Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами
Источники излучений испускают α-частицы, позитроны, электроны, электромагнитное излучение (гам- ма-кванты, рентгеновское излучение), нейтроны, фрагменты деления ядер и т.д.. Каждый вид излучения характеризуется многими параметрами, прежде всего, спектром испускаемых энергий. В основе детектирования...
Gespeichert in:
| Veröffentlicht in: | Вопросы атомной науки и техники |
|---|---|
| Datum: | 2006 |
| Hauptverfasser: | , , , , , , |
| Format: | Artikel |
| Sprache: | Russisch |
| Veröffentlicht: |
Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
2006
|
| Schlagworte: | |
| Online Zugang: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/81436 |
| Tags: |
Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Zitieren: | Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами / Д.В. Кутний, И.М. Прохорец, А.В. Рыбка, Д.В. Наконечный, С.И. Прохорец, А.А. Захарченко, К.В. Кутний // Вопросы атомной науки и техники. — 2006. — № 1. — С. 163-169. — Бібліогр.: 6 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| _version_ | 1860050984662728704 |
|---|---|
| author | Кутний, Д.В. Прохорец, И.М. Рыбка, А.В. Наконечный, Д.В. Прохорец, С.И. Захарченко, А.А. Кутний, К.В. |
| author_facet | Кутний, Д.В. Прохорец, И.М. Рыбка, А.В. Наконечный, Д.В. Прохорец, С.И. Захарченко, А.А. Кутний, К.В. |
| citation_txt | Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами / Д.В. Кутний, И.М. Прохорец, А.В. Рыбка, Д.В. Наконечный, С.И. Прохорец, А.А. Захарченко, К.В. Кутний // Вопросы атомной науки и техники. — 2006. — № 1. — С. 163-169. — Бібліогр.: 6 назв. — рос. |
| collection | DSpace DC |
| container_title | Вопросы атомной науки и техники |
| description | Источники излучений испускают α-частицы, позитроны, электроны, электромагнитное излучение (гам- ма-кванты, рентгеновское излучение), нейтроны, фрагменты деления ядер и т.д.. Каждый вид излучения характеризуется многими параметрами, прежде всего, спектром испускаемых энергий. В основе детектирования всех видов излучения лежат процессы, протекающие при прохождении излучения через вещество. В работе рассмотрены особенности использования полупроводниковых детекторов для спектрометрии гамма-из- лучений. Методами математического моделирования оценено энергетическое разделение CdZnTe-детекторов толщиной 1 и 10 мм. Обоснован выбор параметров спектрометрического тракта при проведении экспериментов с CdZnTe(CdTe)-детекторов.
Джерела випромінювань випускають α-частки, позитрони, електрони, електромагнітне випромінювання (гамма-кванти, рентгенівське випромінювання), нейтрони, фрагменти розподілу ядер і т.д.. Кожен вид випромінювання характеризується багатьма параметрами, насамперед, спектром енергій, що випускаються. В основі детектування усіх видів випромінювання лежать процеси, що протікають при проходженні випромінювання через речовину. У роботі розглянуто особливості використання детекторів для спектрометрії гамма-випромінювань. Методами математичного моделювання оцінений енергетичний поділ CdZnTe-детекторів товщиною 1 і 10 мм. Обґрунтовано вибір параметрів спектрометричного тракту при проведенні експериментів з CdZnTe(CdTe)-детекторів.
Sources of radiations let out α-particles, positrons, electron, electromagnetic radiation (gamma-quantum, x-ray
radiation), neutrons, fragments of nuclear fission etc. Each form of radiation is characterized by many parameters,
first of all, a spectrum emit energy. The basis point of detecting of all forms of radiation are the processes proceeding
at passage of radiation through substance. In the work it is considered features of use of semi-conductor detectors
for spectrometry gamma-radiations. Methods of mathematical modelling estimate power division CdZnTe of
detectors by thickness of 1 and 10 mm. It is proved a choice of parameters of a spectrometer path at carrying out of
experiments with CdZnTe (CdTe) detectors.
|
| first_indexed | 2025-12-07T17:00:05Z |
| format | Article |
| fulltext |
УДК 621.3.083:539.1.05:539.1.074
МЕТОДИКА ИЗМЕРЕНИЯ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫМИ ДЕТЕКТОРАМИ
Д.В. Кутний, И.М. Прохорец, А.В. Рыбка, Д.В. Наконечный,
С.И. Прохорец , А.А. Захарченко, К.В. Кутний
Институт физики твердого тела, материаловедения и технологий
Национального научного центра «Харьковский физико-технический
институт»,
г. Харьков, Украина; E-mail: kutny@kipt.kharkov.ua,
факс: (057) 335-17-39, тел.: (057) 335-66-37
Источники излучений испускают α-частицы, позитроны, электроны, электромагнитное излучение (гам-
ма-кванты, рентгеновское излучение), нейтроны, фрагменты деления ядер и т.д.. Каждый вид излучения ха-
рактеризуется многими параметрами, прежде всего, спектром испускаемых энергий. В основе детектирова-
ния всех видов излучения лежат процессы, протекающие при прохождении излучения через вещество. В ра-
боте рассмотрены особенности использования полупроводниковых детекторов для спектрометрии гамма-из-
лучений. Методами математического моделирования оценено энергетическое разделение CdZnTe-детекто-
ров толщиной 1 и 10 мм. Обоснован выбор параметров спектрометрического тракта при проведении экспе-
риментов с CdZnTe(CdTe)-детекторов.
