核輻射探測器（半導體探測器）(共69頁)

1、精選優(yōu)質文檔-傾情為你奉上半導體探測器半導體探測器是一種以半導體材料作為探測介質的新型核輻射探測器，它有很好的能量分辨能力。隨著半導體材料和低噪聲電子學的發(fā)展以及各種應用的要求,先后研制出了 P-N結型探測器、鋰漂移型探測器、高純鍺探測器、化合物半導體探測器以及其它類型半導體探測器。第一節(jié) 半導體的基本知識和半導體探測器的工作原理根據物質導電能力,物質可分為導體、絕緣體和半導體。物質的導電能力可用電阻率來表示,單位為·cm。導體的電阻率在10-5·cm以下,絕緣體的電阻率在1014·cm以上,半導體的電阻率介于它們之間,一般在(10-210-9 )·cm

2、范圍內。半導體通常以晶體形式存在,晶體可分為單晶體與多晶體。在單晶體中,所有原子都連續(xù)地按同一規(guī)律整齊地排列,這稱為晶格。多晶體是由許多小晶體顆粒雜亂地堆積起來的,因此多晶材料是不均勻的。半導體探測器多是由單晶材料制造的。一、 半導體材料的電特性在單晶中，原子緊挨形成晶格排列, 相互之間有電磁力作用。因此晶體中電子的能量就和孤立原子不同。孤立原子中的電子只能存在于一定能級上，能級之間是禁區(qū)，電子不能存在。對于單晶體，原子間存在著電磁力，相應孤立原子的能級就分裂成很多十分靠近的新能級，由于單位體積內原子數目非常多，這些分裂彼此之間非?？拷?，可以看作連續(xù)的，這種連續(xù)的能級形成一個能帶。導體、絕緣體

3、和半導體的能帶如圖3.1所示圖 3.1半導體、導體和絕緣體的能帶圖圖 3.1 所示的滿帶是由各孤立原子的基態(tài)分裂出來的能級,導帶是由孤立原子各激發(fā)態(tài)分裂出來的能級。滿帶和導帶之間的禁區(qū)稱為禁帶,禁帶寬度稱為能隙,用Eg表示,單位為eV。半導體與絕緣體、導體之間的差別在于禁帶寬度不一樣。由于導體不存在禁帶, 滿帶和導帶交織在一起,導電性能好；絕緣體的禁帶最寬,約(210)eV,導電性能最差；半導體的禁帶較窄。約（0.12.2）eV,導電性能比絕緣體好,而次于導體。用作半導體探測器材料的性能列于表3.1中。二、本征半導體理想的不含雜質的半導體在無外界作用時,導帶中的電子和滿帶中的空穴都應由熱激發(fā)產

4、生,而且電子數目嚴格地等于空穴數目,這樣的半導體材料稱為本征半導體。在有外界作用時,如在光 、熱或核輻射的作用下,滿帶中的電子就會獲得能量而被激發(fā)到導帶,這樣的電子如同自由電子一樣,能在晶體內運動，參與導電,這就是所謂電子型導電。滿帶中的電子被激發(fā)到導帶而在滿帶中留下的空穴也參與導電,這是因為滿帶內空穴很容易被鄰近原子的電子占據,而這個失去電子的原子又產生一個新的空穴,從效果上看好像空穴移動了,這就是空穴型導電。電子和空穴統稱為載流子。本征半導體中熱激發(fā)產生的載梳子稱為本征載流子。本征電子、空穴數目與溫度T和禁帶寬度Eg有關。T越高,Eg 越小,產生載流子數越多。同時,電子主穴相遇復的概率也就

5、越大。在一定溫度下,產生率與復合率達到相對平衡,使半導體中保持一定數目的載流子。理想的完全不含雜質的半導體材料很難找到?，F有的實用純度最高的半導體硅和鍺,其載流子濃度的經驗公式為：硅:鍺: （3.2）式中n的下標"i"表示本征材料。在室溫下(T=300K)，本征硅和鍺的載流子濃度為:硅：鍺： （3.3）由此可見,由于半導體的能隙Eg較小,在室溫下,甚至在更低溫度下,也會產生本征載流子。三、P型和N型半導體本征半導體的導電性能較差。為了提高半導體的導電性能,人們常常利用半導體中存在的兩種導電機制,通過加入適當的雜質,以獲得電子型半導體(N型半導體)或空穴型半導體（P型半導體）

6、。我們以晶體硅為例,鍺和其它半導體材料具有與硅類似的性質。當在四價單晶硅中摻入少量的五價元素磷時,磷原子將占據晶格中的一個位置,替換一個常態(tài)硅原子。磷原子和相鄰四個硅原子形成共價鍵如圖3.2(a)所示,剩余的第五個價電子圖3.2 占據晶體中的一個取代晶格位置的雜質原子示意圖（a）四價硅中摻入五價磷；（b）四價硅申摻入三價硼與磷原子結合不很緊密，只要很小的能量（小于0.O5eV）就可以激發(fā)電離而成為自由電子，參預導電，而磷原子成為帶正電的離子。但這種雜質離子不像空穴，它是固定在晶格中的不能遷移的,故并不參預導電。這種半導體的導電主要是由電子貢獻的，所以叫電子型或N型半導體。這種把電子貢獻給導帶的

7、雜質稱為“施主雜質”。常用的施主雜質有磷、砷、銻、鋰等。雜質不是半導體晶格的組成部分,那些結合不緊密的多余電子可以在禁帶中占據一個位置,它們總是具有接近禁帶上部的能量,稱為"施主能級"如圖3.3（a）所示。對于鍺, 施主能級距導帶底部僅0.O5eV，對于硅、磷、砷距導帶底部是0.O4eV,銻是0.04eV,鋰是0.03eV。在硅中摻入少量三價元素硼，硼原子同樣會占據一個晶格位置，因它只有三個價電子，與鄰近四價硅原子只能形成三個共價鍵時如圖3.2（b）所示，因此有一個共價鍵是不飽和的，這就有從附近硅原子捕獲一個電子形成飽和鍵的趨勢。當一個電子被捕獲時，硼原子變成負離子，在滿帶

