1. Большая часть энергии частицы (кванта), поглотившаяся в полупроводнике должна приводить к созданию носителей тока: электронов и дырок. Число, создаваемых электронно-дырочных пар тоже должно быть большим, в этом случае полезный сигнал будет максимальным, а его относительные флуктуации минимальными. Число пар зависит от ω-средней энергии, идущей на образование электронно-дырочной пары. Из табХ ω для кремния и германия составляют 3,66 и 2,96 эВ, что примерно в 3-5 раз больше ширины запрещенной зоны Еg, величина которой определяет минимальную энергию необходимую для отрыва внешнего электрона от узла кристаллической решетки. Сравнивая ω и ширины запрещенной зоны видно, что только 29-30% поглощенной энергии участвует в создании полезног8о сигнала. Остальная часть энергии тратится на нагревание кристалла. Пример: альфа частица с энергией 5МэВ, поглотившись в кремнии, создает в среднем 5000000/3,66 = 137000 электронно-дырочных пар.
2. После создания электронов и дырок в объеме полупроводника, необходимо как можно полнее собрать заряды на электродах. Для этого они должны обладать большим временем жизни и подвижностью. Время жизни носителей определяется наличием атомов примесей-ловушек и структурных дефектов, которые могут захватывать электроны и дырки на некоторое время, а также способствовать их рекомбинации. Подвижность μ определяется как коэффициент пропорциональности между напряженностью электрического поля и скоростью дрейфа: ῡ = μЕ. Подвижность сильно зависит от температуры.
Пример: время дрейфа электронов в кремнии толщиной 1 см при поле 100 В/см приблизительно t = d/v = d/ μ-E = 0,25 мксек, для дырок t = 0,55 мксек. Подвижность электронов и дырок взята из таблицы при Т 770К. Отсюда вытекает требование. Приемлемое время жизни носителей в материале для изготовления детекторов это миллисекунды и более.
3.Важное свойство полупроводникового материала это атомный номер Z и плотность ρ. Чем выше значение Z, тем тем больше удельные ионизационные потери для заряженных частиц и сечение элементарных процессов взаимодействия гамма-квантов с атомами, т. е. тем выше эффективность регистрации. Отсюда следует предпочтительное использование германия перед кремнием.
4. Очень важным свойством материала применяемого для изготовления детекторов является его удельное сопротивление. Возьмем кубик Si со стороной 1 см. Создадим омические контакты (контакты способные пропускать заряды обоих знаков в обоих направлениях. Если к приложить разность потенциалов к такому устройству, то установится равновесное распределение концентрации носителей. Удельное сопротивление кремния порядка 50000 Ом см. Кубик будет обладать сопротивлением 50 кОм. При напряжение 500 вольт через объем будет протекать темновой ток 10 мА. Это очень большой ток для детектора. Темновые токи современных гамма -детекторов 10-9 А, т. е. наноамперы и меньше. Флуктуации тока являются источником шума, который будет маскировать полезные сигналы и ухудщать энергетической разрешение прибора. Приведенные в таблице значения приведены для абсолютно чистых германия и кремния. Видно, что ни один детектор из германия или кремния, построенный на приведенном выше принципе, при комнатной температуре работать не будет. Выход из этого положения состоит в том, чтобы использовать как можно чистый материал, охлаждать его до температуры жидкого азота и использовать свойства p – n переходов. Германий позволяет произвести очистку до уровня 1010 примесных атомов в см3, т. е. один атом на 1012 атомов германия. Использование свойств обратного смещения p – n переходов приводит к резкому увеличению сопротивления детектора и уменьшению темнового тока. Большинство детекторов работает именно на этом принципе. Этот позволяет в ряде случаев работать с детекторами при комнатных температурах. Спектроскопия заряженных частиц осуществляется при комнатной температуре либо при небольшом охлаждении, с другой стороны практически вся гамма-спектроскопия с полупроводниковыми детекторами проводится при температуре жидкого азота.