ВСТУПЛЕНИЕ
Полупроводниковые детекторы основаны на
свойствах полупроводниковых материалов – про-
стых и сложных, таких как германий, кремний, арсе-
нид галлия, теллурид кадмия и др. Первые прототи-
пы полупроводниковых детекторов появились в ше-
стидесятых годах и вскоре нашли применение для
регистрации заряженных частиц и гамма-спектро-
скопии. Последнее десятилетие XX и начало XXI
века характерны появлением новых материалов для
детекторов и появлением нового поколения детекто-
ров для экспериментов в физике высоких энергий –
микростриповые детекторы, дрейфовые детекторы.
Принцип работы полупроводниковых детекторов
почти аналогичен газовым ионизационным прибо-
рам. Их преимущество перед последними состоит в
том, что при прохождении заряженной частицы че-
рез полупроводник на создание пары электрон-дыр-
ка (аналог в газовом детекторе электрон-ион) требу-
ется почти на порядок меньше энергии. Кроме того,
из-за высокой плотности они обеспечивают
большую по сравнению с газовыми счетчиками тор-
мозную способность. Эти две особенности приводят
к тому, что энергетическое разрешение полупровод-
никовых детекторов лучше газовых. Полупроводни-
ковые детекторы как твердотельные приборы могут
иметь небольшие размеры и поэтому обладают
очень быстрым временным откликом. Однако перед
полупроводниковой техникой до сих пор стоит не-
решенная полностью проблема поиска материалов,
которые обеспечивают работу детекторов при ком-
натной температуре.
Кроме общих свойств, рассмотренных ранее, по-
лупроводниковые детекторы обладают рядом осо-
бенностей, влияющих на их электрические характе-
ристики. Это прежде всего ширина запрещенной
зоны Eg, которая связана с энергией ε , необходи-
мой для образования пары электрон-дырка, соотно-
шением, полученным Клейном:
2,67 0,87gEε = + . (1)
Кроме того, полупроводник характерен тем, что
пары электрон-дырка постоянно генерируются из-за
теплового движения, а определенное число электро-
нов и дырок рекомбинирует. В результате этих про-
цессов устанавливается равновесное состояние элек-
тронов и дырок. Если ni – концентрация электронов
(дырок) и Т – температура, то [1,2]
( ) ( )3
2exp 2 exp 2i c v g gn N N E kT AT E kT= − = − , (2)
где Nc – количество состояний в зоне проводимости,
NV – количество состояний в валентной зоне, Eg –
ширина запрещенной зоны при Т=0 К и k – постоян-
ная Больцмана.
Типичные значения ni порядка 2,5·1013 см-3 для
Ge и 1,5·1010 см-3 для Si при температуре 300 К. При-
нимая во внимание, что в этих материалах
1022 атом/см можно утверждать, что в результате
тепловых движений ионизировано только 1 из 109
атомов в германии и 1 из 1012 в кремнии. Хотя эта
концентрация ni кажется очень маленькой, но она
все же достаточно большая по сравнению с заряда-
ми, оставляемыми заряженными частицами при про-
хождении через детектор.
Под влиянием внешнего электрического поля
электроны и дырки двигаются к внешним электро-
дам полупроводникового детектора со скоростями
[1,2]:
e ev Eµ= , h hv Eµ= , (3)
ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2006. № 1.
Серия: Вакуум, чистые материалы, сверхпроводники (15), с.163 -169.
163
mailto:kutny@kipt.kharkov.ua
где Е – напряженность электрического поля в
объеме полупроводника; eµ и hµ – подвижность
электронов и дырок в материале соответственно, а
E V d= , где V – приложенное напряжение к элек-
тродам планарного детектора толщиной d. Для дан-
ного материала подвижность является функцией
напряженности поля Е и температуры Т. Для крем-
ния, например, при нормальной температуре eµ и
hµ являются постоянными для Е<10-3 В/см, поэтому
зависимость скорости ve(vh) от Е носит линейный ха-
рактер. Для Е в пределах 103…104 В/см µ изменя-
ется как Е-1/2, а выше – как 1/Е. При дальнейшем по-
вышении Е скорость достигает постоянного значе-
ния 107 см/с. Физически это означает, что прираще-
ние кинетической энергии электронов и дырок в
электрическом поле расходуется на взаимодействия
(соударения) с атомами решетки.
При температуре в диапазоне 100 и 400 К по-
движность так же зависит, как T–m, где m зависит от
материала полупроводника и носителя заряда. Для
кремния m=2,5 для электронов и m=2,7 для дырок,
для германия m=1,66 для электронов и m=2,33 для
дырок.
Подвижность, в свою очередь, определяет ток
через проводник, а, как будет видно из дальнейшего,
именно ток будет определять одну из составляющих
шума при регистрации сигнала с детектора. Если
плотность тока j vρ= ⋅ , где ρ – плотность, а v –
скорость зарядов, то в чистом полупроводнике
( )i e hj en Eµ µ= + . (4)
Так как j Eσ= , где σ – проводимость – ве-
личина, обратная удельному сопротивлению, то
( )i e henσ µ µ= + . (5)
Движение носителей зарядов (электронов и ды-
рок) сопровождается их рекомбинацией и захватом.