8、中留下空穴。這種半導體的導電主要是由空穴貢獻的，所以叫空穴型或P型半導體。這種能接受滿帶中電子而產生導電空穴的雜質稱為"受主雜質"，常用的受主雜質有硼、鋁、鎵、銦等。被捕獲的電子雖然被束縛在一個具體的位置，但與一般價電子相比，不是束縛得那樣牢固。因此這些受主雜質也在正常禁帶中建立了電子位置，形成受主雜質能級，簡稱"受主能級"。受主能級在禁帶的下部如圖3.3（b）所示。對于半導體鍺，它們的受主能級距滿帶頂部僅0.01eV；對于半導體硅、磷、砷距導帶底部是0.O5KV,銻是0.04Ev,鋰是0.03 eV。圖3.3 在Si帶隙中建立的雜質能級由以上討論可知，

9、對摻雜半導體，除本征電子-空穴對外，還有施主雜質提供的電子和受主雜質提供的空穴，因此電子濃度n和空穴濃度P不再相等,且相差很大。雜質雖然含量甚微,但它的Eg很小,只需很小的能量就可以產生電子和空穴,因此提供的載流子數遠大于本征載流子數。例如硅單晶每cm3有5.22×1022個原子,即使只摻入百萬分之一的施主雜質,由于在室溫下這些雜質原子幾乎全部電離,可提供導電電子濃度為5.22×1016個/cm3,而本征硅的導電電子濃度由(3.3)式知是1.5×1010個/cm3。用表示施主雜質濃度,顯然。N型半導體中的電子和P型半導體中的空穴稱為多數載流子。N型半導體中的本征空

10、穴和P型半導體中的本征電子也參預導電,它們稱為少數載流子。正因為雜質提供了大量的載流子,所以增強了半導體的導電性能。室溫下,雜質對電阻率的影響,對硅來說比對鍺顯著得多。鍺的禁帶寬度較窄,在鍺中熱激發(fā)電子-空穴對易產生。因此,為有效地改變本征鍺的電阻率需要較大的雜質濃度。例如,在P型硅中雜質濃度為1013個原子/cm3時相應的電阻鋁約為 50O·cm, 顯著低于本征硅的電阻率105·cm。但同樣的雜質濃度在P型鍺中,其電阻率約為5OQ·cm。顯著低于本征鍺的電導率105·cm。但同樣的雜質濃度在P型鍺中，其電阻率約為50·cm，對N型鍺為15&#

11、183;cm,與本征鍺電阻率5O·cm相比降低得不多。當鍺被冷卻到液氮溫度時,同樣的雜質濃度會使其電阻率顯著降低。五、半導體探測器的基本原理半導體探測器探測帶電粒子的基本原理與氣體電離室的十分相似。但由于半導體的密度比氣體的大得多,對射線的阻止本領也就比氣體的大得多。在半導體中產生一個電子空穴對所需的平均電離能約為3eV,比在氣體中的平均電離能(約3OeV)小一個數量級。平均電離能與入射粒子的性質、能量無關,但隨溫度的升高而減小。表3.1中已經給出了不同溫度情況下Si和Ge的平均電離能。若能量為E0的核輻射粒子,其能量全部損失在半導體探測器靈敏體積內,所產生的電子空穴對數目為： （3

12、.7）半導體探測器加一外電壓,電壓的方向是使半導體探測器得到反向偏置,故稱為加反向偏壓。從以后各節(jié)的討論將知道,半導體探測器多為P-N 結結構。加反向電壓即在結的P邊相對于N邊為負電壓,這時結兩邊的電位差增加,只有少數載流子在電場作用下越過結,而少數載流子濃度很低,所以反向電流很小。由于探測器加反向偏壓,探測器靈敏區(qū)內部形成電場區(qū)。在沒有核輻射射入時,由于絕緣電阻很大,漏電流很小。當帶電粒子或其他核輻射入射到探測介質后,它們損失能量,介質內就產生電子空穴對,在外電場作用下,電子和空穴分別向兩電極作漂移運動,從而在電極上感應出電荷,電荷在電容C上積累而形成電壓脈沖。要實現這一過程,即探測器正常工

13、作,必須同時滿足以下條件: 要求用作探測器的固體材料具有高的電阻率,才能保證加上較高的電場強度,而漏電流很小。探測器材料必須有足夠長的載流子漂移長度,以便載流子能通過靈敏區(qū)厚度d大（要大）的到達電極而不發(fā)生復合或俘獲。目前,滿足上述要求的主要方法有： 在硅或鍺單晶中形成PN結,在PN結上加反向偏壓形成探測器的靈敏區(qū),在該靈敏區(qū)內載流子濃度很小,電阻率極大而漏電流很小； 在P型和N型的鍺或硅單晶間通過補償工藝使形成準本征區(qū),其電阻率很高,可作為探測器的靈敏區(qū)； 使用高純度半導體材料作為探測器材料。下面幾節(jié)分別講述利用這些方法制造的各種類型的半導體探測器以及近幾年來人們研制出的化合物半導體探測器和

14、一些特殊類型的半導體探測器。第二節(jié) PN 結型半導體探測器二、工作原理PN結型半導體探測器的工作原理可敘述如下：由于PN結區(qū)載流子很少,電阻率很高,當探測器加上反向電壓以后,電壓幾乎完全加在結區(qū),在結區(qū)形成一個足夠強的電場,但幾乎沒有電流流過。入射粒子射入結區(qū)后,通過與半導體的相互作用,損失能量產生電子空穴對。在外加電場作用下,電子和空穴分別向兩極漂移,于是在輸出回路中形成信號。當電場足夠強時,電子和空穴在結區(qū)的復合和俘獲可以忽略。這時,輸出信號的幅度與帶電粒子在結區(qū)消耗的能量成正比。如果入射粒子的能量全部消耗在結區(qū),則輸出脈沖幅度與入射粒子能量成正比。三、種類和結構PN結型探測器一般都是用半

