tǒng)讓探測(cè)器內(nèi)的氣壓穩(wěn)定在0.01～1 atm之間。定制的真空系統(tǒng)氣壓精度為百帕量級(jí)。

探測(cè)器測(cè)試過程中,采用型號(hào)為NDT1470的桌面式高壓電源,通過MPR-1電荷靈敏前放將電壓施加到探測(cè)器的陽極絲上,探測(cè)器的外殼接地。MPR-1前放的輸入電容為1 pF,成型時(shí)間為100 μs。探測(cè)器的信號(hào)從陽極絲引出,通過前放放大后輸入到后端電子學(xué)系統(tǒng)中。實(shí)驗(yàn)中,使用CAEN DT5751采集卡及白光專用的電子學(xué)系統(tǒng)信號(hào)獲取系統(tǒng)記錄探測(cè)器的信號(hào)波形,該電子學(xué)系統(tǒng)的帶寬為1 GHz,采樣率為1×109s-1,量化精度為12 bit,采樣窗口可自行調(diào)節(jié),最寬達(dá)65 μs。使用型號(hào)為DG1032的信號(hào)發(fā)生器,產(chǎn)生上升沿為10 μs的三角波信號(hào),輸入到前放的Test端口,標(biāo)定前放輸入電荷量和電子學(xué)輸出ADC(Analog-to-DigitalConverte)值的關(guān)系。本文測(cè)試了探測(cè)器在不同氣壓及不同工作電壓下的工作情況,記錄探測(cè)器的信號(hào)波形。未添加工作電壓時(shí),α粒子信號(hào)淹沒在噪聲中,電子學(xué)系統(tǒng)無任何波形。氣壓為0.5 atm,工作電壓為440 V時(shí),電子學(xué)系統(tǒng)記錄的典型探測(cè)器信號(hào)波形如圖9所示。由圖9可見,上升沿約占整個(gè)波形的1/4。

圖9 電子學(xué)系統(tǒng)記錄的典型探測(cè)器信號(hào)波形Fig.9 Typical detector signal waveforms recorded in electronic systems

3 測(cè)試結(jié)果

實(shí)驗(yàn)過程中,調(diào)節(jié)氣壓后穩(wěn)定5 min,確保探測(cè)器內(nèi)部氣壓與設(shè)定值一致后,采集并統(tǒng)計(jì)電子學(xué)系統(tǒng)信號(hào)波形的幅度,得到信號(hào)波形的能譜。使用高斯函數(shù)擬合可得到能譜的峰位,探測(cè)器的能量分辨定義為能譜的半高全寬與峰位的比值。最終得到探測(cè)器能譜、增益曲線與探測(cè)器信號(hào)的響應(yīng)時(shí)間。

3.1 探測(cè)器能譜和增益曲線

氣壓為0.25 atm,工作電壓為400 V時(shí),電子學(xué)系統(tǒng)采集到的α粒子的能譜如圖10所示。由圖10可見,能譜峰位的ADC值約為203。由于工作氣體為純4He,沒有猝滅氣體,探測(cè)器在工作時(shí)存在光子反饋現(xiàn)象,導(dǎo)致能譜的右側(cè)出現(xiàn)一些信號(hào)較大的成分。為計(jì)算探測(cè)器的增益,需標(biāo)定電子學(xué)系統(tǒng)的ADC值與輸入到前放的電荷量之間的關(guān)系。使用信號(hào)發(fā)生器產(chǎn)生不同幅度的電壓信號(hào)輸入到前放Test端口,經(jīng)過前放的輸入電容,可轉(zhuǎn)化為輸入電荷量信息,統(tǒng)計(jì)電子學(xué)系統(tǒng)采集到的信號(hào)能譜。信號(hào)發(fā)生器產(chǎn)生幅度為1 000 mV指數(shù)上升信號(hào)時(shí),電子學(xué)系統(tǒng)采集到的上升時(shí)間譜如圖11所示。

圖10 氣壓為0.25 atm,工作電壓為400 V時(shí),電子學(xué)系統(tǒng)采集到的α粒子的能譜Fig.10 Energy spectrum of α particles collected by the electronic system at pressure of 1 atm and working voltage of 400 V

圖11 信號(hào)發(fā)生器產(chǎn)生幅度為1 000 mV指數(shù)上升信號(hào)時(shí),電子學(xué)系統(tǒng)采集到的上升時(shí)間譜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