Электрон может рекомбинировать с дыркой; этот
процесс является процессом, обратным появлению
пары электрон-дырка. Он получил название прямой
рекомбинации. Кроме того, рекомбинация носи-
телей может происходить на так называемых цен-
трах рекомбинации, возникающих из-за наличия
примесей в кристаллах. На примесях также происхо-
дит захват носителей с последующим их отпускани-
ем через некоторое время (trapping). Таким образом,
примеси в материале полупроводника являются
главным источником рекомбинации и захвата заря-
дов, возникших после прохождения заряженной ча-
стицы через детектор. В таком же направлении дей-
ствуют структурные дефекты решетки и т.д.
Оказалось, что введением регулируемого количе-
ства примесей и их химического состава можно
управлять некоторыми характеристиками полупро-
водника. Такой процесс управления получил назва-
ние легирования. Легированный полупроводник, в
котором носителями зарядов в основном являются
электроны, – это полупроводник n-типа, а когда
основными носителями выступают дырки – это по-
лупроводник p-типа. Независимо от легирующей
примеси, концентрация электронов n и дырок p под-
чиняется закону [1,2]:
2 3 exp g
i
Enp n AT kT
= = −
, (6)
где ni – концентрация в чистом (intrinsic) полупро-
воднике. Так как полупроводник остается нейтраль-
ным, плотности отрицательных и положительных
носителей зарядов должны быть равны,
D AN p N n+ = + , (7)
где ND и NA – концентрация доноров и акцепторов в
материале n-типа, в котором 0AN = и n>>p, име-
ем: Dn N= , т.е. концентрация электронов почти
равна концентрации легирующей примеси. Из при-
веденных ранее соотношений для n-типа полупро-
водника имеем
1
D eeNσ µ
ρ
= = . (8)
Кроме этого, из рассмотренных соотношений
видно, какими путями можно обеспечить регистра-
цию небольших зарядов, производимых в полупро-
воднике в результате ионизации, на фоне большой
концентрации носителей зарядов. К ним относится:
использование материалов с большой запрещенной
зоной, уменьшение температуры детектора путем
внешнего охлаждения, использование структуры с
обедненной носителями зарядов области – структу-
ры с p-n-переходом и т.д.
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ДЕТЕКТОР
КАК ИСТОЧНИК СИГНАЛОВ
Прежде всего для практических целей, связан-
ных с исследованием характеристик и эксплуатаци-
ей детекторов, можно считать, что сигнал с полу-
проводникового детектора пропорционален погло-
щенной в нем энергией. Поэтому
Eeϕ ε= , (9)
где ϕ – заряд, образованный в детекторе (Кулон);
Е – поглощенная энергия (электрон-вольт); e – заряд
электрона ( 191,6 10−⋅ Кулон); ε – средняя энергия,
необходимая для образования пары электрон-дырка
(электрон-вольт).
Величина ε зависит от деталей механизма взаи-
модействия в материале детектора. Не вся энергия,
теряемая в полупроводнике, расходится на иониза-
цию, которую мы регистрируем. Часть энергии рас-
ходуется (теряется) на вибрацию кристаллической
решетки, которую мы не регистрируем. Поэтому ε
зависит только от материала (от ширины запрещен-
ной зоны полупроводника) и очень слабо зависит от
температуры. Так, для кремния ε =3,61 эВ при 25 К
и 3,61 при 77 К, для германия ε =2,96 эВ при 77 К,
для сложных полупроводников (т.е. CdTe и CdZnTe)
ε ≈ 5 эВ. Для спектроскопии гамма-квантов с энер-
гией 662 кэВ (основная линия цезия) с использова-
нием CdTe
3
19 14662 10 1,6 10 2 10
5
Kϕ − −⋅= ⋅ ⋅ ≈ ⋅ (10)
ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2006. № 1.
Серия: Вакуум, чистые материалы, сверхпроводники (15), с.163 -169.
164
или ≈ 1,3·105 электронов. Детекторы из германия и
кремния могут обеспечивать, как следует из этой
простой формулы, больший сигнал (но не эффектив-
ность регистрации!). Количество пар электрон-дыр-
ка
EN ε= , (11)
а среднеквадратичное отклонение произведенных
носителей зарядов из статистики Пуассона
ENσ ε= = (12)
или в единицах энергии
rmsE N Eε ε= = . (13)
Полная ширина на полувысоте в разрешении по
энергии (FWHM) можно выразить как
ε⋅=∆= EEEFWHM 35,2 . (14)
Оказалось, что предположение о независимости
актов ионизационных потерь не совсем соответству-
ет действительности, поэтому на практике для оцен-
ки предельного разрешения, обусловленного стати-
стикой процесса, используется формула:
ε⋅⋅=∆= EFEEFWHM 35,2 . (15)
В этой формуле F – фактор Фано. Он всегда
меньше единицы и равен для наиболее исследован-
ных материалов кремния и германия приблизитель-
но 0,12. Для материалов таких, как CdTe или
CdZnTe точное значение коэффициента трудно
определить из-за влияния процессов рекомбинации
и захвата носителей зарядов.
Таким образом, из рассмотренного видно, что
полупроводниковый детектор обеспечивает сигна-
лы, характеризуемые, прежде всего, малыми заряда-
ми, поэтому для работы с такими устройствами
необходимо усиление. Требования к усилительным
устройствам рассмотрим с использованием модели
детектора и усилителя.
