книги из ГПНТБ / Полупроводниковые детекторы в дозиметрии ионизирующих излучений

3. Тз-С|Тт<Ст. В этом случае выражение для n(t) совпадает

спредыдущим.

4.т<Ст3<С,тт. Преобладает рекомбинация и велико время жизни на ловушках

Рассмотрим теперь случай, когда излучение включается в момент t = 0 и интенсивность его поддерживается постоянной. Вследствие нелинейности уравнений (3.22) зависимость концент­ рации n(t) от времени равна

Соответствующее выражение вследствие его громоздкости мьг не приводим. Отметим лишь, что во всех случаях стационарное значение концентрации равно пт и не зависит от характеристик мелких ловушек.

Рассмотрим случай, когда концентрация ловушек сравнима с концентрацией носителей заряда. При импульсной засветке и в пренебрежении рекомбинацией кинетические уравнения имеют вид

При t—>-оо n(t) стремится к равновесной концентрации п(оо)=.

=*!•

Вслучае стационарной засветки с интенсивностью J получа­

ются довольно громоздкие уравнения. Стационарное значениеконцентрации носителей по-прежнему равно п%2 .

60

В монокристаллах CdS осуществляется а-прилипание элект­ ронов [37], т. е. т3<Ст, где т3— время существования свободных электронов в зоне проводимости до захвата на мелкие ловушки. Это означает, что практически все образовавшиеся электроны спустя время т3 захватываются на ловушках. Выход из ловушек происходит по экспоненциальному закону с постоянной време­ ни тт, зависящей от глубины ловушек и температуры.

Если заряженная частица, проходя через кристалл, образует N пар носителей, то дырки захватываются на центры рекомби­ нации за время ІО-8—ІО-9 сек, а электроны на ловушки за вре­ мя ІО-6 сек. Число электронов в зоне проводимости определя­ ется соотношением (3.26). Экспериментальное исследование в общих чертах подтверждает проведенный анализ.

Весьма интересное явление наблюдается при облучении кри­ сталла CdS, короткими (ІО-6 сек) импульсами света (а также- а- или ß-частицами) совместно с постоянной подсветкой види­ мым светом (540 нм).

При увеличении интенсивности постоянной подсветки импуль­ сы напряжения на выходе детектора увеличиваются, достигая максимального значения (в десятки раз превышающего ампли­ туду импульса в темноте). Увеличение амплитуды импульса обусловлено тем, что при заполнении ловушек вероятность за­ хвата электрона уменьшается *, в результате чего среднее время жизни электрона в зоне проводимости увеличивается. Это про­ исходит до тех пор, пока сохраняется условие т3^ т . Однако при дальнейшем увеличении интенсивности подсветки амплитуда импульсов начинает уменьшаться, что трудно объяснить с помо­ щью рассмотренной выше модели. Можно предположить, чтоуменьшение амплитуды импульса обусловлено повышением уровня Ферми при увеличении интенсивности подсветки, в ре­ зультате чего часть уровней прилипания превращается в уровни рекомбинации. Это уменьшает время жизни. Амплитуда импуль­ са в этих условиях определяется уже не временем захвата на ловушках т3, а меньшим по величине временем жизни т. Этот же процесс должен приводить к уменьшению заселенности уровней прилипания, т. е. к уменьшению влияния на процесс глубоких ловушек.

Влияние электрического поля на заселенность ловушек

Внешнее электрическое поле уменьшает заселенность лову­ шек и, следовательно, может изменять инерционность, а также заселенность R- и 5-уровней. Последнее должно привести к не­ линейности вольт-амперных характеристик. Поэтому влияние

* Известную роль играет и заполнение мелких ловушек при большой ин­ тенсивности подсветки.

электрического поля на заселенность ловушек изучали на кри­ сталлах, вольт-амперные характеристики которых были линейны в исследуемом диапазоне, т. е. можно было считать (если исклю­ чить возможность случайной компенсации), что поле не изме­ няло концентрацию электронов и их время жизни в зоне про­

лульса тем больше, чем меньше время жизни, и соответственно больше концентрация электронов в зоне проводимости *, а сле­ довательно, и на ловушках. При ступенчатом уменьшении на­ пряжения (от U2 до Uі) наблюдается выброс вниз (см. рис. 3.2, участок 4), ток уменьшается ниже стационарного для Uі зна­ чения.

Совокупность экспериментальных фактов можно объяснить, если предположить, что включение электрического поля приво­ дит к понижению потенциальных барьеров ловушек, в результа­ те чего некоторая доля электронов (находящаяся на высоких уровнях возбуждения) оказывается в зоне проводимости.

