Файл: Прикладная спектрометрия с полупроводниковыми детекторами..pdf

дырочной проводимостью. Поэтому при введении в материал с электронной проводимостью определенного количества атомов с акцепторными свойствами в отношении кремния и германия уменьшается общая проводимость этого материала. Когда кон­ центрация акцепторов точно равна концентрации доноров, вклад, в общую проводимость примесной составляющей равен нулю. Проводимость такого материала называют собственной и она равна проводимости идеально чистого и совершенного кри­ сталла.

Этим способом компенсации исходного материала для полу­ чения вещества с собственной проводимостью, как увидим ниже, широко пользуются при изготовлении ППД для спектрометрии [!-, у 11 рентгеновского излучений. В качестве компенсирующей примеси для этой цели чаще всего используют литий, элемент I группы периодической системы, являющийся донором и имею­ щий высокую подвижность в материалах типа кремний и гер­ маний.

Еще один способ создания в материале зоны с высоким со­ противлением— образование электрического перехода на гра­ нице областей с электронной и дырочной проводимостью, ана­ логичного структуре обычного полупроводникового диода. Под действием приложенного обратного электрического поля проис­ ходит расширение возникшей обедненной области. Таким спо­ собом были изготовлены первые полупроводниковые детекторы из кремния для спектрометрии а-излучения.

Если протяженность зоны собственной проводимости, полу­ ченной из сверхчистого материала или путем компенсации, мо­ жет достигать нескольких сантиметров, то величина обеднен­ ной области, образованной на границе п—р-перехода, обычно составляет от десятков до тысячи микрометров из-за ограни­ ченной величины допустимого обратного напряжения. Ввиду этого ППД с обедненной областью, полученной в зоне п—р- перехода, чаще всего используют для а-спектрометрии.

Поскольку собственная проводимость кремния при нор­ мальной температуре достаточно низка, его можно использовать в тонком слое для изготовления детекторов, работающих без: охлаждения. Однако ввиду малой тормозной способности и от­ носительно высокого шума, обусловленного обратным током,, удовлетворительные результаты могут быть получены при реги­ страции заряженных частиц с энергией не менее нескольких мегаэлектронвольт.

Из-за низкого сопротивления в нормальных условиях кри­ сталл германия даже с собственной проводимостью без глубо­ кого охлаждения в качестве детектора ионизирующего излуче­ ния использовать нельзя.

На практике все материалы, из которых изготавливаются: ППД для спектрометрии излучений с энергией меиее 1 МэВ,.

22

требуют снижения рабочей температуры для ограничения влия­ ния на энергетическое разрешение обратных токов.

Таким образом, высокого сопротивления полупроводникового материала достигают, создавая различными способами этот материал с собственной проводимостью и одновременно охлаж­ дая его в большинстве случаев для снижения проводимости до уровня, необходимого при регистрации конкретного вида излу­ чения.

Чрезвычайно важно также, чтобы время жизни образовав­ шихся под действием излучения неравновесных носителей за­ ряда было достаточно продолжительным. Как показывают рас­ четы и экспериментальные данные, максимальное время жизни носителей заряда, возникших в совершенных кристаллах крем­ ния п германия, достигает 10_3 с. Процесс восстановления на­ рушенной равновесной концентрации в полупроводниковых ма­ териалах в отсутствие внешнего электрического поля происхо­ дит за счет рекомбинации электронов и дырок в их объеме и на поверхности. Если материал не имеет примесных центров, не­ равновесные носители рекомбинируют в основном в результате прямого перехода электрона из зоны проводимости в валентную зону, причем избыток энергии либо излучается в виде фотона, либо рассеивается в виде колебаний кристаллической решет­ ки — фононов.

В кремнии и германии имеется сильный квантовомеханиче- ■ский запрет прямым излучательным переходам между зонами проводимости и валентной, в результате чего эти материалы и имеют большое время жизни неравновесных носителей заря­ да. Однако при наличии примесей, дефектов и дислокаций ситу­ ация изменяется. Появляется значительная вероятность реком­

первоначально захватывается на энергетический уровень, рас­ положенный в запрещенной зоне, а затем уже переходит в ва­ лентную зону, рекомбинируя с дыркой. Чем больше таких цент­ ров, чем ближе их энергия к энергии середины запрещенной зоны и чем больше сечение захвата, тем больше вероятность ре­ комбинации.

Захват носителя каким-либо примесным центром не обяза­ тельно оканчивается рекомбинацией носителя. Такой носитель может быть вновь возвращен в зону проводимости (или валент­ ную зону, если это дырка), например, за счет энергии тепловых колебаний. Если время возвращения носителя в зону проводи­ мости меньше времени рекомбинации, то рекомбинация стано­ вится маловероятной, и ловушки в основном играют роль центра захвата. Часто температура материала определяет, является ли примесный уровень центром захвата или рекомбинации.

