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基体掺杂方式制作的nMCP会消耗大量的中子灵敏原材料,从而增加nMCP的制造成本。近年来针对镀膜型nMCP的研究逐渐增加,相对于基体掺杂型,镀膜型nMCP具有原材料消耗少、无需氢还原工艺、通道内壁具有高的二次电子发射系数等优点。通过在普通MCP孔道内壁镀膜10B2O3使其具有中子灵敏特性,采用低增益的镀膜10B2O3-MCP与高增益的传统MCP配合使用,期望可以解决n/
$\gamma $ 的问题[14]。图2为镀膜型nMCP的结构,单个nMCP孔道由内到外镀膜顺序为中子敏感层、导电层和二次电子发射层。对于镀膜10B2O3的nMCP,中子探测过程涉及几个独立的级联过程(如图3),各反应道及其分支比如式(1)所示:$$\left\{ {\begin{array}{*{20}{l}} {{\rm{n}}{{\rm{ + }}^{{\rm{10}}}}{\rm{B}}{ \to ^{\rm{4}}}{\rm{He}}\left( {{\rm{1}}{\rm{.8\,MeV}}} \right){{\rm{ + }}^{\rm{7}}}{\rm{Li}}\left( {{\rm{1}}{\rm{.0\,MeV}}} \right){\rm{,}}\;\;\;{{6{\text{%}} }}}\\ {{\rm{n}}{{\rm{ + }}^{{\rm{10}}}}{\rm{B}}{ \to ^{\rm{4}}}{\rm{He}}\left( {{\rm{1}}{\rm{.47\,MeV}}} \right){{\rm{ + }}^{\rm{7}}}{\rm{Li}}\left( {{\rm{0}}{\rm{.83\,MeV}}} \right)}+\\{\rm{ \gamma }}\left( {{\rm{0}}{\rm{.48\,MeV}}} \right){\rm{,\;\;\;94{{\text{%}} }}}\;{\text{。}} \end{array}} \right.$$ (1) 入射中子被中子敏感核素10B吸收产生4He的射程为3.54 μm (1 472 keV)和4.23 μm (1 777 keV),7Li的射程为1.91 μm (838 keV)和2.15 μm (1 014 keV)[15]。次级粒子4He和7Li以相反的方向发射,并以一定的概率穿过导电层、二次电子发射层和nMCP基体进入孔道,在孔道电场的作用下轰击二次电子发射层进行倍增,继而被电子学探测。本文探测效率(P)定义为
$$ P = {P_1} \times {P_2} \times {P_3}, $$ (2) 其中P1是中子被10B俘获的概率,P2是带电粒子穿过导电层、二次电子发射层和nMCP基体进入孔道的概率,P3是带电粒子发生倍增并被电子学探测的概率。
对于中子吸收概率P1满足下式:
$${P_1} = 1 - \exp \left( { - {l_{{\rm{eff}}}}N\sigma } \right),$$ (3) 其中:leff为中子在镀膜层中穿行的有效距离;Nσ为10B的宏观截面。中子与10B反应产生的次级粒子α和7Li由于射程的存在会以反应点为中心呈4π方向发射,二者有一定的概率穿越nMCP基体进入孔道。模拟时认为进入孔道的次级粒子一定会发生倍增并被电子学探测,因此在本文的模拟计算中认为P3=1。
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本文对于nMCP探测效率和位置分辨的模拟采用Geant4蒙特卡罗模拟软件,Geant4是由欧洲核子中心CERN基于C++语言开发的一套开源的蒙特卡罗模拟软件,它主要用于模拟基本粒子穿过物质时发生的相互作用, 在核科学与技术领域有着广泛的应用[16]。如图4所示,nMCP的模拟包含几何模型构建、物理过程模拟和性能计算三部分。几何模型的建模包含nMCP的直径、厚度、孔径(d)、壁厚(w)、倾角(θ)和镀膜厚度(D),基体材料的选择参考北方夜视,镀膜96%的10B2O3形成nMCP[9]。如图2所示,中子源选择边长为孔径与二分之一壁厚之和刚好覆盖nMCP最小周期垂直入射的六边形热中子源。物理模型选择QGSP_BIC_HP高精度模型,将其电磁过程替换为EMLivemore模型,以增加模拟计算的精确度[16]。探测效率的计算主要涉及的物理过程包括中子俘获和次级粒子进入孔道这两个过程,本文认为10B与中子反应产生的α和7Li进入孔道即可被探测。位置分辨的计算涉及到次级粒子的射程,统计α和7Li进入各个孔道的数目和孔道坐标,根据重心法重建位置。根据探测效率和位置分辨的模拟计算结果改变几何参数进行优化,获得达到最优性能时nMCP的优化几何参数。
在nMCP厚度为0.6 mm时,本文重点研究nMCP的d、w、θ和D参数对探测效率P的影响。如图5(a)和(b)所示,随着D增加、d和w的减小,中子吸收效率P1逐渐增大,然后趋于平稳。这是由于当D增加、d和w减小时,nMCP的镀膜面积占比增大,进而P1概率会随之变大,当D达到2 μm后,P1几乎不再变化。如图5(c)所示,当倾角θ=0°时,由于中子束流垂直nMCP端面入射,此时很多入射中子直接穿过孔道而没有被10B吸收,当θ增大时,P1概率会迅速增大然后趋近于1,此时入射中子几乎全部被中子敏感核素10B吸收。
如图6所示,D增加时P2逐渐减小,此时中子与10B反应产生的4He和7Li以各自的射程沿着相反的方向发射,而D的增加会导致4He和7Li的进孔概率下降,从而会导致P2的下降。图6(a)可以看到,d增加时P2会增加,这是由于在w不变d增加的情况下,nMCP的基体面积占比减小,进而4He和7Li进孔的概率随之增加所致。图6(c)可以得到,θ对于P2的影响较小,这是由于次级粒子是沿着4π空间出射造成的,因此nMCP的倾角θ对其几乎没有影响。
