WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. 5 01;12 Амплитуда сигнала и форма спектра амплитуд детектора при неполном переносе заряда © Н.Б. Строкан Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Поступило в Редакцию 12 мая 1998 г.) Рассмотрен отличный от режима высокого разрешения по энергии случай, когда отношение протяженности рабочей зоны детектора к длине дрейфового смещения носителей нельзя считать малым ( 1). Анализ проведен применительно к детекторам на основе полуизолирующего арсенида галлия (SI GaAs) при регистрации короткопробежных ионов. Полагается, что основной захват носителей происходит во время их дрейфа. Показано, что получаемые выражения для амплитуды сигнала и формы спектра содержат три независимых параметра. Определение их значений в ходе эксперимента позволяет найти величину средней напряженности поля и скорости его распространения в структуре в функции приложенного напряжения, а также величину времени жизни носителей до захвата и меру неоднородности захвата по объему рабочей зоны детектора.

За последние годы в физике высоких энергий обозна- Вклад в сигнал в плоскости W определяется, согласчились задачи, для решения которых требуются полупро- но [2,3], пройденной электроном до захвата разностью водниковые детекторы, способные работать в сильных потенциалов V(x), где V(x) — профиль потенциарадиационных полях. В этой связи детально изучается ла в конденсаторе эквивалентной детектору геометрии радиационная стойкость детекторов на основе высо- (плоской, цилиндрической, сферической) при объемном коомного кремния, технология которых хорошо отра- заряде, равном нулю. Для нашего случая это сводится к ботана. Кроме того, исследуются возможности новых доле пройденного пути от межэлектродного расстояния материалов, в частности SI GaAs. Низкая проводимость [0, W].1 достигается в нем за счет компенсации донорных и Будем исходить далее из модели формирования облаакцепторных центров. В итоге как для облученного сти поля в SI GaAs, предложенной в [5]. Для нее (первоначально чистого) Si, так и для исходного Si GaAs характерна весьма слабая зависимость поля E от кохарактерно наличие в объеме детектора значительного ординаты. Это позволяет положить длину дрейфового количества центров захвата носителей заряда. Последнее переноса µE постоянной в области поля. Учтем также приводит к неполному переносу создаваемого ядерным соотношение R < W, d. Тогда для сигнала в плоскости излучением неравновесного заряда. W, нормированного на внесенный альфа-частицей заряд, В настоящей работе рассматривается поведение основ- имеем q =(µE/W)[1 - exp(-W/µE )] ных характеристик детектора — средней амплитуды сигнала и спектра амплитуд при проявлении центров (µE/R)[exp(R/µE ) - 1]. (2) захвата в объеме материала. Расчет проведен применительно к детектору на основе SI GaAs и регистрации Для детектора на основе SI GaAs полученное выракороткопробежного излучения.

жение следует умножить на фактор W /d, учитывающий 1. Типичная геометрия опыта, когда облучение произ- медленную релаксацию полуизолирующей базы структуводится со стороны p+-контакта, приведена на вставке ры. В итоге при R 0 для сигнала детектора получаем к рис. 1. Структура детектора обеднена частично — до q =(µE/W)[1 - exp(-W/µE )](W/d). (3) плоскости W при общей протяженности d. Распределение пар электрон–дырка в треке (длиною R < (W, d)) Поскольку на опыте снимаются зависимости сигнала задается функцией G(y). Полагается, что из двух каналов от напряжения на детекторе U, то определяющей для потерь заряда — рекомбинации непосредственно в треке конечного вида (3) является функция W = f (U). В частицы либо локализации в ходе дрейфа преобладает указанной выше модели [5] W = U, где 1/ = Eav — второй механизм [1]. При локализации сигнал помимо средняя величина поля, и формула (3) преобразуется к характера захвата определяется также законом индукции.

виду В итоге заряд, перенесенный в области электрического q(U) =(µ /d)[1 - exp(-2U/µ )] поля напряженностью E, описывается как = P1[1 - exp(-P2U)], (4) q0 = dx/WG(y)exp(-dx/µE )dy. (1) где параметры P1 = µ /d и P2 = 2/µ.

Формула отражает, что электроны из слоя y движутся Структура формулы (1) впервые была предложена в работе [4], со скоростью µE (µ — подвижность носителей тока) и однако авторы допустили неточность в трактовке закона индукции, подвергаются захвату с характеристическим временем. учитывая объемный заряд в ходе потенциала V(x).

140 Н.Б. Строкан Рис. 1. Амплитуда сигнала детектора в функции напряжения смещения: d/µE = 5.0 (1), 1.66 (2), 0.83 (3); =1.0 (1), 3.0 (2), 6.0 ns (3). На вставке приведена рассматриваемая геометрия структуры.

При увеличении U до обеднения структуры в формуле Для этого надо указать причину разброса значений q.

(3) надо положить W = d. Кроме того, на практике Логично связать разброс с флуктуациями по объему обеднение наблюдается при значительных напряженно- детектора времени захвата носителей как параметра, стях поля E, когда происходит насыщение дрейфовой наиболее чувствительного к совершенству структуры маскорости vs = µE. В этих условиях зависимость q(U) териала.2 Далее, для распределения значений примем исчезает и сигнал достигает предельного значения закон Гаусса. Последний является наиболее вероятной формой, когда отклонение от среднего значения переqmax =(vs/d)[1 - exp(-d/vs )]. (5) менной величины меньше самого среднего | - 0| <0, На рис. 1 приведен ход заряда в функции напряжения dN/d = exp[-( - 0)2/22]/ 2, (6) на детекторе, нормированного на значение обеднения Udep = d/. При расчете по формуле (4) использовались где — дисперсия.

