Гуров Телескопические полупроводниковые детекторы 2012

ло повторного нагрева криостата, его откачки и охлаждения до Т ≈ ≈ 77 К. Важно указать, что при регистрации различных излучений с помощью планарных HPGe-детекторов время собирания заряда t ≤ ≤ 100 нс. Поэтому для этих ППД толщина нечувствительной области не зависит от постоянной времени формирования.

Рис. 3.14. Зависимость числа событий под γ-пиком 57Co от толщины Ge-фильтра

Рис. 3.15. Зависимость числа событий под γ-пиком 241Am от толщины Ge-фильтра

81

Для минимизации нечувствительных слоев на HPGe-ППД применялась технология ионной имплантации [1], которая дает возможность получать выпрямляющие и омические контакты с глубиной залегания внедренной примеси 0,1 мкм. Эта величина значительно меньше разброса в толщине детектора. Поэтому для наших целей достаточно облучить α-частицами имплантированные HPGe-детекторов с двух сторон и убедится в идентичности зарегистрированных спектров.

В табл. 3.6 для сравнения приведены значения геометрических параметров двух HpGe-детекторов, которые определялись различными методами. Значения полных толщин, измеренных контактным способом, сравниваются с данными, полученными с помощью γ-источника 57Co. В свою очередь, результаты определения толщины нечувствительных слоев с помощью γ-источника 241Am, сопоставлены с оценками, полученными по границам максимального энерговыделения для протонов.

Таблица 3.6. Структурные параметры HPGe-детекторов

При использовании изложенной выше методики наиболее существенными являются ограничения, накладываемые на стабильность работы аппаратуры. Высокая точность измерений ( 1%), выполненных с помощью радиоактивных источников, была обеспечена спектрометрическим каналом, для которого не наблюдалось нестабильности работы во время набора данных. Контроль за стабильностью шкалы электронного тракта осуществлялся с помощью генератора точной амплитуды ORTEC 419 (погрешность

<10-4).

82

Данная методика позволяет определять средние параметры ППД на исследуемой площади. В то же время в результате механической обработки и неравномерности процесса травления форма ППД может отличаться от плоскопараллельной.

Необходимо указать, что для реализации данной методики не требуется наличия прецизионного спектрометрического тракта с хорошо известной энергетической шкалой, использования расчетных зависимостей энергетических потерь, а также учета различных процессов при прохождении частиц через замедлители. Целью выполненных измерений было не детальное исследование факторов, влияющих на параметры регистрируемых спектров, а определение зависимости этих параметров от толщины фильтров.

Методика измерений с использованием радиоактивных источников может быть использована не только для определения геометрических толщин структурных слоев ППД, но и для технологических целей, например для контроля процесса выравнивания концентрации лития в Si(Li)-детекторах, оптимизации диффузии лития на HPGe-детекторах и т.д.

Таким образом, использование предложенной методики позволяет достаточно просто и оперативно определять толщины структурных слоев телескопических Si- и HPGe-детекторов. При этом точность измерений адекватна требованиям обработки экспериментальной информации, полученной с многослойных полупроводниковых спектрометров.

3.3. Выбор формирующих цепей многослойного ППД-спектрометра

Одной из важнейших проблем полупроводниковой спектрометрии заряженных частиц является точное измерение энергии в ускорительных экспериментах. Поиск решения данной проблемы показал необходимость детального учета эксплуатационных параметров электронных систем, которые используются для съема и обработки информации с полупроводниковых детекторов.

Выбор постоянных времени τ формирования спектрометрического усилителя определяется тремя основными факторами: энергетическим разрешением спектрометра, его загрузочной способно-

83

стью и чувствительностью к изменениям формы входного сигнала. В настоящее время подробно разработаны методы расчета и оптимизации шумовых характеристик полупроводниковых спектрометров, а также предложены специальные схемы фильтров для работы детекторов при высоких скоростях счета и со значительными флуктуациями времени собирания заряда. Однако необходимо отметить, что разработки фильтров, учитывающих конечное время собирания, относятся главным образом к области γ-спектрометрии, где возможные изменения времени нарастания токового импульса проявляются, в первую очередь, в ухудшении энергетического разрешения и искажении формы линии моноэнергетического излучения. При измерении энергии заряженных частиц более существенным может оказаться влияние указанного фактора на такие характеристики спектрометра, как линейность и зависимость измеренной энергии от сорта зарегистрированной частицы. Экспериментальное исследование этих характеристик представляет собой достаточно сложную задачу. На практике при выборе фильтра часто ограничиваются требованием получения наилучшего энергетического разрешения, что может приводить к искажениям спектрометрического сигнала.

