柵型氣體電子倍增器的研制

陳 石，劉 倩,*，劉宏邦，鄭陽恒，封煥波，劉熙文，沈文涵，董 洋，焦信達(dá)

(1.中國科學(xué)院大學(xué)，北京 100049；2.廣西大學(xué)，廣西 南寧 530004； 3.中國航天科工集團(tuán)公司第二研究院，北京 100048)

1996年，多絲正比室(MWPC)[1]發(fā)明者Charpak小組提出了一種能在較高粒子通量下工作的位置靈敏探測器微網(wǎng)探測器(Micromegas)[2]，這一發(fā)明標(biāo)志著微結(jié)構(gòu)氣體探測器(MPGD)的誕生。MPGD在繼承了多絲正比室優(yōu)點(diǎn)的基礎(chǔ)上，克服了其在計(jì)數(shù)率以及老化方面的不足[3]，同時又擁有較微條室(MSGC)更好的魯棒性[4]。這些優(yōu)點(diǎn)使得MPGD不僅在粒子物理實(shí)驗(yàn)中得到了很多應(yīng)用[5]，如超環(huán)面儀器實(shí)驗(yàn)(ATLAS)、緊湊繆子線圈實(shí)驗(yàn)(CMS)中的徑跡探測器，大型重離子對撞實(shí)驗(yàn)(ALICE)的時間投影室(TPC)升級，以及COMPASS(common muon and proton apparatus for structure and spectroscopy)實(shí)驗(yàn)的環(huán)形成像切倫科夫探測器RICH-1的升級等，也在其他實(shí)驗(yàn)[6]上得到了廣泛應(yīng)用。而在應(yīng)用實(shí)踐中，MPGD遇到了3個方面的新挑戰(zhàn)。

第一，偶發(fā)性氣體放電使MPGD的應(yīng)用受到很大限制。偶發(fā)性放電通常由少數(shù)電離能力強(qiáng)的粒子引發(fā)，如單光子信號測量中，少量的宇宙射線繆子本底會產(chǎn)生數(shù)百對電離電子，而正常信號的單光子事例僅產(chǎn)生1對[7]；高能物理的最小電離粒子測量中，高能粒子與探測器物質(zhì)作用產(chǎn)生的少量核碎片，會電離出較最小電離粒子(MIP)更多更密集的原初電離[8]。這些強(qiáng)電離事件難以避免，一旦發(fā)生會使空間中產(chǎn)生大量自由電荷，使原本絕緣的探測器工作區(qū)域成為導(dǎo)電通路，發(fā)生自持放電。MPGD改進(jìn)了電場結(jié)構(gòu)，避免陽離子的堆積，得到超越多絲正比室的計(jì)數(shù)率，但電荷空間效應(yīng)的消失同時也意味著當(dāng)氣體發(fā)生自持放電時，探測器不再自發(fā)產(chǎn)生陽離子鞘結(jié)構(gòu)削弱電場以阻止導(dǎo)電通路發(fā)展[9]。因此MPGD的放電較強(qiáng)烈，易導(dǎo)致探測器電極電壓波動或精密電子學(xué)損壞[7]。

第二，MPGD探測單元面積的需求與生產(chǎn)工藝間存在矛盾。高能物理譜儀的應(yīng)用目標(biāo)對探測器靈敏層死區(qū)面積提出了上限要求，滿足要求的方法之一是增加MPGD單一探測單元面積。對于不同工藝的MPGD，面積的增大給探測器的生產(chǎn)安裝帶來了不同的困難。傳統(tǒng)工藝的Micromegas探測器[10]依賴框架結(jié)構(gòu)及螺釘固定[11]，為減小探測死區(qū)而增加單元面積時，保持金屬網(wǎng)平整性所需的張力增加導(dǎo)致邊框?qū)挾群凸潭萁z半徑同時增加，進(jìn)而導(dǎo)致死區(qū)面積占比增加。兩方面矛盾最終導(dǎo)致傳統(tǒng)Micromegas的單元面積存在上限。氣體電子倍增器(GEM)[12]電極以柔性薄膜Kapton材料為基底，當(dāng)探測單元面積增加時，垂直于膜表面的電極間靜電力增加導(dǎo)致其拉伸變形，甚至產(chǎn)生微小破損。防止上述現(xiàn)象出現(xiàn)需在氣體間隙加入襯墊結(jié)構(gòu)，但會帶來更多的死區(qū)面積。同時，由于面積增大后單個GEM損壞率提高，缺陷單元更換更為頻繁，傳統(tǒng)的一次性膠粘成型工藝拆裝便不再適合[4]。厚型氣體電子倍增器(THGEM)[13-14]使用標(biāo)準(zhǔn)PCB工藝制作，基材具有一定剛性和自支撐性，但由于電極的結(jié)構(gòu)需在覆銅基材上逐個機(jī)械打孔，探測單元面積增加導(dǎo)致漫長的生產(chǎn)周期[15]。當(dāng)單元面積增加幾百倍時，鉆頭可能在1次生產(chǎn)過程中磨損過度，帶來的缺陷率提高同樣不可忽視。

