Материал: Особенность полупроводниковых детекторов

Особенность полупроводниковых детекторов

Содержание

1. Аналитический обзор литературы

1.1 Механизмы взаимодействие альфа-частиц с веществом

1.1.1 Упругое рассеяние

1.1.2 Тормозное излучение

1.1.3 Прямое рождение электрон-позитронных пар

1.1.4 Потери энергии на фотоядерные взаимодействия

1.2 Полупроводниковый детектор

1.2.1 Энергетическое разрешение полупроводникового детектора

1.2.2 Спектрометрические детекторы

1.2.3 Нейтронные детекторы

1.3 Сравнение характеристик детекторов на основе GaAs и Si

2. Расчет пробега частиц

2.1 Метод Монте-Карло

2.2 Программа GEANT4

2.3 Моделирование прохождения элементарных частиц через вещество с использованием методов Монте-Карло

3. Экспериментальная часть

3.1 Исходные данные

3.2 Результаты моделирования

Выводы

Список использованной литературы

Введение

Появление первых полупроводниковых детекторов в 60-х годах было важным шагов в развитии экспериментальной ядерной физики. Их применение для регистрации тяжелых заряженных частиц сразу привело к успехам в изучении ядерных реакций. В настоящее время они получили широкое распространение как счетчики числа частиц и как приборы для измерения энергии частиц (спектрометры) с высокой разрешающей способностью.

Исследуемые детекторы находят свое применение в разных областях науки и техники. Их использование имеет наиболее перспективное значение:

для создания малодозовых медицинских цифровых томографов, маммографов, дентальных аппаратов, систем диагностики раковых опухолей, рентгенодиагностики заболеваний костей;

в области высокоэффективных систем таможенного досмотра и систем контроля перемещения опасных грузов, малодозовых систем безопасности в аэропортах, вокзалах, на транспортных магистралях, способных снизить вероятность террористических акций в местах большого скопления людей;

в физике космоса при определении условий безотказной работы аппаратуры и безопасности полётов, а также в экспериментах с релятивистскими частицами сверхвысоких энергий;

при регистрации быстрых нейтронов в качестве индивидуального дозиметра нейтронов.

Принцип работы полупроводникового детектора основан на том, что при прохождении через счетчик, ионизующие частицы взаимодействуют с атомами полупроводникового материала, генерируя заряды, которые собираются на внешних электродах. По сравнению с другими детекторами, работающими на том же принципе, например, с ионизационной камерой, полупроводниковый детектор обладает большими преимуществами. Прежде всего, на образование одной пары носителей заряда в полупроводниковом счетчике требуется в ~10 раз меньше энергии, чем в газах. Кроме того, высокая плотность вещества счетчика (в ~10³ раз выше, чем плотность газов) позволяет получить существенно больший заряд на единице пути частицы в счетчике.

Вследствие этих причин точность измерения ионизации, создаваемой частицей в полупроводниковом счетчике, значительно выше, чем в ионизационной камере.

Кроме того, благодаря большой плотности и высокой тормозной способности в полупроводниковом счетчике могут полностью затормозиться не только α-частицы, но даже сравнительно такие длиннопробежные частицы как - электроны, протоны с умеренной энергией. В этом случае детектор позволяет измерить их энергию, т.е. работает как спектрометр полного поглощения.

Наконец, важной особенностью полупроводниковых детекторов являются их малые габариты. Это сильно расширило возможности применения таких детекторов не только в области физического эксперимента, но и в технике - в приборах технологического контроля и в медицине. В атомной физике полупроводниковые счетчики применяются, например, в исследованиях по термоядерному синтезу для изучения рентгеновского излучения плазмы.

1. Аналитический обзор литературы

1.1 Механизмы взаимодействие альфа-частиц с веществом

детектор энергия фотоядерный полупроводниковый

Частицы и излучение могут быть зарегистрированы непосредственно лишь через взаимодействие с веществом. Взаимодействия заряженных частиц отличны от взаимодействия нейтральных частиц, например, таких как фотоны. Каждый процесс взаимодействия может быть основой для определенного вида излучения при детектировании. Вследствие этого существует большое количество детекторов частиц и излучения. Также для одной и той же частицы при различных значениях энергии существенную роль могут играть разные виды взаимодействия.

Для анализа результатов различных экспериментов, важно знать какие процессы происходят при взаимодействии частицы с веществом мишени. Регистрация частиц также происходит в результате их взаимодействия с веществом детектора. Взаимодействие частиц с веществом зависит от таких характеристик материала как его атомный номер, масса, энергия, плотность и средний ионизационный потенциал.