ЭЛЕКТРОНИКА ДЛЯ ПОЛУПРОВОДНИ-
КОВЫХ ДЕТЕКТОРОВ
Полупроводниковые детекторы, за исключением
лавинных фотодиодов, не усиливают сигнал, возни-
кающий в результате ионизации. Поэтому информа-
ция о таких детекторах обрабатывается электрони-
кой с очень низким уровнем шумов. Чтобы уяснить
особенности такой электроники, начнем с электри-
ческой модели детектора. Это значит, что мы хотим
представить детектор в виде схемы с линейными со-
ставляющими (источником тока и напряжения, рези-
сторы, емкости), над которыми можно выполнять
простые вычисления.
Как уже указывалось, сигнал с выхода ионизаци-
онного детектора можно показать в виде тока, инте-
грал от которого представляет заряд, возникающий
в результате ионизации в детекторе. Поэтому детек-
тор можно изобразить в виде источника тока (рис.1).
На этом же рисунке имется емкость Ср, которая
является суммой емкостей, подсоединенных к элек-
троду детектора.
Рис.1. Электрическая модель полупроводникового
детектора
Малый сигнал с полупроводникового детектора
говорит о том, что его надо усилить, отделить от
фона, профильтровать и т.д. перед тем, как он будет
превращен (преобразован) в цифровой код и занесен
в память компьютера. Поэтому детектор всегда со-
единяется с предварительным усилителем, который
может быть выполнен в четырех основных вариан-
тах:
− усилитель тока (current amplifier). На его вход
поступает ток, поэтому входное сопротивле-
ние усилителя мало. Выход такого усилителя
– также ток; т.е. такой усилитель обладает
высокоомным выходом, а его коэффициент
усиления является отношением выходного
тока к входному;
− усилитель напряжения (voltage amplifier).
Вход и выход такого усилителя – напряже-
ние, поэтому коэффициент усиления (отно-
шение выходного к входному напряжению)
является безразмерной величиной. Входное
сопротивление такого усилителя должно быть
высоким, а выходное – низким;
− усилитель напряжения, управляемый током
(transimpendance amplifier). Для такого усили-
теля на вход поступает ток, а на выходе воз-
никает напряжение. Усиление такого усили-
теля – выходное напряжение, отнесенное к
току, т.е. имеет размерность сопротивления;
− усилитель тока, управляемый напряжением
(transconductance amplifier). Вход такого уси-
лителя – напряжение, выход – ток, поэтому
усиление имеет размерность проводимости.
Так как выходной сигнал с нашего детектора
представляет собой импульс тока, то для усиления с
него сигналов наиболее подходящим является тре-
тий тип усилителя, т.е. усилитель, на выходе кото-
рого появляется напряжение, пропорциональное
входному току. Такой усилитель может быть по-
строен на основе операционного усилителя с ем-
костной обратной связью (рис.2)
Токовый импульс с полупроводникового детек-
тора очень быстрый и может быть представлен в
виде функции Дирака. Поэтому выход с зарядово-
ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2006. № 1.
Серия: Вакуум, чистые материалы, сверхпроводники (15), с.163 -169.
165
I(+) Cp
чувствительного усилителя будет в виде импульса с
крутым фронтом. При большом коэффициенте уси-
ления операционного усилителя при отключенной
обратной связи амплитуда выходного сигнала с ем-
костной обратной связью 0 fV Cϕ= полностью не
зависит от емкости на входе схемы, т.е. емкостей де-
тектора, входного транзистора, линии связи детек-
тор – предварительный усилитель. Для разряда ем-
кости Cf, величина которой выбирается равной от
нескольких десятых или даже сотых пикофарады до
нескольких пикофарад, часто параллельно ей под-
ключается сопротивление Rf. Тогда спад импульса
на выходе зарядочувствительного усилителя Cf·Rf
может достигать многих десятков микросекунд (
12 9 31 10 1 10 10 1f fC R c mc− −⋅ = ⋅ ⋅ ⋅ = = , если взять Cf в
фарадах, а Rf – в омах). Такое схемное решение при-
водит к наложению импульсов при большой частоте
попадания излучения в детектор. Наложение им-
пульсов препятствует получению оптимального
энергетического разрешения, поэтому для избежа-
ния наложений используется схема укорочения, по-
лучившая название – компенсация нуля (pole-zero
cancellation circuit). Принцип её работы иллюстри-
руется на рис.3. В простейшем случае, когда Tf>>T,
правильный выбор Ri можно определить из соотно-
шения f
i
RTR T=
Рис.2. Зарядово-чувствительный усилитель (пред-
варительный усилитель) на основе операционного
усилителя
Рис.3. Принцип работы схемы компенсации нуля
Метод разряда емкости Cf через высокоомное со-
противление Rf получил широкое распространение,
однако его применение приводит к некоторым огра-
ничениям в спектроскопических системах высокого
энергетического разрешения. Это обусловлено тем,
что:
− сопротивление Rf является дополнительным
шумом и, как доказывается в специальной ли-
тературе, только очень большое сопротивле-
ние обратной связи обеспечивает минимум
шумов;
− сопротивление Rf вносит в схему дополни-
тельную емкость, которая тоже вносит вклад
в шумы спектрометрического тракта.