第三，MPGD具有的孔型結(jié)構(gòu)會給粒子的位置測量帶來偏差。無論Micromegas的網(wǎng)孔還是GEM與THGEM的圓孔，孔結(jié)構(gòu)附近的電場均會產(chǎn)生輕微畸變，使電場方向總是朝向孔內(nèi)聚焦。聚焦效應(yīng)會改變待測粒子產(chǎn)生的電離電子的分布，最終導(dǎo)致重建的粒子位置與真實(shí)入射位置存在微小偏差。對孔間距通常在數(shù)百μm到mm量級的THGEM，這一效應(yīng)更加明顯。在CERN的SPS束流線上使用THGEM型探測器對150 GeV繆子的測量結(jié)果顯示，單個事例的繆子位置重建會產(chǎn)生偏差，且該偏差呈現(xiàn)出與THGEM孔結(jié)構(gòu)一致的周期性。束流實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)與模擬結(jié)果的對照證實(shí)，聚焦效應(yīng)正是導(dǎo)致出現(xiàn)該偏差的原因[16]。

為解決以上問題，近年來國內(nèi)外提出了許多改進(jìn)方法。醫(yī)學(xué)成像領(lǐng)域，在Micromegas制作中使用熱壓膜，以滿足無探測死區(qū)的要求[17]。Bulk[18]與Microbulk[11]型Micromegas用新的支撐工藝提高自身均勻性與能量分辨[19]。新式的自張緊GEM不再使用粘膠和墊片，在降低更換難度的同時減小了死區(qū)面積[20]。阻性材料的使用帶來了μ-RWELL[21]和RPWELL[9]兩種結(jié)構(gòu)上不同的改進(jìn)型設(shè)計(jì)，減小了MPGD放電帶來的破壞性，兩者的性能在實(shí)驗(yàn)室[22-23]和束流實(shí)驗(yàn)[24-26]上得到充分而系統(tǒng)的研究。

在以上諸多改進(jìn)方式中，基于THGEM方案的RPWELL結(jié)構(gòu)簡單，不依賴復(fù)雜的真空加工設(shè)備或光刻技術(shù)，且對偶然放電具有良好的抑制能力。為進(jìn)一步解決RPWELL在生產(chǎn)制作和聚焦失真效應(yīng)方面的問題，本文提出一種改進(jìn)的結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)，將RPWELL中的多孔型電極結(jié)構(gòu)改為柵極結(jié)構(gòu)，得到柵型氣體電子倍增器(Groove)。Groove中使用平行的狹縫陣列取代孔陣列結(jié)構(gòu)主要基于以下3方面考慮：1) 相同面積探測單元使用的狹縫數(shù)量遠(yuǎn)少于孔陣列需要的孔數(shù)量，使用刻槽方式制作狹縫可節(jié)省生產(chǎn)時間、簡化工藝。2) 機(jī)械打孔時有時在金屬或基材邊緣留下毛刺，這些缺陷結(jié)構(gòu)是造成大面積制造探測單元時成品率下降的主要因素[15]。與直徑小于mm的微孔相比，長度在cm量級以上狹縫邊緣的毛刺更易于修復(fù)，由此可帶來成品率的提高。3) 柵型結(jié)構(gòu)沿狹縫方向電場無聚焦效應(yīng)，新結(jié)構(gòu)可減小該方向上粒子探測的重建位置偏差。

