塑料闪烁体具有快响应、高探测效率和发光产额以及稳定的机械性能等特点，在高强度脉冲的辐射测量中有着非常重要的应用^[1]。

本文使用北京高能科迪科技有限公司生产的HND-S2型塑料闪烁体。HND-S2型塑料闪烁体由聚苯乙烯（(C₈H₈)_n）作基质，加对联三苯作闪烁物质和移波剂制成。它的发射光谱的主峰位在423nm，相当于蒽晶体光输出的50%-60%。利用搭建好的塑料闪烁体探测器进行测试，使用符合测量技术对关联事件的符合时间窗与真事件探测效率的关系进行研究。在数据处理方法上通过积分长度的改变和脉冲信号甄别(Pulse Shape Discrimination,PSD)开窗法使能谱的能量分辨率得到优化。

基于塑料闪烁体的探测器探头部分由塑料闪烁体和硅光电倍增管(Silicon photomultiplier,SiPM)组成。HND-S2塑料闪烁体脉冲上升时间τ_rise=0.7 ns，衰减时间τ_decay=2.6 ns，脉冲半高宽FWHM=1.8 ns，塑料闪烁体内平均氢碳原子比为1.1，这种塑料闪烁体比较适用于时间响应快的γ探测。

为了增加光收集效率，探测器使用两端导角的塑料闪烁体^[2]。由于塑料闪烁体存在自吸收效应，使透射发光光谱畸变，光谱范围和强度均有一定程度的损失^[3]。薄的塑料闪烁体可减少自吸收带来的光损失，但是太薄又不足以全部吸收透射粒子能量。综合考虑自吸收和粒子射程，探测器使用一种尺寸为30 mm(h)×30 mm(w)×130 mm(l)的塑料闪烁体。

SiPM作为中子探测器探头的光电转换器件，具有高增益、高灵敏度、低暗电流、低偏置电压和尺寸较小等特点^[4]。实验中使用爱尔兰SensL公司的C系列硅光电倍增管，尺寸为6 mm×6 mm，电压典型值24.65 V，光收集波段300-800 nm，主峰位典型值420 nm，与塑料闪烁体主峰位423 nm能较好地符合。实验测试中选取SiPM正常工作电压27.8 V，基于印制电路板(Printed Circuit Board,PCB)的SiPM的电源滤波与信号输出电路原理图和实物图如图 1所示。在塑料闪烁体表面均匀涂抹一层ZnS反射层，增加光在塑料闪烁体内表面的反射率以提高光收集效率^[2]，ZnS反射层厚度17.6 μm尽量减小粒子在反射层中的能量损失。涂有ZnS的导角塑料闪烁体实物见图 2。

图 1

图 1 SiPM电源滤波与信号输出电路原理图(a)和实物图(b) Figure 1 Schematic (a) and practicality photograph (b) of the voltage filter and signal output circuit board,complete with 6 mm×6 mm SiPM.

图 2

图 2 ZnS反射层双端导角塑料闪烁体 Figure 2 Plastic scintillation with ZnS reflection layer and guide angle.

I/V转换单元的核心器件是AD8014运算放大器，AD8014具有低功耗、高带宽的特点，而且电压噪声频谱密度较低为3.5 nV/$\sqrt{\text{Hz}}$，能够有效增加输出信号的信噪比，从而提高探测器的探测效率。

DT5751是由意大利CAEN公司研制的一种新型台式波形数字化转换器，具有4个10位采样率10⁹ s^-1通道，每个通道以单端MCX射频同轴连接器输入^[5]。SiPM输出的弱电流信号经过电荷灵敏前置放大器放大和I/V转换成易于测量的电压伏值信号，DT5751将模拟信号转换为数字信号通过专用PCI卡A2818输入至计算机。

由于实验中使用的测试源均为豁免源，放射性活度较低，经过准直后塑料闪烁体灵敏体积内探测到的粒子数过少，降低了探测器的计数率，所以在初期的测试中并未使用准直器。但在理想情况下，如果测试源强度足够大，则需要准直器对源粒子进行聚焦，增加探测器的位置分辨，理想情况下添加了准直器的塑料闪烁体探测器系统如图 3所示。

图 3

图 3 塑料闪烁体探测器系统 Figure 3 The detector system for plastic scintillation detector.

