100 MeV質子雙環雙散射體擴束方案設計*

韓金華 郭剛 劉建成 隋麗 孔福全 肖舒顏 覃英參 張艷文

(中國原子能科學研究院核物理研究所, 國防科技工業抗輻照應用技術創新中心, 北京 102413)

為滿足質子單粒子效應實驗對大面積、均勻化質子束流的需求, 針對中國原子能科學研究院100 MeV質子回旋加速器提供的100 MeV質子進行了雙環雙散射體擴束方案設計. Geant4模擬表明該方案可在2.4 m位置產生一個均勻性為 ±1.89%、半徑為8 cm的照射野, 在5 m位置產生一個均勻性為 ±5.32%、半徑為20 cm的照射野. 此外, 利用Geant4對雙環雙散射體擴束方法的基本原理進行了進一步探索, 并對第二散射體后加速器管道、初始束斑尺寸、照射野形成距離、改變入射質子能量等實際中各種可能因素對該方案擴束效果的影響進行了討論.

1 引 言

質子是空間輻射環境中的主要成分, 其導致微電子器件發生的單粒子效應(single event effects,SEE)是造成航天器發生在軌故障乃至災難性后果的主要因素之一, 嚴重影響空間活動的安全性和可靠性, 對航天事業的發展構成嚴重威脅[1]. 基于質子加速器進行質子SEE地面模擬實驗以獲取質子SEE截面曲線進而對微電子器件進行在軌預估是保障航天器安全可靠運行的重要手段[2].

質子SEE實驗一般要求大面積、均勻化的質子束流. 比如, 瑞士 PSI的低能 (6—71 MeV)質子SEE終端能提供均勻性好于 ±10%、直徑5 cm的照射野[3]; 加拿大TRIUMF質子輻照裝置能夠提供均勻性好于 ±10%、尺寸為 7.5 cm × 7.5 cm的方形照射野[4]; 美國IUCF能夠提供均勻性好于±40%、直徑2—30 cm的質子照射野[5]. 這個要求一方面可確保實驗獲得的測試器件(device under test, DUT)的SEE截面的準確性, 另一方面也使得多個器件的同時輻照實驗或較大尺寸樣品的輻照實驗成為可能[2].

然而, 質子加速器直接引出的初始質子束流一般而言較為細小, 不能直接用于質子SEE實驗. 為得到大面積、均勻化的質子束流, 需要對其進行橫向擴展. 束流擴展方式可分為主動和被動兩種[6,7].主動式方法一般利用磁場對質子束流進行調制, 如掃描法和束流光學法. 這種方法具有束流利用率高且靈活的優點, 但其設備昂貴, 控制系統較為復雜,并且對束流脈沖形狀較為敏感, 故對束流的穩定性有較高要求, 這使其應用受到一定限制. 被動式方法利用散射體讓質子在其中發生散射而使束流擴展, 有單膜散射體法[8]、單阻止柱雙散射體法[9,10]、仿形雙散射體法[11]、雙環雙散射體法[12,13]等. 其中,雙環雙散射體法具有束流利用率高、形成距離短的優點. 質子治療大體積深度腫瘤時也需對束流進行擴展, 被動式方法(尤其是其中的雙環雙散射體法)因其簡單、經濟、穩定、可靠的特點已在質子治療裝置中得到廣泛的應用.

本文對中國原子能科學研究院100 MeV質子回旋加速器提供的100 MeV質子進行擴束方案設計, 并參考該方案建設質子SEE實驗終端. 考慮到經濟和空間的限制以及束流利用率等方面的因素,本文選用雙環雙散射體法進行質子擴束方案設計.

2 雙環雙散射體擴束原理簡述[12,13]

如圖1所示, 雙環雙散射系統由兩個散射體構成: 第一散射體 S1 為高密度物質 (如 Pb, Ta); 第二散射體S2為雙環結構, 內盤S2-inner為高密度物質, 外環S2-outer為低密度物質(如Al). 內盤和外環的厚度設置保證束流通過二者時能量損失保持一致, 這使得內盤較薄, 外環較厚, 但內盤對束流的散射更強. 束流經過S1后會有一定的擴展,形成中心強、邊緣弱的高斯分布, 其較強的中心部分再經S2-inner的較強散射, 其較弱的邊緣部分再經S2-outer的較弱散射, 最終在測量平面形成較均勻分布.