Из-за этих причин в спектроскопии был разрабо-
тан импульсный метод для разряда емкости обрат-
ной связи Cf. Не останавливаясь на технических де-
талях этого метода, отметим, что его преимущества
заключаются в
− отсутствии элементов для компенсации по-
люса нулем (pole-zero cancellation method);
− повышении загрузки (count rate) спектромет-
рического тракта без ухудшения энергетиче-
ского разрешения;
− включении разрядного тока только в момент
разряда, поэтому он не вносит шумов в пери-
од формирования импульсов в спектрометри-
ческом тракте.
На рис.4 приведены две основные схемы под-
ключения полупроводникового детектора к зарядо-
во-чувствительному усилителю – схема подключе-
ния по постоянному току (dc), без переходного кон-
денсатора, и схема подключения с переходным кон-
денсатором, разделяющим цепь смещения детектора
и вход усилителя.
На рис.5 показана блок-схема спектрометриче-
ской системы, которую можно соорудить из стан-
дартных электронных блоков. Она состоит из пред-
варительного усилителя (ПУ), основного усилителя
(У) с дифференцирующей и интегрирующей цепоч-
кой, дискриминатора (интегральный или дифферен-
циальный), линейных ворот с выходом на преоб-
разователь заряд-код или амплитуда-код. Дискрими-
натор чаще всего с регулируемым порогом (инте-
гральный) или с регулируемым окном (дифференци-
альный). Дискриминатор, если установленный порог
дискриминатора ниже уровня усиленного сигнала,
выдает импульс определенной длительности и стан-
дартной амплитуды – уровень NIM или TTL. Бы-
стрый усилитель используется для формирования
сигналов, несущих временную информацию об из-
лучении с полупроводникового детектора.
На этой блок-схеме показано также, что предва-
рительный усилитель имеет два входа – вход сигна-
ла с детектора и вход калибровки. В качестве калиб-
ровочного импульса используется импульс с генера-
тора точной амплитуды или предварительно прове-
ренного качественного генератора прямоугольных
импульсов.
Таким образом, из приведенной схемы спектро-
метрической установки видно, что её функциониро-
вание обеспечивается набором блоков ядерной элек-
троники. Следовательно, каждый из этих блоков
имеет свою методику определения параметров. Наи-
более общими параметрами как детекторов, так и
ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2006. № 1.
Серия: Вакуум, чистые материалы, сверхпроводники (15), с.163 -169.
166
приведенных на рис.5 электронных блоков являются
амплитудный и временной отклик.
Простейшая спектрометрическая система состо-
ит из минимального набора электронных блоков, в
перечень которых входит предварительный и фор-
мирующий усилители.
Рис.4. Соединение детектора с предварительным
усилителем
Рис.5. Блок-схема спектроскопической системы
Не затрагивая технические детали, можно запи-
сать, что формирующий усилитель может быть вы-
полнен с использованием различных методов фор-
мирования выходных импульсов: треугольной фор-
мы, формы гауссовского распределения, формы в
результате интегрирования-дифференцирования и
т.д. Эти методы формирования обеспечивают раз-
личный уровень шумов, различное энергетическое
разрешение и «мертвое» время. Так «мертвое» вре-
мя Td связано с временем формирования следующим
образом: 03dT τ= – треугольный импульс,
011dT τ= –(RC–CR) – формирователь, τ1,4=dT –
гауссовский импульс и т.д., где 0 RCτ = [3].
ОПТИМИЗАЦИЯ ХАРАКТЕРИСТИК ПЛА-
НАРНОГО ПОЛУПРОВОДНИКОВОГО
ДЕТЕКТОРА
Планарные полупроводниковые детекторы ши-
роко используются в спектрометрии и дозиметрии
различных видов излучений. Шум является одной из
наиболее важных характеристик, определяющих ка-
чество детектора. Эта характеристика – разрешение
детектора. Как было показано ранее, разрешение де-
тектора определяется несколькими составляющими.
Предельно возможное разрешение определяется
электроникой с подключенным детектором. Его
обычно выражают величиной эквивалентного шумо-
вого заряда (ENC). Если обозначим средний уровень
шумов Vrms, тогда
rms
tot
VENC e C
ε
= , (16)
где Ctot – полная емкость на входе предварительного
усилителя; е – заряд электрона. Для определения
ENC не в единицах заряда, а в количестве электро-
нов в предыдущей формуле необходимо опустить
множитель е. Если FWHM, выраженное в единицах
энергии, разделить на энергию, необходимую для
образования пары электрон-дырка в материале де-
тектора, то получим:
2,35FWHM ENC
ε
= , (17)
т.е. значение ENC , выраженное в электронах,
умноженное в предположении гауссовского распре-
деления на коэффициент 2,35.
Из написанных выше выражений можно заклю-
чить, что для определения из экспериментальных
спектров значения эквивалентного шумового ряда в
единицах заряда или в количестве электронов шкала
преобразователя заряд-код или амплитуда-код
должна быть прокалибрована в единицах энергии –
электронвольтах, килоэлектронвольтах и т.д. Для
этих целей наиболее грамотно и точно использова-
ние нескольких источников с фиксированной энер-
гией фотонного излучения или одного источника с
несколькими хорошо известными линиями, напри-
мер, 241Аm [4]. Пример такой калибровки приведен
на рис. 6. В этом случае было использовано 6 раз-
личных источников рентгеновских лучей (Cu, Rb,
Mo, Ag, Ba, Tb) и источник 241Аm. Параметры пря-
мой линии, отражающей зависимость номера канала
от энергии регистрируемого излучения, находились
путем подгонки экспериментальных данных о сред-
них значениях номеров каналов, полученных путем
фитирования полученных распределений к гаус-
совскому.
