Полупроводниковые детекторы

Газонаполненные детекторы имеют два недостатка. Во-первых, плотность газа низка и энергия, теряемая частицей в объёме детектора мала, что не позволяет эффективно регистрировать высокоэнергичные и слабоионизующие частицы. Во-вторых, энергия, необходимая для рождения пары электрон-ион в газе велика (30-40 эВ), что увеличивает относительные флуктуации числа зарядов и ухудшает энергетическое разрешение. Значительно более удобными в этом плане являются детекторы с твёрдотельной рабочей средой. Наибольшее распространение получили полупроводниковые детекторы из кристаллов кремния (плотность 2.3 г/см³) и германия (5.3 г/см³). В полупроводниковом детекторе определенным образом создается чувствительная область, в которой нет свободных носителей заряда. Попав в эту область, заряженная частица вызывает ионизацию, соответственно в зоне проводимости появляются электроны, а в валентной зоне - дырки. Под действием напряжения, приложенного к напылённым на поверхность чувствительной зоны электродам, возникает движение электронов и дырок, формируется импульс тока. К полупроводниковому кристаллу прикладывается напряжение до нескольких кВ, что обеспечивает сбор всех зарядов, образованных частицей в объёме детектора.

Энергия, необходимая для рождения одной пары электрон-дырка в кремнии равна 3.62 эВ при температуре T = 300 K и 3.72 эВ при T = 80 K, германии она равна 2.95 эВ при T = 80 K. Это при использовании полупроводникового счётчика в качестве спектрометра позволяет в несколько раз улучшить энергетическое разрешение по сравнению с газонаполненными счётчиками, такими как ионизационная камера и пропорциональный счётчик.

Для регистрации заряженных частиц используют кремниевые детекторы и детекторы из сверхчистого германия (HpGe). Толщина чувствительной области кремниевых детекторов не превышает 5 мм, что соответствует пробегу протонов с энергией ~30 МэВ и α-частиц с энергией ~120 МэВ. Для германия толщина 5 мм соответствует пробегам протонов и α-частиц с энергиями ~40 МэВ и ~160 МэВ соответственно. Более того, германиевые детекторы могут быть изготовлены с гораздо более толстой чувствительной областью.

Кремниевые детекторы часто используют при комнатной температуре. Германиевые детекторы всегда охлаждают до азотных температур.

Большие преимущества даёт применение полупроводниковых детекторов в спектрометрах γ-квантов. В этом случае применяются специально выращенные кристаллы сверхчистого германия объёмом до нескольких сотен см³. Германий имеет довольно высокий атомный номер Z = 32 и поэтому эффективное сечение взаимодействия γ-квантов велико (вероятность фотоэффекта пропорциональна Z⁵, Комптон-эффекта – Z, рождения пар – Z²). Чтобы добиться наилучшего энергетического разрешения германиевые кристаллы во время эксперимента охлаждают до температуры жидкого азота (77^о К). Энергетическое разрешение германиевых детекторов при регистрации γ-квантов достигает 0.1%, что в десятки раз выше, чем у сцинтилляционных детекторов. Временнoе разрешение лучших полупроводниковых детекторов 10^-8-10^-9 с.

23. Метод измерения энергии γ-квантов.

Обычно гамма-излучение связано с предшествующими ему альфа- или бeта-распадами изотопов образца. Бета-, а тем более альфа-частицы обычно поглощаются, не доходя до чувствительных области детекторов.

В детекторах энергии и интенсивности гамма-квантов определяются не непосредственно, а с помощью вторичных заряженных частиц (электронов и позитронов), которые возникают в результате взаимодействия детектируемых гамма-квантов с веществом детектора.

Когда гамма-квант попадает в детектор, заряженные частицы образуются в результате трех процессов: фотоэффекта, эффекта Комптона и образования электрон-позитронных пар. Фотоэффект пропорционален Z⁵, эффект Комптона

В результате фотоэффекта выбитый из атома электрон приобретает энергию

E_e = E_γ – E_b – E_r,

где E_γ – энергия гамма-кванта, E_b – энергия связи электрона и E_r – энергия ядра отдачи, которой можно пренебречь. Фотоэффект сопровождается характеристическим рентгеновским излучением или эмиссией оже-электронов. Характеристическое рентгеновское излучение в свою очередь вызывает фотоэффект. Образующиеся в результате всех этих процессов электроны возникают практически одновременно, они чаще всего поглощаются в детекторе и сигналы от них суммируются. Таким образом практически вся энергия гамма-кванта передается электронам.

E_γ = ∑E_e.

В функции отклика детектора фотоэффекту соответствует пик – фотопик.

В результате комптоновского рассеяния электронам передается только часть энергии.

где E_γ и E_γ´ – энергии гамма-квантов до и после рассеяния, E_e – энергия фотоэлектрона, mc² – энергия покоя электрона, θ – угол рассеяния гамма кванта.

Максимальная энергия, которая в результате комптоновского рассеяния может быть передана электрону (при θ = 180^о),

В детекторах большого объема часть рассеянных гамма-квантов может испытать еще одно или несколько неупругих взаимодействий, в результате которых вся энергия попавшего в детектор первичного гамма-кванта будет полностью поглощена. В связи с этим, фотопик обычно называют пиком полного поглощения. На рис.1 Показан экспериментальный спектр ¹³⁷Cs и его теоретическая "идеализация". Размытие пика полного поглощения и края комптоновского распределения связана с энергетическим разрешением системы.

Пик обратного рассеяния связан с комптоновским рассеянием на материалах, окружающих детектор под углом близким к 180^о, которые затем попадают в детектор и вызывают фотоэффект. Их энергия соответственно равна

На рис. 2 показана зависимости сечений фотоэффекта, эффекта Комптона и образования пар от энергии для германия и кремния.

От соотношения этих сечений зависит форма измеряемого спектра. Так при энергии 100 кэВ сечение фотоэффекта в Ge составляет ~55 барн/атом, а сечение эффекта Комптона − ~18 барн/атом. Величины сечений относятся приблизительно как 3:1. На рис.3 показан спектр при энергии гамма-квантов 100 кэВ. При увеличении энергии форма спектра меняется.

Так при энергии 1 МэВ отношение комптоновского сечения к сечению фотоэффекта составляет ~90. На рис. 4 показан спектр при энергии гамма-квантов 1 МэВ.

Образование пар электрон-позитрон становится возможным при энергии гамма квантов больших 2mc2 = 1022 кэВ. При этом вся энергия гамма-кванта передается электрону и позитрону. Если и электрон и позитрон поглотятся в веществе детектора, то суммарный импульс будет пропорционален энергии гамма-кванта и событие будет зафиксировано в пике полного поглощения. Однако позитрон может про аннигилировать. При этом образуются два гамма кванта, каждый с энергией 511 кэВ. Если один из этих аннигиляционных гамма-квантов, не вступив во взаимодействие, вылетит из детектора, то суммарная энергия поглощенная в детекторе будет

Eγ – 511 кэВ. Такие события будут вносить вклад в так называемый пик одиночного вылета (см. рис. 5). Если из детектора вылетят оба аннигиляционных гамма-кванта, то это событие будет зафиксировано в пике двойного вылета (E_γ – 1022 кэВ).