Первым способом получения со свойствами близкими к свойствам собственного полупроводника был компенсационный способ. Путем дрейфа ионов лития в германий и кремний можно добиться практически полной компенсации акцепторной примеси в полупроводнике. В результате можно получить кристалл со свойствами близкими к свойствам собственного полупроводника. Этот метод используется с 60-х годов при производстве Ge(Li) и Si(Li) детекторов.
Некоторые физические характеристики кремния и германия.
Таблица 1
| Характеристика | Ge | Si |
| Атомный номер | ||
| Атомная масса | 72,6 | |
| Плотность при 3000К, г/см3 | 5,32 | 2,33 |
| Число атомов в см3 | 4,41 1022 | 4,96 1022 |
| Относительная диэлектрическая постоянная ε | ||
| Ширина запрещенной зоны при 3000К, Еg, эВ | 0,665 | 1,115 |
| Ширина запрещенной зоны при 00К, Еg, эВ | 0,746 | 1,165 |
| Средняя энергия для образования пары, эВ, ω | 2,96 | 3,76 |
| Подвижность электронов при 770К, см2/В с | 3,6 104 | 4, 102 |
| Подвижность дырок при 770К, см2/В с | 4,2 104 | 1,8 104 |
| Подвижность электронов при 3000К, см2/В с | ||
| Подвижность дырок при 3000К, см2/В с | ||
| Собственное удельное сопротивление при 3000К, Ом/см | 2,3 105 | |
| Собственное удельное сопротивление при 00К, Ом/см | ∞ | ∞ |
| Концентрация собственных носителей при 3000К, ni=pi, 1/cм3 | 2,4 1013 | 1,5 1010 |
| Концентрация собственных носителей при 2730К, ni=pi, 1/cм3 | 4,7 1012 | 1,3 109 |
| Концентрация собственных носителей при 770К, ni=pi, 1/cм3 | 2,3 10-20 | 3,2 10-7 |
Собственные полупроводники.
На внешней оболочке Ge и Si находятся по четыре валентных электрона посредством которых осуществляется ковалентная связь с четырьмя соседними атомами. На рис.2 показана плоская модель идеального кристалла германия (или кремния) при Т = 00 К. На рис.2б изображена энергетическая диаграмма кристалла согласно зонной теории.
 |
| |||
|
Рис.2 2а. Плоская модель кристаллической решетки беспримесного (идеального, собственного) германия при двух температурах. 2б Соответствующие энергетические диаграммы. Eg – ширина запрещенной зоны. Ev – верхний край валютной зоны. Ec — нижний край зоны проводимости. Ei – положение уровня Ферми (приблизительно в середине запрещенной зоны). χ — аффинити, сродство к электрону — аналог работы выхода электрона в металлах Φm. Ee – кинетическая энергия электрона (отсчитывается от дна зоны проводимости вверх). Eh - кинетическая энергия дырки (отсчитывается от верхнего края валентной зоны вниз). Величина Eg слабо зависит от температуры. При повышении температуры часть электронов переходит из валентной зоны в зону проводимости, в результате чего образуется пара свободных носителей заряда. Электрон в в зоне проводимости и дырка в валентной зоне. Для собственного полупроводника ni = ni.
Примесные полупроводники.
Полупроводниковые материала даже после очистки содержат примесные атомы. Для получения полупроводников с заданными свойствами могут дополнительно вводятся примеси. Примеси бывают доноры и акцепторы. Доноры это, как правило, элементы пятой группы, имеющие на внешней оболочке пять валентных электрона. Это атомы P, As, Sb/ Акцепторы — это элементы третьей группы такие как B, Al, In, у которых на внешней оболочке три электрона. На рис. 3 показан кристалл кремния, в которой часть атомов кремния в узлах замещена атомами фосфора, а часть атомами бора. Наличие доноров в кристаллической решетке германия или кремния приводит к появлению слабо связанных электронов, а в случае акцепторных атомов — к появлению дырок (узлы, занятые атомами фосфора и бора на рис. 3а).
 |
|
|
Рис3. 3а — плоская модель примесного кристалла кремния. 3б - энергетическая диаграмма соответствующая рис 3а.EFn и EF h - уровни Ферми для полупроводников n и p типа соответственно. Ei – уровень Ферми для собственного полупроводника.