圖12為輸入電荷量隨電子學(xué)系統(tǒng)的ADC值的變化關(guān)系,根據(jù)探測(cè)器的對(duì)α粒子的信號(hào)能譜,結(jié)合α粒子的能量沉積信息,可計(jì)算出不同工作條件下,探測(cè)器的絕對(duì)增益。

圖12 電子學(xué)系統(tǒng)的ADC值隨輸入電荷量的變化關(guān)系Fig.12 ADC of electronic system vs. input charge

氣壓不同時(shí),探測(cè)器的絕對(duì)增益曲線如圖13所示。

(a) Absolute gain vs. voltage

(b) Energy resolution vs. absolute gain圖13 氣壓不同時(shí),探測(cè)器的絕對(duì)增益曲線Fig.13 Absolute gain curves of the detector at different pressures

由圖13可見,探測(cè)器工作氣壓分別為0.25,0.5,0.75,1 atm,α粒子能量為4 MeV時(shí),探測(cè)器的最高穩(wěn)定工作增益約為400;隨著工作電壓的升高,探測(cè)器將會(huì)出現(xiàn)基線抖動(dòng)及持續(xù)放電的現(xiàn)象。由于探測(cè)器工作在純氦氣環(huán)境下,存在光子反饋現(xiàn)象,氣體雪崩放大過程中產(chǎn)生的光子會(huì)在金屬材料及氣體原子上打出光電子,從而發(fā)生二次雪崩放大,使探測(cè)器的增益曲線偏離指數(shù)模型。相同的電壓下,隨著氣壓的降低,氣體湯生系數(shù)變大,探測(cè)器具有更高的增益。探測(cè)器的能量分辨主要由2部分貢獻(xiàn):一是α粒子電離氣體產(chǎn)生原初電子數(shù)目的統(tǒng)計(jì)漲落;二是探測(cè)器雪崩放大倍數(shù)的統(tǒng)計(jì)漲落。當(dāng)探測(cè)器內(nèi)部電場(chǎng)較低時(shí),部分原初電子在漂移過程中由于吸附和復(fù)合效應(yīng)而損失,不會(huì)發(fā)生雪崩放大,導(dǎo)致探測(cè)器能量分辨較差;當(dāng)探測(cè)器內(nèi)部電場(chǎng)達(dá)到一定強(qiáng)度時(shí),原初電子能全部漂移到絲網(wǎng)附近發(fā)生雪崩放大,此時(shí)能量分辨主要取決于探測(cè)器雪崩放大倍數(shù)的統(tǒng)計(jì)漲落,探測(cè)器能量分辨基本上達(dá)到穩(wěn)定狀態(tài)。

3.2 探測(cè)器信號(hào)的響應(yīng)時(shí)間

探測(cè)器信號(hào)的上升沿定義為探測(cè)器的信號(hào)從峰值的5%上升到峰值的時(shí)間,如圖9所示,它由2部分組成:一是距離絲網(wǎng)不同位置處產(chǎn)生的原初電子漂移到絲網(wǎng)附近的時(shí)間展寬,主要貢獻(xiàn)在信號(hào)沿靠前上升較快的區(qū)域;二是雪崩放大后產(chǎn)生的離子在絲網(wǎng)上感應(yīng)出信號(hào)的持續(xù)時(shí)間,貢獻(xiàn)在信號(hào)上升沿靠后較為平緩的區(qū)域。使用Garfield++對(duì)原初電子及雪崩放大后產(chǎn)生的離子的漂移過程進(jìn)行了模擬研究。探測(cè)器增益約為400時(shí),不同工作氣壓條件下,粒子漂移所需的時(shí)間隨距絲網(wǎng)的距離的變化關(guān)系如圖14所示。由圖14可見,電子和離子的漂移速度都會(huì)隨工作氣壓的降低而升高,漂移距離相同時(shí),工作氣壓越低,漂移時(shí)間越少;由圖14(a)可見,工作氣壓為1 atm時(shí),原初電子從探測(cè)器管壁距離絲網(wǎng)2.3 cm處漂移到絲網(wǎng)附近所需時(shí)間的典型值為6.5 μs;當(dāng)工作氣壓為0.25 atm時(shí),典型值為3.4 μs;由圖14(b)可見,在工作氣壓為1 atm時(shí),離子從絲網(wǎng)附近漂移到距離絲網(wǎng)0.15 cm處所需時(shí)間的典型值為15.4 μs;當(dāng)工作氣壓為0.25 atm時(shí),典型值為4.7 μs。正比計(jì)數(shù)器中雪崩現(xiàn)象發(fā)生在陽極絲附近,雪崩電子潮迅速被陽極絲收集,探測(cè)信號(hào)主要由離子貢獻(xiàn)。