Альфа-частицы представляют собой ядра гелия , имеют заряд +2е, состоят из 4 нуклонов - 2 протонов и 2 нейтронов. Ядро 4He, т. е. α-частица, является практически единственной тяжелой частицей, которая испускается при радиоактивном распаде. Это связано с ее компактностью, с большой энергией связи, которой она обладает. Первое возбужденное состояние 4He находится выше, чем его энергия развала. Поэтому велика вероятность виртуального образования 4He в тяжелых ядрах с последующим вылетом его из ядра. Альфа-частицы имеют энергию от 4 до 11 МэВ. Частицы с относительно небольшой энергией можно получить путем ионизации атомов гелия.

Альфа-частицы часто используют в качестве бомбардирующих частиц при изучении строения вещества. На современных ускорителях получают пучки α-частиц с энергией от нескольких до сотен МэВ. Альфа-частицы таких энергий успешно используются для изучения свойств атомных ядер.

Проходя через вещество, заряженная частица за счет кулоновского взаимодействия упруго рассеивается на электронах и ядрах атомов и не упруго на электронах, передавая им часть своей энергии, которая расходуется в основном на ионизацию атомов. Поэтому такой процесс носит название ионизационных потерь энергии. Ионизационные потери энергии заряженных частиц играют исключительно важную роль в науке и технике.

Ионизационные потери используются для идентификации частиц с помощью различных детекторов (пропорциональных счетчиков, фотоэмульсий, пузырьковых камер, сцинтилляционных счетчиков и т.д.). Для частиц с данным зарядом измерения ионизационных потерь и импульса позволяют определить их массу. Если же масса частицы известна, то измерение ионизационных потерь дает возможность определить ее энергию. Практически вся энергия частиц, которые движутся в некоторой среде, тратится на ионизацию и возбуждение атомов этой среды. Величина ионизационных потерь энергии влияет на выбор материала и размеры биологической защиты на современных ускорителях и ректорах, а также при работе с рентгеновским излучением и радиоактивными источниками. Принцип действия большинства детекторов частиц как низких, так и высоких энергий основан на регистрации образованного ими ионизационного заряда.

Максимальная энергия, которая может быть передана в одном акте взаимодействия тяжелой частицей, движущейся со скоростью v<<с, неподвижному электрону,равна

 (1)

где v - скорость частицы,

m_е - масса частицы.

Рисунок 1 - Кривая Брэгга

Зная энергию α-частицы и число пар ионов, образованных ею на протяжении всего пути, можно определить среднюю энергию, затрачиваемую α-частицей на создание одной пары ионов. Оказалось, что эта величина почти не зависит от скорости частицы, но является важной характеристикой вещества

Различают первичную (число первично образовавшихся электрон-ионных пар) и полную ионизацию. Некоторым первично родившимся электронам может быть передана достаточно большая энергия, вследствие чего они тоже производят ионизацию. Подобная вторичная ионизация вместе с первичной и дает полную ионизацию.

Это выражение справедливо только тогда, когда переданная энергия полностью выделяется в чувствительном объеме детектора.

Удельные ионизационные потери энергии в веществе со сложным химическим составом можно подсчитать по формуле:

где M - молекулярный вес соединения, _i - количество атомов сорта i с атомным весом A_iв молекуле, (dE/d)_i- удельные потери для данного простого вещества.

Если пролетающая через вещество частица имеет энергию большую, чем энергия связи электрона в атоме, удельные ионизационные потери энергии для тяжелых заряженных частиц описываются формулой Бете-Блоха:

 (4)

где z - заряд налетающей частицы в единицах элементарного заряда;

Z, A - атомный номер и атомный вес вещества;

m_e, r_e - масса электрона и его классический радиус;

- число Авогадро;

I - средний потенциал ионизации, характеризующий вещество и приблизительно равный эВ для Z > 1;

δ - параметр, который характеризует насколько электрическое поле налетающих релятивистских частиц экранируется плотностью заряда атомных электронов. Из-за этого эффекта потери энергии уменьшаются («эффект плотности», «плато Ферми» в энергетических потерях).