В результате на энергетической диаграмме кристалла в запрещенной зоне появляются уровни от примесных донорных атомов (а расстояние порядка 0,02 — 0,04 эВ вблизи дна зоны проводимости). Акцепторные атомы дают уровни вблизи края валентной зоны (приблизительно на таком же расстоянии), рис.3б. При комнатной температуре примесные атомы полностью ионизированы, т. е. донорные атомы теряют лишние электроны и превращаются в неподвижные положительно заряженные ионы. Акцепторные атомы, присоединив электроны превращаются в не подвижные отрицательно заряженные ионы. Стр елками 1 и 2 показаны механизм ионизации примесных атомов фосфора и бора, т. е. образование примесной проводимости. Из диаграмма видно, что примесная проводимость преобладает над собственной так как энергия которая требуется для ионизации примесных атомов, существенно меньше ширины запрещенной зоны, которая определяет собственную проводимость полупроводника, стрелка 3 на рис. 3б. Стрелками 6 показана возможность прямой рекомбинации носителей. Стрелками 4 показана возможность компенсации примесей в полупроводнике путем внедрения доноров или акцепторов. Свободных носителей заряда в зоне проводимости и валентной зоне не возникает. Если добиться одинаковой концентрации атомов фосфора и бора, то получится полностью скомпенсированный материал со свойствами, близкими к свойствам собственного полупроводника. Такой полупроводник часто называют полупроводником i – типа. Другим методом компенсации дырочной проводимости является метод введения в полупроводник атомов лития. Атомы лития, располагающиеся в междоузлиях решетки, теряют валентный электрон, компенсируют акцепторную примесь (стрелка 5 на рис.3а).
Способы введения примесей в полупроводники весьма многообразны, например, путем добавления примесей в расплав, из которого выращивается кристалл, путем диффузии, путем ионной имплантации с помощью ионных ускорителей. Особо следует отметить получение n — кремния в ядерных реакторах. Исходный кремний, имеющий донорную примесь (атомы бора трудно удалить из кремния), помещают в ядерный реактор. В результате ядерной реакции (n,γ) на изотопе 30Si (3,1% в природном кремнии) и последующего бета распада 31Si образуется 31P,который является донором. В зависимости от того какой примеси больше донорной (Nd) или акцепторной (Na) полупроводник будет обладать той или иной проводимостью. Если Nd > Na, то результирующая проводимость будет электронной, получает полупроводник n типа, если наоборот. То проводимость будет p типа т. е. дырочной. В зависимости от концентраций примесей различают слабо и сильно легированные полупроводники, которые обозначают как n-/,p- ; n+/,p+. Типичный диапазон примесей для кремния 1013 — 1019 атомов в см3.