1 Groove結(jié)構(gòu)與原理

圖1 Groove結(jié)構(gòu)Fig.1 Groove structure

Groove的結(jié)構(gòu)示于圖1，最上層為使用金屬網(wǎng)或?qū)щ姳∧ぶ谱鞯钠齐姌O。漂移電極與倍增電極之間的氣隙為漂移區(qū)，用以捕獲帶電粒子或光子產(chǎn)生的少量原初電離電子。漂移區(qū)下方的柵型氣體倍增模板使用單面覆銅的FR4板制作，刻有多條平行等間距分布的直線溝槽，溝槽穿透基材形成柵型氣隙使電子從中透過。倍增電極與Semitron ESD 225型工程塑料制成的阻性板及探測器陽極PCB自上而下緊密貼合，共同構(gòu)成探測器的倍增單元。

以軟X射線光子為例，光子通過探測器漂移區(qū)時與探測介質(zhì)發(fā)生光電效應(yīng)，激發(fā)出具有keV能量的內(nèi)層電子，該高能電子在介質(zhì)氣體中飛行，使原子外層電子電離并逐漸損失能量，產(chǎn)生數(shù)百個原初電子-離子對。原初電子簇團(tuán)在漂移區(qū)電場的作用下發(fā)生漂移擴(kuò)散，沿電場線運(yùn)動進(jìn)入柵型氣隙。柵型氣隙中具有較強(qiáng)的電場，使電子發(fā)生雪崩效應(yīng)，雪崩電子的數(shù)量較原初電子高3～4個數(shù)量級。雪崩電子運(yùn)動在阻性板表面感應(yīng)出電荷。感應(yīng)電荷在陽極產(chǎn)生電流脈沖信號，經(jīng)過前級放大后，在前端電子學(xué)產(chǎn)生數(shù)十到幾百mV的電壓信號。原初電子-離子對數(shù)量與入射X射線呈正比，因此電壓信號幅度與入射粒子能量呈正比，通過測量脈沖幅度譜可得到入射粒子能譜。

2 實(shí)驗(yàn)裝置與測量方法

制作狹縫寬度分別為0.2、0.3、0.5 mm的柵型電極進(jìn)行比較，由于使用的加工刀具和機(jī)床限制，第1批電極的狹縫間距均為1 mm，柵型電極厚度為0.8 mm，使用的Semitron阻性板厚度為0.4 mm。射線源采用經(jīng)φ0.5 mm準(zhǔn)直孔準(zhǔn)直的銅靶X光機(jī)，準(zhǔn)直孔前加裝銅層上鍍鎳的濾波片濾去軔致輻射及其他特征線，僅保留8.04 keV能量的Kα特征X射線。測試系統(tǒng)示于圖2。

圖2 測試系統(tǒng)示意圖Fig.2 Scheme of measurement system

實(shí)驗(yàn)中，首先使用示波器記錄探測器記錄的信號波形，以確定探測器工作正常，之后用前置放大器和MCA記錄信號的脈沖幅度譜，換算成能譜響應(yīng)后，即可計(jì)算探測器的重要性能指標(biāo)增益和能量分辨率。首先檢查探測器增益在一段時間內(nèi)的性能穩(wěn)定性，確保1組較長時間測量的數(shù)據(jù)可相互對比。然后改變電壓、工作氣體進(jìn)行掃描，得到探測器增益曲線和能量分辨率隨工作條件的變化曲線。

實(shí)驗(yàn)使用的3種混合氣體中，95%Ar+5%CH4與95%Ne+5%CH4為THGEM與RPWELL探測器的常用工作氣體[9]，93%Ar+7%CO2為ALTAS的MDT探測器的常用工作氣體[27]。