характерные для практики величины: = 10-4 cm/V, Введем ширину распределения на уровне 0.5 от макd = 5 · 10-2 cm, vs = 107 cm/s. Значения параметра симума, отнесенную к средней величине R = 2.35/0.

d/µE задавались 0.83, 1.66 и 5.0, что соответствует Тогда, опуская постоянные величины, для формы спектра временам жизни 6.0, 3.0 и 1.0 ns. Видно, как с ростом получаем (P2 соответствует значению 0, z = /0) d/µE зависимость q(U) стремится к насыщению. Одновременно максимально реализуемая амплитуда пред- dN/dq =(dN/d )/(d/dq) ставляет собой плавно спадающую функцию d/µE (см.

exp[-(z - 1)2/0.362R2 ] формулу (5) и вставку на рис. 3). Для практики важно, =. (7) что, аппроксимируя данные эксперимента по формуле 1 - [1 + P2(U/z)] exp[-P2(U/z)] (4), можно найти величины P1 и P2, причем их произВ режиме обеднения структуры, когда заряд описыведение P1 · P2 = /d дает значения (Udep)-1 и средней напряженности поля 1/ = Eav. Далее из величины P1 вается формулой (5), числитель (7) остается прежним, а знаменатель выражается через параметр P1 как определяются значения.

2. Получим в рамках рассматриваемой модели выра- Вопрос о неоднородности захвата впервые рассматривался в рабожение для формы амплитудного спектра dN/dq = f (q). те [6].

Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. Амплитуда сигнала и форма спектра амплитуд детектора при неполном переносе заряда Рис. 2. Зависимость ширины спектральной линии от напряжения смещения на детекторе: R = 0.2 (1 ), 0.6 (2), 1.2 (3); =3.0ns, d/µE = 1.66. На вставке — ширина линии, отнесенная к амплитуде, в функции амплитуды сигнала.

Рис. 3. Зависимость ширины спектральной линии от соотношения протяженности области поля и длины дрейфового смещения:

1–3 — то же, что и на рис. 2. На вставке — то же для амплитуды индуцированного заряда.

[1 - (1 + 1/zP1) exp(-1/zP1)]. Форма спектра (как считать ее ширину на половине высоты. Оказалось, и средняя величина сигнала) от смещения U уже не что с ростом смещения на детекторе ширина линии зависит. также растет, выходя на насыщение в режиме обеднения Построение спектров выявило, что форма спектраль- структуры (рис. 2). Последнее противоречит практике ной линии, согласно (7), чувствительна к степени не- спектрометрических детекторов при переносе заряда, однородности времени захвата R. Так, при значитель- близком к полному. Соответственно наблюдается близных R 1 линия асимметрична и имеет затянутый кий к параболическому рост значений относительной левый край. При понижении R линия симметризуется. разрешающей способности от величины индуцированноКоличественной характеристикой формы линии принято го заряда (вставка на рис. 2).

Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. 142 Н.Б. Строкан На рис. 3 для случая обеднения структуры прослежены зависимости ширины линии и амплитуды от параметра d/µE. Как отмечалось выше, для qmax характерен существенный спад, в то время как ширина линии в интервале d/µE = 1-5 меняется слабо. Однако ширина линии существенно зависит от неоднородности захвата носителей заряда (R ). Последнее позволяет при известном отношении d/µE, сопоставляя измеряемые значения ширины линии с данными рис. 3, определить величину R.

3. В заключение отметим основные, на наш взгляд, результаты. Рассмотрена работа детектора в условиях сильного захвата носителей заряда, происходящего путем локализации. Получены выражения для формы спектральной линии и средней амплитуды сигнала в функции смещения на детекторе.

Формулы содержат три независимых параметра, определяемых в ходе опыта. Сопоставление данных расчета и опыта позволяет в принципе определить структуру электрического поля детектора и характеристики материала, обусловливающие перенос носителей. Это — протяженность области поля и средняя его напряженность;

время жизни дрейфующих носителей до локализации на центрах захвата, а также степень однородности захвата по объему детектора.

Отмечены отличия от случая слабого захвата, главное из которых — рост ширины спектральной линии с напряжением смещения на детекторе (с величиной амплитуды сигнала).

Если захват проявляется так же, как рекомбинация носителей в состоянии ”плазмы трека”, то после полного обеднения детектора должен происходить рост сигнала с напряжением смещения. При этом потери заряда будут падать с напряженностью поля E как 1/E для легких и ln(1/E) для тяжелых ионов [7].

Автор выражает признательность Е.М. Вербицкой, В.К. Еремину и А.М. Иванову за ценные замечания.

Список литературы [1] Маковский Л.Л., Строкан Н.Б., Тиснек Н.И. // ФТП. 1968.

Т. 2. Вып. 7. С. 972–977.

[2] Gavalleri G., Gatti E., Fabri G., Svelto V. // Nucl. Instr. Meth.

1971. Vol. 92. P. 137–141.

[3] Еремин В.К., Даненгирш С.Г., Строкан Н.Б., Тиснек Н.И. // ФТП. 1974. Т. 8. Вып. 3. С. 556–561.

[4] Miller G.L., Gibson W.M. // Nuclear Electronics. 1962. Vol. 1.

P. 477–485.

[5] McGregor D.S., Rojeski R.A., Knoll G.F. et al. // Nucl. Instr.

Meth. 1994. Vol. A343. P. 527–538.

[6] Makovsky L.L., Strokan N.B., Tisnek N.I. // IEEE Trans. Nucl.

Ser. 1968. Vol. 15. P. 304–309.

[7] Eremin V., Ilyashenko I., Strokan N., Schmidt B. // Nucl.

Instr. Meth. 1996. Vol. A377. P. 184–190.

Журнал технической физики, 1999, том 69, вып.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.