厚GEM探测器对γ射线探测效率的研究

李志远，艾宪芸,*，谢宇广，崔 辉，王 英，吕军光，胡 涛，刘令芸，付 黎，闫文奇，胡 彪

(1.国民核生化灾害防护国家重点实验室，北京 102205；2.核探测与核电子学国家重点实验室，北京 100049；3.中国科学院 高能物理研究所，北京 100049；4.广西大学，广西 南宁 530004；5.南华大学，湖南 衡阳 421001)

气体电子倍增器(GEM)是典型的微结构气体探测器(MPGD)，最早报道于1996年[1]。在GEM探测器的基础上，一种基于PCB钻孔技术的厚型气体电子倍增器(THGEM)被提出[2]。THGEM的厚度和孔径较大，带有Rim环，其耐压更高、单层增益更大，且其制作基于成熟通用的工业技术，具有大批量应用的潜力。近几年，THGEM在粒子探测和成像等领域得到了推广和应用，尤其是在一些大科学实验项目上，如环形成像切伦科夫探测器(RICH)[3]、数字量能器(DHCAL)[4]和散裂中子源[5]等，但在辐射防护类仪器上应用较少。辐射防护类仪器还是以传统探测器为主，如G-M计数管、正比管、电离室或探测效率较高的半导体、闪烁体[6]等。就气体探测器而言，对γ射线探测效率较低是其主要问题。近年来，国内外更关注于通过改变结构材料以提高对γ射线的探测效率，如在灵敏气体区域内增加密度较大的阻止材料来提高G-M计数管对γ射线的本征探测效率[7]；在GEM探测器外增加高密度聚乙烯转换体，来提高快中子的探测效率[8]。THGEM不同于传统气体探测器，材料确定后还能通过调节结构、电场等来改变工作性能，本文将从此方面研究THGEM对γ射线探测效率的影响。

1 THGEM探测器对γ射线的探测原理

与其他探测器类似，THGEM探测不带电粒子的方式主要是通过收集粒子与结构材料发生相互作用后产生的进入灵敏区的带电粒子。THGEM探测器主要由密封腔室、漂移极、THGEM膜、收集极等组成(图1)，其中密封腔室组成材料较复杂，一般考虑射线从入射窗进入，若探测能量较低的γ或X射线，入射窗宜采用较薄的非金属材料。漂移极与收集极一般采用镀铜的PCB板材，THGEM膜则由上下镀铜或镀金[9]的膜上电极、膜下电极和绝缘基底组成。漂移极、收集极和THGEM膜均置于工作气体中。

图1 THGEM探测器组成结构Fig.1 Structure of THGEM detector

γ射线从入射窗进入探测器，可与其路径上的物质发生光电效应、康普顿散射或电子对效应等，继而产生光电子或散射电子，该电子作为激发电子，进入灵敏区后可在气体中发生电离，激发出原初电离电子。原初电离电子漂移入孔，在孔内的强电场下产生雪崩。激发电子产生的位置和方向不同，其激发的原初电离电子被雪崩倍增的概率就有很大区别，如在THGEM膜绝缘基底内或收集区内的激发电子激发的原初电离电子进入微孔并发生雪崩的概率可忽略。

为了解THGEM探测器对γ射线的探测效率，就需计算激发电子在各区域内产生的概率、角分布、能量分布以及激发的原初电离电子进入膜孔雪崩的概率。因此，漂移极表面、漂移区、膜上电极表面是重点关注区域，只有这些区域的激发电子激发的原初电离电子才有可能进入膜孔并发生雪崩。

2 计算模型

2.1 蒙特卡罗计算模型

蒙特卡罗方法就是通过大量的随机抽样事件来统计事件发生的概率。常用的蒙特卡罗软件有MCNP、GEANT4、EGS4、FLUCK等[10]，这些大型模拟程序可调用内置的各种材料的光子截面库。本文采用MCNP5对单个探测单元进行模拟(图2)，光子从漂移极外表面正向入射，并在整个面上均匀分布。将漂移极内表面和膜上电极表面作为被测面，探测表面出射或反射的激发电子。对高能γ射线而言，气体的作用截面太低，应在气体电离模型中考虑漂移区的电子产生情况。