γ射线与物质的相互作用主要有光电效应、康普顿效应和电子对效应这三种类型，因为构成塑料闪烁体的主要元素原子序数较低，所以在塑料闪烁体中γ射线主要发生康普顿效应^[6]，本文测试中也主要以康普顿峰作为研究对象。

为了使塑料闪烁体充分接收放射源的辐射，将源置于闪烁体中间位置并距离侧面5 cm以内。实验中分别采用⁶⁰Co和¹³⁷Cs标准γ源进行测试，两个标准γ源单色性较好，活度分别为9×10⁴ Bq和9.9×10³ Bq。首先使用⁶⁰Co标准γ源测试，模拟信号经过数字化后输出的波形见图 4，杂散信号水平普遍位于10 mV以下，为了扣除电子学噪声以及环境本底对实验的影响，在记录数据时使用了阈值筛选，所选阈值为10 mV。而根据C系列SiPM产品说明书^[7]，6 mm×6 mm尺寸SiPM从阴极端到阳极端的等效电容为3400 pF，与其推荐的电荷灵敏前置放大器电路共同构成的RC电路的时间特性较慢，导致测试中信号输出的波形宽度为200-300 ns，与说明书^[7]中波形宽度相近。时间宽度的增加更适合于需要提取波形能量信息的测试中，同时也有利于n/γ鉴别测试。

图 4

图 4 60Co源数字化波形 Figure 4 Digital waveform of 60Co.

Wavedump软件是中国科学院上海应用物理研究所提供，针对DT5751数字化转换器固件的数字信号获取软件，采集精度1 ns与DT5751时间精度相匹配。Wavedump数字信号获取软件可以根据需要设置不同的阈值、基线、信号采集时间等参数，能满足实验中信号收集要求。

符合测量技术^[8]就是利用符合电路来甄别符合事件，并在不同探测器的输出脉冲中把有时间关联的事件选择出来。由于实验中使用单条塑料闪烁体进行测试，只需对双端事件通过时间窗符合，有效筛选出真事件，从而增加探测器的真事件探测效率^[9]。

理想情况下，光子在塑料闪烁体中传输速度约为0.5 c，图 5中，从光子产生到传输至两端硅光电倍增管光接收面上时间差T为：

图 5

图 5 塑料闪烁体光传输 Figure 5 Optical transmission diagram of plastic scintillation.

设发光点是任一硅光电倍增管的端面，则计时起点为塑料闪烁体的一侧，由于塑料闪烁体长度为13 cm，则符合时间的理想值T为0.87 ns。

然而实验使用的塑料闪烁体尺寸为30 mm(h)× 30 mm(w)×130 mm(l)，长度与纵向尺寸相差不大，同处于一个数量级，光信号在塑料闪烁体内传播的过程中可能在纵向表面存在多次反射的情况，而且SiPM的前置放大器输出电路的时间特性较慢，导致信号输出时间也变慢，所以不能简单以理想情况来确定关联事件的符合时间窗T。如图 6所示，选取不同的符合时间进行测试，得到塑料闪烁体探测器的真事件探测效率与符合时间的关系曲线。可以看出，实验测试的符合时间和理论计算值相差很大，在符合时间小于15 ns时，真事件探测效率随符合时间的增大而急剧上升，当符合时间为15 ns时真事件探测效率是11.7%。而当符合时间大于15 ns时，真事件探测效率随符合时间缓慢上升并逐渐趋于平缓。图 7是用标准γ源⁶⁰Co分别选取不同符合时间测试得到的能谱，在符合时间为15-60 ns时，康普顿峰位不再变化，只有ADC台阶显著增加，此时环境的本底噪声起到主要作用。所以为了提高探测器真事件探测效率同时降低本底噪声的影响，我们选取15 ns作为最合适的符合时间窗。

图 6

图 6 探测效率与符合时间关系曲线 Figure 6 Curve of detection efficiency and time.

图 7

图 7 不同符合时间60Co γ能谱 Figure 7 60Co γ spectra of different coincidence time.

使用符合测量技术是为了将塑料闪烁体两端相互关联的真事件筛选出来，但由于光子在塑料闪烁体内部传输时，其能量会因为闪烁体的自吸收、散射、表面反射等因素逐渐损失^[10]。所以还必须对双端数据进行能量合并，假设左右两端能谱积分分别为Q_L和Q_R，则使用合并算法$Q = \sqrt {{Q_L} \times {Q_R}} $^[11]。实验中，分别对标准γ源⁶⁰Co和¹³⁷Cs进行测试，并用符合时间窗15 ns对数据进行关联事件筛选和双端能谱合并，得到的能谱如图 8所示，较好地反映了其真实特征。

图 8

图 8 60Co与137Cs γ能谱比较 Figure 8 Comparison of γ spectra between 60Co and 137Cs.