15、導體硅材料做成,硅的禁帶寬度為1.12eV,比鍺的要大,室溫下漏電流小,使用時可以不用低溫冷卻。根據PN結的制造方法不同,可以分為擴散型、面壘型和離子注入型探測器等。1、面壘型常用的面壘型探測器是金硅面壘型半導體探測器,如圖3.5所示。金硅面壘探測器是利用N型硅單晶作基片,表面經過酸處理后,暴露在空氣中,表面會形成一層氧化層,然后在真空中靈敏面上鍍一薄層金膜(約10m),靠近金膜的氧化層具有P型硅的特性,并在與基片交界面附近形成PN結。在基片的背面鍍有鎳或鋁作歐姆接觸引線,接電源的正極。歐姆接觸電極即是兩種符號的電荷(電子和空穴)都可以自由流過的不整流電極。金膜與銅外殼接觸,接電源的負極。鍍金

16、面作為待測核輻射的入射面,稱為入射窗。圖3.5 金硅面壘探測器示意圖1硅片；2金膜；3鎳或鋁膜；4銅殼；5聚四氟乙烯電片；6聚四氟乙烯環(huán)；7銅帽；面壘型探測器在制造工藝上不涉及高溫,探測器材料能保持原來的良好性能,噪聲低,能量線性好,能量分辨率高,入射窗薄,易于制得面積較大且均勻的靈敏區(qū),結構簡單,操作方便。面壘型探測器對光靈敏,薄入射窗對光是透明的,照在探測器表面上的光子可以到達靈敏體積內?？梢姽夤庾拥哪芰考s為()eV,大于硅和鍺的能隙Eg,因此可見光光子與半導體相互作用可能產生電子空穴對,普通房間內的光線就能引起很高的噪聲。所以使用于探測帶電粒子時探測器必需在真空密封條件下,以使噪聲降低到

17、可以忽略的水平。面壘型探測器的窗很薄,決不能用手觸摸其鍍金面。2.擴散型擴散型探測器是把一種類型的雜質擴散到另一種相反類型的半導體內而形成PN結的探測器。通常是將五價磷(磷可以是氣態(tài),也可以是固態(tài)),在高溫（）下擴散到P型硅中,即擴散進一層施主雜質而形成N型薄層,它是粒子入射窗。擴散深度通過調節(jié)擴散過程的溫度和時間來控制,通常擴散深度為()m。N型表面層雜質濃度比原來的P型材料的雜質濃度高,耗盡層主要在結的P邊,因此很大部分N型表面層來被耗盡,但是擴散型探測器的"死層",比較厚,約為()m。靈敏區(qū)的最大厚度限制在約600m范圍內,制造時需經1000左右的高溢,這導致半導體載

18、流子壽命減小,影響其能量分辨率,使這種探測器的應用受到限制。隨著半導體器件工藝的改進,70年代研制出了低噪聲氧化物鈍化PN給探測器,克服了老式擴散型探測器的缺點,并能制作成大面積的淺擴散結。它的靈敏區(qū)比面壘型的厚,可用來制作室溫下使用的射線和X射線探測器。3.離子注人型利用加速器產生的具有一定能量的正離子束流,直接穿透半導體表面而形成離子注入型PN結半導體探測器。通常用硼離子轟擊N型硅,用磷離子轟擊P型硅,離子束能量在keV之間。由于用磁分析器排除雜質,入射粒子束便具有高純度。這種探測器受環(huán)境影響小,工作更穩(wěn)定,這是面壘型所不及的。通過調節(jié)離子束的能量和強度很容易得到所需的深度和摻雜濃度。離子

19、注入型的另一優(yōu)點是可以在高阻硅上得到薄窗(可薄到34nm)且耐磨損。其缺點是入射離子產生強的輻射損傷,形成大量俘獲和復合中心,能量分辨率不如面壘型的好。四、特性參量2.結電容當PN結所加的反向偏壓變化時,結區(qū)厚度也跟著變化,從而結區(qū)內的空間電荷量也要發(fā)生變化。這種結區(qū)電荷隨外加電壓的變化表明結區(qū)具有一定的電容。結區(qū)的電容可用平行板電容器的電容公式來計算: (3.21)式中: 為介電常數,單位為F/m；S和d分別為探測器的面積和結區(qū)厚度,單位分別為和m；k為靜電力恒量,其值為。若S和d的單位分別用和cm,則 (3.22)將(3.20)式代入(3.22)式,則對N型Ge: （3.23） 可見半導體

20、材料的電阻率越高,探測器工作電壓越高,結電容越小,探測器面積越大,給電容越大。3.窗厚 入射粒子進入探測器的靈敏區(qū)之前通過的非靈敏區(qū)厚度叫做探測器的窗厚。入射粒子通過它時損失能量,但對輸出脈沖沒有貢獻,導致探測器的能量分辨率變壞。特別是對于重帶電粒子或其他穿透能力弱的輻射粒子,窗中損失的能量可能是明顯的,所以要考慮對窗厚的修正。窗厚可以由測量單能帶電粒子在兩個不同入射角時所產生的脈沖幅度確定。若入射角(RH垂直于探測器表面入射)時,窗中的能量損失為。當時,窗中損失的能量為：。假設入射粒子在窗材料中的射程大于窗厚而小于靈敏區(qū)厚度,則能量為的入射粒子以這兩個角度入射分別損失在靈敏區(qū)內的能量差為:

