Detektory krzemowe

Zasada działania i własności detektorów krzemowych

Zasada pracy krzemowych detektorów promieniowania jonizującego opiera się na wykorzystaniu właściwości złącza detektorów p-n spolaryzowanego w kierunku zaporowym. W roku 1951 zaobserwowano, że cząstki, przechodząc przez germanowe złącze p-n spolaryzowane zaporowo, generują mierzalny sygnał [2]. Dało to początek zastosowaniom półprzewodnikowych detektorów w fizyce cząstek.

W roku 1980 J. Kemmer [2] zastosował do produkcji krzemowych detektorów technologię planarną. Pozwalało to na wykorzystanie najnowszych technik produkcyjnych przemysłu półprzewodnikowego do wytwarzania detektorów o dobrej powtarzalności parametrów przy stosunkowo dużym uzysku produkcyjnym.

W detektorach wykonanych technologią planarną można było dość łatwo podzielić jedną z elektrod diody na segmenty i zastosować odczyt sygnału z każdego segmentu. To z kolei pozwoliło na zastosowanie detektorów do wyznaczania torów cząstek jonizujących i umożliwiło ich wykorzystanie w eksperymentach fizyki wysokich energii, jako detektorów o dużej rozdzielczości przestrzennej.

Rys. Cząstka przechodząc przez materiał detektora tworzy pary elektron-dziura (na przykładzie dwustronnego detektora krzemowego)

Na rysunkupokazano zasadę pracy detektora krzemowego. Na płytce krzemowej typu n, o dużej rezystywności (rzędu 5kΩcm), wytwarza się długie paskowe diody p-n. Każda dioda jest niezależnie zasilana poprzez rezystor polikrzemowy.

Rezystor powinien być stosunkowo dużej rezystancji, gdyż jego wartość wpływa na szum detektora (szum jest odwrotnie proporcjonalny do wartości rezystancji). Nad powierzchnią diod na cienkim tlenku wytworzone są paski aluminiowe z polami kontaktowymi do podłączenia elektroniki odczytu. Paski aluminiowe realizują jednocześnie sprzężenie pojemnościowe między diodą a wejściem wzmacniacza ładunkowego(odcina się w ten sposób składową stałą prądu upływu).

Diody polaryzuje się w kierunku zaporowym, aby usunąć ładunek swobodny z całej objętości krzemu. Przechodząca cząstka wytwarza na swej drodze pary elektron-dziura (poprzez bezpośrednią jonizację lub wzbudzenie atomów sieci). Generując ładunek cząstka traci stopniowo swą energię a w przypadku ekstremalnym może grzęznąć w detektorze (np. duże cząstki o małej energii) [6]. Również fotony wytwarzają ładunek w krzemie (dzieje się to głównie poprzez efekt fotoelektryczny).

Foton pochłonięty w spolaryzowanym detektorze generuje ładunek Q, który w najprostszym przypadku jest zbierany w całości na najbliższym pasku, generując impuls. Jeżeli do każdego paska przyłączony jest kanał elektroniki odczytu, to znając numer kanału można określić punkt rejestracji fotonu.

Cechy krzemu jako materiału używanego do produkcji detektorów

Podstawowym materiałem stosowanym do budowy detektorów półprzewodnikowych jest krzem. Spowodowane jest to wieloma zaletami krzemu, takimi jak:

• Niska cena i powszechność występowania surowca;
• Możliwość łatwego wytwarzania płytek monokrystalicznych o dużych średnicach;
Łatwość otrzymywania tlenku, który może być wykorzystany w procesach fotolitograficznych oraz jako dobry izolator elektryczny;
• Łatwa adaptacja znanych procesów technologicznych dla potrzeb budowy detektorów krzemowy
• ch;
Korzystna szerokość pasma zabronionego. Jest ona wystarczająco duża, aby szum spowodowany termiczną generacją nośników ładunku pozwalał na pracę detektora w temperaturach pokojowych.