Этот процесс в случае, когда длина свободного пробега электрона больше ширины ямы (1>а), должен происходить прак­ тически мгновенно (около ІО-8 сек), что и приводит к наблю­ даемому выбросу 1. Отметим, что, согласно излагаемой точке зрения, при /< а амплитуда выброса должна быть существенно

* Одно и то же стационарное значение тока получали при освещении 'кристаллов излучением с различным содержанием инфракрасного света.

<62

меньше (или не наблюдается), поскольку скорость освобожде­ ния электронов в этом случае будет определяться диффузией и может быть сравнима со скоростью захвата электронов на более глубокие ловушки (или сравнима со скоростью рекомби­

нации).

Таким образом, большая величина амплитуды выброса (по порядку величины равная стационарному значению тока) сви­ детельствует о том, что время освобождения электронов нз ло­ вушек существенно меньше времени теплового захвата, что воз­ можно только при условии 1>а. (Это условие может служить-

методом оценки длины свободного пробега). Электроны, оказав­ шиеся в результате понижения потенциального барьера в зоне проводимости, захватываются на более глубокие ловушки, в ре­ зультате чего ток уменьшается (участок 2 на рис. 3.2) с по­ стоянной времени ~ т3. У всех кристаллов, испытывающих га­ шение фототока при действии инфракрасного света, наблюда­ ется так называемая яма (см. рис. 3.2, участок 3). Ее величина зависит от интенсивности инфракрасного света и может быть обусловлена переходом дырок под действием поля с уровней R на уровни 5.

Выброс вниз (см. рис. 3.2, участок 4), наблюдающийся при выключении электрического поля, можно объяснить повыше­ нием потенциального барьера, в результате чего возникают не­ заполненные ловушки. Затем происходит заполнение ловушек, что приводит к постепенному росту тока до стационарного зна­ чения. Скорость заполнения ловушек (и следовательно, скорость роста тока) соответствует данной интенсивности излучения.

63

ГЛАВА 4

НЕОДНОРОДНЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ДЕТЕКТОРЫ

§4.1. КЛАССИФИКАЦИЯ ДЕТЕКТОРОВ

В настоящее время практическое применение в дозиметрии получили ППД на основе Si и GaAs. Германиевые ППД исполь­ зуются в лабораторных условиях при низкой температуре [42].

Не вызывает сомнения целесообразность разработки ППД на основе CdTe, GaP, SiC и других полупроводников с большой шириной запрещенной зоны, сочетающих высокую эффектив­ ность регистрации излучения со стабильностью [43—48]. В на­ стоящее время большинство таких детекторов находится в ста­ дии экспериментальной разработки.

В дозиметрии фотонного излучения используются как полу­ проводниковые приборы, специально предназначенные для пре­ образования энергии ионизирующего излучения в электрический сигнал (детекторы ионизирующих излучений), так и приборы другого функционального назначения (диоды, фотоэлектриче­ ские преобразователи видимого света в электрическую энер­ гию — «солнечные элементы» и др.).

Неоднородные детекторы классифицируются: по структуре, технологии изготовления, принципу работы, функциональному назначению и другим признакам.

По структуре неоднородные детекторы разделяются на ППД с р—а-, р—і—n-, п—р—п-(р—п—р) -переходами. Возможно ис­ пользование и более сложных структур (например, р—п—р—/г), однако пока они практического применения не получили.

По способу изготовления р—/г-перехода ППД разделяются на поверхностно-барьерные, диффузионные, детекторы с ионным легированием, диффузионно-дрейфовые, сплавные.

По принципу работы ППД можно условно разделить на три группы: детекторы без усиления, с пропорциональным усиле­ нием, с лавинным усилением.

§4.2. ПРИНЦИП РАБОТЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ ДЕТЕКТОРОВ

ср — /г-ПЕРЕХОДОМ

р— «-Переход

Обедненный носителями слой (р—/г-переход) образуется на границе раздела монокристаллнческого полупроводника с элект­ ронной (/г-областыо) и дырочной (р-областыо) проводимо-

стями в результате диффузии электронов в р-, а дырок в /2-область.

Электрон (светлый кружок на рис. 4.1, а), покидая примес­ ный атом, превращает его в положительный ион; дырка (темный кружок на рис. 4.1, а) — в отрицательный. Вблизи границы раз-

дела р- и /г-областей образуется двойной электрический слой, состоящий из положительных ионов и дырок в /г-области, отри­ цательных ионов и электронов в р-области. Электрическое поле этого слоя препятствует дальнейшей диффузии дырок и элект­ ронов. При равных концентрациях электронов и дырок распре­ деление электрического поля симметрично относительно грани-

.цы раздела, при различных— поле проникает глубже в

66

объем материала с меньшей концентрацией носителей за­ ряда *.