21、（3.24）從實驗測得的脈沖幅度求得,就可以根據材料對這種入射粒子的電離損失率求出窗厚。 金硅面壘型探測器的窗是金層厚度加上硅的死層,一般金層厚a0.010.05m,硅死層厚度與ln(B/Vo)成正比,其中B為常數,為硅的電阻率,V0為外加偏壓。例如當=104·cm,V0=100V時,硅死層厚度為0.08m。適當增加所加偏壓可使硅的死層很小,即探測器的窗可以變得很薄。入射窗的厚度一般是不均勻的。常常是中心部分薄,邊緣部分厚。作能量測量時,往往經過準直使用中心部分。4.能量分辨率a金硅面壘半導體探測器是作粒子等重帶電粒子能譜測量的比較理想的探測器。影響其能量分辨率的因素主要是：電子-空

22、穴對數的統計漲落；核散射效應；探測器的噪聲；空氣和窗吸收的影響等。金硅面壘探測器輸出脈沖幅度正比于入射粒子的能量,即探測器輸出脈沖幅度與入射粒子的能量成線性關系。且對各種類型的粒子都具有良好的線性。五、輸出脈沖半導體探測器的輸出脈沖由入射粒子在探測器靈敏區(qū)產生的電子空穴對在外電場作用下向兩極漂移形成。探測器的輸出脈沖形狀不僅與探測器靈敏區(qū)內電子和空穴的收集時間有關,而且和它的輸出電路有關,其輸出電路如圖3.7(a)所示。探測器的工作電壓由電源電壓經過負載電阻RL供給,輸出信號同時從這里引圖3.7金硅面壘探測器的輸出電路（分別為前置放大器輸入電容、探測器結電容、雜散電容；Ri、Rd、RL、分別為

23、前置放大器輸入電阻、探測器靈敏電阻、負載電阻,Rs、Cs為探測器非靈敏區(qū)電阻、電容）(a)輸出電路；（b）等效電路；(c)簡化等效電路。出,輸出脈沖經過前置放大器放大后再被電子學儀器線路接收、記錄。一般情況下探測器非靈敏區(qū)電阻Rs和電容Cs很小,可以忽略。探測器輸出電路的等效電路如圖3.7(b)和（c）所示。R是Rd、RL和Ri并聯后的總電阻,Ca=C+Ci 。金硅面壘探測器靈敏區(qū)內電場的分布是不均勻的,入射粒子在其中產生的電子空穴對的地點又不固定,所以輸出脈沖信號的理論計算是很復雜的。當輸出電路的時間常數R（Ca+Cd）比探測器內載流子收集的時間大很多, 即電流I(t)對(Ca+Cd)充電過

24、程中R上的漏電荷可以忽略時,半導體探測器的輸出電壓脈沖最大幅度為： （3.35）電壓脈沖達到 Vmax以后,其后沿將以時間常數R(Ca+Cd)按指數規(guī)律下降： (3.36)金硅面壘探測器輸出脈沖形狀如圖 3.8 所示。圖3.8金硅面壘探測器輸出脈沖的形狀第三節(jié) 鋰漂移型半導體探測器上節(jié)介紹的PN結型半導體探測器靈敏區(qū)厚度很難達到2mm以上,它對于探測粒子等重帶電粒子有著廣泛的應用。但對于像射線這樣穿透性很強的輻射,因靈敏區(qū)厚度或有效體積有限,就不適應了。60年代,采用鋰漂移技術在P型和N型半導體之間得到受主雜質濃度和施主雜質濃度平衡的高電阻率補償材料區(qū),該區(qū)具有的性質與本征材料的性質類似,通常

25、以符號I（英文“Intrinsic”的首字母）表示,簡稱I區(qū),又叫補償區(qū),它是探測器的靈敏區(qū)?？色@得厚度大于1Omm的靈敏區(qū)。所以鋰漂移探測器是P-I-N結構,習慣上又稱為PIN探測器。一、靈敏區(qū)的形成對于硅和鍺, 目前純度最高的材料多數是P型的,最好的純化過程也會使受主雜質在材料中占優(yōu)勢。因此要達到所希望的補償必須在材料中添加施主原子。鋰是唯一可以足夠高的濃度注入硅或鍺中作為補償(施主)雜質的。圖 3.9PIN 結構及其雜質濃度、電場強度分布(d) 漂移前 F ( 的漂移后 F (c)PIN 探測器的基本結構 ,(d) 電場強度分布。一塊P型半導體,例如摻硼的Si單晶,最初它的受主雜質的濃度

26、是均勻分布的。在P型半導體的一面蒸發(fā)上一層金屬鋰,由于鋰在Si和Ge半導體中的遷移率高而電離能較低(在硅中是0.033eV,在鍺中是0.093eV),在室溫下鋰全部電離,電子進入到導帶內,起施主作用。而鋰離子()的半徑只有nm,比室溫下Si和Ge的晶格間距(分別為nm和nm)小得多,因此,在電場作用下,鋰離子很容易穿過晶格,作為填隙離子漂移深入到半導體內部,它和原來的負離子（例如）由于靜電作用而形成穩(wěn)定的中性離子對(例如)。這相當于施主原子把多余的一個電子給了受主原子,使在此區(qū)域內的電子和空穴都減少,從而大大提高了電阻率。這就是鋰的補償作用。漂移過程中為了達到足夠的效果,在典型的漂移溫度下(6

27、0)往往需要深移幾天至幾周的時間。鋰漂移前后雜質濃度n的分布如圖3.9給出。圖3.9（a）是在沒有加偏壓時鋰漂移前的濃度和 P型雜質濃度的分布,是均勻分布的。在距離晶體一個表面oc距離的j點分布曲線和分布曲線相交,在j點=。在j點的左邊這一面鋰施主大大超過原有的受主,形成N型區(qū),用N+表示,上角標"+"表示雜質濃度非常高,稱為重摻雜的N型區(qū)。而在j點的右邊仍為P型,從而形成PN+結。因3.9(b)是漂移后雜質濃度和濃度的分布曲線。漂移中,PN+結加反向偏壓（稱為漂移電壓）,同時升高晶體的溫度以提高Li+的遷移率,在電場的作用下,Li+沿電場方向向P區(qū)漂移,Li+的濃度將會增

