3.2. Физика полупроводниковых детекторов

Для оценки достоинств и недостатков применения ПД в ЯМ, полезно рассмотреть принцип их работы. Рассмотрим два варианта. В первом, наиболее простом, но не дающем количественной картины процесса, принцип работы ПД напоминает принцип работы жидкостной ионизационной камеры. Он иллюстрируется на рис. 2.18,а.

Рис. 2.18. Схематические диаграммы работы полупроводниковых детекторов

В твердых кристаллических телах носителями электрического заряда являются электроны и дырки. В обычном состоянии свободные электроны и дырки практически отсутствуют. Взаимодействие γ-излучения с полупроводником приводит к образованию высокоэнергетичных электронов ( и позитронов при эффекте парообразования). Эти электроны часть своей энергии теряют на ионизацию материала полупроводника, в результате которой в полупроводнике образуются свободные электроны и положительно заряженные дырки. Энергия образования одной электронно-дырочной пары, w, в первом приближении не зависит ни от типа ионизирующей частицы, ни от ее энергии, и также как и в газе является параметром вещества. Напряжение смещения, приложенное к детектору, создает электрическое поле, которое вызывает перемещение электронов к положительному электроду и дырок к отрицательному. Транспорт зарядов создает ток внутри детектора и изменение потенциалов на электродах, что возможно мониторировать во внешней электрической цепи.

В идеальном полупроводниковом детекторе отклик зависит линейно от поглощенной энергии излучения и не зависит от положения точки взаимодействия фотона внутри кристалла детектора.

Второй подход к описанию работы ПД основан на зонной теории твердого тела (см. также раздел 2.2). В твердом теле в отличие от изолированных атомов энергетические уровни, соответствующие структуре электронных оболочек атомов, расширяются и накладываясь друг на друга, образуют непрерывные энергетические полосы (зоны). В результате электроны коллективно используются атомами. Такие энергетические зоны, соответствующие орбитам в структуре оболочек изолированного атома, могут оказаться заполненными, частично заполненными или пустыми (орбиты могут иметь два, один или ни одного электрона). На рис. 2.18,б схематически показаны две из многих энергетических зон полупроводника или изолятора: валентная зона заполнена электронами; зона проводимости пустая.

Приложение электрического поля к изолятору не создает движения зарядов, так как в валентной зоне отсутствуют свободные места, куда могли бы переместиться электроны. Соответственно нет электронов и в зоне проводимости. В хороших проводниках (металлах) на дальних орбитах имеются неспаренные электроны, что соответствует наполовину заполненной зоне проводимости. При приложении электрического поля эти электроны могут двигаться свободно, так как имеется много свободных мест.

Полупроводник представляет специальный случай изолятора, в котором разность энергий между валентной зоной и зоной проводимости, называемая шириной запрещенной зоны, достаточно мала, так что тепловые эффекты могут временами случайно переводить электроны из валентной зоны в зону проводимости. При наложении электрического поля такие электроны могут перемещаться точно также как в проводнике. Вакансии, образующиеся в валентной зоне, тоже могут участвовать в проводимости. В валентной зоне под действием электрического поля электроны могут переместиться в соседнюю вакансию, производя другую вакансию в первоначальной орбитальной локализации. Появившиеся вакансии или дырки двигаются в направлении обратном направлению движения электронов, т.е. ведут себя как положительные заряды. Поэтому в физике твердого тела дырки имеют такую же реальность, как и электроны, хотя и с другими свойствами. Дырочный ток в валентной зоне и электронный ток в зоне проводимости имеют одинаковый знак, так как движутся в разных направлениях. Эти токи складываются числено.

Как описывалось выше, при взаимодействие γ-излучения с веществом полупроводника образуются электроны с высокой энергией (много больше w), назовем их первичными. Эти электроны при движении в веществе теряют значительную долю своей энергии (20 – 35 %) на ионизацию среды, создавая каскад вторичных электронов, часть которых имеет еще достаточно энергии на дальнейшую ионизацию. Оставшаяся энергия первичных электронов переходит в тепло в форме колебаний кристалла, называемых фотонами. Образовавшиеся электроны и дырки временно, до тех пор они движутся к своим электродам, увеличивают проводимость полупроводника.

