Файл: Прикладная спектрометрия с полупроводниковыми детекторами..pdf

объем ППД через его боковую грань. При этом, естественно, мертвый слой детектора практически равен нулю, хотя чувст­ вительная поверхность при этом небольшая.) При равных тол­ щинах мертвого слоя поглощение в нем мягкого рентгенов­ ского излучения значительно выше в германиевых детекторах, чем в кремниевых, из-за более высокого порядкового номера германия. Для регистрации и спектрометрии рентгеновского из­ лучения с высокой эффективностью квантов, энергия которых выше 6— 10 кэВ (не более 40—50 кэВ), можно использовать и кремниевые, и германиевые ППД, но при анализе излучения с меньшей энергией в большинстве случаев применяют детекторы из кремния.

Разработано несколько технологических процессов, обеспе­ чивающих создание тонких входных окон в кремниевых ППД. Такие детекторы имеют достаточно высокую эффективность регистрации квантов с энергией меньше 1,0 кэВ. Среди них наиболее перспективен метод ионной имплантации, позволяю­ щий изготовлять детекторы с толщиной входного окна, не пре­ вышающей нескольких десятых долей микрометра [1].

Если выполнены все необходимые условия, при которых рентгеновское излучение малой энергии достигло и поглотилось в чувствительном объеме детектора, нижний энергетический по­ рог регистрации определяется величиной энергетического экви­ валента электрического шума системы ППД — предусилитель. Последние достижения в области -создания ППД и особенно в разработке предусилителей с охлаждаемым полевым транзи­ стором снизили энергетический эквивалент шума лучших рент­ геновских спектрометров до величины, меньшей 100 эВ. При этом появилась реальная возможность регистрировать харак­ теристическое излучение очень легких элементов. С подобным спектрометром проведены успешные эксперименты по спектро­ метрии характеристического излучения углерода (Z=6, 2s/ca=

= 282 эВ) [2].

Изучение причин, влияющих на нижний энергетический по­ рог приборов с ППД, показывает, что не существует принци­ пиальных ограничений для регистрации рентгеновского харак­ теристического излучения очень малой энергии. Для этого не­ обходим ППД с мертвым слоем, относительно «прозрачным» для регистрируемого излучения. Кроме того, обратный ток де­ тектора и шумы головного каскада предусилителя должны характеризоваться электрическим шумом, энергетический экви­ валент которого в зависимости от интенсивности источника из­

точно иметь спектрометр с энергетическим эквивалентом шума не более 30—40 эВ.

265

При эксплуатации кремниевых и германиевых ППД мягкого у- и рентгеновского излучений необходимо учитывать резкий спад фотоэффективности в районе К-скачков поглощения этих элементов, равных 1,8 кэВ для кремния и 11,1 кэВ для герма­ ния. Спад вызван значительным увеличением сечения фотопо­ глощения вблизи этой энергии. Это приводит к тому, что боль­

задержанных мертвым слоем детектора, что снижает его эф­ фективность. Кроме того, возникающее характеристическое излучение материала ППД, имеющее энергию, меньшую энер­ гии К-скачка, обладает малым коэффициентом ослабления и с заметной вероятностью выходит за пределы детектора. Послед­ нее обстоятельство, как известно, вызывает появление в ам­ плитудном спектре излучения так называемых пиков вылета, усложняющих расшифровку некоторых спектров. В большинст­ ве случаев указанное явление необходимо учитывать только при работе с германиевыми ППД.

Количество случаев, когда характеристическое излучение германия покидает чувствительный объем ППД, зависит от ря­

Несмотря на то что коэффициенты поглощения рентгенов­ ского излучения в кремнии и германии достаточно хорошо из­ вестны, значение фотоэффективности ППД во многих случаях не может быть рассчитано с необходимой точностью из-за оши­ бок, возникающих при определении реальной толщины обед­ ненной области детекторов. Поэтому более надежные и досто­ верные результаты по фотоэффективности ППД могут быть по­ лучены лишь экспериментальным путем.