Если мы предположим, что планарный детек-
тор из широкозонного полупроводника (CdTe,
CdZnTe, GaAs) ведет себя как ионизационная ка-
мера, то темновой ток [5]:
d
VAI
d ρ
= , (18)
где V – разность потенциалов между внешними
электродами детектора, d – толщина, ρ – удель-
ное сопротивление. Темновой ток определяет
ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2006. № 1.
Серия: Вакуум, чистые материалы, сверхпроводники (15), с.163 -169.
167
величину параллельного шума в системе детек-
тор-зарядово чувствительный предусилитель [5]:
d
p
IENC
q
τ= (19)
где τ – время формирования сигнала в усили-
тельном тракте.
Последовательный шум, q – заряд электрона
( )1 4
s g d st
m
kTENC C C C
q g τ
= + + (20)
где dC – емкость планарного детектора; gC – ем-
кость затвора полевого транзистора; stC – емкость
входного монтажа; k – постоянная Больцмана; mg
– проводимость полевого транзистора. Если счи-
тать, что две приведенные компоненты шума яв-
ляются статистически независимы, то результиру-
ющий электронный шум
2 2 2
p sENC ENC ENC= + . (21)
Рис.6. Измерение энергии источников рентге-
новского излучения [4]
Таким образом, если в качестве характеристики
спектрометра принять величину электронного
шума, то в математическом смысле функцией каче-
ства (функцией цели) такой системы можно счи-
тать получение его минимального значения [6].
Функция качества в рассмотренном примере зави-
сит главным образом от толщины и площади детек-
тора напряженности электрического поля внутри его
объема, емкости на входе полевого транзистора и его
параметров – емкости затвора и проводимости, вре-
мени формирования сигнала и внешних условий –
температуры, облучения, влажности. В свою оче-
редь, время формирования τ связано с временем
прохождения образованных внутри детектора заря-
дов – электронов и дырок к внешним электродам,
т.е. с подвижностью электронов и дырок, тол-
щиной и напряженностью электрического поля
в детекторе. Следовательно, функция цели зависит
от следующих управляемых параметров:
- толщины полупроводникового детектора
≤10 мм;
- площади полупроводникового кристалла
≤100 см2;
- напряженности электрического поля ≤2 кВ/см;
- емкости затвора полевого транзистора ≤2,5 пФ;
- проводимости входного транзистора ≥4 мкС;
- емкости монтажа ≤10 пФ;
- времени формирования сигнала ≤20 мкс.
На рис.7 показаны результаты моделирования
спектрометра с детекторами на основе CdZnTe
толщиной 10 мм и объемом 1 и 10 см3. Расчет про-
водился для V = 1 кВ, Cq= 2,5 пФ, Cs= 10 пФ и
qm=6 мкС. Перевод шума в электронах в килоэлек-
тронвольты осуществлялся по формуле:
2,35FWHM ENCξ= ⋅ , (22)
где ξ = 5 эВ представляет собой энергию, необхо-
димую для образования пары электрон-дырка в
CdZnTe.
Рис.7. Зависимость шума (FWHV) от времени фор-
мирования для спектрометрического тракта с
CdZnTe-детекторами объемом 1 и 10 см3
Из рис.7 видно, что шум электроники позволяет
с детектором толщиной 1 с м и площадью 1 см2 до-
стичь разрешения около 7 кэВ (FWHM), что на ли-
нии источника 137Сs (662кэВ) составляет ~ 1 В ре-
альности. Сегодняшний уровень технологии произ-
водства детекторов такое разрешение не позволяет
получить, так как существуют дополнительные
источники шумов, которые увеличивают
FWHM.
На рис. 8 и 9 показана методика определения
наилучшего времени формирования спектрометри-
ческого тракта с CdZnTe-детектором. В качестве ис-
точника использовался 241Am.
ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2006. № 1.
Серия: Вакуум, чистые материалы, сверхпроводники (15), с.163 -169.
168
0 200 400 600 800
0
10
20
30
40
50
60
Mo(K
α
)
Mo(K
β
)
Ag(K
β
)
Ag(K
α
)
Ba(K
α
)
Ba(K
β
)
Ý
íå
ðã
èÿ
, ê
åÂ
Í î ì åð êàí àëà
Am
Tb(K
β
)
Tb(K
α
)
Rb
Cu
pedestal
Рис. 8. Экспериментальное определение времени
формирования спектрометрического тракта с
СdZnTe-детектором толщиной 1 мм и площадью 5
×5 мм
Рис. 9. Экспериментальное определение времени
формирования спектрометрического тракта с
СdZnTe-детектором толщиной 1 мм и площадью 5
×5 мм
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Рассмотрена методика измерения электромагнит-
ного излучения для полупроводниковых детекторов,
позволяющая получить оптимальные спектрометри-
ческие характеристики детектирующей системы по-
лупроводниковый детектор-усилитель в зависимо-
сти от геометрических параметров детектора и тока
утечки детектора, а также параметров пердваритель-
ного и формирующего усилителя. Приведен пример
определения в эксперименте рабочей точки CdZnTe-
детектор, обеспечивающий наилучшее энергетиче-
ское разрешение.