下面分析不同中子吸收位置对P2的影响。如图7(a)、(b)和(c)所示,α、7Li和(α,7Li)出射粒子均在靠近孔道一侧具有高的P2概率,相比于7Li,α具有更广泛的位置分布,这也说明了图6(b)中当D相同时,w对于P2的概率影响较小。D增加时,反而会导致靠近孔壁的一侧概率逐渐下降,此时靠近孔道一侧反应产生的α或7Li很难出射至相邻的孔道,从而会导致总的P2下降。另一方面,由于10B价格较为昂贵,当D增加时会增加nMCP的制作成本。因此合理地控制D既可以控制生产成本又可以提升nMCP的性能。
根据式(2)对P的定义以及图5和图6对P1、P2的模拟结果可知,随着D的增加,nMCP的P存在一个最优值。如图8(a)、(b)和(c),当D为1 μm时,P达到最大值。在同一D下,P会随着d的增加而增加,这是由于此时nMCP的基体面积占比减小,镀膜层反应产生的出射粒子更容易进入相邻的孔道倍增,继而P会随之增加。图8(b)所示,w增加时P减小,这是由于此时中子与10B反应产生的次级带电粒子穿透孔壁进入相邻的孔道的概率降低。由于图5(c)中P1随着θ的从无到有迅速增加,因此会导致图8(c)中P会随着θ的增加迅速增加。
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由于通道倾角的影响,中子的入射位置与中子吸收位置之间存在偏差。同时,中子吸收后产生的4He和7Li具有一定的射程,进入通道倍增后被电子学探测,这一过程会进一步造成位置探测的偏差。本文采用重心法对位置进行重建,根据电荷分布的MCP通道坐标[Cn(x, y)]及电荷量,用各个通道的电荷量为权重对电荷重心进行重建表示入射中子位置。假设有C1, C2···Cn个通道存在电荷数分别为q1, q2···qn,则电荷重心法重建过程如式(4)所示:
$$\begin{aligned}& x = \frac{{{x_1} \times {q_1} + {x_2} \times {q_2} + \cdot \cdot \cdot {x_n} \times {q_n}}}{{{q_1} + {q_2} + \cdot \cdot \cdot {q_n}}} \\ & y = \frac{{{y_1} \times {q_1} + {y_2} \times {q_2} + \cdot \cdot \cdot {y_n} \times {q_n}}}{{{q_1} + {q_2} + \cdot \cdot \cdot {q_n}}} \\ \end{aligned}{\text{。}}$$ (4) 在nMCP厚度0.6 mm、孔径10 μm、壁厚1 μm条件下,本文建立几何模型,讨论θ及D对位置分辨的影响。利用Geant4建立nMCP几何模型时,nMCP倾角方向为x轴方向,因此x轴方向位置分辨会随着θ的变化发生改变。如图9所示,x方向位置分辨随着θ的增加逐渐增加,原因是θ的存在会导致垂直入射的中子束流穿越多个通道产生信号,因此x方向的位置分辨迅速增加。当D增加时,由于中子与10B反应产生的α和7Li穿越多个孔道的概率降低,因此位置分辨会减小。计算结果表明,θ过大会导致位置分辨变差。综合考虑探测效率和位置分辨的模拟结果,当nMCP的几何参数选择镀膜厚度为1 μm、孔径10 μm、壁厚1 μm以及倾角3°,此时可以达到约56%的探测效率和约22 μm的位置分辨。
Monte Carlo Simulation Study on Optimization of Detection Efficiency and Spatial Resolution of Coated nMCP
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摘要: 中子敏感微通道板(Neutron sensitive microchannel plate,nMCP)因其具有高探测效率和位置分辨,配合先进的读出电子学可作为能量分辨中子成像探测器的优先选择。相比于基体掺杂型的nMCP,基于原子层沉积技术(Atomic Layer Deposition,ALD)的nMCP具有原材料消耗少、通道内壁具有高的二次电子发射系数等优势。首先,通过实验对掺杂natGd型nMCP的典型中子和伽马信号进行研究。然后,采用Geant4模拟和理论计算对镀膜10B2O3型nMCP的孔径、壁厚、倾角和镀膜厚度进行优化。计算结果表明,当nMCP的几何参数选择为镀膜厚度1 μm、孔径10 μm、壁厚1 μm以及倾角3°时,nMCP性能达到约56%的热中子探测效率和约22 μm的位置分辨。计算结果对CSNS能量选择中子成像探测器nMCP的几何参数设计具有重要意义。Abstract: Since neutron sensitive microchannel plates (nMCP) has high detection efficiency and the spatial resolution, combined with advanced readout electronics it can be a better choice for energy-resolved neutron imaging detectors. Compared with the matrix-doped nMCP, the nMCP based on Atomic Layer Deposition(ALD) has the advantages of less neutron sensitive material consumption and high secondary electron emission coefficient on the inner wall of the channel. Firstly, the typical neutron and gamma signal of natGd-doped nMCP were studied experimentally. Geant4 simulation and theoretical calculation were performed to optimize the pore diameter, wall thickness, bias angle and coating thickness of