книги из ГПНТБ / Прикладная спектрометрия с полупроводниковыми детекторами

и площадь чувствительной поверхности, можно получить данные об электрической емкости электронно-дырочного перехода* толщине чувствительной области и, следовательно, максималь-

Рис. 3.3. Номограмма для определения параметров кремниевых ППД.

ной энергии заряженной частицы, для которой образованный заряд и потерянная в чувствительной области ППД энергия на­ ходятся в линейной зависимости. Значение емкости, получаемое при пользовании этой номограммой, не определяет реальную

130

толщиной чувствительной области проигрывают по своим спек­ трометрическим свойствам детекторам с малыми размерами. Это обусловлено ростом емкости и поверхностных токов утечки с уве­ личением размеров площади чувствительной поверхности, а с ро­ стом толщины чувствительной области увеличивается вклад генерационной составляющей в обратный ток ППД. Эти пара­ метры, в свою очередь, определяют энергетический эквивалент шумов ППД, поэтому для наиболее прецизионных измерений используют ППД малых геометрических размеров либо тща­ тельно отобранные ППД больших размеров, у которых пере­ численные параметры дают минимальный вклад в энергетиче­ ский эквивалент шума.

Для некоторых задач прикладной спектрометрии требуется использовать ППД с площадью чувствительной поверхности в несколько десятков квадратных сантиметров. Увеличение пло­ щади чувствительной поверхности ППД связано с большими трудностями технологии выращивания слитков монокристаллов кремния большого диаметра с необходимыми физическими па­

мозаичные структуры из отдельных ППД, заключенные в один общий корпус [14]. Такое повышение чувствительности ППД приводит к некоторому ухудшению энергетического разреше­ ния такого мозаичного детектора, однако обеспечивает замет­ ный выигрыш в чувствительности.

Мозаичные ППД, применяемые в настоящее время, пред­ ставляют собой композицию из 4, 6, 8 и т. д. отдельных поверх­ ностно-барьерных ППД прямоугольной формы с площадью чув­ ствительности поверхности несколько квадратных сантиметров (рис. 3.4). Подбор отдельных элементов в мозаику производится по примерно одинаковым следующим параметрам: толщине чувствительной области, толщине мертвого слоя, вольт-ампер-

5* 13!

улучшения стабильности поверхностно-барьерных ППД при ра­ боте в глубоком вакууме. В рекламных проспектах фирмы «Симтек» сообщается о пассивации кремния для увеличения ме­ ханической прочности выпускаемых диффузионно-дрейфовых ППД. В работах [19—26] сообщается о технологии напыления окиси кремния на чувствительную поверхность ППД. Пленки из сернистого цинка применяют для просветления кремниевых фотопреобразователей солнечной энергии. В отечественной ли­ тературе сообщается [18] о применении защитных пленок из моно- и двуокиси кремния, сульфида цинка и двуокиси олова, наносимых непосредственно на входное окно чувствительной по­

ронно-дырочного перехода от действия света обычно применя­ ют алюминиевые пленки, наносимые непосредственно на вход­ ное окно вакуумным напылением [27].

Как видно из настоящего параграфа, имеется довольно широкая номенклатура ППД, которые можно использовать для решения конкретных прикладных задач спектрометрии тяжелых заряженных частиц. Естественно, широко использовать ППД было бы невозможно без унификации габаритных и подсоедпнительиых размеров и конструктивного исполнения ППД. Вопросы единства и унификации различных ППД впервые были рассмот­ рены в работе [28], в которой высказывались предложения по выпуску промышленных детекторов в унифицированном испол­ нении.

• В результате широкого обсуждения этих вопросов среди специалистов СССР и зарубежных стран были выработаны тех­ нические предпосылки унификации ППД, нашедшие свое отра­ жение в международных рекомендациях по стандартизации и ГОСТ 17135—71,.

Спектрометрические характеристики ППД и требования к блокам детектирования. Полупроводниковый детектор можно рассматривать как ионизационную камеру с «твердым напол­ нением». В частности, поверхностно-барьерный или диффузион­

Это требование необходимо, чтобы в чувствительной обла­ сти ППД произошло полное выделение энергии а-частицей и

133

ратной полярности такого значения, которое обеспечит толщину чувствительной области W (мкм), большую, чем длина пробега а-частнцы, в соответствии с соотношениями (3.1) и (3.2), при­ веденными ниже:

134

Для большинства практических применении очень удобно воспользоваться соотношением между пробегом а-частиц раз­ личной энергии и величиной последней (см. рис. 3.1).

В настоящее время толщина чувствительной области крем­ ниевых поверхностно-барьерных ППД промышленного произ­ водства, изготовленных из материала с высоким удельным со­ противлением, достигает 2 мм и более при площади чувствитель­ ной поверхности 2—5 см2. На таких детекторах стало возмож­ ным проводить измерения энергии а-частиц широкого энерге­ тического диапазона.