ЛИТЕРАТУРА
1. С. Зи Физика полупроводниковых приборов.
М:“Мир”, 1984.
2. А. Peisert. Silicon microstrip detector // DELPHI
92-143 MVX2, 1992, 72 p.
3. D.A. Landis, F.S. Golding. Signal Processing for
Semiconductor detectors // IEEE Transactions on
Nuclear Science. 1982, v.NS-29, №3, p.1125-1141
4. P. Aspell, R. Boulter, A.Czermak et al. // NIM
A315. 1992, p. 425-429.
5. J.C. Jund, J.M. Van Scyok III, R.B. James et al.
Large volume room temperature gamma-ray spec-
trometers from CdxZn1-xTe // NIM. 1996. A380.
p.256-261.
6. S.I. Prokhorets, I.M. Prokhorets, M.A. Khazmuradov.
Formulation of criterion functional and set of con-
straints in the problems of physical setting design-
ing // Problems of atomic science and technology.
Ser. Nuclear physics investigations (44). 2004, №5,
p. 108-111.
МЕТОДИКА ВИМІРУ ЕЛЕКТРОМАГНІТНОГО ВИПРОМІНЮВАННЯ
НАПІВПРОВІДНИКОВИМИ ДЕТЕКТОРАМИ
Д.В. Кутній, І.М. Прохорець, О.В. Рибка, Д.В. Наконечний, С.І. Прохорець ,
О.О. Захарченко, К.В. Кутній
Джерела випромінювань випускають α-частки, позитрони, електрони, електромагнітне випромінювання
(гамма-кванти, рентгенівське випромінювання), нейтрони, фрагменти розподілу ядер і т.д.. Кожен вид
випромінювання характеризується багатьма параметрами, насамперед, спектром енергій, що випускаються.
В основі детектування усіх видів випромінювання лежать процеси, що протікають при проходженні
випромінювання через речовину. У роботі розглянуто особливості використання напівпровідникових
ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2006. № 1.
Серия: Вакуум, чистые материалы, сверхпроводники (15), с.163 -169.
169
50 100 150 200 250 300
0
50
100
150
200
250
300
350
400
450
500
550
èñòî ÷í èê Àì 241
τ = 0,5 µ s,
τ = 0,75 µ s,
τ = 1 µ s,
τ = 2 µ s,
τ = 3 µ s,
τ = 4 µ s.
Ко
л-
во
с
че
то
в
Номер канала
0 2 4 6 8
4
6
8
10
12
14
16
18
20
òî í êèé êðèñòàëë
Ð
àç
ðå
ø
åí
èå
, %
Âðåì ÿ ô î ðì èðî âàí èÿ, µ s
детекторів для спектрометрії гамма-випромінювань. Методами математичного моделювання оцінений
енергетичний поділ CdZnTe-детекторів товщиною 1 і 10 мм. Обґрунтовано вибір параметрів
спектрометричного тракту при проведенні експериментів з CdZnTe(CdTe)-детекторів.
.
TECHNIQUE OF MEASUREMENT OF ELECTROMAGNETIC RADIATION
BY SEMI-CONDUCTOR DETECTORS
D.V. Kutny, I.M. Prokhorets, A.V. Rybka, D.V. Nakonechny, S.I, Prokhorets,
А.А. Zaharchenko, K.V. Kutny
Sources of radiations let out α-particles, positrons, electron, electromagnetic radiation (gamma-quantum, x-ray
radiation), neutrons, fragments of nuclear fission etc. Each form of radiation is characterized by many parameters,
first of all, a spectrum emit energy. The basis point of detecting of all forms of radiation are the processes proceed-
ing at passage of radiation through substance. In the work it is considered features of use of semi-conductor detec-
tors for spectrometry gamma-radiations. Methods of mathematical modelling estimate power division CdZnTe of
detectors by thickness of 1 and 10 mm. It is proved a choice of parameters of a spectrometer path at carrying out of
experiments with CdZnTe (CdTe) detectors.
ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2006. № 1.
Серия: Вакуум, чистые материалы, сверхпроводники (15), с.163 -169.