Ниже рассмотрено влияние величины времени собирания заряда tс в детекторе на точность измерения энергии частиц и показано, что этот параметр является существенным с точки зрения выбора времени τ формирования спектрометрического тракта. Учет tс наиболее актуален при регистрации длиннопробежных заряженных частиц с помощью многослойных полупроводниковых системам − ППД-телескопов. Особенно важно это для установок на основе кремниевых дрейфовых Si(Li)-детекторов планарного типа, которые имеют толщину чувствительной области Wчо несколько миллиметров, работающих при комнатной температуре (Т = 300 К). В реальных условиях энергетическое разрешение таких систем составляет 0,3−0,5 %, поэтому последующие электронные устройства должны вносить погрешность <0,1 %.

Как известно, в идеальном случае время собирания заряда в ППД определяется величиной и распределением электрического поля в детекторе, подвижностью носителей заряда и геометрическими размерами детектора. Для планарного ППД (рис. 3.16) ха-

84

Например, для Si(Li)-детектора с Wчо = 3 мм при ε = 1500 В/см и Т = 300 К максимальные времена собирания электронов и дырок составляют соответственно 150 и 420 нс. Очевидно, что выбор постоянных формирования близкими к указанным величинам приведет к появлению зависимости амплитуды импульса от места образования заряда в детекторе.

3.3.1. Моделирование влияния τ на амплитуду

сигнала ППД

Погрешность измерения энергии, вносимую фильтром, можно оценить по дефекту амплитуды, определяемому как разница амплитуд импульсов, соответствующих мгновенному и реальному собиранию заряда (δV). Для наглядности нормируем амплитуду импульса на энерговыделение в детекторе и далее в качестве амплитудного дефекта будем рассматривать величину δЕ.

Величина δЕ вычислялась с помощью программы, которая моделировала отклик спектрометрического канала. Программа учитывала процесс собирания заряда в детекторе, передаточную характеристику усилителя и начальное распределение энергетических потерь (dE/dx) для различных частиц по чувствительному объему ППД.

Моделировался случай регистрации Si(Li)-ППД (Wчо = 3 мм, ε = 1500 В/см, Т = 300 К) частиц различных масс (p, d, t, 3Не, 4Не) в

85

широком интервале энергий. Расчеты выполнялись для формирователя с сигналом квазигауссовой формы – фильтра из одной дифференцирующей и двух интегрирующих цепей (τ = τи = τд). При этом рассматривались два варианта геометрии входа частиц в детектор: трек частицы ориентирован вдоль электрического поля в детекторе и частица влетает либо со стороны р+-контакта (первая геометрия), либо со стороны n+-контакта (вторая геометрия).

На рис. 3.17 кривыми 1а и 1б показаны формы спектрометрического импульса при регистрации протона с максимальным энер-

говыделением в детекторе Емакс = 22,8 МэВ (τ = 0,5 мкс, первая геометрия) для мгновенного (μh = μe = 104 cм2/(В·с)) и реального

(μh = 480, μe = 1350 cм2/(В·с)) собирания заряда соответственно. Отдельно показаны электронная (кривые 2а, 2б) и дырочная (кривые 3а, 3б) составляющие сигнала. Видно, что, по сравнению с мгновенным собиранием, в реальных условиях происходит уменьшение и смещение максимума амплитуды сигнала.

Рис. 3.17. Форма спектрометрического сигнала (τ = τи = τд = 0,5 мкс) при регистрации протона с Е = 22,8 МэВ с помощью Si(Li)-ППД

(Wчо = 3 мм, ε = 1500 В/см, Т = 300 К) в случае мгновенного (1а−3а) и реального (1б−3б) собирания заряда (1 − суммарный сигнал;

2 − электронная составляющая; 3 − дырочная составляющая)

86

Величины δЕ были определены для значений постоянных времени формирования 0,25; 0,5; 1,0; 1,5; 2,0; 2,5 мкс при остановке частицы в детекторе и прохождении ее "напролет". Оба этих случая имеют место при регистрации длиннопробежных заряженных частиц в ППД-телескопах. Полученные максимальные значения дефекта амплитуды для двух рассмотренных геометрий приведены в табл. 3.7, из которой следует, что при изменении τ от 0,25 до 0,5 мкс

значение δЕмакс уменьшается примерно в 5 раз, а при τ = 1,5 мкс, что в несколько раз превышает tс, дефект амплитуды все еще со-

ставляет 0,1 %.