3 結(jié)果與分析

3.1 Groove信號計(jì)算

在有限元計(jì)算軟件ANSYS中重建Groove的幾何結(jié)構(gòu)，設(shè)定電勢邊界條件可計(jì)算Groove的電場分布。將計(jì)算得到的電場導(dǎo)入Garfield++軟件，通過蒙特卡羅模擬計(jì)算電子的碰撞、電離過程，可得到Groove的信號特征，計(jì)算結(jié)果示于圖3。圖3顯示信號由電子產(chǎn)生的快信號成分和離子漂移產(chǎn)生的慢信號成分組成，前者產(chǎn)生的瞬時電流信號較大，但持續(xù)時間僅20 ns，后者持續(xù)時間長，約2～3 μs。對于能譜測量使用的電荷前置放大器，輸出信號幅度取決于電流對時間的積分，積分結(jié)果表明，離子信號貢獻(xiàn)占90%，而電子信號貢獻(xiàn)僅占10%。因此預(yù)期觀測到的信號波形特征應(yīng)與離子信號一致，持續(xù)為2～3 μs的感應(yīng)信號。

圖3 Garfield++模擬的電子信號與離子信號Fig.3 Signal of electron and ion simulated with Garfield++

在柵型探測器中離子信號占主導(dǎo)的現(xiàn)象可由如下原理解釋：陽極上探測到的信號是由電荷運(yùn)動感應(yīng)產(chǎn)生的，根據(jù)Shockley-Ramon定理，移動的電荷q在某一特定陽極上感應(yīng)出的電流I可用下式計(jì)算：

(1)

其中：v為電荷運(yùn)動速度；Ew為不計(jì)入電荷q情況下，指定陽極電勢為V，且將系統(tǒng)其他電極均接地時，電荷所在位置的權(quán)重場強(qiáng)。由柵型探測器邊界條件計(jì)算可得，Ew在主要區(qū)域?yàn)榻苿驈?qiáng)平行電場，因此Ew/V近似等于1/d，d為柵極到陽極的距離，此時I=qv/d。

對電荷漂移的整個過程進(jìn)行時間積分，則電荷q貢獻(xiàn)的信號總量Q為：

(2)

其中，l為電荷漂移總距離，如圖4所示，對于電離產(chǎn)生的電子-離子對，電子有l(wèi)=x，離子有l(wèi)=x-d，對每對電子-離子對求和，得正負(fù)電荷信號貢獻(xiàn)比為：

圖4 雪崩產(chǎn)生電子-離子對的電荷漂移距離Fig.4 Drift distance of avalanche ion-electron pair

(3)

柵極探測器中，雪崩過程主要集中在陽極附近，即x?x-d，故陽離子信號為主要貢獻(xiàn)。

3.2 脈沖信號波形

3種尺寸的柵型探測器均能在示波器上觀測到X射線信號，信號上升寬度沿約3 μs，與模擬計(jì)算結(jié)果一致。根據(jù)離子漂移速度估算同樣可得到陽離子漂移穿過與電極厚度0.8 mm相等的氣隙約需2.4 μs，因此柵型氣體電子的信號上升沿主要來自陽離子信號的貢獻(xiàn)。

同一工作氣體下不同尺寸電極的信號波形及同一電極在不同混合氣體中的信號波形示于圖5、6?？梢?，歸一化后的探測器波形形狀一致，氣體改變帶來的影響較幾何尺寸改變的影響大，但不同曲線差異均在15%以內(nèi)，表明柵極狹縫寬度和工作氣體對信號特性無明顯影響。

圖5 不同狹縫寬度下的電荷信號波形Fig.5 Charge signal waveform with different slot widths

圖6 不同混合氣體中的電荷信號波形Fig.6 Charge signal waveform in different gas mixtures

3.3 增益穩(wěn)定性

GEM和THGEM型探測器存在charging-up效應(yīng)[28]，少數(shù)雪崩電子在絕緣基材圍成的孔壁上堆積使倍增區(qū)域電場隨時間累積緩慢削弱，在測量結(jié)果上表現(xiàn)為相同測試條件下，同一探測器增益較晚時的測量結(jié)果比較早的測量結(jié)果小10%～30%。為確保掃描測量結(jié)果的無偏性，需檢驗(yàn)柵型氣體電子倍增器的增益性能受charging-up效應(yīng)影響的強(qiáng)弱。實(shí)驗(yàn)設(shè)計(jì)X射線經(jīng)φ0.5 mm準(zhǔn)直后持續(xù)照射探測器同一位置，每2 min記錄并測量1次脈沖幅度譜。歸一化后的幅度隨時間的變化示于圖7。圖7表明，增益隨時間的變化雖顯示出微小的charging-up效應(yīng)特征，但在30 min測量時間內(nèi)，增益下降幅度小于1%。