При прецизионных измерениях столкнулись с фактом, что зависимость между энергией ионизирующей частицы и зарядом, собранным в ППД, проходит не через нуль координат, а через некоторую точку правее нуля. Анализ причин этого явления по­ казывает, что регистрируемая частица теряет часть своей энер­ гии до попадания в чувствительную область, т. е. при движении через входное окно ионизирующая частица теряет часть своей энергии в мертвом слое ППД. Обычно величина толщины мерт­ вого слоя указывается либо в энергетических единицах для дан­ ного вида излучений, либо в единицах поверхностной плотности материала входного окна, либо в единицах длины (толщины) материала входного окна.

Один из самых простых способов определения толщины мерт­ вого слоя, используемых на практике, — измерение зависимости между амплитудой выходного сигнала ППД и энергией ионизи­ рующей частицы. Экстраполируя полученную зависимость до пересечения с осью энергий, определяют толщину мертвого слоя в энергетических единицах для данного типа ионизирую­ щих частиц. Однако этот метод обладает большой погрешно­ стью измерения, поскольку не всегда строго учитываются усло­ вия измерения: толщина активного слоя излучателя, наличие потерь энергии при движении ионизирующей частицы от излуча­ теля до детектора, факторы коллимации, интегральная нелиней­ ность характеристики преобразования сигнала усилительным спектрометрическим трактом и др.

Более перспективен и точен метод, основанный на измерении энергетических потерь ионизирующих частиц при изменении угла падения у последних на входное окно чувствительной по­ верхности.

В этом случае толщину мертвого слоя можно рассчитать по соотношению

Л£ = ANS/(sec ср — 1),

где ДА' — сдвиг положения максимума амплитудного распре­ деления в каналах при падении ионизирующих частиц под уг­ лом ср по сравнению с положением максимума при нормальном падении ионизирующих частиц; S — энергетическая цена шири­

135

ны капала анализатора, при помощи которого регистрируется амплитудное распределение.

При измерениях следует принимать жесткие меры для кол­ лимации потока ионизирующих частиц. Анализ погрешностей этой методики приводится в работе [30], из которой следует, что минимальные погрешности измерения будут обеспечиваться при углах падения в пределах 55—75°. Данную методику при­ менили авторы книги в 1962 г. при исследовании характеристик отечественных поверхностно-барьерных детекторов. Для удоб­ ства измерения угол падения ионизирующих частиц выбрали равным 60°. В этом случае сдвиг положения максимума ампли­ тудного распределения получается равным толщине мертвого слоя, выраженной в энергетических единицах. С некоторыми изменениями данная методика описана также в работах [31,32].

Относительную простоту данной методики определения тол­ щины мертвого слоя ППД и ее воспроизводимость используют

ППД описан в работе [32J. Сущность метода состоит в следую­ щем. В вакуумной камере располагается исследуемый ППД и напротив пего — радиатор с большим коэффициентом вторич­ ной эмиссии электронов. Между ППД и радиатором приклады­ вается разность потенциалов таким образом, что радиатор на­ ходится под отрицательным потенциалом, который в процессе измерения можно изменять, ППД заземлен. Обстреливая ра­ диатор ионизирующими частицами, создают направленный по­ ток вторичных электронов, падающих на чувствительную по­ верхность ППД. В результате обработки получающихся ампли­ тудных распределений получают зависимость между ампли­ тудой сигнала, созданного в ППД, и энерговыделением вторич­ ных электронов, количество которых колеблется от одного до

определения минимально тонких мертвых слоев ППД при спек­ трометрии низкоэнергетических тяжелых ионов, поскольку можно в широких пределах варьировать ускоряющее напряже­

ние между ППД и радиатором.

При спектрометрических измерениях тяжелых заряженных частиц экспериментаторы столкнулись с тем фактом, что тол­ щина мертвого слоя зависит от приложенного к ППД рабочего напряжения, от энергии, массы и заряда ионизирующей частицы и, наконец, от ориентации трека заряженной частицы относи­ тельно кристаллографических осей полупроводникового мате­ риала ППД. Для объяснения этих причин в различных рабо­

136

тах были высказаны различные предположения [33—43], кото­ рые кратко обобщены ниже.

При торможении ионизирующей частицы в веществе ее энер­ гия расходуется на процессы ионизации и ядериые соударения. По мере торможения частицы вероятность ядериых соударений увеличивается. Образующиеся ядра отдачи, в свою очередь, те­ ряют свою энергию в тех же самых процессах. «Медленные» ядра отдачи в конце концов теряют свою энергию в результате теплового возбуждения кристаллической решетки. Это одна из основных причин неполной передачи энергии ионизирующей ча­ стицей для образования заряда в ППД; второй процесс, в ре­ зультате которого теряется энергия, идущая на образование

несколькими причинами, но доминируют рекомбинация носите­ лей в плазменной колонке и захват носителей ловушками. Третий процесс— это непосредственные потери энергии ионизи­ рующей частицей в мертвом слое ППД, при этом поверхностный мертвый слой ППД нельзя рассматривать как простой рассеи­ ватель. Это подтверждается тем, что зависимость толщины мертвого слоя от угла падения ионизирующих частиц нелинейна и сама толщина зависит от рабочего напряжения. Даже при предельных значениях рабочего напряжения толщины мертвого слоя для осколков деления больше, чем для а-частиц. Это в ка­ кой-то мере указывает, что в мертвом слое образованные носи­ тели в результате диффузии могут попасть в чувствительную область, а рекомбинационные потери в нем могут приводить к потере собираемого заряда. Определенную роль играет эффект «каналирования», поскольку при ориентации трека ионизирую­ щей частицы по оси [ПО] потери заряда минимальны.