|
Рассмотрим две области обладающими p и n проводимостями Рис.4а
|
|
Обеспечим ''тесный'' между материалами. Из-за наличия градиента концентраций электронов и дырок между двумя частями системы возникнут диффузионные токи. Это приведет к приведет к выравниванию концентраций электронов и дырок по всему объему системы. Электроны будут диффундировать в р - область, а дырки в n — область, рекомбинируя друг с другом в приконтактной области. Электроны, покидая п-область оставляют после себя вблизи границы слой неподвижных ионизированных донорных атомов, а дырки, покидая р — область, оставляют после себя отрицательно заряженный слой из неподвижных ионизированных акцепторных атомов. Таким образом, образуется двойной электрический слой, составленный из двух областей неподвижных объемных зарядов. Это и есть р - n переход. Электрическое поле в этом слое, направленное из n - области в р - область препятствует дальнейшей диффузии электронов и дырок, однако, это поле способствует дрейфу (движению в поле перехода), дырок из n- области и электронов из р - области. Через некоторое время в системе установится равновесие: суммарные токи электронов и дырок через переход становятся равными нулю, выравниваются уровни Ферми по всей системе. Такая система показана на рис. 5
|
|
Vbi = φn - φр = kT/ qе [ln NaNd/ni2] (1)
Пример: Рассмотрим переход в кремний при Nd = 1015(1/см3) и Na = 1018(1/см3) при 3000 К. Значение ni берем из таб1. K = 1,36 10-23 Дж К-1 — постоянная Больцмана. Подставив все в формулу 1 получим
Vbi = 0,0259 ln 1018 1015 / (1,45 1010)2 = 0,775 B
Такую разности потенциалов надо преодолеть электрону, чтобы попасть из зоны проводимости в правой части в зону проводимости левой половины системы. Таким образом, переход обладает выпрямляющими свойствами: пропускает ток в одном направлении и не пропускает в другом. Область (xp, xn), без свободных носителей заряда, называется обедненной областью. W – является обозначение для толщины (ширины) обедненной зоны W = xp + xn). Именно эта область и является чувствительным объемом полупроводникового детектора. Возникающие в этой области электроны и дырки, за счет освещения или в результате тепловых колебаний быстро удаляются электрическим полем из этой области, вызывая в замкнутой цепи сигнальный ток. Рассмотрим распределение неподвижных зарядов в обедненной области представленное на рис. 6б.
| |||||
| |||||
|
Рис. 6. Резкий р - п переход. Концентрация донорных и акцепторных атомов приблизительно одинаковы.
6б — Распределение плотности неподвижных зарядов.
6в - Напряженности электрического поля
6г — Распределение потенциала.
Если выполняется условие: Na >> Nd, то такой переход называется несимметричным переходом В том случае, когда концентрация примесей на одной стороне перехода во много раз больше, чем на другой, вся обедненная область смещается в область с малой концентрацией примеси. Несимметричные переходы широко применяются на практике и, в частности, при изготовлении детекторов. На Рис.7 приведены диаграммы для р+ - n перехода.
 |
|
|
|
|
Рис.7. Несимметричный резкий переход р+ - п переход. W ≈ xn, так как Na >> Nd.
 |
Для того чтобы расширить обедненную область вплоть до полного обеднения W = d к р – n переходу прикладывают дополнительную разность потенциалов, совпадающую по знаку со знаком контактной разности потенциалов. Энергетическая диаграмма р – n перехода в этом случае будет выглядеть следующим образом рис.8.
| |||
|
Рис.8. Смещенный в обратном направлении р - n переход. Стрелками 1и 2 показан дрейф электронов и дырок (неосновных носителей в соответствующих областях), которые обуславливают обратный ток через переход.
 |
Рис.7. Устройство кремниевого детектора.
Технология изготовления HPGe – детекторов.
ППД из сверхчистого Ge-детектор представляет собой полупроводниковый диод с p—n переходом. Почему Ge? Сечение взаимодействия γ квантов сильно зависит от атомного номера вещества Z:
σф `~ Z5
σком `~ Z
σэл-позпар `~ Z2
- Z((Ge) = 32,, а Z((Sii) = 14)
Из монокристалла сверхчистого германия р – типа (германий допированный галлием), с концентрацией примесей не превышающей 1010 см-3 вырезается заготовка, поверхность которой шлифуется и травится в смеси плавиковой и азотной кислот. На тыльной стороне детектора, создается омический контакт. Это достигается легированием исходного материала ионами бора с энергией ~ 10 кэВ, в результате чего в приповерхностной области образуется слой р+ - Ge с низким удельным сопротивлением. На этот слой напыляют в вакууме золото (либо напыляют никель) и припаивают тонкий электрод. На лицевую сторону заготовки напыляют в вакууме металлический литий и проводят его диффузию при температуре ~ 300о С в течение ~ 10 минут. В результате диффузии лития на глубину ≤ 1 мкм образуется р – n переход. После диффузии возникает контакт типа n+ - типа. Затем на эту сторону напыляют слой золота и припаивают тонкий электрод. На рис.9 показана структура такого детектора.
 |
Кремниевые детекторы часто используют при комнатной
температуре. Германиевые детекторы всегда охлаждают до азотных температур.