Так как число образующихся электрон-дырочных пар линейно зависит от поглощенной энергии, ПД имеют линейный отклик. Кроме того на образование одной электрон-дырочной пары требуется от 3 до 6 эВ, что в ~ 10 раз меньше, чем энергия, идущая на образование пары ионов в газе (~ 34 эВ) или суммарная энергия, идущая на высвечивание светового фотона в сцинтилляторах (~ 30 эВ), причем только ~ 50 % из этих фотонов вырывают электрон с фотокатода сцинтилляционного детектора. По этой причине полупроводниковые детекторы обладают во много раз лучшим разрешением, чем газовые и сцинтилляционные детекторы.

В области энергий, представляющих интерес для ЯМ, основными процессами взаимодействия γ-излучения с веществом являются фотоэлектрическое поглощение и комптоновское рассеяние (строго говоря, некогерентное рассеяние). Фотоэлектроны создают в аппаратурном спектре фотопик (рис. 2.19), а "комптоновские" электроны, получающие часть энергии от рассеянного фотона, образуют также как и в сцинтилляционном детекторе непрерывное распределение с максимальной энергией (E_β)_max, определяемой формулой (2.4), т.е. не попадают в фотопик. Чем выше атомный номер вещества ПД, тем меньшее число фотонов испытывает комптоновское рассеяние.

Не попадает в фотопик также часть фотоэлектронов, которые покидают кристалл детектора, отдав только часть своей энергии. Такие процессы утечки имеют место и в сцинтилляционных детекторах, но в ПД они более серьезны из-за их существенно меньших размеров.

Энергетические спектры для ^99mTc показаны на рис. 2.19 для трех детекторов: высокой чистоты германиевый детектор, иодид ртути и теллурид кадмий цинк. Германиевый детектор работает при температуре жидкого азота, а два остальных при комнатной температуре. Вклад комптоновских электронов в спектр в германиевом детекторе ~ 42 %.

Небольшой пик на рис. 2.19,а в районе 115 кэВ связан с утечкой характеристического излучения Cd и Te (К-линия). Большой горб в области промежуточных и низких энергий обусловлен захватом ловушками носителей заряда. Этот эффект представляет серьезную проблему для всех ПД, работающих при комнатной температуре.

Спектр детектора HgI₂ является хорошим для ПД, работающих при комнатной температуре. Энергетическое разрешение равно 3,2 % на линии 140 кэВ. Пики в районе от 58 до 72 кэВ связаны с утечкой характеристического излучения (К-линия ртути). Основной пик при 140 кэВ асимметричный, что является следствием захвата носителей заряда.

Рис. 2.19. Энергетические (аппаратурные) спектры создаваемые источником ^99mTc в полупроводниковых детекторах: а) германиевый детектор (Orteg-100 HPGe) диаметром 1,0 см и толщиной 0,7 см с энергетическим разрешением 0,54 % при 140 кэВ и температуре 77^оК, пик вблизи 20 кэВ является К-линией ^99mTc, плато ниже 50 кэВ обусловлено комтоновскими электронами; б) детектор HgI₂ площадью 0,045 см² и толщиной 0,05 см с энергетическим разрешением 3,2 % при 140 кэВ (асимметричная форма фотопика связана с захватом носителей). в) детектор CdZnTe размером 1×1×0,3 см толщиной с энергетическим разрешением 5 % при 140 кэВ. Структура ниже фотопика обусловлена, главным образом, захватом носителей заряда ловушками (адаптировано из [4])

Разрешение CdZnTe значительно хуже, но примерно в два раза лучше, чем у сцинтилляционных детекторов. Промежуточное положение по энергетическому разрешению между германиевым и CdZnTe детекторами занимает HgI₂ детектор. В настоящее время на рынке появились ПД из CdTe и CdZnTe, обладающие энергетическим разрешением, лучшим, чем HgI₂ детектор.