圖1 雙環雙散射體結構示意圖Fig. 1. Arrangement of scatterers of the dual-ring double scattering method (DDSM).

對雙環雙散射體產生的束流分布函數及形成均勻分布的條件說明如下. 從質子加速器引出的理想細小束流, 經一散射體散射以后, 在測量平面形成的束流分布可用高斯函數來描述[6], 即

3 方案設計過程

首先, 對進行雙環雙散射體擴束方案設計的實驗條件及設計理念進行簡單說明: 1) 加速器直接提供的質子能量為100 MeV, 經雙環雙散射體后質子會產生一定的能損,應盡量小; 2) S1與DUT位置(即測量平面)之間距離為cm,有限的空間距離是選用該方法進行擴束的重要原因; 3) 加速器提供的質子束流應該不是理想的極細束流, 那么S2-inner的半徑應比打在S1上的初始質子束斑尺寸大, 否則內盤起不到應有的作用;4) 各散射體材料、尺寸及相關距離的設置應使得形成均勻分布的條件盡量被滿足, 且標志最終能形成的均勻區域大小的應盡量大, 均勻性應盡量好.

圖2 以 Pb, Ta, Cu, Al四種材料做第一散射體時, 100 MeV質子在其中損失的能量 與束流在DUT位置形成的高斯分布的 半徑 之間的關系Fig. 2. Relations between the 1/e radii of the produced Gaussian distributions at the DUT position and the energy losses for the 100 MeV protons with the Pb, Ta, Cu and Al foils as the first scatters.

除散射體材料之外, 其余需要確定的條件有:S1 和 S2 之間的距離, S1 的厚度, S2-inner的厚度及半徑, S2-outer 的厚度. 根據雙環雙散射體擴束的基本原理, 確定這些參數的基本流程如下: 1)考慮質子束流經S1后需一段距離進行擴展才能讓S2發揮應有作用, 姑且令cm;2)給定標志最終形成均勻區域大小的, 參考圖2,可設定在 5—9 cm 之間, 由可確定, 進而可由確定; 3)給定質子經過 S1, S2 后的總能損, 控制在 10 MeV 之內, 則質子在 S2-inner和 S2-outer中的能損均為, 由此可確定,, 從而,以及比例,也可確定; 4)給定, 值控制在 1 附近, 由此可確定; 5) 不斷調節,,直至獲得的,,,能夠使得束流形成均勻分布的條件被滿足, 并且使用Geant4程序[17]進行蒙特卡羅模擬能夠得到好的結果. 最終采用的散射體的相關參數為mm,mm,mm,16.5 mm, 相 應 給 定 的 三 個 量 為cm,1.2916,.

本文在Geant4模擬中采用的電磁作用模型為G4EmPenelopePhysics[18], 下面對其模擬質子散射問題的可靠性進行說明. Gottschalk等[19]對158.6 MeV質子在14種材料中的散射角半高寬與材料厚度的關系進行了實驗測量, 其中對Al,Pb (與Ta的原子序數、密度較為接近)的測量結果與Geant4模擬結果的對比見圖3. 對Al, 模擬值與實驗值的差值僅為后者的–3.58%—0.61%; 對Pb, 差值僅為后者的 2.51%—5.60%. 可見, 本文中的Geant4模擬基本上是可靠的.

圖3 158.6 MeV 質子在 Al (a)、Pb (b)中的散射角半高寬實驗測量結果與Geant4模擬結果的對比Fig. 3. Comparison between the full widths at half maximum of the scattering angles of the 158.6 MeV protons in Al (a), Pb (b) from experiments and those from the Geant4 simulations.

4 方案設計效果研究

本文利用Geant4程序對采用上述設計方案形成均勻束流分布的原理進一步探索, 對該方案的擴束效果以及實際中各種可能因素對該方案擴束效果的影響進行分析.