После установления равновесия уровни Ферми Ео обеих об­ ластей совпадают, схема энергетических зон имеет вид, пока­ занный на рис. 4.1,6. Величина образовавшейся разности по­

удельные сопротивления в каждой из я- и /^-областей соот­ ветственно.

В переходной области расстояние от уровня Ферми до края основных зон больше, чем в исходных я- и ^-полупроводниках, и, следовательно, концентрация носителей меньше. Поэтому этот слой называется обедненным.

Если к р—я-переходу приложено напряжение U в обратном направлении (диодная схема включения), то оно практически все падает на обедненном слое, имеющем повышенное сопро­ тивление. Высота потенциального барьера возрастает, толщина обедненного слоя d0 увеличивается до d\ (см. рис. 4.1, а). Не­ основные носители тока, возникающие на расстоянии длины диффузии от области объемного заряда, попадая в нее, увлека­ ются внешним полем к противоположной стороне р—я-перехода и рекомбинируют. Эти носители образуют диффузионную со­ ставляющую (/диф) темнового тока / т во внешней цепи.

Аналогичная ситуация имеет место для электронов и дырок, генерируемых в слое объемного заряда: электроны дрейфуют во внешнем поле к положительному электроду (я-слою), дыр­

средой (обычно воздух), обусловливают поверхностную состав­ ляющую /п тока / т. Таким образом, темновой ток равен

Увеличение концентрации носителей в каждой области р—я- перехода при возбуждении ионизирующим излучением приводит к возникновению фототока /ф. Так же как и в однородных детек­ торах фототок /ф в определенных условиях пропорционален энергии, поглощенной в чувствительном объеме, который в дан­ ном случае определяется толщиной обедненной области и диф­ фузионными длинами неосновных носителей в каждой из обла­

* Соответственно различают симметричный и асимметричный р—/г-пере- ходы. При скачкообразном изменении концентрации примесей (см. рис. 4.1) р—«-переход называется ступенчатым (резким) и плавным, если область изменения концентрации сравнима с толщиной обедненной области.

3* 67

стей. Важно также отметить, что ток /ф появляется сразу после образования неравновесных носителей.

При облучении детектора ток во внешней цепи появляется также и в отсутствие напряжения U в результате фотовольтаи­ ческого эффекта, состоящего в следующем. Неравновесные электроны, образованные в p-области (например под воздейст­ вием излучения) на расстоянии от обедненной области, меньшем длины диффузии, существующим в р — /г-переходе электриче­ ским полем могут выноситься в «-область; в результате .«-слой получает дополнительный отрицательный заряд. Аналогично неравновесные дырки, попадая в р-слой, образуют в нем поло­

чением в обедненной области. Первоначальная контактная разность потенциалов снижается, во внешней цепи протекает ток от положительного электрода (p-область) к отрицательному. Соответствующая, схема включения детектора (см. рис. 4.1, а, штриховые линии вверху) в дальнейшем называется вентильной (фотовольтаической).

Характеристики ППД

Приведем основные соотношения для расчета характеристик ППД [17, 30, 49—51].

Большинство ППД, рассмотренных далее, имеют р—«-пере­ ход, основная часть чувствительного объема которого располо­ жена в полупроводнике с исходной проводимостью. Поэтому толщину обедненного слоя d0 приближенно рассчитывают по формулам ступенчатого асимметричного р-—«-перехода, и для детектора иа основе кремния она равна [17]:

Индексами « и р отмечены значения d0 у базы с «- или р-про- водимостью соответственно; U и UK— напряжения, в; р — удель­ ное сопротивление, ом-см. Величину UK принимают равной 0,5—0,7 в.

Емкость р—«-перехода (Сд) рассчитывают по формуле пло­ ского конденсатора, пластины которого расположены друг от друга на расстоянии d0:

ность электрического поля линейно увеличивается в сторону

68

В линейном переходе напряженность поля достигает макси­ мального значения в середине толщины обедненного слоя. Тол­ щина р—«-перехода пропорциональна U°’33 при LD$>UU.

Диффузионная составляющая тока / т при геометрии детекто­ ра, показанной на рис. 4.1, а, и напряжении смещения U>kT/e равна

где Пр и р п — концентрации электронов и дырок в р- и «-обла­ стях соответственно; Ьр и Ьп — коэффициенты, учитывающие влияние контактов и геометрии детектора для п- и /7-областей;

Хр и хп — времена жизни.

При скорости поверхностной рекомбинации на переднем кон­ такте sp и на заднем s„ коэффициенты Ьр и Ьп определяют по

«,; kn; kv и рр, а также значения подвижностей и собственной концентрации носителей, получаем [50]

Величина генерационного тока зависит от параметров цент­ ров рекомбинации в обедненной области. Если U>U1;, то для асимметричного кремниевого р—«-перехода при размерности

69