图2 MCNP5中THGEM探测单元建模Fig.2 Modeling of THGEM unit in MCNP5

利用程序中的计数卡和余弦卡，分别计算137Cs(662 keV)和55Fe(5.9 keV)两种辐射源照射下，THGEM漂移极内表面和膜上电极表面电子出射概率，结果列于表1。其中θ为电子出射方向与光子入射方向夹角。因此对于漂移极内表面只有0°～±90°范围内的电子能进入漂移区，对于膜上电极表面只有±90°～±180°范围内的电子(反弹电子)能进入漂移区。由表1可看出，对于较高能量的γ射线，漂移区的激发电子主要来源于漂移极内表面，高出膜上电极表面3个数量级；而低能X射线在漂移区各部分激发电子出射概率差异较小。

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

对漂移区内表面出射电子的能量进行分析可发现，对于137Cs，入射光子主要与漂移极发生康普顿散射作用，出射电子大部分为康普顿散射电子，所以电子能量呈连续谱分布，并集中在几十至几百keV。由于漂移极材料的衰减作用，出射电子会在小于662 keV的能量处出现峰值(图3)。

图3 137Cs在THGEM漂移极内表面出射电子能谱分布Fig.3 Energy spectrum of ejected electron from inner surface of drifting electrode by 137Cs

对该表面电子进行角分布规律分析可发现，入射光子能量越高，向前出射的激发电子越多(图4)，这与数值计算结果一致[11]。随入射光子能量的降低，电子出射角逐渐接近±90°。

2.2 电场模型

THGEM膜正常工作时需在漂移区、膜上下电极、收集区加以适当电场，各区域电场强度可通过距离或电压调节，由于THGEM膜是多孔结构，在小孔附近会出现电场突变，因此采用简单的平板均匀电场与实际情况不符。目前模拟电场的方法较多，本文使用COMSOL多物理场耦合软件[12]模拟真空中电子随电场漂移的情况(图5)。模拟中假定多个自由电子在漂移极内表面均匀分布，同一时间被电场加速。动态模拟中分别截取了t0、t1、t2和t34个时间点的电子位置，由图5可看出，从漂移极内表面出射的电子簇(t0)被电场加速后，在漂移区较长的行进中速度并无明显差别(t1)，而在膜上电极表面附近(t2)，部分电子明显加速入孔并穿出，另一部分被膜阻挡，出孔电子到达收集极的时间与被阻挡电子达到膜上电极表面的时间几乎相同(t3)。

图4 漂移极内表面出射电子角分布Fig.4 Angular distribution of ejected electron from inner surface of drifting electrode

2.3 THGEM探测器气体电离模型

电场模型能直观展示电子随电场运动时的漂移和扩散现象，可简单计算无工作气体时的电子透过率，但未考虑电子与工作气体的碰撞电离、复合等过程，对计算实际电子透过率意义不大，因此需建立THGEM探测器在电场下的气体电离模型。该方法用ANSYS软件[13]建立包括材料属性的几何结构，并在漂移极、THGEM膜上下电极、收集极增加电压激励(图6)，得到包括网格剖分、材料属性、电场分布等数据。将该数据导入Garfield++[14]中，并利用Garfield++与Magboltz、Heed、SRIM等接口程序对电子行为进行模拟，其中Magboltz为Garfield++计算提供必要的气体截面数据[15]，Heed可计算气体中的光电转换(PAI模型)[16]，SRIM主要计算气体的电离能损[17]，必要时可用ROOT[18]进行数据处理或粒子径迹显示。

图5 THGEM的电场分布和真空中电子漂移行为Fig.5 Electric field distribution and electron drifting behavior in vacuum for THGEM

图6 ANSYS 中建立单元电场模型Fig.6 Electric field modeling of THGEM unit in ANSYS

本文利用Garfield++自带的Sensor函数设定观察区，并限定电子的入孔条件，只计算入孔电子数，不需跟踪进入膜孔后的雪崩过程，这样可节省大部分的计算时间。激发电子的释放可采用两种方式，一是在漂移极内表面指定区域内随机释放，二是可利用Heed接口让光子从指定区域内进入漂移区并产生激发电子(图7)。

