閃爍體薄膜在線測量質子束流強度

張 璐 賀朝會 陳 亮 張忠兵 劉金良 任曉堂

1（西安交通大學 西安 710049）

2（西北核技術研究所 西安 710024）

3（北京大學重離子加速器實驗室 北京 100871）

質子是空間輻射環境中的主要輻射，質子引發的單粒子效應會嚴重影響在軌航天器電子系統的可靠性。在質子單粒子效應的模擬實驗中，質子束流強度的準確性關系著實驗結果的可靠性。同樣，質子束流的準確測量也在加速器產氚、ADS(加速器驅動次臨界系統)研究中起著關鍵作用[1,2]。常規的束流測量方法以法拉第筒、氣體電離室以及半導體探測器為主，測量原理是對束流進行收集轉化，得到束流強度。法拉第筒、金硅面壘探測器、金剛石探測器等探測方法均屬攔截式測量，難以反映束流強度的瞬時波動。塑料薄膜閃爍體的特點，是發光效率高、耐輻照、易加工和經濟性，在劑量學中應用極為廣泛。用其進行質子束流強的實時側臉量，可減小束流強度的不穩定性對實驗結果的影響。

1 閃爍體薄膜探測系統及測量原理

閃爍體薄膜探測器的原理為[3]：帶電粒子或射線通過閃爍體時，會使閃爍體電離和激發，受激發分子和原子退激發時發出熒光，用光電倍增管收集這些光信號，經成形和放大就得到束流信號。經比較，我們選擇美國ELJEN公司的EJ-212塑料閃爍體，用其設計了圖1所示的測量系統。準直質子束射入橢球形反射罩中，打在薄膜閃爍體上，產生光信號，經光電倍增管轉化，在小電流儀P中輸出電流信號Ip，為探測系統輸出的電流信號，代表質子在閃爍體薄膜中沉積的能量。穿透閃爍體的束流進入法拉第筒，經轉換，給出單位時間收集的電荷，即電流IF。閃爍體薄膜只是減小了入射質子的能量(散射而致的束流強度減小可忽略)，對電荷影響很小，所以IF即表征束流源的強度。為確保內橢球反射罩不受外界光照的干擾，故其窗口貼鋁箔以避光。光電倍增管置于內橢球焦面上，以確保光收集。

圖1 閃爍體薄膜探測系統Fig.1 The scintillator film detection system.

粒子束或射線在閃爍體中損失的能量轉化成光信號，閃爍體材料的光能產額Y表征閃爍體發光效率。設一個入射質子在閃爍體中消耗的能量為E，所產生的閃爍光子總數為N，則光能產額為[3]：

該質子給光電倍增管后的小電流儀P上接受的電荷為：

其中h1為光電倍增管對光的收集效率，h2為光電倍增管的量子效率，M1為光電倍增管的放大倍數，Sa為光電倍增管的陽極靈敏度，M2為前置放大器和主放對信號的放大倍數。

質子所帶電荷為元電荷，法拉第筒探測的束流源源強。IFt個質子入射閃爍體上產生的信號為：

則

2 質子束與閃爍體材料的作用及響應

2.1 質子在閃爍體材料中的能量沉積

質子與閃爍體材料的作用過程中，核反應發生的概率相當小，對于小于400 MeV的質子束流不予考慮。在輻射探測學中，1 GeV以下的質子作用時，由軔致輻射引起的輻射能損也可忽略不計[4]。因此，只考慮其非彈性碰撞（與靶物質的核外電子的作用）和與原子核的庫侖散射作用。

用TRIM計算 3–40 MeV質子在0.1 mm厚的EJ-212閃爍體中能損，用數值積分得到的能量沉積見圖2。其次級電子能量為20–400 eV，與質子在該閃爍體中的能量沉積(>100 keV)相比可忽略。

圖2 3?40 MeV質子束在0.1 mm EJ-212閃爍體中能量沉積的TRIM計算結果Fig.2 Energy deposition of proton beams at 3?40 MeV in 0.1-mm EJ-212 scintillators, calculated TRIM code.