the coated 10B2O3 nMCP. It was shown that the thermal neutron detection efficiency was about 56% and the spatial resolution was about 22 μm when the coating thickness was 1 μm, the pore diameter was 10 μm, the wall thickness was 1 μm and the bias angle was 3°. The results are of great significance to the geometric parameter design of nMCP used as energy-resolved neutron imaging detectors at CSNS.
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Key words:
- CSNS /
- nMCP /
- detection efficiency /
- spatial resolution /
- performance optimizations
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[1] ZHOU Jianrong, SUN Zhijia, LIU Ben, et al. Chinese Physics C, 2011, 35(07): 668. doi: 10.1088/1674-1137/35/7/012 [2] SATO H, MOCHIKI K I, TANAKA K, et al. Nucl Instr and Meth A, 2019, 943: 162501. doi: 10.1016/j.nima.2019.162501 [3] TREMSIN A S, VALLERGA J V. Radiation Measurements, 2019, 130: 106228. doi: 10.1016/j.radmeas.2019.106228 [4] KOCKELMANN W, FREI G, LEHMANN E H, et al. Nucl Instr and Meth A, 2007, 578(2): 421. doi: 10.1016/j.nima.2007.05.207 [5] FRASER G W, PEARSON J F. T Nucl Instr and Meth A, 1990, 293(3): 569. doi: 10.1016/0168-9002(90)90325-Z [6] TREMSIN A S, VALLERGA J V, MCPHATE J B, et al. Nucl Instr and Meth A, 2008, 592(3): 374. doi: 10.1016/j.nima.2008.03.116 [7] SIEGMUND O H, VALLERGA J V, TREMSIN A S, et al. Nucl Instr and Meth A, 2007, 576(1): 178. doi: 10.1016/j.nima.2007.01.148 [8] TREMSIN A S, MCPHATE J B, VALLERGA J V, et al. Nucl Instr and Meth A, 2011, 628(1): 415. doi: 10.1016/j.nima.2010.07.014 [9] WANG Yiming, TIAN Yang, YANG Yigang, et al. Chinese Physics C, 2016, 40(09): 106. doi: 10.1088/1674-1137/40/9/096004 [10] WANG Yiming, YANG Yigang, WANG Xuewu, et al. Nucl Instr and Meth A, 2015, 784: 226. doi: 10.1016/j.nima.2014.12.058 [11] MANE A U, PENG Q, ELAM J W, et al. Physics Procedia, 2012, 37(13): 722. doi: 10.1016/j.phpro.2012.03.720 [12] LU Nianhua, YANG Yigang, LV Jingwen, et al. Physics Procedia, 2012, 26: 61. doi: 10.1016/j.phpro.2012.03.010 [13] 王胜, 李航, 曹超, 等. 物理学报, 2015, 64(10): 83. doi: 10.7498/aps.64.102801 WANG Sheng, LI Hang, CAO Chao, et al. Acta Physica Sinica, 2015, 64(10): 83. (in Chinese) doi: 10.7498/aps.64.102801 [14] TREMSIN A S, MCPHATE J B, VALLERGA J V, et al. Proceedings of SPIE - The International Society for Optical Engineering, 2008, 6945: 69451. doi: 10.1117/12.777863 [15] TREMSIN A S, FELLER W B, DOWNING R G. Nucl Instr and Meth A, 2005, 539(1): 278. doi: 10.1016/j.nima.2004.09.028 [16] AGOSTINELLI S, ALLISON J, AMAKO K, et al. Nucl Instr and Meth A, 2003, 506(3): 250. doi: 10.1016/S0168-9002(03)01368-8