Один из таких способов — трансформированный метод двух квантов [4]. Сущность метода заключается в одновременной регистрации двух квантов от какого-либо радиоизотопного ис­ точника, в котором у-излучение сопровождается испусканием

266

рентгеновского характеристического излучения атома дочернего ядра, возникающего в результате внешнего конверсионного процесса. Отношение вероятности внешней конверсии Тк к

вероятности испускания у-кванта Ту подсчитывают по формуле Тк JT V= а,;ш,;, где ак — коэффициент внешней конверсии, a

юк’— флюоресцентный выход с /(-оболочки. Измеряя экспери­ ментальным путем площадь под фотопиком характеристическо­ го излучения Ах и под фотопиком, обусловленным поглоще­ нием у-кваитов Ау, получим, что относительная эффективность регистрации излучения в рентгеновской области равна

Л М = Л (Т) (4 -/А ) ( Ту / Ткх) г

где г|(у) — эффективность регистрации у-излучения.

Общая погрешность измерения относительной эффективно­ сти в диапазоне 20— 100 кэВ обычно не превышает 15%. В ка­ честве радиоизотопных источников для этой цели можно ис­ пользовать l09Cd, 139Се, 176Lu, 198Au и другие.

Недостаток указанного метода — в ограниченном количест­ ве подходящих радиоизотопных источников, особенно в низко­ энергетической области, которые молено применять. В этом от­ ношении при исследовании эффективности германиевых ППД более подходящим оказывается способ, в котором первичным излучателем служит высоковольтная рентгеновская трубка с напряжением не менее 150 кэВ [5]. Кремниевые детекторы тре­ буют, естественно, более низкого напряжения. Абсолютную плотность потока определяют при помощи детектора с гаран­ тированной 100%-ной эффективностью во всем необходимом диапазоне.

Моноэнергетическое излучение возникает при возбуждении тормозным излучением рентгеновской трубки мишеней из чи­ стых элементов, характеристическое излучение которых имеет

Высокая плотность потока излучения рентгеновской трубки поз­ воляет проводить измерение в условиях «хорошей» геометрии. В качестве детектора со 100%-ной эффективностью обычно используют кристалл йодистого натрия, причем при регистра­ ции излучения толщину кристалла необходимо выбрать «с за­ пасом».

Относительная эффективность германиевого детектора с толщиной обедненной области примерно 8,6 мм показана на рис. 6.2. Эффективность в диапазоне 15—65 кэВ составляет не менее 99%.

Аналогичным способом можно определять чувствительность рентгеновских ППД, т. е. скорость счета, вызванную единичной плотностью потока [6]. Данную величину определяли экспери­

267

ментально для кремниевого детектора 0 8 мм и толщиной 3 мм, компенсированного литием. Кривая зависимости чувстви­ тельности ППД от энергии квантов в диапазоне 6ч-60 кэВ приведена на рис. 6.3.

Рис. 6.2. Зависимость эффективности от энергии

57Со; 4 — расчет методом Монте-Карло.

Энергия, кэВ

Рис. 6.3. Зависимость чувствительности от энер­ гии квантов детектора диаметром 8 мм и толщи­ ной 3 мм.

кремниевых ППД свыше 3—5 мм слабо влияет на возрастание их эффективности, чувствительность планарных детекторов рентгеновского излучения можно поднять, только увеличив их площадь. Однако при этом пропорционально увеличивается собственная емкость ППД и соответственно ухудшается энер­ гетическое разрешение.

Существенно повысить чувствительность рентгеновских ППД без какого-либо ухудшения их емкости и, следовательно, энер­

268

гетического разрешения можно, используя цилиндрические ко­

то чувствительная площадь такого ППД будет равна примерно

его чувствительность, пропорциональная площади, в девять раз меньше. К сожалению, коаксиальные кремниевые ППД рентге­ новского излучения не нашли пока широкого распространения из-за технологических трудностей, возникающих при их изго­ товлении.

Прибор с ППД не способен измерить абсолютное значение энергии зарегистрированного излучения, а может только с не­ которой точностью сравнивать энергии различных квантов. Ина­ че, энергетическая шкала спектрометра мягкого у- и рентгенов­ ского излучения с ППД имеет относительный масштаб и для измерения энергии кванта должна быть предварительно про­ градуирована. Чем лучше будет известна энергия источников, используемых для градуировки, тем точнее потом при прочих равных условиях можно измерить энергию неизвестного излу­ чения.

Наиболее эффективный прибор, позволяющий измерять аб­ солютное значение энергии квантового излучения, — дисперси­ онный спектрометр, в котором абсолютную длину волны (или энергии) излучения можно определить по формуле Брэгга — Вульфа

п к — 2 d sin 0,

где а — целое постояннее число, которое может принимать зна­

угол между направлением движения квантов и перпендикуля­

трометров рентгеновского излучения, не превышающая обычно 10~6— 10~8, позволяет измерять энергии в большинстве слу­

269