Файл: Прикладная спектрометрия с полупроводниковыми детекторами..pdf

тах были высказаны различные предположения [33—43], кото­ рые кратко обобщены ниже.

При торможении ионизирующей частицы в веществе ее энер­ гия расходуется на процессы ионизации и ядериые соударения. По мере торможения частицы вероятность ядериых соударений увеличивается. Образующиеся ядра отдачи, в свою очередь, те­ ряют свою энергию в тех же самых процессах. «Медленные» ядра отдачи в конце концов теряют свою энергию в результате теплового возбуждения кристаллической решетки. Это одна из основных причин неполной передачи энергии ионизирующей ча­ стицей для образования заряда в ППД; второй процесс, в ре­ зультате которого теряется энергия, идущая на образование

несколькими причинами, но доминируют рекомбинация носите­ лей в плазменной колонке и захват носителей ловушками. Третий процесс— это непосредственные потери энергии ионизи­ рующей частицей в мертвом слое ППД, при этом поверхностный мертвый слой ППД нельзя рассматривать как простой рассеи­ ватель. Это подтверждается тем, что зависимость толщины мертвого слоя от угла падения ионизирующих частиц нелинейна и сама толщина зависит от рабочего напряжения. Даже при предельных значениях рабочего напряжения толщины мертвого слоя для осколков деления больше, чем для а-частиц. Это в ка­ кой-то мере указывает, что в мертвом слое образованные носи­ тели в результате диффузии могут попасть в чувствительную область, а рекомбинационные потери в нем могут приводить к потере собираемого заряда. Определенную роль играет эффект «каналирования», поскольку при ориентации трека ионизирую­ щей частицы по оси [ПО] потери заряда минимальны.

В результате исследования зависимости амплитуды выход­ ного сигнала ППД от энергии различных ионов выяснили, что потери в амплитуде сигнала в области масс регистрируемых ча­

У поверхностно-барьерных детекторов, изготовленных из материала с высоким удельным сопротивлением, потери сигнала проявляются в большей мере, чем у ППД из материала с низ­ ким удельным сопротивлением. Рекомендуется поэтому для сни­ жения зависимости толщины мертвого слоя от рабочего напря­ жения работать при напряженности электрического поля более 103 В/см, а детектор охлаждать до 210—260 К.

На лучших образцах кремниевых поверхностно-барьерных ППД становится возможным проводить прецизионные измере­ ния энергии а-частиц, по своей точности соперничающие с полу­ чаемыми на магнитных альфа-спектрометрах. Так, при нсполь-

137

ное время. Измерительная камера блока детектирования, в ко­ торой устанавливаются ППД и исследуемый а-нсточинк, тща­ тельно вакуумнруется с тем, чтобы исключить возможные поте­ ри энергии а-частицами в слое остаточного газа между источ­ ником и детектором, и подбирают такое расстояние между источниками и детектором, при котором было бы можно пре­ небречь флуктуациями потерь энергии а-частицами, падающими под различными углами на чувствительную поверхность ППД (т. е. в центре чувствительной поверхности и на ее периферии).

Остановимся подробнее на выборе геометрических размеров блока детектирования н степени разрежения в нем при проведе­ нии спектрометрических измерений a-излучения. Для реализа­ ции высоких спектрометрических параметров ППД при регист­

блока детектирования должно быть сведено к минимуму. К этим факторам, как указывалось выше, в первую очередь относятся потери энергии а-частицами до попадания их в чувствительную область ППД, 'а также дисперсия этих потерь. Очевидно, учет этих факторов позволит определить степень коллимации потока а-частиц и требования к допустимому давлению газа в измери­ тельной камере блока детектирования. При определении усло­ вий, необходимых для проведения наиболее прецизионных измерений, целесообразно исходить из достижимого энергети­ ческого разрешения кремниевых поверхностно-барьерных ППД.

Степень коллимации выбирают из условий наименьших иска­ жений регистрируемого амплитудного распределения, обуслов­ ленного разбросом потерь энергии а-частиц в мертвом слое ППД из-за различных углов падения иа чувствительную поверх­ ность. Соответствующую коллимацию потока а-частиц можно осуществить, либо выбрав расстояние между излучающей по­ верхностью а-нсточника и чувствительной поверхностью детек­ тора, либо изменив апертуру диафрагм (диафрагмы) с колли­ мирующими отверстиями.

Следует отметить, что второй способ менее предпочтителен в большинстве случаев, так как диафрагма с коллимирующими отверстиями резко ослабляет поток а-частиц, что ведет к уве­ личению времени измерения.

В связи с трудностями определения аналитической зависи­ мости между средними потерями энергии а-частицей и расстоя­ нием источник — детектор для различных значений площади чув­ ствительной поверхности ППД были сделаны численные оценки разброса энергий а-частиц при различных расстояниях нсточ-

138

ник — детектор. При проведении этих оценок для простоты по­ лагалось, что потери энергии а-частнцами как в самом а-источ- нике, так и на пути от a-источника до чувствительной поверхно­ сти ППД отсутствуют. Ниже приведены (табл. 3.1) результаты такого расчета для различных значений разброса потерь в мерт­ вом слое ППД. При этом энергетический эквивалент толщины мертвого слоя принимали равным 50 кэВ, а диаметр активного

Давление остаточного газа в измерительной камере блока детектирования должно быть таким, чтобы смещение и уширение максимумов амплитудного распределения при изменении расстояния Н в пределах от 3 до 37 мм (обычно пределы изме­ нения расстояния в большинстве блоков детектирования) не превышали 10 кэВ для а-частиц с энергией около 5 МэВ. В ре­ зультате расчетов, сделанных при численном интегрировании кривой Брэгга [46], найдено, что это условие будет выполнимо при давлении в измерительной камере блока детектирования не выше чем 1,6 мм рт. ст.

§ 3 .2 . Ф О Р М А А П П А Р А Т У Р Н О Г О С П Е К Т Р А

Экспериментально полученное в последние годы предельное энергетическое разрешение альфа-спектрометра на кремниевом ППД по своей величине довольно близко к теоретическому значению. Действительно, полагая для Да =5,5 МэВ значение фактора Фано равным 0,05, можно заметить, что эксперимен­ тальное значение энергетического разрешения ненамного пре­ вышает теоретическое (рис. 3.6). Казалось бы, что форма аппа­ ратурной линии при этом должна приближаться к нормальному

139

распределению, однако на практике это обычно не так. Как правило, форма аппаратурной линии заметно асимметрична, причем иизкоэнергетическая часть распределения сильно растя- •

10*

•

(например, [47]) отмечалось, что вклад «хвостов» в районе мак­

М = N J N X— (AU„ - Nx)/Nx,

где д!а _ количество отсчетов в энергетическом окне, выбран­ ном около основной группы импульсов от регистрации а-частиц;

140