4.1 均勻束流分布形成原理再探

利用Geant4程序考察各散射體分別在雙環雙散射體擴束方法中所起的作用來進一步研究該方法產生均勻束流分布的原理. 圖4為質子流強為1 nA時, 利用Geant4模擬的只有S1存在、只有S1和S2-inner存在、S1和S2全存在三種情況下在測量平面產生的質子注量率分布, 其中質子全部由S1 中心一點入射. 易知, 僅有 S1 存在時, 束流成高斯分布; S2-inner使經S1后較強的中心部分束流進一步散射, 其結果是注量率在測量平面上半徑(值為 7.94 cm)內陡降, 半徑外增加且高于內;S2-outer使得本應到達測量平面上半徑以外的較強的這一部分質子束流進一步散射, 其中有一部分經其散射回到半徑內, 使更大區域內的注量率與僅有S1和S2-inner時產生的中心區域的注量率大致相同, 從而使得束流在更大范圍內形成更均勻的分布. 可見, S2-outer除了能夠保持質子束流能量的一致性以外, 還極大地增大了均勻束流區域,改善了束流的均勻性. 顯然, 在該方法中均勻區域的注量率主要是由S1和S2-inner決定的.

圖4 各散射體在均勻束流分布形成過程中所起的作用Fig. 4. Role of every scatter in producing a large uniform beam field.

4.2 第二散射體后加速器管道的影響

S1, S2均放置于加速器管道(內部為真空)中,一般在S2之后仍然有一段管道, 且在其末端有Ti膜用以隔絕真空. 如果這段管道太長, 可能會對質子束流的擴展造成一定制約, 從而對最終形成的束流分布造成影響. 取管道內徑為14 cm、外徑為15 cm、材質為 Al, 取 Ti膜厚度為 100, 對這節管道取不同長度時造成的影響進行模擬. 經S2擴束的質子束流再經一段距離傳播后會有一部分打到管道內壁上, 這部分質子可能會經管道的散射后再打到所考察的DUT位置. 一方面, 這會導致中心區域的注量率增大, 邊緣區域的注量率降低, 從而使均勻區域減小、均勻性降低, 如圖5(a)所示. 當管道過長, 比如長 150 cm 時, 管道對質子束流起到一定的準直作用, 束流截面與管道孔徑相當. 另一方面, 經管道散射后到達DUT位置的質子能量會有所損失, 這會導致輻照器件的質子平均能量減小、能散增大, 管道越長, 這種影響就越大,如圖5(b)所示. 當管道長度從0 (即沒有管道及其末端的Ti膜)增大到150 cm時, 到達DUT位置的質子平均能量從90.16 MeV減小到85.64 MeV,能散從0.69%增大到17.05%. 質子SEE實驗的目的在于獲得SEE截面的能量依賴關系, 故輻照到器件上的質子束流能散越小越好. 考慮到管道對質子束流這兩方面的影響, 在S2后應使用盡量短的管道, 姑且將其按 5 cm 計. 在后文的 Geant4 模擬中, 均考慮了這節管道及其末端的Ti膜.

圖5 入射質子流強為 1 nA 時, 第二散射體之后采用 0,5, 50, 100, 150 cm 長的管道時在 DUT 位置所產生的質子注量率分布(a)以及質子的平均能量和能散(b)Fig. 5. Flux distributions (a), average energy and energy straggling (b) of the protons in the produced beam fields at the DUT position with the 0, 5, 50, 100 and 150 cm accelerator tubes behind the second scatter for 1 nA incident proton beams.

4.3 初始束斑尺寸的影響

實際情況中打在S1上的初始質子束斑應有一定尺寸, 這會對最終在測量平面上形成的束流分布產生一定影響. 假定初始束斑為圓形, 其半徑取0, 0.5, 1.0, 1.5 cm 時在 DUT 位置形成的束流分布見圖 6. 可見,越小, 在中心區域的注量率越小, 邊緣區域的注量率越大. 顯然,越小, 就會有越多的質子經過散射能力較強的S2-inner的散射,這比增大所起到的擴束作用要大, 故有此結果.另外, 這也導致了較大 (取 1.0, 1.5 cm)時在DUT位置半徑6 cm范圍之內質子注量率從外到內逐漸減小的趨勢, 破壞了該區域的均勻性. 因此,在質子束流調節過程中要注意避免使打在S1上的束斑尺寸過大, 盡量使其聚焦在半徑為0.5 cm的圓形區域內.

圖6 1 nA 質子束流均勻打在第一散射體半徑為 0, 0.5,1.0, 1.5 cm的圓形區域時在DUT位置所形成的束流分布Fig. 6. Flux distributions of the produced proton beam fields at the DUT position with 1 nA proton beams irradiating 0, 0.5, 1.0 and 1.5 cm radius spots uniformly on the first scatter.