Wadą detektorów krzemowych jest ich podatność na zniszczenia radiacyjne. Parametry detektorów zaczynają się pogarszać już przy dawkach napromieniowania rzędu pojedynczych megaradów. Krzemowe detektory są bardzo atrakcyjne dla potrzeb fizyki cząstek ze względu na ich bardzo dobrą rozdzielczość energetyczną. Średnia energia potrzebna do wytworzenia jednej pary elektron-dziura wynosi tylko 3,62 eV. Jest to bardzo mała wartość w porównaniu z innymi rodzajami detektorów. Na zjonizowanie cząstki gazu w detektorze gazowym potrzeba ok. 30 eV, a na wytworzenie jednego fotonu w detektorze scyntylacyjnym zużywa się średnio około 300 eV. Typowa grubość detektorów wynosi 300 ľm, co pozwala wygenerować średnio 32 tysiące par elektron-dziura. Sygnał taki jest wystarczająco wysoki, aby można go było zarejestrować powyżej poziomu szumów.

Detektory krzemowe są również atrakcyjne ze względu na szybkość działania. Ładunek generowany przez cząstkę jonizującą może być zarejestrowany w czasie rzędu 10 ns. Otwiera to możliwość zastosowania tych detektorów w układach wyzwalania oraz szybkich układach detekcyjnych.

Koncentracja nośników ładunku w samoistnym krzemie, w temperaturze pokojowej wynosi ni = 1,45 x 1010 [cm-3], a w krzemie domieszkowanym jest jeszcze większa. W detektorze o typowej grubości 300 ľm i powierzchni l cm2 całkowita liczba swobodnych nośników wynosi ok. 4,5 x 108. Jest to o cztery rzędy wielkości więcej niż oczekiwana wielkość ładunku wygenerowanego przez przechodzącą cząstkę. W tej sytuacji wygenerowany ładunek byłby praktycznie niezauważalny na tle fluktuacji liczby swobodnych nośników. Aby zwiększyć stosunek sygnału do szumu, należy obniżyć temperaturę krzemu (koncentracja swobodnych nośników silnie zależy od temperatury). Drugim rozwiązaniem jest zubożenie całej objętości detektora, co można łatwo uzyskać przy wykorzystaniu właściwości złącza p-n. Na tej zasadzie pracują krzemowe detektory promieniowania jonizującego.

Złącze p-n

Złączem p-n nazywamy warstwę rozgraniczającą półprzewodnik typu „p” od półprzewodnika typu „n”. W półprzewodniku typu „n” jest większa koncentracja elektronów (nośniki większościowe), a w półprzewodniku typu „p” większa koncentracja dziur.

W warstwie typu p istnieją ujemne nieruchome ładunki zjonizowanych atomów domieszki akceptorowej oraz dodatnie ładunki ruchomych dziur (nośniki większościowe). Ponadto jest jeszcze niewielka liczba elektronów (nośniki mniejszościowe). W warstwie typu n istnieją dodatnie, nieruchome ładunki zjonizowanych atomów domieszki donorowej oraz ujemne ładunki ruchomych elektronów (nośniki większościowe). Ponadto jest jeszcze niewielka liczba dziur (nośniki mniejszościowe). Obie warstwy osobno są obojętne elektrycznie.

Po połączeniu następuje dyfuzja elektronów z warstwy n do warstwy p oraz dziur z warstwy p do n. Zjawisko dyfuzji zachodzi wskutek dużej różnicy koncentracji ruchomych nośników ładunku w obu warstwach.

Przepływ elektronów w obszarze granicznym warstwy n powoduje powstanie nieskompensowanych ładunków dodatnich nieruchomych centrów donorowych. Analogicznie w obszarze granicznym warstwy p pozostają nieskompensowane ładunki ujemne nieruchomych centrów akceptorowych. W obszarze granicznym warstw powstaje warstwa dipolowa ładunku, wytwarzająca pole elektryczne przeciwdziałające dyfuzji nośników większościowych. Warstwa ta nazywana jest również warstwą zaporową lub warstwą ładunku przestrzennego. Zaś napięcie wytworzone w obszarze granicznym złącza nosi nazwę napięcia dyfuzyjnego lub zwany jest barierą potencjału. Chaotyczny ruch elektronów i dziur może sprawić, że znajdą się one w obszarze warstwy zabronionej. Zostaną one natychmiast przechwycone przez pole elektryczne, istniejące w tej warstwie, i uniesione do obszaru przeciwnego typu zgodnie z kierunkiem działającego pola elektrycznego.