3 探测效率的影响因素

THGEM探测器对γ射线的探测效率定义为单位时间内脉冲数量与受照射线粒子数之比，因此可理解为单个γ射线被探测到的概率。根据THGEM的工作原理，影响最终探测效率的主要因素是光量子转换效率和激发电子的探测效率。光量子转换效率由射线能量、相互作用截面决定，激发电子的探测效率取决于原初电离电子数、入孔效率、THGEM膜增益及电子学信噪比等。若要在1次事例中探测到信号，信号强度需足够大且高于系统阈值，而信号的大小主要与电子入孔效率和原初电离电子数有关，两者之积即为有效电子数。

图7 指定区域内的电子和离子径迹Fig.7 Drift line of electron and ion in drifting region

3.1 漂移极内表面激发电子的入孔效率

结合上述气体电离模型，假设漂移区电场强度不变，将工作气体设定为1个标准大气压下的氩和异丁烷的混合气体(Ar∶i-C4H10=97∶3)，激发电子限定在漂移极内表面上，以不同能量随机出射。从1个激发电子开始仿真，在电场、气体的作用下产生原初电离电子。以1个结构单元为统计对象，用进入膜孔的电子数与原初电离电子数的比值表示入孔效率，当电子进入孔后结束电子跟踪。计算可发现，入孔效率与激发电子的能量并无显著关系，尤其是当漂移区距离较大时，入孔效率基本不变，如图8所示，本文计算了从漂移极内表面出射的单个激发电子，经过漂移区电场后进入膜孔的总电子数及该电子在漂移区产生原初电离电子进入膜孔的概率(入孔效率)。

根据蒙特卡罗计算模型和电场模型，对于能量较高的γ射线，漂移极出射的激发电子能量集中在10 keV以上，且较大概率前向发射，因此从图8可看到，尽管漂移区距离有变化，但对能量较大的激发电子产生的入孔电子数变化较小。而对于较低能量的激发电子，漂移区距离越小，入孔电子数变化越明显，这是膜上电极表面附近电场畸变和激发电子出射方向综合作用的结果。该计算也间接证明了电子入孔效率主要与探测器结构相关，包括漂移区距离和THGEM膜结构(孔径、孔间距离和Rim环大小)等，本文不讨论THGEM膜本身结构的影响。

图8 不同漂移区距离中原初电离电子入孔效率随电子能量的变化Fig.8 Entering-hole efficiency of primary ionized electron as a function of excited electron energy in different lengths of drifting region

虽然激发电子的初始能量对入孔效率影响不大，但由于初始方向不同及气体分子的碰撞，会发生吸附和扩散，这就导致了漂移距离越远横向扩散距离越大、入孔效率越低。对于离孔较近的漂移极出射的激发电子，虽然电场畸变明显，但横向扩散效应较小，更多的电子会顺着电场方向进入孔内。

3.2 漂移区原初电离电子数

气体中转换的激发电子会继续产生电离电子，与低能X射线相比，高能γ射线在气体中能产生激发电子的概率很低。利用气体电离模型，在Garfield++中用Heed接口控制δ电子使能，可在气体中产生激发电子或原初电离电子(图9)。图9a、c分别为55Fe和137Cs产生的激发电子数，图9b、d分别为55Fe和137Cs产生的原初电子数。以10 cm气体厚度为例，对55Fe源，每个光子平均能产生3.61个激发电子(图9a)；而对137Cs源，每个光子产生激发电子概率仅为2.72×10-5(图9c)，即使激发电子产生原初电离电子，对每个光子而言，产生1个原初电离电子的概率仅提高至0.07%(图9d)。通过模拟可得到与55Fe能谱分布一致的原初电离电子分布谱，甚至能看到Ar的逃逸峰(图9b)。

图9 55Fe和137Cs在漂移区气体内产生的激发电子和原初电离电子Fig.9 Excited electron and primary ionized electron in gas drifting region by 55Fe and 137Cs

图10 气体厚度对单光子平均原初电离电子数的影响Fig.10 Average number of primary ionized electron produced by photon as a function of gas thickness

利用上述气体电离模型计算漂移区距离对γ射线转换原初电离电子的影响(图10)，通过对比可看出，对于较低能量的55Fe源，在大于10 cm厚的气体距离下，射线能量全部沉积，产生原初电离电子数约为218个，这与理论估算值相近[19]。对于137Cs源，需上万米的气体距离才能使射线能量全部沉积，而在1 cm以下，单个光子在气体中产生原初电离电子的概率仅为10-5～10-4量级，相比漂移极内表面的激发电子小两个量级(10-3量级)，但相对于膜上表面反向出射的激发电子(10-6量级)不能忽略(表1)。