圖7 歸一化增益隨時間變化Fig.7 Normalized gain as a function of time

3.4 能量分辨率

X射線和介質(zhì)Ar原子作用后，其能量一部分用來克服Ar原子K層結(jié)合能激發(fā)出光電子，另一部分轉(zhuǎn)化為光電子能量。以結(jié)合能形式存儲在Ar原子中的能量可能通過發(fā)射俄歇電子或特征X射線的方式釋放出來，當(dāng)受激Ar原子釋放X特征射線時，由于其發(fā)射的2.96 keV特征射線在Ar氣中吸收長度為4 cm，遠(yuǎn)大于漂移區(qū)長度，該特征X射線有很大概率逃逸出探測器靈敏區(qū)域不被探測到。因此，以Ar氣為工作介質(zhì)的柵型氣體電子倍增器，其X射線能譜由全能峰和特征X射線逃逸導(dǎo)致的逃逸峰組成。探測器性能測量中通常使用全能峰重心對應(yīng)的脈沖幅度計(jì)算探測器增益，用全能峰的半高全寬(FWHM)作為探測器能量分辨性能指標(biāo)。

3種不同狹縫寬度柵型電極的實(shí)驗(yàn)結(jié)果對比顯示，0.2 mm狹縫寬度的電極能量分辨率明顯優(yōu)于另外兩者，其在95%Ar+5%CH4和93%Ar+7%CO2中的X射線能譜示于圖8。由圖8可知，95%Ar+5%CH4中FWHM達(dá)18.7%，93%Ar+7%CO2中達(dá)15.6%，此時探測器增益分別為8.6×103和5.6×103。

3.5 增益曲線

不同狹縫寬度電極在不同工作氣介質(zhì)中的增益曲線示于圖9。由圖9可知，在增益特性方面，狹縫寬度為0.2 mm的柵型電極同樣顯示出明顯優(yōu)勢。0.2 mm電極能以更低工作電壓得到相同增益。無放電穩(wěn)定工作的情況下，在95%Ar+5%CH4中的增益達(dá)1.2×104，在93%Ar+7%CO2中的增益達(dá)1.5×104；如允許偶然放電發(fā)生，在95%Ar+5%CH4中的增益可達(dá)2.7×104，93%Ar+7%CO2中的增益可達(dá)3.2×104。

高壓供電電源上的電流監(jiān)測結(jié)果表明，柵型氣體電子倍增器的放電電流被限制在百nA量級以內(nèi)，而在相同增益下，GEM和THGEM的放電電流均在μA量級。

圖8 95%Ar+5%CH4和93%Ar+7%CO2中的X射線能譜Fig.8 X-ray spectrum of Cu target in 95%Ar+5%CH4 and 93%Ar+7%CO2

圖9 不同混合氣體中的增益曲線Fig.9 Gain curve of Cu target X-ray in 95%Ar+5%CH4 and 93%Ar+7%CO2

4 結(jié)論

基于改進(jìn)的新型MPGD，使用蒙特卡羅模擬方法計(jì)算了脈沖信號特征，并對不同幾何結(jié)構(gòu)的探測器在不同工作氣體下進(jìn)行了性能測試對比。實(shí)驗(yàn)測量到的信號時間特征與模擬結(jié)果一致，信號主要由陽離子漂移貢獻(xiàn)。對比實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明，柵型結(jié)構(gòu)狹縫寬度為0.2 mm時，探測器表現(xiàn)出較寬狹縫更好的增益與能量分辨性能。使用5%CH4作為猝滅氣體的探測器工作電壓更低，但7%CO2的工作氣體在極限增益與能量分辨率上更優(yōu)。