Polaryzacja złącza p-n

Model złącza p-n wygodnie jest podzielić na trzy obszary o różnych właściwościach elektrofizycznych. Dwa obszary obojętnie elektrycznie (typu N i typu P) oraz obszar ładunku przestrzennego tj. warstwa zaporowa. Ze względu na małą koncentrację ruchomych nośników ładunku rezystancja warstwy zaporowej będzie miała dominujący wpływ na kształt charakterystyki prądowo-napięciowej złącza p-n. Można przedstawić model takiego złącza w postaci trzech rezystorów: dwie rezystancje szeregowe obszarów obojętnych elektrycznie typu N i typu P oraz rezystancja nieliniowa warstwy zaporowej.

Pod wpływem przyłożonego napięcia powstaje obwód elektryczny, w którym prawie cały spadek napięcia następuje w warstwie zaporowej. Warstwa zaporowa niespolaryzowanego złącza rozciąga się wokół obszaru przejściowego, w której gęstość nośników jest znacznie niższa od gęstości w odległych, praktycznie jednorodnych obszarach złącza. Właśnie ta obniżona gęstość nośników powoduje wyższą rezystancje w warstwie zubożonej.

Sumaryczny prąd płynący przez złącze niespolaryzowane musi być równy zero, a ładunek przestrzenny musi mieć wartość ustaloną. Oba te warunki są spełnione, gdy prąd dyfuzji jest równy prądowi unoszenia oddzielnie dla dziur i elektronów:

W przypadku złącza spolaryzowanego zaporowo, bariera potencjału zwiększa się, gdyż do napięcia dyfuzyjnego dodaje się napięcie zewnętrzne, zwiększa się również szerokość obszaru zubożonego. Przy takiej polaryzacji płynie tylko niewielki prąd unoszenia, zwany tutaj prądem wstecznym. Wartość prądu wstecznego praktycznie nie zależy od wartości przyłożonego napięcia, zależy natomiast od temperatury i własności materiału, ponieważ to te parametry mają wpływ na ilość nośników mniejszościowych.

Budowa detektora krzemowego

Na rysunku pokazano typową topologię dwustronnego detektora paskowego. Podobnie jak w detektorach gazowych można próbować zlokalizować gdzie w detektorach nastąpiła jonizacja. Standardowy detektor jest stosunkowo cienki i jego grubość to przeważnie kilkaset mikrometrów.

Jedna z elektrod odczytowych (od strony dużej koncentracji domieszek) ma postać szeregu cienkich pasków. Każdy pasek p+ jest zasilany z linii zasilającej (ang. bias line) przez własny rezystor polaryzujący (najczęściej jest to rezystor polikrzemowy) i jest podłączony do wzmacniacza ładunkowego. Wszystkie paski p+ otacza pierścień ochronny (ang. guardring), który ma na celu izolację obszaru aktywnego od efektów brzegowych występujących na krawędziach detektora. Od spodu wytworzona jest warstwa n+ w celu uzyskania dobrego kontaktu omowego.

Bardzo istotnym parametrem detektorów paskowych jest odstęp między środkami sąsiednich pasków p (ang. pitch). Decyduje on o dokładności wyznaczenia toru cząstki. Dokładność będzie większa przy większej gęstości pasków. Z drugiej jednak strony, jeżeli ładunek wygenerowany przez cząstkę rozpłynie się na kilka pasków, to rejestrowane na paskach sygnały będą małe w stosunku do szumu, co oczywiście pogarsza rozdzielczość pozycyjną. Jednocześnie, ze względu na trudności techniczne, nie buduje się detektorów o odległości między paskami mniejszej niż 20 ľm.