根據經驗, 可假定初始質子束斑為半徑0.5 cm的圓形, 后文均按此參數進行模擬. 定義DUT位置半徑為的圓形區域內的束流分布均勻性為

圖7 在 DUT 位置半徑為 的圓形區域內產生的質子束流分布的均勻性與束流利用率Fig. 7. Uniformity of the produced beam field and efficiency of beam use within a circle with a radius of at the DUT position.

4.4 照射野形成距離的影響

圖8 1 nA 質子束流在照射野形成距離 分別為 2.3, 2.4,2.5, 3.0, 3.5, 4.0, 4.5, 5.0 m 時產生的不同束流分布Fig. 8. Flux distributions of the produced beam fields with different irradiation field formation distances of 2.3, 2.4, 2.5,3.0, 3.5, 4.0, 4.5 and 5.0 m for 1 nA proton beams.

4.5 對70—100 MeV能區質子的適用性

圖9 1 nA 的能量分別為 70, 80, 90, 100 MeV 的質子在該設計方案中產生的束流分布Fig. 9. Flux distributions of the produced beam fields for 1 nA proton beams at 70, 80, 90 and 100 MeV in this DDSM schematic design.

中國原子能科學研究院的100 MeV質子回旋加速器能夠直接提供70—100 MeV能區的質子,可另外考慮 70, 80, 90 MeV 三個能點的質子來考察上述設計方案對該能區質子的擴束效果. 質子能量越低, 散射體對其散射能力就越強, 這使得在DUT位置中心區域產生的質子注量率越低, 同時更多的質子被散射到外圍, 故邊緣區域注量率偏高, 如圖 9 所示. 另外, 質子能量越低, 在 DUT 位置半徑為8 cm的圓形區域內均勻性越差, 這是由S1, S2-inner相比S2-outer對其散射能力過強造成的. 經計算, 70, 80, 90, 100 MeV 質子經該設計方案進行擴束后, 在半徑為8 cm的照射野內的束流均勻性分別為 ± 16.36%, ± 13.16%, ± 7.31%, ± 1.89%;到達半徑為20 cm的照射野內的質子的平均能量損 失 分 別 為 13.56, 12.08, 10.97, 10.10 MeV,能散分別為 1.31%, 1.14%, 1.02%, 0.97%. 可見,入射質子能量越低, 產生的能量損失越大, 這是由質子在物質中的阻止本領與其能量成負相關[20]造成的. 粒子穿過一定靶物質之后能量岐離的均方差與入射粒子的能量無關, 而僅與靶物質有關[21].入射質子能量越低, 該方案產生的質子束流的平均能量就越低, 從而能散(能量岐離均方差與平均能量的比值)就越高. 這是造成能散具有該趨勢的主要原因. 考慮形成的質子束流分布的均勻性和質子能散, 該設計方案對整個70—100 MeV能區的質子是基本適用的.

5 總 結

本文針對中國原子能科學研究院100 MeV質子回旋加速器提供的100 MeV質子進行了雙環雙散射體擴束方案設計, 以滿足質子SEE實驗對大面積、均勻化質子束流的要求. 然后, 利用Geant4程序對實際中一些可能因素對該方案擴束效果的影響進行了蒙特卡羅模擬. 結果表明, 第二散射體后的加速器管道越長, 就有更多的經管道散射后的能量更低的質子到達DUT位置, 導致最終形成的質子束流均勻區域減小、均勻性變差、平均能量降低、能散增大, 因而這節管道越短越好. 打在S1上的初始質子束斑尺寸對最終形成的束流均勻性有一定影響, 若尺寸過大會對均勻性造成破壞, 因此在質子束流調節過程中要注意避免使其過大, 盡量使其聚焦. 照射野形成距離越大, 所形成的束流均勻區域越大, 很大程度上這是由質子束流沿空間的擴展導致的. 入射質子能量降低, 會造成最終形成的質子束流注量率降低、均勻性變差、能損增大、能散增大.

此外, 本文利用Geant4程序對雙環雙散射體擴束方法形成均勻束流分布的基本原理進行了進一步探索, 發現: S2-outer在增大束流均勻區域、改善束流均勻性方面有著重要作用; 最終形成的均勻區域的注量率主要是由S1和S2-inner決定的.這對于雙環雙散射體擴束方法的基本原理有所補充.