28、加到接近原有的受主雜質濃度,剛好補償,導致漂移區(qū)各點的空間電荷為零的狀態(tài),形成電阻率很高的本征區(qū)(I 區(qū))。漂移過程一旦完成,就得到如圖 3.9（c）所示結構的探測器。I區(qū)的厚度不再隨外加電壓變化,而是固定的。這和PN結的耗盡層厚度不同。理論上在無外界作用時,"I"區(qū)不存在電荷,所以對于如圖3.9(c)所示的平面狀結構的探測器,假設鋰的補償是完善的,I區(qū)的電場就是均勻分布的,恒定電場強度為： (3.40)式中是探測器所加工作電壓,d為本征層厚度。平面型鋰漂移探測器的靈敏區(qū)電容可用(3.22)式計算。目前由于工藝水平所限, 平面型結構PIN探測器的靈敏區(qū)厚度最大只能達到2Om

29、m。為了制造靈敏體積更大的探測器,可以使鋰從圓柱形P型半導體材料的外表面向里漂移而制成同軸型PIN探測器。因為漂移完成后,晶體中還保留有P型芯子,所以同軸型以P芯貫穿晶體的情況可分為雙端同軸探測器和單端同軸探測器,如圖3.10所示。雙端型探測器才是“真同軸”的。目前同軸型探測器的靈敏體積可超過200構的PIN探測器,靈敏體積內的電場不再是均勻分布的。對于補償完善而無空間電荷的雙端同軸型,若芯半徑, 為本征區(qū)外半徑,則在本征區(qū)內半徑r處的電場強度為： (3.41)靈敏區(qū)電容為： (3.42)式中:l為本征區(qū)長度,它和和的單位均為cm,介電常數的單位為F/m。圖3.10 同軸型PIN探測器示意圖二

30、、輸出脈沖a對鋰漂移型半導體探測器輸出脈沖的分析類似于對脈沖電離室輸出脈沖的分析,所不同的是在半導體中電子和空穴的遷移率比較接近,而在氣體中電子比正離子的遷移率大得多。 1. 平面型探測器平行板電離室輸出電壓脈沖的解析式來表示: （t<th并t<tc） (tc<t<th) (th<t<tc) (t>th，t>te)式中 ：和分別是電子的漂移速度和收集時間,顯然；和分別是空穴的漂移速度和收集時間,；c是收集極對地電容,其中包括裝置電容和分布電容?？梢悦黠@看出,輸出電壓脈沖的形狀與最初產生電子空穴對的地點有關。因為,電子和空穴對脈沖的貢獻是不一樣的。

31、可以由下面幾種特殊情況下的脈沖形狀更清楚地說明：當時,即電離發(fā)生在非?？拷占姌O（側）處,電子很快被收集,脈沖前沿時間主要由空穴漂移的貢獻,脈沖前沿時間；當即電離發(fā)生在非?？拷撾姌O決時,脈沖前沿時間主要是電子漂移的貢獻,電壓脈沖前沿時間處定于電子收集時間。當電離發(fā)生在靈敏區(qū)的任一位置時,電子和空穴都對脈沖有貢獻。而且實際上入射粒子不只是在處產生電子空穴對,而是沿路徑都產生電子空穴對,電壓脈沖前沿最大時間由空穴漂移時間和電子漂移時間之和決定:   （3.44）圖3.11示出了平面型PIN探測器中入射粒子在靈敏區(qū)不同地點產生電離時輸出脈沖前沿形狀示意圖。實測的脈沖前沿時間比(3.44

32、 )式計算的要大得多,這是因為脈沖前沿時間實際上受到許多因素的影響。如雜質和晶格缺陷造成的空間電荷效應將抵消一部分外電場；探測器非靈敏體積區(qū)具有一定電阻,加上電極接觸電阻,這些電阻都是串聯起來的,它們和結電容組成積分電路使前沿時間變慢。一般鋰漂移型探測器輸出電壓脈沖前沿時間為幾十至上百ns。圖3。11 入射粒子在靈敏區(qū)不同位置產生電離時形成的輸出電壓脈沖前沿示意圖（a）載流子產生地點；（b）電壓脈沖前沿2. 同軸型探測器同軸型探測器大多是圓柱形狀,可用圓柱型電離室的輸出電壓脈沖公式表示。設在時，在距中心處產生對載流子，則t時刻在r處輸出脈沖電壓為： （3.45）脈沖是對數上升的，最大幅度為。

33、同樣，因為，所以最大脈沖前沿時間等于在時空穴的收集時間： （3.46） 在液氮溫度時，因為電場強度高到足以使電子和空穴的漂移達到飽和，所以可得到： （3.47）得到相應的最小前沿時間： （3.48）圖3.12示出了同軸型PIN探測器內入射離子產生電離的地點不同處形成的脈沖前沿示意圖。圖 3.12 入射粒子在同軸型 PIN 探測器靈敏區(qū)內不同位置電離產生的輸出脈沖前沿示意圖(a)載流子產生地點；（b）電壓脈沖前沿。由圖3.11和圖3.12可以看出, 在N-I邊界線或I-P邊界線附近產生的載流子引起脈沖上升得較慢,實際測量的比估算的還要慢。這些慢上升的脈沖幅度大部分也是"欠缺"

34、的。這是因為在邊界處補償得不好,俘獲效應引起電荷損失嚴重,因此造成脈沖幅度譜中所記錄的峰的低能尾巴。實驗研究發(fā)現,射程短的粒子主要在靠近前接點的補償得不好的靈敏區(qū)與物質相互作用,低能尾巴比較明顯。而射線穿透能力較強,在探測器靈敏體積內幾乎是均勻起作用的,低能尾巴不明顯。三、分類硅和鍺都可以做鋰漂移型探測器的基質材料,所以鋰漂移型探測器可以分成兩類:鋰漂移硅探測器和鋰漂移鍺探測器,它們分別用符號Si(Li)和Ge(Li)表示。它們在制造工藝上基本相似,但Ge用的漂移溫度低(一般60),漂移時間較長,而且還必須在低溫下進行"凈化"漂移。因為在低溫時,熱激發(fā)載流子的影響較小,能使