170
|
| id | nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-81436 |
| institution | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| issn | 1562-6016 |
| language | Russian |
| last_indexed | 2025-12-07T17:00:05Z |
| publishDate | 2006 |
| publisher | Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України |
| record_format | dspace |
| spelling | Кутний, Д.В. Прохорец, И.М. Рыбка, А.В. Наконечный, Д.В. Прохорец, С.И. Захарченко, А.А. Кутний, К.В. 2015-05-15T16:51:36Z 2015-05-15T16:51:36Z 2006 Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами / Д.В. Кутний, И.М. Прохорец, А.В. Рыбка, Д.В. Наконечный, С.И. Прохорец, А.А. Захарченко, К.В. Кутний // Вопросы атомной науки и техники. — 2006. — № 1. — С. 163-169. — Бібліогр.: 6 назв. — рос. 1562-6016 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/81436 621.3.083:539.1.05:539.1.074 Источники излучений испускают α-частицы, позитроны, электроны, электромагнитное излучение (гам- ма-кванты, рентгеновское излучение), нейтроны, фрагменты деления ядер и т.д.. Каждый вид излучения характеризуется многими параметрами, прежде всего, спектром испускаемых энергий. В основе детектирования всех видов излучения лежат процессы, протекающие при прохождении излучения через вещество. В работе рассмотрены особенности использования полупроводниковых детекторов для спектрометрии гамма-из- лучений. Методами математического моделирования оценено энергетическое разделение CdZnTe-детекторов толщиной 1 и 10 мм. Обоснован выбор параметров спектрометрического тракта при проведении экспериментов с CdZnTe(CdTe)-детекторов. Джерела випромінювань випускають α-частки, позитрони, електрони, електромагнітне випромінювання (гамма-кванти, рентгенівське випромінювання), нейтрони, фрагменти розподілу ядер і т.д.. Кожен вид випромінювання характеризується багатьма параметрами, насамперед, спектром енергій, що випускаються. В основі детектування усіх видів випромінювання лежать процеси, що протікають при проходженні випромінювання через речовину. У роботі розглянуто особливості використання детекторів для спектрометрії гамма-випромінювань. Методами математичного моделювання оцінений енергетичний поділ CdZnTe-детекторів товщиною 1 і 10 мм. Обґрунтовано вибір параметрів спектрометричного тракту при проведенні експериментів з CdZnTe(CdTe)-детекторів. Sources of radiations let out α-particles, positrons, electron, electromagnetic radiation (gamma-quantum, x-ray
 radiation), neutrons, fragments of nuclear fission etc. Each form of radiation is characterized by many parameters,
 first of all, a spectrum emit energy. The basis point of detecting of all forms of radiation are the processes proceeding
 at passage of radiation through substance. In the work it is considered features of use of semi-conductor detectors
 for spectrometry gamma-radiations. Methods of mathematical modelling estimate power division CdZnTe of
 detectors by thickness of 1 and 10 mm. It is proved a choice of parameters of a spectrometer path at carrying out of
 experiments with CdZnTe (CdTe) detectors. ru Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України Вопросы атомной науки и техники Работы молодых ученых института физики твердого тела, материаловедения и технологий ННЦ ХФТИ Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами Методика виміру електромагнітного випромінювання напівпровідниковими детекторами Technique of measurement of electromagnetic radiation by semi-conductor detectors Article published earlier |
| spellingShingle | Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами Кутний, Д.В. Прохорец, И.М. Рыбка, А.В. Наконечный, Д.В. Прохорец, С.И. Захарченко, А.А. Кутний, К.В. Работы молодых ученых института физики твердого тела, материаловедения и технологий ННЦ ХФТИ |
| title | Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами |
| title_alt | Методика виміру електромагнітного випромінювання напівпровідниковими детекторами Technique of measurement of electromagnetic radiation by semi-conductor detectors |
| title_full | Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами |
| title_fullStr | Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами |
| title_full_unstemmed | Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами |
| title_short | Методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами |
| title_sort | методика измерения электромагнитного излучения полупроводниковыми детекторами |
| topic | Работы молодых ученых института физики твердого тела, материаловедения и технологий ННЦ ХФТИ |
| topic_facet | Работы молодых ученых института физики твердого тела, материаловедения и технологий ННЦ ХФТИ |
| url | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/81436 |
| work_keys_str_mv | AT kutniidv metodikaizmereniâélektromagnitnogoizlučeniâpoluprovodnikovymidetektorami AT prohorecim metodikaizmereniâélektromagnitnogoizlučeniâpoluprovodnikovymidetektorami AT rybkaav metodikaizmereniâélektromagnitnogoizlučeniâpoluprovodnikovymidetektorami AT nakonečnyidv metodikaizmereniâélektromagnitnogoizlučeniâpoluprovodnikovymidetektorami AT prohorecsi metodikaizmereniâélektromagnitnogoizlučeniâpoluprovodnikovymidetektorami AT zaharčenkoaa metodikaizmereniâélektromagnitnogoizlučeniâpoluprovodnikovymidetektorami AT kutniikv metodikaizmereniâélektromagnitnogoizlučeniâpoluprovodnikovymidetektorami AT kutniidv metodikavimíruelektromagnítnogovipromínûvannânapívprovídnikovimidetektorami AT prohorecim metodikavimíruelektromagnítnogovipromínûvannânapívprovídnikovimidetektorami AT rybkaav metodikavimíruelektromagnítnogovipromínûvannânapívprovídnikovimidetektorami AT nakonečnyidv metodikavimíruelektromagnítnogovipromínûvannânapívprovídnikovimidetektorami AT prohorecsi metodikavimíruelektromagnítnogovipromínûvannânapívprovídnikovimidetektorami AT zaharčenkoaa metodikavimíruelektromagnítnogovipromínûvannânapívprovídnikovimidetektorami AT kutniikv metodikavimíruelektromagnítnogovipromínûvannânapívprovídnikovimidetektorami AT kutniidv techniqueofmeasurementofelectromagneticradiationbysemiconductordetectors AT prohorecim techniqueofmeasurementofelectromagneticradiationbysemiconductordetectors AT rybkaav techniqueofmeasurementofelectromagneticradiationbysemiconductordetectors AT nakonečnyidv techniqueofmeasurementofelectromagneticradiationbysemiconductordetectors AT prohorecsi techniqueofmeasurementofelectromagneticradiationbysemiconductordetectors AT zaharčenkoaa techniqueofmeasurementofelectromagneticradiationbysemiconductordetectors AT kutniikv techniqueofmeasurementofelectromagneticradiationbysemiconductordetectors |