對上述數據用Origin 軟件擬合，可得到質子入射在EJ-212閃爍體材料上的能量沉積公式，

其偏差<1%，由此引起的光輸出偏差<0.2%，可忽略不計，即式(6)可視為能量沉積函數。

(1)在含沙量≤3.0 kg/m3且滴灌帶為一年用條件下，可采用新型泵前一級過濾與滴頭抗堵新技術模式。在滴灌首部泵前安裝低壓旋轉網式過濾器，過濾大顆粒泥沙與雜質。通過篩選出的適宜灌水器，將大部分細顆粒泥沙隨滴頭出水排入到田間。沉積在毛管內泥沙通過毛管尾端的輔助沖洗支管進行定時沖洗。該新技術模式改變了傳統的泵后過濾器易堵塞、反沖洗頻繁用水量大、壓損較高的缺點。避免了因過濾而使黃河水中大量營養物質流失。運行管理維護費用低，占地面積較少，可大幅節約成本。

2.2 質子能量全沉積時EJ-212的相對光輸出

描述粒子作用于閃爍體材料導致發光的很多理論都基于一個假設：粒子在物質中傳輸時，若電離能損較高會導致熒光過程的焠滅，使發光效率降低。而Birks[5]提出一種機制：作用過程中，若分子被破壞，就不會產生光信號，而被破壞的分子數與電離能損相關，則有：

其中S為電子照射時的絕對發光效率；KB為Briks常數，需要實驗確定；dE/dx為能量損失。

對于EJ-212閃爍體，S10000/MeV；其KB值[6]可取 0.009、 0.010和 0.011 g/MeV·cm2。下文對不同KB值進行了驗證，發現KB0.009 g/MeV·cm2時，實驗數據與理論數據的偏差最小。

同時考慮電子能損和核能損，用 TIRM 計算dE/dx，對式(7)進行數值積分，可得到不同能量的質子全部沉積在EJ-212閃爍體上時，其光子產額的響應曲線見圖3。

圖3 全沉積時EJ-212的光輸出的曲線Fig.3 The curve of light output when the whole energy deposited in EJ-212.

對圖3曲線進行多項式擬合，得

在3–40 MeV能區，由此函數計算得相對光輸出的值得偏差小于 1%，由擬合曲線與實際曲線比較中偏差較大的三點(5、6、11 MeV)，這些偏差導致的在薄閃爍體部分能量沉積偏差僅為0.35%、0.36%、0.39%，所以可用此函數代替全沉積函數。

2.3 穿過閃爍體，能量部分沉積時的相對光輸出

對于薄膜閃爍體，能量只是部分沉積在閃爍體內。設能量為E1的質子，穿過閃爍體薄膜后能量為E2，那么其光輸出可以表示為：

E2值由式(6)得出，按式(9)計算3–40 MeV質子在閃爍體膜中沉積部分能量的相對光輸出，結果見圖4。

圖4 部分沉積時EJ-212的相對光輸出Fig.4 Relative light output when energy deposited partly.

擬合得到的函數為:

其偏差小于 1.12%。公式(5)與(10)結合，即可在測得IP的時候得到質子束流強度IF。在某一能量點，測量出IP和IF，即可標定出K值。

3 實驗驗證

3.1 相對光輸出的驗證

EJ-212閃爍體的探測靈敏度驗證（用相對光輸出表征）在北京學2′6 MeV串列加速器上進行，質子束能量3–8 MeV，并用金靶散射，以將轟擊閃爍體的質子數控制在1000/s以內。實驗裝置見圖5。

圖5 脈沖信號的測量系統Fig.5 Detection system of pulse signal.