35、鋰逐漸漂移以達到近乎完善的補償；在鍺中的遷移率比在硅中的大得多,因此在鍺中漂移之后必須立即突然降低晶體的溫度來保持鋰的分布,一般降到液氮溫度(77K)。而在硅中,室溫下的遷移率較低,在對能量分辨率要求不太高的情況下,允許在室溫條件下保存和使用Si(Li)探測器。1.Ge(Li)探測器a平面型Ge(Li)探測器的漂移深度典型值為(0.51.5)cm,靈敏體積不可能太大。同軸型Ge(Li)探測器的靈敏體積可以做到大于100c。鍺的禁帶寬度小,常溫下熱激發(fā)產生的載流子很多,反向電流較大,噪聲較大,所以Ge(Li)探測器必須持續(xù)地在低溫下貯存和工作。又由于Ge的表面態(tài)影響比較嚴重,將使表面電流增大,探

36、測器必須保持在真空條件下(1.Pa以下)。實際用的Ge(Li)探測器都是密封在真空低溫恒溫器中,低溫恒溫器與裝在杜瓦瓶中的液氮接觸。假如出現慢漏氣,液氮消耗率將變大。杜瓦瓶的相應尺寸和重量都遠大于探測器本身,因此移動不方便,不適于小型的或便攜式的應用?，F在它逐漸被與它的能量分辨率接近但不需液氮冷卻的高純鍺探測器取代了。2.Si(Li)探測器硅材料的半導體禁帶寬度較大,這就使得硅的熱致漏電流在任何給定溫度下比鍺的都小。而硅材料產生一個電子-空穴對所需的平均電離能及法諾因子和鍺的大致相等,因此載流子數的固有統計漲落對能量分辨率的貢獻與鍺的大致相同。所以用同樣的電子學線路,硅探測器的能量分辨率較好。

37、在金硅面壘探測器中,體電流對噪聲的貢獻不大。但是Si(Li)探測器的本征層較厚,在室溫下體電流可能成為重要的噪聲源。因此,幾乎所有的低噪聲高分辨應用也都把Si(Li)探測器冷卻到液氮溫度進行,冷卻方法和Ge(Li)的相同。硅的原子序數(Z=14)比鍺的(Z=32)低,對一般能量的射線光電吸收截面均為鍺的，所以Si(Li)探測器在一般在射線譜學(>500keV)中應用不廣。但是,在硅中,光子能量在500keV以下時光電吸收概率較大,能量低于30keV時,光電吸收占主要地位,故Si(Li)探測器對光子能量低于30keV的光子的響應主要是光電峰。當探測器中的電場足夠高時,電荷收集是完全的,全能

38、峰的形狀可以用高斯分布表示。所以Si(Li)探測器已為低能光子譜學中最常用的探測器。四、特性參量1. 能量分辨能量分辨率好是鋰漂移型探測器的一個重要特點。例如的平面型Si(Li)探測器測量5.9keVX射線的能譜,半高寬可達到175eV。2. s探測效率鋰漂移型探測器主要用于射線能譜和X射線能譜的測量,所以我們只討論它對于射線和X射線(以下把它們統稱為光子)的探測效率。探測效率可以分成兩類:源效率(又稱絕對效率)和本征效率。源效率定義為 ： （3.49）不僅與探測器的性能有關,而且還與幾何條件（主要是源到探測器的距離）有關。(3.49)式對帶電粒子也適用。本征效率定義為: （3.50）主要取決

39、于探測器的材料、光子能量和探測器本身在入射方向上的物理厚度。由光子通過物質的吸收規(guī)律可求得: (3.51)式中為探測器材料對被探測射線的線性吸收系數。當然,入射到探測器上的光子數與源和探測器之間的距離及物質有關。對于各向同性的源,相對于源位置所張的立體角為,則相對立體角因子(即幾何因子)為/4,若不考慮源和探測器靈敏體積之間的物質對光子的吸收,則兩種效率之間的關系為： （3.52）若考慮中間物質的吸收,例如對于低能光子,探測器入射窗較厚時就應考慮窗的吸收,這時（3.52）式的右邊還應乘以，其中和分別為窗材料對被探測射線的線性吸收系數和窗厚。由以上可以看出,探測效率與入射射線的能量、探測器的靈敏

40、體積、源和探測器之間的距離等有關。如果按記錄的事件的性質分,還可以分為總效率、源峰效率、本征峰效率。總效率定義為： （3.53）總效率和源效率是等效的。而源峰探測效率和本征峰探測效率分別定為: （3.54） （3.55）同樣有關系式: （3.56）探測器的總效率和峰效率之間的關系用 "峰總比"R 聯系起來: (3.57)以上各式中"全譜內的計數"系指譜線下整個面積內的計數。"全能峰內的計數"指全能峰面積內的計數,關于"面積"的確定,將在以后章節(jié)詳細討論。由以上討論可知,本征效率可以隨輻射源對探測器軸的取向而顯著變化

41、(因為取向不同,不同),而廠方只給出探測器尺寸的標稱值,對于幾何形狀復雜的同軸型探測器,計算本征效率比較困難。就是廠方給出了尺寸,由于有效體積邊緣附近的電荷收集不完全,也可能會影響的正確確定,而且探測器本身通常是安裝在真空低溫恒溫器內,有時難以確定源與探測器間的準確距離,計算總效率也有困難。所以組漂移型探測器的探測效率常用相對效率。廠家給出的相對效率是相對于標準的7.62cm×7.62cm()圓柱形NaI(Tl)閃爍體對的1.33MeV射線、源到探測器的距離為25cm時的探測效率。這種條件下NaI(Tl)閃爍探測器的源峰效率為1.20，相對峰效率為： (3.58 )式中和是在相同測量