实验使用标准γ源⁶⁰Co进行测试，γ能谱的能量分辨率定义为能谱的半高宽(Full Width at Half Maximum,FWHM)与脉冲幅度的百分比，能量分辨率计算方法为：

式中：E_FWHM为能谱半高宽对应的能量；E为γ射线对应的能量。

由于塑料闪烁体中γ射线主要发生康普顿效应，所以利用康普顿峰计算能谱的能量分辨率^[12-13]。

在实验分析中，我们使用长门积分Q_long来计算能谱，Q_long值就是取一个适当的时间范围，在这个时间范围内对波形积分。但Q_long的不同积分长度对能谱图有较大的影响，积分长度过小不足以反映波形的主要特征，积分长度过大则会增加噪声对能谱的影响。

PSD图是波形能量与PSD比值分布的二维图，因为PSD是对每一个事件的计算，所以PSD二维图也可以反映每个事件关于能量的分布特征^[14]。测试中存在许多环境噪声、电子学噪声等造成的假事件干扰，从PSD二维图中我们能清晰地看出事件的主要分布情况。能量较低时混入了较多低能区本底噪声，又由于实验测试使用的源在固定能区内，所以能量过高时可能有更多宇宙射线的贡献，影响能谱纯净性，而那些离散度较大的事件主要为假事件。因此，把能量过低和超出正常范围以及PSD值过于分散的事件剔除就能得到更加干净的事件分布，可以更真实地反映能谱的特征。测试中虽然阈值设置为10 mV，但仍有杂散信号、统计涨落等事件被记录，所以通过PSD筛选粒子的原则是：能量上选取高于阈值同时低于能量过高可能受宇宙射线影响的事件，而上下边界则要使粒子集中于主要分布趋势，需要去掉离散事件。以测试中的⁶⁰Co源为例，10 mV对应的能量为0.08 MeV，图 8中⁶⁰Co能谱的主要特征在2 MeV以下，2 MeV以上的事件可能大部分为高能宇宙线等干扰。我们把筛选PSD二维图中粒子分布的过程称为PSD开窗。图 9中选择合适的PSD开窗窗口，把窗口中的事件挑选出来作为绘制能谱图的基本事件。

图 9

图 9 PSD开窗方法 Figure 9 Method of PSD window.

图 10计算了不同积分长度下⁶⁰Co γ能谱的能量分辨率，并且比较了PSD开窗前后能量分辨率的变化。从图 10中可以看出能量分辨率随Q_long明显的变化趋势，当积分长度在60-100 ns范围内时能量分辨率急剧减小，以80 ns为积分长度时能量分辨率达到极小值。由此可得，当脉冲波形的时间范围在60-100 ns时，最能反映这个事件的真实特征。然而当积分长度继续减小时，能量分辨率逐渐增大，此时是由于积分长度过小，没有包含波形的主要区域，导致Q_long不足以表示波形的主要特征。而且当积分长度增大至160-200 ns时能谱的能量分辨率呈现逐渐平稳的趋势，这是因为整个波形的宽度约为200 ns，在积分长度接近这个范围时，脉冲信号的尾沿部分临近基线，在此范围内的积分不会有明显改变，但是电子学噪声以及硅光电倍增管的暗电流对信号的影响较大。如果以整个波形宽度积分，虽然能量分辨率不会明显增大，但同时也会损失信号的真实性，造成最后得到的能谱不能反映出⁶⁰Co标准源的特征。

图 10

图 10 能量分辨率随积分长度变化曲线 Figure 10 Energy resolution curve with different integral length.

通过PSD开窗，⁶⁰Co γ能谱的能量分辨率得到了优化，特别在积分长度为80 ns时，能量分辨率由原来的53.38%优化为42.21%，改善尤为明显。这说明PSD开窗的方法对能谱有显著的优化效果，但缺点是如果PSD开窗的范围不合适也会把很多真事件随假事件一起剔除掉，丢失了信号的完整性，可能使得到的能谱不能反映出该有的真实特征。

本文考虑到了光子在塑料闪烁体中的传输过程并非理想情况，通过改变关联事件的符合时间窗来计算探测器的真事件探测效率，当符合时间较低时，真事件探测器效率急剧减小，此时在剔除假事件干扰时也把大量真事件扣除了，而当符合时间较高时，数据中会混入大量假事件，影响测试结果真实性，同时由于SiPM输出电路的时间性能较慢，导致符合时间高于理想值，以此确定了15 ns为最佳符合时间窗，使关联事件的准确性得到了提高。利用能量分辨率的指标分析比较了波形的积分长度和PSD开窗法对能谱的优化效果，当积分长度为80 ns时，能量分辨率达到最优值。当然能量分辨率只是塑料闪烁体中子探测器的重要指标之一，且影响性能指标的因素有很多，可能有电子学系统稳定性、塑料闪烁体材料性能等原因，本文是从数据处理技术的角度对能量分辨率进行优化并取得了明显的效果。