Энергетическое разрешение детектора называется отношение ширины ΔE
на полувысоте к энергии E, соответствующей максимому распределения
η = ΔE/E ٠100%
Обычно энергетическое разрешение детекторов γ-квантов
определяют по γ-линиям радиоактивного источника
60Со(Eγ1 = 1,17Мэв, Eγ2= 1,33Мэв)
На образование одной пары "электрон-дырка" в германии требуется порядка 3 эВ (в сцинтилляторе около 350 эВ, в ионизаци-онной камере около 35 эВ). Энергетическое разрешение детектора зависит от флуктуаций в числе N пар носителей зарядов. Амплитуда сигнала пропорциональна N. Распределение числа носителей - это распределение Пуассона. Его дисперсия D определяется соотношением
D = N ≈ N
откуда
ΔE/E = ΔN/N = D1/2 /N = ≈ N1/2 /N = N-1/2
N(число носителей) для германиевого детектора в случае
Eγ1 = 1,2 — 1,3 Мэв (т. е. для 60Со)
N(Co) = 1,2 ٠106 эв/3 эв = 4 ٠105
ΔE/E = ΔN/N = N(60Со)-1/2 = ≈ (4,5 ٠105)-1/2 = 1,5 ٠10-3
Таким образом ΔEγ = (1,2 — 1,3 Мэв) 1,5 ٠10-3 = 2 ٠10-3 Мэв
Предельное разрешение Ge — спектрометра в 3 раза выше чем у лучшей ионизационной камеры и в 10 раз выше чем у сцинтилляционного детектора.
Можно выделить три типа ППД.
1. Поверхностно-барьерные, где n-p переход осуществлен непосредственно на поверхности полупроводника. Применяются для спектроскопии мало энергетических частиц с небольшим пробегом.
2. Диффузионные n-p детекторы, в которых n-p переход создается в объеме – в процессе диффузии примесей.,,Окном” служит обычно слой иной проводимости, образовавшийся у поверхности полупроводника.
3. Диффузионно-дрейфовые n-i-p детекторы, в которых дополнительно вводится i-область с собственной проводимостью - это обычно наиболее высокоомная и чувствительная область детектора с шириной до нескольких миллиметров. Окном детектора в этом служат,,n” или,,p” зона. Применяется для спектроскопии частиц с большими пробегами в веществе. При изготовлении таких детекторов, в частности для гамма-спектроскопии, методами диффузии и дрейфа дополнительно вносится легирующая добавка лития.
Рис. 10. Полупроводниковые детекторы: штриховкой выделена чувствительная область; n – область полупроводника с электронной проводимостью, р – с дырочной, i – с собственной проводимостями; а – кремниевый поверхностно-барьерный детектор; б – дрейфовый германий-литиевый планарный детектор; в – германий-литиевый коаксиальный детектор.
Применение детекторов в ядерной спектрометрии.
Регистрация α -частиц. Полупроводниковые детекторы α -частиц имеют большие преимущества перед сцинтилляционными кристаллами и ионизационными камерами. Детекторы имеют более высокую разрешающую способность, достигающую 10–12 кэВ при Eα =6 МэВ. Лишь магнитные спектрометры обладают лучшей разрешающей способностью, однако эти приборы очень дороги, громоздки и имеют малую светосилу.