4 实验与分析

4.1 漂移区距离对探测效率的影响

实验搭建THGEM探测系统，检测源选用55Fe和137Cs，探测器选用FR4基材的THGEM膜，膜厚0.2 mm、孔径0.2 mm、孔间距离0.6 mm、Rim环宽度为70 μm。图11为计数测试系统，设置多道最低阈值(60 mV)排除系统噪声，统计固定时间间隔(60 s)内超过阈值的所有计数。由于无法精确探测实际接受到的辐射粒子数量，用相对探测效率作为检验值，则：

(1)

其中：ni为不同漂移区距离下的总计数率，min-1；nb为去掉放射源后的环境本底计数率，min-1；n0为漂移区距离为1 mm时的净计数率，即：

n0=ni-nb

(2)

图11 计数测试系统Fig.11 Test system of relative detection efficiency

图12 漂移区距离对137Cs相对探测效率的影响Fig.12 Effect of length of drifting region on relative detection efficiency for 137Cs

经测试可得到THGEM对137Cs的相对探测效率(图12)，实验发现漂移区距离越大，相对探测效率越高，与1 mm距离相比，5 mm时探测效率增加了约1倍。根据图8计算结果，随漂移区距离增加，虽然漂移极内表面出射激发电子产生的原初电离电子入孔效率降低，但入孔电子数基本无变化，尤其是大于几十keV的电子，而这部分电子占绝大部分，因此相对探测效率增加的主要原因是137Cs在气体中产生了更多的原初电离电子。假设εi为气体厚度xi的探测效率(本征探测效率)，I0为入射到气体中的光子数，则在气体厚度xi时应测到的理论ni为：

ni=I0εi

(3)

随厚度xi的增加，光子数呈指数衰减。根据式(1)，相对探测效率仅与气体的本征探测效率有关。实验中，由于测试系统的分辨能力和阈值的影响，实际测试到的计数值会低于理论值。

4.2 膜间电压对探测效率的影响

本文设计了基于THGEM的电压坪曲线实验，研究膜间电压对探测效率的影响情况。实验过程中确保漂移区距离、漂移区电场、辐照场等条件不变，仅改变THGEM膜间电压，分别对55Fe和137Cs进行了测试，结果如图13所示，其中相对探测效率是各电压下的计数相对于起始电压的计数。可看出，对于55Fe源，相对探测效率从510 V左右开始上升，550 V后基本保持不变；而对于137Cs源，相对探测效率随膜间电压上升而上升，未出现坪区。由表1可知，对于55Fe源，膜上电极表面打出电子的概率很小(6.67×10-8)，能进入膜孔的电子数量有限，因此在增加一定电压后，探测效率基本保持不变；而137Cs源能在膜上电极表面打出较多(10-6)电子，在提升膜间电压时，膜孔附近的电场梯度会增加，附近的电子受到更大的电场曳力。大于90°的光电子主要由光电效应产生，能量较低，容易被电场拉回孔内，因此膜间电压越大，入孔电子数越多，相对探测效率会近似线性上升。对两种放射源，提高膜间电压均会提高其探测效率，但对较高能量的γ射线效果更明显。

图13 137Cs和55Fe的相对探测效率Fig.13 Relative detection efficiency for 137Cs and 55Fe

5 结论

本文通过模拟和实验初步对THGEM的光子探测效率进行了研究，结果表明漂移区原初电离电子主要由漂移极、气体和膜上表面出射的激发电子产生。对于较高能量的γ射线，在漂移极表面产生的激发电子大部分在几十keV以上，由漂移极表面出射的激发电子引起的原初电离电子的入孔数变化不大，并不会对探测效率有明显影响，因此提高其探测效率的最好方法是增大漂移区距离来增加漂移区的激发电子。需注意的是增大漂移区距离时需确保漂移区电场在合适的值，否则会影响其能量分辨率或增益水平[20]。另一方面，对THGEM膜本身，无论是较高能量的γ射线或较低能量的X射线，提高膜间电压均会提高其探测效率，但膜间电压越高，增益越大，同时打火概率也会增加[21]，因此电压不宜设置太高，一般选在坪区的1/3～1/2处。