Detektor krzemowy jest matrycą diod wykonanych w formie pasków typu p+ na podłożu n. Jak już wcześniej wspominałem foton pochłonięty w spolaryzowanym detektorze generuje ładunek Q, który w najprostszym przypadku jest zbierany w całości na najbliższym pasku, generując impuls. Jeżeli do każdego paska przyłączony jest kanał elektroniki odczytu, to znając numer kanału można określić punkt rejestracji fotonu.

Podział ładunku między paski

Oprócz opisanej wyżej sytuacji typowej możliwy jest też przypadek, gdy foton zostaje zaabsorbowany pomiędzy paskami. Nastąpi wtedy podział wygenerowanego ładunku pomiędzy sąsiednie paski, a elektronika odczytu zarejestruje to zdarzenie jako dwa sygnały o różnych energiach, niższych niż energia kwantu. To zjawisko powoduje, że rozkłady amplitudowe na wykresach natężenia promieniowania w funkcji energii otrzymanych z paskowego detektora krzemowego są z reguły bardziej rozmyte niż otrzymywane z detektora gazowego, a tło jest wyższe.

Efekty związane z podziałem ładunku odgrywają coraz większą rolę wraz ze zmniejszaniem odległości międzypaskowej p, oraz zwiększaniem energii padającego na detektor promieniowania. Za ten drugi składnik odpowiedzialne jest przede wszystkim zjawisko Comptona. Mniejsza odległość międzypaskowa p powoduje, więc pogarszanie się spektrometrycznych własności detektora, ale z drugiej strony poprawia jego przestrzenną zdolność rozdzielczą. Podział ładunku między paski można wykorzystać do dokładniejszego oznaczania pozycji zarejestrowanego fotonu biorąc środek ciężkości sygnału (ładunku) zmierzonego na sąsiednich paskach. Takie rozwiązanie, stosowane z powodzeniem w eksperymentach fizyki wysokich energii [Kuc00], jest trudne do zrealizowania przy pracy z lampą rentgenowską ze względu na nie- określone odstępy czasowe pomiędzy kolejnymi fotonami — trzeba by mocno skomplikować elektronikę odczytu i w związku z tym nie jest ono w praktyce stosowane. Warto zwrócić uwagę, że problem podziału ładunku dotyczy nie tylko detektorów paskowych, ale wszystkich detektorów wykonanych na jednolitym podłożu, którym segmentację struktury zapewnia domieszkowanie i pole elektryczne.

Typowa odległość międzypaskowa zawiera się w przedziale od 20 do kilkuset mikrometrów. Jeśli wziąć pod uwagę mniejszą z podanych liczb, to spodziewana liczby kanałów na milimetr długości jest na tyle duża, że problematyczne staje się wykonanie odpowiednio gęstej elektroniki odczytu. Stąd, w detektorze o małej odległości międzypaskowej tylko część pasków podłącza się do elektroniki odczytu np. dwa niepodłączone paski na każdy kanał elektroniki — rys. 2.7. Co ciekawe niekorzystnie w takim systemie wypada konfiguracja z dokładnie jednym niepodłączonym paskiem przypadającym na kanał elektroniki odczytu [DGI96].

Istotnym szczegółem technicznym jest utrzymywanie wszystkich pasków na takim samym potencjale, żeby sposób podziału ładunku zależał tylko od punktu pochłonięcia fotonu. Realizuje się to dodając duże rezystancje pomiędzy paskami. Ładunek zebrany na niepodłączonych paskach propaguje się do kanałów odczytowych poprzez wewnętrzne pojemności międzypaskowe dominujące nad pojemnościami pasek dolna elektroda polaryzująca; opisanymi w punkcie 5.1.2 i nie pokazanymi na rysunku 5.4. Mając wartości sygnału z dwu sąsiednich kanałów elektroniki można, analogicznie jak przy podziale ładunku między dwa paski, interpolować pozycję fotonu.

Komplikacje w takim systemie pojawiają się, jeżeli chcemy mierzyć dokładnie energię fotonów ze względu na wspomniane pojemności pasek-dolna elektroda. Pojemności te, mimo że niewielkie w porównaniu z pojemnościami międzypaskowymi, utrudniają precyzyjny pomiar energii fotonu.