Реальная разрешающая способность детекторов далека от статистически предельной (4 кэВ при Eα =6 МэВ, F =0, 15 для Si). Одной из причин такого отставания является существование окна, в котором α -частицы теряют часть своей энергии. Этот эффект заметен даже для тонких (30 мкг/см2) окон. Кроме того на разрешающую способность влияет рекомбинация носителей, которая особенно существенна ввиду большой плотности ионизации, создаваемой α -частицами. Альфа-пики в ядерных реакциях дополнительно уширены за счет кинематических эффектов, однако путем соответствующей
математической обработки это явление может быть учтено. Благодаря малому времени нарастания импульса α -детекторы часто используются в схемах α - γ -совпадений. Этому также благоприятствуют высокая эффективность детекторов и сравнительно большой телесный угол. Высокое энергетическое разрешение α -детекторов дает возможность выделить спектр γ -лучей, совпадающих только с одной группой α -частиц.
Регистрация электронов.
Для регистрации электронов чаще используют поверхностно-барьерные и диффузные детекторы, так как детекторы этих типов имеют меньшую толщину мертвого слоя по сравнениюс дрейфовыми детекторами. Лишь для регистрации электронов с большой энергией выгоднее использовать дрейфовые детекторы в связи с тем, что толщина их чувствительного слоя больше. Например, для полной регистрации электронов с энергией 1 МэВ толщина чувствительного слоя в кремниевом детекторе должна быть не менее 1,5 мм. В диффузном детекторе такую толщину создать трудно, в то время как в Si(Li)-детекторе можно довести чувствительный слой до 1 см. В спектрометрии электронов предпочитают использовать детекторы, изготовленные на основе кремния (Z =14), так как для германиевых детекторов (Z =32) велик коэффициент обратного рассеяния электронов. Для получения высокого энергетического разрешения детекторы необходимо охлаждать. В настоящее время достигнуто разрешение ∼ 1 кэВ при Ee =630 кэВ. На рис. 23 в качестве примера показан участок спектра электро-
нов внутренней конверсии, возникающих при распаде 207Bi.
Полупроводниковые детекторы электронов гораздо дешевле и проще в эксплуатации, чем магнитные спектрометры, а достигнутая разрешающая способность детекторов (1—3 кэВ при Ee =630 кэВ) во многих случаях достаточна для изучения спектров электронов. Следует также отметить, что детекторы позволяют одновременно регистрировать весь спектр электронов, имеют большую светосилу (благодаря большому телесному углу), могут использоваться в опытах по изучению e - γ -совпадений и e - γ -угловых корреляций. Эффективность полупроводниковых детекторов (отношение числа зарегистрированных электронов к числу электронов, попавших на детектор в единицу времени) в отличие от магнитных спектрометров может зависеть от энергии электронов. Если чувствительный слой детектора
недостаточно толст для полного поглощения электронов с данной энергией, то некоторые из них не будут зарегистрированы. Необходимо учитывать также поглощение электронов в мертвом слое детектора и эффект обратного рассеяния электронов от поверхности детектора. Коэффициент обратного рассеяния почти не зависит от энергии электронов (∼ 25% в широком диапазоне энергий), но зависит от геометрии опыта.
Гамма-спектроскопия.
Появление Ge(Li) детекторов коренным образом повлияло на
γ -спектрометрию. Уже первые спектры γ -лучей полученные с помощью таких детекторов показали, какие большие достоинства имеет этот метод регистрации γ -лучей.
Падающие γ -лучи непосредственно не образуют электронно-дырочные пары,
они могут взаимодействовать с атомами кристалла с образованием фотоэлектронов или передавать энергию электронам кристалла в процессе комптоновского рассеяния. Вторичные электроны могут создавать электронно-дырочные пары, которые собираются электростатическим полем. Соответствующие электрические импульсы регистрируются радиотехнической аппаратурой. Гамма-лучи с энергией более
2 m 0 c 2 =1,022 МэВ (m 0 — масса покоя электрона) могут поглощаться в веществе детектора с образованием пар электрон–позитрон. Сечение этого процесса
быстро возрастает с энергией. Процесс образования пар сопровождается появлением в спектре пиков вылета аннигиляционных γ -квантов из детектора.