В кремнии и германии, собственная проводимость которых получена за счет компенсации примесей введением ионов лития,

23

наибольшее значение имеют ловушки, возникшие в результате двух процессов взаимодействия лития с кристаллом.

Ловушки первого типа образуются при выпадении лития в осадок (преципитации) на каких-либо примесных атомах, на­ пример кислорода, меди и др. Хотя литии в осадке образует мало ловушек, по сечение захвата такими ловушками неравно­ весных дырок достаточно велико.

Ловушки другого типа возникают в результате взаимодейст­ вия попов лития с дефектами и дислокациями кристаллической решетки. Эти ловушки имеют высокое сечение захвата электро­ нов и в большинстве случаев определяют их время жизни. Коли­ чество ловушек этого типа прямо пропорционально первона­ чальной плотности дефектов и дислокаций в кристалле, а также сечению взаимодействия лития с ними. Эта последняя величина во многом зависит от условий введения лития, в частности, от температуры дрейфа. Если для создания материала с собствен­ ной проводимостью практически безразлично, свободен ли этот материал от примесей и дефектов или они есть, по компенсиро­ ваны введением попов лития, то время жизни носителей заряда почти полностью определяется совершенством структуры и кон­ центрацией посторонних примесей в исходных кристаллах крем­ ния и германия.

Поскольку при прочих равных условиях время жизни носи­ телей обратно пропорционально сечению захвата соответствую­ щего носителя, приведем в качестве иллюстрации сечения за­ хвата ловушек, образованных различными примесями и дефек­

Типичная ситуация в кремнии и германии, компенсированных литием, — наличие двух уровней захвата носителей (ловушек) — глубоких и мелких (т. е. уровней, энергия активации которых условно принята большей или меньшей 0,07 эВ). Количество глубоко расположенных ловушек обычно значительно меньше, чем количество мелких центров захвата, обусловленных прнсут-

24

ствием акцепторов и доноров в компенсированной области. На рис. 1.4 показано влияние ловушек на время жизни носите­ лей в широком температурном диапазоне. По оси абсцисс от­ ложена величина, обратная температуре, а по оси ординат—■ эффективность сбора образовавшегося заряда [17].

Практически можно изготовить кремний и германий с малым количеством примесей и дефектов кристаллической структуры,

их пребывания в районе ловушки, т. е. чем выше подвижность электронов и дырок, тем большее их число достигнет электро­ дов детектора.

Подвижность дырок и электронов в полупроводниковом ма­ териале определяется в основном их взаимодействием с тепло­ выми колебаниями решетки кристаллов, а также с кулоновским полем атомов примеси. При понижении температуры материала подвижность носителей возрастает, что способствует их более полному собиранию.

Рассеяние носителей па кулоновском поле атомов примеси не зависит от температуры, однако чем выше концентрация примесей, тем больше рассеяние и тем ниже их подвижность.

Численное значение подвижности электронов и дырок в кремнии и германии при нормальной и «азотной» температурах приведено в табл. 1.2.

25

Минимальная энергия, требуемая для перевода валентного электрона в зону проводимости, т. е. минимальная энергия обра­ зования пары электрон—-дырка, равна в полупроводниковом материале ширине его запрещенной зоны. В то же время, полу­ чив достаточную энергию от ионизирующей частицы, в зону про­ водимости могут попасть электроны п с более глубоких энер­ гетических уровнен. Электроны сильно связаны с колебаниями кристаллической решетки кристалла: часть их энергии рассеи­ вается в виде фононов. В результате средняя энергия, необхо­

соответственно. Как показывают расчеты и экспериментальные данные, .эти величины одинаковы при регистрации квантового излучения, электронов, протонов, дейтопов, тритонов и а-частнц не очень низкой энергии. Однако при взаимодействии с полупро­ водниковым материалом тяжелых ионов с малой энергией энер­ гия образования пар может возрасти за счет роста минималь­ ной энергии, передаваемой тяжелой частицей валентному элек­ трону. Тем не менее значение этой величины в детекторах из кремния и германия на порядок меньше этого значения в га­ зовых счетчиках и па два порядка н более ниже, чем в сцинтилляционных. Это обстоятельство и определяет основное преи­ мущество по сравнению с другими типами детекторов ППД — высокое энергетическое разрешение.

Чувствительность детекторов определяется произведением площади его чувствительной поверхности на эффективность ре­ гистрации, которая в свою очередь зависит от плотности и эф­ фективного атомного номера вещества, составляющего рабочий объем детектора. Порядковый помер и плотность кремния рав­ ны 14 и 2,33 г/см3, а германия — 32 и 5,33 г/'см3. Рассмотрим тор­ мозную способность этих элементов в отношении различных ви­ дов излучения. Известно, что процессы ослабления у-излученпя в сильной степени зависят от заряда Z ядра этого вещества, а также от энергии квантов.

Тормозная способность кремния ввиду его низкого Z резко падает с увеличением энергии у-излучения, поэтому эффектнв-

26