閃爍體探測系統軸心線與束流入射方向成30°角，測量時，該散射角處的束流強度視為不變。先用小電流儀測出由光電倍增管輸出的5 min的電荷量，表征閃爍體探測系統測得的電流IP。再用多道分析器測出總計數，其數值相當于5 min內打在閃爍體上的質子數的總和，表征束流強度IF。再對所得譜數據和電流數據進行去噪聲處理。

對比每個能量點所測得的數據，即得到在該點的探測靈敏度，最終得到變化趨勢。以E5.881 MeV處的相對光輸出為基準，得到其變化規律如圖6所示。比較圖6(a)、(b)、(c)，當KB=0.009 g/MeV·cm2時，實驗數據與理論數據的偏差最小，符合得最好。

圖6 BJ-212薄膜閃爍體相對光輸出的實驗數據和TRIM計算結果(KB= 0.009, 0.010 或 0.011 g/MeV·cm2)Fig.6 The relative light output measured and calculated by TRIM, at KB = 0.009, 0.010 or 0.011 g/MeV·cm2.

3.2 由薄膜閃爍體探測系統測得的束流源強度

法拉第筒由西北核技術研究所研制[7]，其即時探測誤差<1%。對給定的加速器束流源，測量了多組數據，取偏差較小的一組(表1)進行計算，表中的If為法拉第筒上測得的電流，用于標定和比較。結合式(5)和(10)，以其中偏差最小的8 MeV的數據為基準，對系統進行標定。得式(5)的K值為23.7415。

表1 不同能量下測得的IP 和IFTable 1 The value of IP and IF measured under differentenergy

當K取23.7415時，結合式(10)得到的束流源強度見表2。

表2 由IP而得到的束流源強度IFTable 2 Intensity of proton beam(IF) calculated from the Ip

表2的IF和If表明，有閃爍體薄膜探測系統測得的束流強度與實際束流源強度相比，不確定度在5%以內。而式(10)計算的偏差在 1.12%以內。表2的法拉第筒測得的束流源強度有約為 4%的不穩定性，所以最后導致實驗結果與理論結果偏差的主要原因是由束流源的不穩定性和光電倍增管的噪聲。

4 結論

用閃爍體薄膜探測系統對質子束流強度進行實時在線監測，其理論探測誤差在 1.12%以內，實驗偏差為 5%。由于其實時在線探測的性能，束流源的波動性可以在單粒子效應等實驗過程中，觀察并記錄到。因此，特別在束流源不穩定時，閃爍體探測系統比攔截式測量方法能更好更真實的測出束流大小，而且其測量精確性可靠，故有廣泛應用前景。

1 賀朝會, 李國政, 劉恩科, 等. 北京正負電子對撞機次級束模擬單粒子效應分析[J]. 原子能科學技術, 1999,33(2): 175–181 HE Chaohui, LI Guozheng, LIU Enke. Analysis of using protons in secondary beam on BEPC as a particle source in single event effects experiment study[J]. Atomic Energy Science and Technology, 1999, 33(2):175–181

2 郭文. 中能強流質子直線加速器束流損失引起的輻射劑量問題研究[D]. 中國原子能科學研究院. 2007 Guo Wen. Research On Radiation Dosimetry Problems Caused By Beam-Loss In intermedaite-enegry High Intensity Proton Linacs[D].China Institute Of Atomic Energy, 2007

3 陳顯達. 核輻射物理及探測學[M]. 北京: 清華大學工程物理系. 2004. 276–280 Chen XianDa. Nuclear Radiation Physics and Detection[M]. Beijing: Department of Engineering Physics.2004.276–280

4 Tang H K, Srinivasan G R, Azziz N. Cascade statistical model for nucleon induced reactions on light nuclei in the energy range 50MeV–1GeV[J]. Phys Rev, 1990,C42:1598–1622

5 Birks J B, The Theory and Practice of Scintillation Counting[M], Oxford: Perga-mon Press, 1967. 68–90

6 Evans H C, Bellamy E H. The response of plastic scintillators to protons[J]. Proc Phys Soc, 1959, 74:483–485

7 張忠兵, 歐陽曉平, 夏海鴻, 等. 高能質子束流強度絕對測量的二次電子補償原理研究[J]. 物理學報, 2010,59(8): 5369–5373 ZHANG Zhongbing, OUYANG Xiaoping, XIA Honghai,et al. Accurate measurements of high energy proton beam by secondary electron compensation[J]. Acta Physica Sinica, 2010, 59(8):5369–5373