Преимущества полупроводниковых детекторов перед газонаполненными.
1. Энергия, необходимая для получения одной пары носителей в детекторе, гораздо меньше (2,96 эВ в Ge и 3,66 эВ в Si), чем в газах, заполняющих камеры (∼ 35 эВ). Поэтому число образовавшихся пар в детекторе соответственно больше и оно меньше подвержено статистическим флуктуациям.
2. Плотность материала полупроводникового детектора гораздо больше, чем плотность газов, заполняющих ионизационные камеры. Поэтому даже небольшие детекторы могут регистрировать частицы высоких энергий и
γ -кванты.
3. Время нарастания электрического импульса в детекторах значительно меньше, чем в ионизационных камерах (разрешающее время 10-7-10-9 сек.), так как подвижность носителей в полупроводнике гораздо больше, чем подвижность ионов и электронов в камерах.
3. Амплитуда сигнала от ППД будет пропорциональна энергии ионизирующей частицы в широком интервале энергий. Поэтому ППД используются в спектрометрии ионизирующих частиц и гамма - квантов.
4. Возможность получения компактных детекторов малых размеров (обычно кремневых).
К недостаткам ППД можно отнести:
1. Большая стоимость по сравнению с газоразрядными и сцинтилляционными детекторами.
2. Необходимость, принудительного охлаждения при работе и хранении (германий-литиевых ППД).
Твердотельные ФЭУ (фотодиоды).
Традиционная и широко используемая система сцинтиллятор-фотодиод позволяет регистрировать радиационные излучения в широком диапазоне энергий и интенсивностей с временами 10-100 нс и энергетическим разрешением порядка 10 %. ФЭУ присущи недостатки – нестабильность характеристик во времени, высоковольтное питание, недостаточная механическая прочность и вес. Альтернативой традиционным вакуумным ФЭУ являются твердотельные фотоприемники, представленные фотодиодами (ФД) которые до последнего времени имели недостатки - отсутствие внутреннего усиления и большой темновой ток, который препятствовал регистрации слабых световых сигналов. Сегодня, с развитием электроники, данные фотоприемники становятся все более актуальными и выгодно отличается от вакуумного ФЭУ значительно более низким напряжением питания, меньшей потребляемой мощностью, небольшими габаритами и весом, более высокими надёжностью и стабильностью характеристик, нечувствительностью к магнитным полям, высокой линейность световой характеристики в широком (до восьми порядков) диапазоне интенсивности светового потока.
В настоящий момент можно выделить 3 типа фотоприемников:
• лавинный фотодиод;
• кремниевый фотоэлектронный умножитель
• PIN фотодиод;
• металл-диэлектрик полупроводниковый фотодиод
Лавинный фотодиод
Лавинные полупроводниковые приборы появились почти одновременно с первыми диодами и транзисторами. Сам по себе лавинный процесс - довольно типичное явление для всех полупроводниковых приборов. Именно лавинный пробой является частой причиной выхода из строя транзисторов и диодов и пр. полупроводниковых устройств.
С самого начала предпринимались многочисленные попытки не только защититься от лавинных процессов в полупроводнике, но и использовать лавинное умножение в детекторах для регистрации очень слабых сигналов от внешних воздействий. Эта задача оказалась очень сложной, и разработанные приборы были дорогими и недолговечными. Однако, в связи с новыми
технологическими достижениями, в последнее время лавинные детекторы начали использоваться в ядерной физике и физике элементарных частиц.
Благодаря ряду особых качеств, лавинные детекторы конкурируют с обычными детекторами. Использование кремниевых приборов с лавинным усилением наиболее эффективно для регистрации слабых потоков света, именно в этой области особенно четко выявляются преимущества лавинных детекторов. А именно:
• обладают высоким отношением сигнала к шуму за счет внутреннего усиления и поэтому могут быть использованы для регистрации малых интенсивностей света;
обычный кремниевый фотодиод способен регистрировать потоки света, начиная с нескольких тысяч фотонов, в то время как даже обычные лавинные детекторы
регистрируют поток света на уровне нескольких сотен фотонов.