(a) Primary electrons

(b) Ions圖14 探測(cè)器增益約為400時(shí),不同工作氣壓條件下,粒子漂移所需的時(shí)間隨距絲網(wǎng)的距離的變化關(guān)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

工作氣壓不同時(shí),探測(cè)器信號(hào)的上升沿隨絕對(duì)增益的變化關(guān)系如圖15所示。

圖15 不同工作氣壓及不同增益情況下,實(shí)驗(yàn)測(cè)試得到的探測(cè)器信號(hào)的上升沿隨絕對(duì)增益的變化關(guān)系Fig.15 Rise time of detector signal vs. absolute gain t different operating pressures

由圖15可見,當(dāng)探測(cè)器絕對(duì)增益較低時(shí)(20～40),探測(cè)器工作氣壓越高,上升沿時(shí)間越長(zhǎng),這與模擬結(jié)果相吻合;當(dāng)探測(cè)器增益較大,工作氣壓為0.25 atm時(shí),探測(cè)器信號(hào)的上升沿最長(zhǎng),且在同樣的工作氣壓下,隨著增益的上升,探測(cè)器信號(hào)的上升時(shí)間成上升趨勢(shì)。這是由于探測(cè)器增益較大時(shí),光子反饋現(xiàn)象變得明顯,產(chǎn)生的光電子變多,這部分光電子漂移到絲網(wǎng)附近產(chǎn)生感應(yīng)信號(hào),對(duì)探測(cè)器信號(hào)的上升沿產(chǎn)生額外的貢獻(xiàn)。對(duì)于低氣壓,光子反饋現(xiàn)象更加嚴(yán)重,因此,工作氣壓為0.25 atm時(shí),探測(cè)器具有最長(zhǎng)的上升沿。

4 結(jié)論

實(shí)驗(yàn)測(cè)試和蒙特卡羅模擬研究結(jié)果表明,基于純4He 氣體的正比計(jì)數(shù)器能在0.25～1 atm氣壓下穩(wěn)定工作;在0.25 atm的低氣壓情況下,探測(cè)器的增益能達(dá)到約400。在低增益的情況下,探測(cè)器信號(hào)的上升時(shí)間約為20 μs。對(duì)于純4He正比計(jì)數(shù)器,氣壓降低會(huì)使電子與離子在氣體中漂移地更快,從而獲得更快的波形信號(hào),且一定程度上增加探測(cè)器本身的增益效果。然而由于光子反饋現(xiàn)象,隨氣壓的降低純4He構(gòu)成的正比計(jì)數(shù)器探測(cè)器波形信號(hào)會(huì)變慢。當(dāng)氣壓為0.25～1 atm時(shí),降低探測(cè)器內(nèi)部的氣壓,純4He正比計(jì)數(shù)器依然能達(dá)到較高的增益,但會(huì)降低探測(cè)器本身的探測(cè)效率,適用于白光中子束線高中子注量率的特殊環(huán)境。未加電壓時(shí),電子學(xué)系統(tǒng)顯示α信號(hào),是α粒子能量沉積并由探測(cè)器正比放大后最終形成的信號(hào)。

在白光中子束線上開展中子與3He反應(yīng)截面的測(cè)量實(shí)驗(yàn),中子與3He發(fā)生反應(yīng)生成質(zhì)子和氚,反應(yīng)能為0.764 MeV,并最終沉積在3He工作氣體中。計(jì)劃測(cè)得的中子能量區(qū)間為1～10 eV,飛行距離為77 m,對(duì)應(yīng)的中子飛行時(shí)間為5.56～1.76 ms,探測(cè)器氣壓為1 atm時(shí),信號(hào)時(shí)間占比為0.03%～0.88%,均小于1%。隨著氣壓降低,占比變小,信號(hào)本身引起的時(shí)間偏差對(duì)飛行時(shí)間法3He截面測(cè)量的影響更小。當(dāng)內(nèi)部3He氣壓為0.25～1 atm時(shí),正比計(jì)數(shù)器具有良好的正比計(jì)數(shù)功能,探測(cè)器內(nèi)中子反應(yīng)計(jì)數(shù)為數(shù)百每秒,滿足Back-n開展中子與3He反面截面測(cè)量實(shí)驗(yàn)的應(yīng)用需求。