Таблица 3.7. Максимальные значения дефекта амплитуд

Для характеристики амплитудных искажений удобно ввести переменные, не зависящие от сорта частиц. Можно показать, что для различных частиц при фиксированном пробеге такой величиной является значение дефекта амплитуды, нормированное на максимальный сброс энергии частицы данного сорта, δЕ/ Емакс (относительный дефект амплитуды). Выбранный параметр дает нагляд-

87

ное представление о величине погрешности, возникающей при измерении энергии, и о характере ее изменения.

На рис. 3.18 приведены зависимости δЕ/ Емакс от пробега частицы в детекторе для двух геометрий. Видно, что если в первой

геометрии максимальное значение δЕ/ Емакс соответствует пробегу частицы R = Wчо, то во второй геометрии R 1/3 Wчо.

Рис. 3.18. Зависимость относительного дефекта амплитуды от пробега частицы для двух геометрий облучения для первой (а) и второй (б) геометрии при разных значений постоянных времени:

1− 0,25; 2 − 0,5; 3 − 1,0;

4 − 1,5 мкс

Также следует отметить, что для наиболее типичного случая, представленного первой геометрией, в области малых пробегов дефект амплитуды незначителен. Однако с увеличением пробега он сильно возрастает, что приводит к нелинейности энергетической шкалы спектрометра. Достаточно заметным это становится при регистрации частиц, в широком диапазоне энергии.

Эффект конечного времени собирания может приводить также к появлению погрешности при калибровке спектрометра. Как было

88

указано выше, для калибровки Si(Li)-ППД, которые эксплуатируются при комнатной температуре, используются образцовые спектрометрические α-источники (ОСАИ), в частности 226Ra, Еα 5÷8 МэВ. Очевидно, что при малых τ такая калибровка не будет адекватной с точки зрения спектрометрии длиннопробежных частиц с энергиями до 100 МэВ.

3.3.2. Экспериментальное определение дефекта амплитуды

Для изучения рассматриваемого эффекта конечного времени собирания использовались данные, полученные с помощью ППДтелескопа в экспериментах по изучению поглощения отрицательных пионов ядрами [2]. В этих экспериментах регистрируются частицы различных масс в широкой области энергий. В таких условиях каждый из детекторов установки регистрирует значительное количество частиц с пробегом, близким к полной толщине чувствительной области, и соответственно максимальным энерговыделением. На рис. 3.13, где представлен энергетический спектр частиц, зарегистрированный первым из Si(Li)-детекторов телескопа (Wчо = 2.6 мм, первая геометрия), отчетливо видны участки спектра ("ступеньки") с границами, соответствующими максимальному энерговыделению протонов, дейтронов и тритонов. По разнице в положении таких границ, полученных при разных τ, можно оценить величину амплитудного дефекта.

Аналогичные распределения для протонов и дейтронов также были получены с помощью пары детекторов (второй и третий Si(Li)-ППД телескопа), включенных параллельно, что обеспечивало съем суммарного сигнала с чувствительной области увеличенной толщины. Прохождение частиц через первый детектор пары соответствует второй геометрии, через второй детектор – первой геометрии. Выбор такого включения детекторов объясняется наличием "мертвых" слоев толщиной 0,1 мм со стороны n+-контакта.

Распределения потерь энергии и соответствующие им экспериментальные положения "ступенек" ( Εмакс) были измерены при постоянных времени формирования 0,5 и 1,5 мкс (табл. 3.8). Абсолютная погрешность в определении Εмакс не превышала 20 кэВ. В табл. 3.8 для сравнения представлены экспериментальные и рас-

89

четные оценки амплитудного дефекта ( Eτ=max1,5 − Eτ=max0,5 ). При опре-

делении расчетного значения Εмакс учитывалось, что в каждом случае абсолютная калибровка осуществляется с помощью ОСАИ 226Ra, при тех же постоянных времени, что и в эксперименте.

Таблица 3.8. Результаты измерения ступенек в энергетических спектрах

Из сравнения результатов видно, что экспериментальные значения близки к расчетным, сохраняется зависимость от сорта частиц. Расхождение между экспериментальными и расчетными данными можно объяснять как отличием реального формирователя от упрощенного, принятого в моделировании, так и дополнительными эффектами, связанными с процессом собирания заряда.

Возможен еще один способ измерения величины дефекта амплитуды, обусловленного конечным временем собирания. В качестве импульса с мгновенным собиранием на вход предусилителя подается сигнал ГИТА с коротким передним фронтом (tф << te).

Линию генератора можно откалибровать по энергии с помощью α-источника при постоянной времени, достаточно большой по сравнению с tс :

пиков; N0 – канал, соответствующий Е = 0.

При уменьшении постоянной времени формирования сдвиг α- пиков относительно генераторного пика свидетельствует о непол-

90