В результате исследования зависимости амплитуды выход­ ного сигнала ППД от энергии различных ионов выяснили, что потери в амплитуде сигнала в области масс регистрируемых ча­

У поверхностно-барьерных детекторов, изготовленных из материала с высоким удельным сопротивлением, потери сигнала проявляются в большей мере, чем у ППД из материала с низ­ ким удельным сопротивлением. Рекомендуется поэтому для сни­ жения зависимости толщины мертвого слоя от рабочего напря­ жения работать при напряженности электрического поля более 103 В/см, а детектор охлаждать до 210—260 К.

На лучших образцах кремниевых поверхностно-барьерных ППД становится возможным проводить прецизионные измере­ ния энергии а-частиц, по своей точности соперничающие с полу­ чаемыми на магнитных альфа-спектрометрах. Так, при нсполь-

137

ное время. Измерительная камера блока детектирования, в ко­ торой устанавливаются ППД и исследуемый а-нсточинк, тща­ тельно вакуумнруется с тем, чтобы исключить возможные поте­ ри энергии а-частицами в слое остаточного газа между источ­ ником и детектором, и подбирают такое расстояние между источниками и детектором, при котором было бы можно пре­ небречь флуктуациями потерь энергии а-частицами, падающими под различными углами на чувствительную поверхность ППД (т. е. в центре чувствительной поверхности и на ее периферии).

Остановимся подробнее на выборе геометрических размеров блока детектирования н степени разрежения в нем при проведе­ нии спектрометрических измерений a-излучения. Для реализа­ ции высоких спектрометрических параметров ППД при регист­

блока детектирования должно быть сведено к минимуму. К этим факторам, как указывалось выше, в первую очередь относятся потери энергии а-частицами до попадания их в чувствительную область ППД, 'а также дисперсия этих потерь. Очевидно, учет этих факторов позволит определить степень коллимации потока а-частиц и требования к допустимому давлению газа в измери­ тельной камере блока детектирования. При определении усло­ вий, необходимых для проведения наиболее прецизионных измерений, целесообразно исходить из достижимого энергети­ ческого разрешения кремниевых поверхностно-барьерных ППД.

Степень коллимации выбирают из условий наименьших иска­ жений регистрируемого амплитудного распределения, обуслов­ ленного разбросом потерь энергии а-частиц в мертвом слое ППД из-за различных углов падения иа чувствительную поверх­ ность. Соответствующую коллимацию потока а-частиц можно осуществить, либо выбрав расстояние между излучающей по­ верхностью а-нсточника и чувствительной поверхностью детек­ тора, либо изменив апертуру диафрагм (диафрагмы) с колли­ мирующими отверстиями.

Следует отметить, что второй способ менее предпочтителен в большинстве случаев, так как диафрагма с коллимирующими отверстиями резко ослабляет поток а-частиц, что ведет к уве­ личению времени измерения.

В связи с трудностями определения аналитической зависи­ мости между средними потерями энергии а-частицей и расстоя­ нием источник — детектор для различных значений площади чув­ ствительной поверхности ППД были сделаны численные оценки разброса энергий а-частиц при различных расстояниях нсточ-

138

ник — детектор. При проведении этих оценок для простоты по­ лагалось, что потери энергии а-частнцами как в самом а-источ- нике, так и на пути от a-источника до чувствительной поверхно­ сти ППД отсутствуют. Ниже приведены (табл. 3.1) результаты такого расчета для различных значений разброса потерь в мерт­ вом слое ППД. При этом энергетический эквивалент толщины мертвого слоя принимали равным 50 кэВ, а диаметр активного

Давление остаточного газа в измерительной камере блока детектирования должно быть таким, чтобы смещение и уширение максимумов амплитудного распределения при изменении расстояния Н в пределах от 3 до 37 мм (обычно пределы изме­ нения расстояния в большинстве блоков детектирования) не превышали 10 кэВ для а-частиц с энергией около 5 МэВ. В ре­ зультате расчетов, сделанных при численном интегрировании кривой Брэгга [46], найдено, что это условие будет выполнимо при давлении в измерительной камере блока детектирования не выше чем 1,6 мм рт. ст.

§ 3 .2 . Ф О Р М А А П П А Р А Т У Р Н О Г О С П Е К Т Р А

Экспериментально полученное в последние годы предельное энергетическое разрешение альфа-спектрометра на кремниевом ППД по своей величине довольно близко к теоретическому значению. Действительно, полагая для Да =5,5 МэВ значение фактора Фано равным 0,05, можно заметить, что эксперимен­ тальное значение энергетического разрешения ненамного пре­ вышает теоретическое (рис. 3.6). Казалось бы, что форма аппа­ ратурной линии при этом должна приближаться к нормальному

139