42、時間內分別用PIN探測器和NaI(Tl)閃爍探測器測得的全能峰內的計數。以上的效率公式,對高純鍺測器和其他探測器也適用。第四節(jié) 高純鍺探測器高純鍺測器(以下用它的英文名稱縮寫"HPGe"表示)是在70年代研制出的新型半導體探測器。近來它普遍用在射線譜儀中,取代了Ge(Li)探測器。HPGe探測器經過多次升溫和冷卻仍然能正常工作,證明了它能在室溫下保存。但為了避免探測器真空室內的殘留蒸氣可能污染探測器表面和減少漏電流,條件許可時最好把它連續(xù)保持在液氮溫度下。 a一、基本結構1.結構HPGe探測器的基體可以用P型鍺,也可以用N型鍺。分別稱為P型HPGe探測器或N型HPGe探測器

43、。目前高純鍺凈雜質濃度可以降低到()原子/。因為在一定電壓下,PN結耗盡深度與電阻率的平方根成正比,因此如此低的雜質濃度,相應的電阻率高到使偏壓不到1000V時耗盡深度就可達到1Omm，所以可以得到大的靈敏體積。若以P型高純鍺作基體,在一面蒸發(fā)鋰經過短期升溫擴散形成層,從而形成P結,在P結上加反向偏壓形成探測器的耗盡層。而在基體材料的另一面可用離子注入技術構成觸點或真空蒸金形成金屬半導體面壘接觸。圖3.13(a)給出了HPGe探測器的基本結構。HPGe探測器一般工作在全耗盡狀態(tài),通常用面作入射窗,因此與鋰觸點連接的死層總是比與面壘相連的死層厚得多。圖3.13 HPGe探測器的基本結構和“過低壓

44、”、“全耗盡”狀態(tài)時的電場分布（a）HPGe探測器的結構；（b）電荷密度的分布；（c）電場分布探測器反向偏置即面加上較面正的電壓。耗盡區(qū)從開始隨電壓的升高進一步延伸到P區(qū),當電壓加到足夠高時,探測器全耗盡，靈敏體積從觸點一延伸到觸點。這種情況下,電場在P區(qū)(靈敏區(qū))的端最高,在端為零。通常把偏壓加一個增量即使用"過偏壓",使整個探測器中各處的電場都增加一個常量見圖 3.13(C)。使得最低電場處也能使載流子的速度達到飽和,便可縮短載流子的收集時間,減少復合和俘獲效應對能量分辨率的影響。由于層和層比P區(qū)的雜質濃度高得多,P區(qū)的電荷密度為,其分布如圖3.13(b)所示,這顯然和

45、PIN探測器的不同,PIN探測器在完全補償時,靈敏區(qū)內無空間電荷。2. 結構分類高純鍺測器按照結構特點可以分為平面型和同軸型。根據應用的要求,平面型和同軸型又可制造成不同的幾何形狀,如圖3.14所示。平面靈敏體積與耗盡層厚度和直徑有關。入射窗很薄,主要用于3keV-1MeV能量范圍的射線和X射線的探測。圖3.14（a）是一般平面型HPGe探測器的幾何形狀。這種結構可以充分利用原材料,以制成盡可能大的探測器。圖3.14(b)是溝槽式平面型,它可以改善探測器內部的電場分布,減小漏電流,降低噪聲,改善能量分辨率。圖3.14 HPGe探測器的幾何形狀示意圖（a）一般平面型；（b）溝槽式平面型；（c）P

46、型銅軸型；（d）N型銅軸型圖3.14(c)和(d)分別是P型同軸HPGe和N型同軸HPGe探測器。它們都是N+-P-P+結構。但P型的N+接觸在圓柱體外表面,P+接觸在圓柱體軸芯孔的內表面(為提供一個觸點必須除掉中心部分而成軸芯孔,這與同軸鋰移型不同),這使得探測器具有最低的耗盡電壓。它適合于對較高能量的X射線和射線的探測。N型的N+接觸和P+接觸與P型的相反,故又稱倒置電極型同軸HPGe探測器。離子注入法或蒸發(fā)法制成的P+層厚度小子 0.3m。鋰擴散形成的軸芯孔徑N+層較厚。這種結構制成的探測器具有一些突出的優(yōu)點:由于不存在厚的外死層(鋰擴散層),入射窗薄,可做成低能探測器,可適應的射線能量

47、范圍為(310)keV,而P型同軸探測器只適用于500keV1OMeV的射線,能量范圍；薄的外死層將使對康普頓相互作用繼發(fā)的次級射線的吸收減到最小,這在反康普頓裝置中是十分有用的；具有較強的抗中子輻射損傷的能力,這是因為快中子在鍺中產生空穴陷阱。二、電場和電容對于平面型結構的探測器就和PN結探測器沒有本質區(qū)別,可用(3.14)式求得平面型HPGe探測器的耗盡深度:（3.59）式中為介電常數；為外加偏壓,為P區(qū)受主雜質濃度；e為電子電荷。平面型高純鍺探測器與PN結探測器一樣,當外加電壓Vo<Vd時,靈敏區(qū)的電容為:(F) (3.62)s式中d用（3.59）示表示。由（3.18）式電阻率三、

48、 特性參量1、靈敏區(qū)s和死區(qū)高純鍺探測器一般工作在全耗盡狀態(tài)下，因此處死層以外整個鍺材料均為對輻射靈敏的區(qū)域。目前平面型結構的靈敏體積可以做到（0.1-40）cm3,同軸型結構可做到（40-200）cm3。 平面型HPGe探測器P+層入射窗的死層是面壘金蒸發(fā)層，此外還由于射線與物質相互作用后產生的熱電子，在其漂移運動過程中被電極收集前,一部分先擴散到表面被復合掉,該擴散厚度形成一個附加的死層,通常為(0.30.4)m厚。2.能量分辨率影響能量分辨率的因素主要是探測器中產生載流子對數目的統計漲落；探測器中載流子的復合和俘獲；探測器和電子學系統的噪聲等。HPGe探測器可探測2keV1OMeV范圍的