• имеют высокую квантовую эффективность регистрации света. Если у лучших образцов ФЭУ квантовая эффективность - порядка 25 % (обычно - 10-15 %), то у APD (Avalanche PhotoDiode) эффективность, как правило, более 50 %, и достигает 90 %. У MAPD эффективность регистрации фотона может составлять порядка 30 %;
• обладают высоким временным разрешением (лучше 1 наносекунды) вследствие малой глубины зоны обеднения.
Лавинные фотодиоды сохраняют все полезные свойства обычных кремниевых детекторов. Однако работа детектора в лавинном режиме предъявляет особые требования к стабильности рабочей точки, так как коэффициент лавинного умножения имеет сильную зависимость от
напряжения и от температуры. Например, для APD производства фирмы EG&G типа C30626E при М=100 коэффициент усиления уменьшается на 6.7 % при увеличении температуры на 10С. Таким образом, при увеличении температуры на 15 0С коэффициент усиления M изменяется от 100 до 1. Для
APD производства фирмы Hamamatsu типа S5345 с М=100 температурный коэффициент составляет - 3.3 %/0С. Эти требования ограничивают применение лавинных детекторов [103].
Кремниевый фотоэлектронный умножитель
Лавинные фотодиоды со структурой микроячеек (пикселов), каждая из которых представляет счетчик единичных фотонов способны регистрировать малые интенсивности света (на уровне нескольких десятков и даже единичных фотонов), при этом обладая высоким коэффициентом внутреннего усиления M≈106 подобно некоторым ФЭУ [103].
Появление лавинных фотодиодов с отрицательной обратной связью, которая гасит лавинный процесс, позволило создать лавинный фотодиод, работающий в так называемой «гейгеровской» моде (APDg). Такой APDg обладает высоким коэффициентом усиления (105 ÷ 107).
Однако при этом мертвое время прибора становится большим (порядка микросекунд). Как и газоразрядный счетчик Гейгера-Мюллера, который способен регистрировать только факт прохождения ионизирующей частицы, так и APDg способен регистрировать лишь факт рождения фотоэлектронов под действием внешнего света, но не их количество. Поэтому данный
фотоприемник не может быть использован в качестве детектора регистрирующего интенсивность падающего излучения.
С целью решения проблемы с регистрацией интенсивности излучения разработан новый тип фотодетектора — кремниевый микропиксельный лавинный фотодиод MAPD (Micropixels Avalanche PhotoDiode). MAPD – это не повсеместно признанная аббревиатура данного типа фотодиодов, он также называется
• SiPM (Silicon PhotoMultiplier);
• MPGM APD (Multipixel Geiger-mode Avalanche PhotoDiode);
• SSPM (Solid State PhotoMultiplier);
• G-APD (Geiger-mode Avalanche PhotoDiode);
• GMPD (Geiger-Mode PhotoDiode);
• DPPD (Digital Pixel PhotoDiode);
• MCPC (MicroCell Photon Counter);
• MAD (Multicell Avalanche Diode).
Данный вид детекторов представляет собой фотоприемник на основе упорядоченного набора (матрицы) пикселей (примерно 103 мм-2), выполненных на общей подложке. Каждый пиксель представляет из себя APDg работающий в «гейгеровском» режиме с коэффициентом
умножения порядка 106, но весь MAPD представляет собой аналоговый детектор, так как выходной сигнал MAPD есть сумма сигналов со всех пикселей, сработавших при поглощении ими фотонов. Отметим, что когда интенсивность падающего излучения велика, т. е. вероятность рождения нескольких фотоэлектронов в одном пикселе значительна при этом, как правило, происходит срабатывание всех ячеек, наступает насыщение выходного сигнала с MAPD. Таким образом, существует ограничение сверху на спектрометрическую