49、X和射線。HPGe探測器的能量分辨率與Ge(Li)探測器的接近。分辨率的數值常指對能量為5.9keV和122keV,662keV及1332keV的射線的分辨率。表3.2和表3.3給出了HPGe探測器能量分辨率的典型數值。 表3.2 平面型高純鍺探測器的能量分辨率探測器尺寸分辨率（FWHM）直徑（mm）面積（mm2）耗盡層深度（mm）對5.9keV（eV）對122keV(eV)628516548010807180490162001019549525500133005653280013340575361000133605904415001554071051200015600750表3.3 同軸型高

50、純鍺探測器的能量分辨率效率（%）分辨率（FWHM）對122keV（eV）對1.33MeV(keV)59001.9109001.9209251.9309502.13. 時間特性探測器的輸出脈沖的時間特性受靈敏區(qū)的電場和電荷收集情況的支配,所以HPGe探測器的輸出脈沖和鋰漂移型探測器的沒有明顯差異。但HPGe的電場分布比Ge(Li)的優(yōu)越,較高的電場雖然對電子的收集沒多大影響,但縮短了空穴收集時間。所以在幾何形狀和外加電壓都相同的情況下,HPGe探測器比Ge(Li)探測器的輸出脈沖的時間特性要好些。第五節(jié) 化合物半導體探測器使用硅和鍺兩種材料制成的探測器,因為它們的電荷傳輸性質良好,可以收集入射輻

51、射所產生的所有電子-空穴對來形成基本信號脈沖。但硅和鍺還不是理想的。例如為使熱致漏電流減小,需要在低溫下使用。對射線的探測,需要高原子序數元素。60年代后期人們注意尋找至少含有一種高原子序數元素的其它合適的半導體材料,有幾種化合物半導體材料可以作為室溫核輻射探測器材料。本節(jié)將這些化合物半導體材料的某些性質與硅 、鍺作了比較,簡要地討論這些化合物半導體材料制成的探測器。一、化合物半導體材料的特性硅探測器對射線的探測效率較低,鍺探測器使用時需在液氮溫度下冷卻,這是由于它們的原子序數低和禁帶寬度很窄的緣故。但存在幾種化合物半導體材料,如碘化汞（HgI2）、銻化鎘（CdTe）、砷化鎵(GaAs)等,它

52、們的平均原子序數高,禁帶寬度大,而且這些化合物半導體材料凈雜質濃度較低,可以使靈敏區(qū)增大。因此,用這些化合物半導體材料制成的各種探測器具有較好的性能。幾種化合物半導體材料和Si、Ge半導體材料在室溫時(300K)的性能列入表3.4中。表 3.4半導體材料的性能材料原子序數介電常數密度(g/cm3)平均電離能(eV)禁帶寬度(eV)載流子漂移長度凈雜質濃度 cm-3)硅鍺GdTeHgI21411.72.333.621.12M量級1093215.75.322.80O.66M量級101031,335.304.351.40Mm量級101380,538.86.404.152.14Mm量級半絕緣二、幾種化

53、合物半導體探測器1.HgI2探測器1971年問世的HgI2是一種兼有高Z成分和寬禁帶的勻質半導體材料,制成的核輻射探測器是無結器件,稱之為勻質體電導型探測器,其工作原理與其它半導體探測器的類似。在晶體的兩相對面涂上膠體石墨或蒸發(fā)金屬做上歐姆接觸電極而構成的探測器,其靈敏區(qū)是通過電場感應產生的。入射X 、射線或帶電粒子在探測器內損耗能量,產生電子一空穴對而使晶體具有導電性。它的電阻率大于1013 ·cm,在探測器上加足夠高的電壓,以產生較強的電場(可達到（1.010）MV/m而不擊穿),使之盡可能完全地收集這些電荷。電子一空穴對在外電場作用下,分別向正、負極漂移,而產生輸出脈沖。從表3

54、.4中可以看出, HgI2晶體具有兩個顯著的特點:原子序數高、密度大,因此阻止本領大,探測靈敏度和效率都高,尤其對低能光子的光電截面是鍺的100倍,對于厚為1.2 cm的HgI2探測器,射線能量直到 1.5MeV,其探測效率還可以達80%。禁帶寬度大,允許在-5050這樣的溫度變化范圍內工作。HgI2探測器的主要性能參量有：(l)光譜響應物質對光子的光電吸收系數,其中、Z分別為探測器材料的密度和原子序數。當光子能量相同而探測器材料不同時,從表3.4的數據中可以看出,HgI2的最大,所以它具有強的光電效應。從光譜響應特性看,HgI2探測器適于探測(300600)nm的光子,并約在570nm處出現

55、最大的光電吸收。大多數閃爍體發(fā)射最強光的波長是(400560)nm,因此HgI2探測器適于探測閃爍光。利用HgI2的強光電效應和對閃爍光的良好光譜響應,可將HgI2作為光電探測器代替光電倍增管來探測閃爍光。目前HgI2與閃爍體經光耦合構成的新穎的核探測器有HgI2-NaI(TI),HgI2-CsI(TI),HgI2-BGO和HgI2-CSO(正硅酸*)等。(2)能量分辨率半導體探測器譜儀系統的能量分辨率取決于探測器及前置放大器的噪聲和電子-空穴對數的統計漲落。HgI2的平均電離能為4.15eV,所以統計漲落造成的譜線展寬FW-HM=2.355(FwE0)1/2比較小。選擇低噪聲前置放大器,可以使HgI2譜儀的具有較好的能量分辨率。HgI2對于55Fe的5.9keV X射線、241Am的59.5keV的射線和137Cs的662keV的射線的能量分辨率分別為 5%、2%和0.7%。接近Si探測器的水平。圖3.15是靈敏區(qū)厚度為200m,面積為8mm2的HgI2探測器測得的241Am射線能譜。59.5keV的全能峰與低能的全能峰相比較明顯地不對稱。這是因為輸出脈沖形狀與電離地點有關,電子和空穴的漂