В твердотельных детекторах заряженные частицы образуют электронно-дырочные пары. В GaAs для образования электронно-дырочной пары в среднем требуется 4,2 эВ. Это значит, что количество носителей заряда, образующихся в твердотельных детекторах, гораздо больше, чем количество образующихся электронно-ионных пар в газе (в газах средняя энергия образования электронно-ионной пары примерно равна 30 эВ). По этой причине статистические флуктуации числа родившихся носителей заряда для данной величины потерь энергии в твердотельных детекторах гораздо меньше, чем в газовых, что обеспечивает высокую разрешающую способность по энергии.

1.1.1 Упругое рассеяние

Заряженные частицы, проходящие через вещество, претерпевают многократное рассеяние. Если заряженная частица движется в плотной среде, то, проходя мимо различных ядер этой среды, она будет рассеиваться каждым из них на некоторый угол, среднее значение которого тем больше, чем меньше масса движущейся частицы и чем меньше ее энергия.

Упругим рассеянием называется такой процесс взаимодействия двух частиц, при котором суммарная кинетическая энергия обеих частиц сохраняется и только перераспределяется между частицами, а сами частицы изменяют направление своего движения.

Проходя через вещество, a-частицы почти не рассеиваются на электронах среды из-за своей большой массы ( = 7350 ). Столкновения с ядрами, наоборот, приводят к значительному рассеянию. Упругое рассеяние заряженной частицы на тяжелом ядре описывается формулой Резерфорда:

, (5)

где N(j) - число частиц, рассеянных в единице телесного угла под углом j;- число частиц, падающих на мишень; - число ядер в 1 см³ мишени; - толщина мишени; - заряд ядра-рассеивателя;- заряд падающей частицы; и υ - масса и начальная скорость падающей на мишень частицы соответственно.

Формула Резерфорда хорошо согласуется с экспериментальными данными для широкого диапазона рассеивающих ядер, углов рассеяния и скоростей a-частиц. Однако при выводе формулы (5) не учитывается то обстоятельство, что помимо кулоновских сил между a-частицей и ядром при малых прицельных параметрах r £  (большие углы рассеяния) могут действовать ядерные силы. Не учитывается также экранирование ядра атомными электронами, которое сказывается для малых углов рассеяния, когда частица пролетает на больших расстояниях от ядра.

1.1.2 Тормозное излучение

Тормозное излучение - это электромагнитное излучение заряженной частицы, которое возникает в результате ее торможения при взаимодействии с электростатическим полем атомного ядра и атомных электронов.

При возникновении излучения при кулоновском взаимодействии заряженных частиц с ядрами и электронами среды оно называется тормозным излучением и является причиной радиационных потерь энергии заряженной частицей.

Быстрые заряженные частицы кроме ионизационных потерь теряют энергию на взаимодействие с кулоновским полем ядер среды, через которую они движутся. При замедлении в кулоновском поле ядра часть их энергии испускается в виде фотонов.

Различие между ионизационными потерями и потерями энергии на тормозное излучение в том, что энергия, которая затрачивается на ионизацию, передается атомным электронам малыми порциями и быстро расходуется на тепловое движение атомов вещества, иными словами происходит нагрев вещества. Энергия в этом случае теряется безвозвратно.

При тормозном излучении фотон имеет большую вероятность унести энергию, сравнимую с энергией электрона. В этом случае энергия электрона как бы «перекачивается» к фотонам, а не теряется безвозвратно.

Таким образом, при торможении электрон может затормозиться сразу, образуя энергичный фотон, или плавно терять энергию, создавая много фотонов. Это обстоятельство приводит к сильным флуктуациям в радиационных потерях энергии.

В случае тяжелых нерелятивистских заряженных частиц удельные ионизационные потери описываются формулой Бете-Блоха:

, (6)

где z и υ - заряд и скорость движущейся частицы;

 и е - масса и заряд электрона;

 - число электронов в 1 см³ вещества;

I - средний ионизационный потенциал атомов поглощающего вещества, причем I=(13,5×Z)×1,6×10^-12 эрг, где Z - заряд ядер вещества.

Если заряженные частицы двигаются в веществе со скоростями, близкими к скорости света, то в формуле (2) появляются добавочные слагаемые:

, (7)

где b = υ/с (с - скорость света).

Появление слагаемого ln(1-b²) связано с тем, что при релятивистских энергиях возрастает величина максимальной энергии, передаваемой электрону, а появление слагаемого b² связано с лоренцевским изменением кулоновского поля, приводящим к передаче энергии более удаленным от траектории a-частицы электронам.

Из формулы (7) видно, что с ростом энергии a-частицы удельные потери на ионизацию сначала падают очень быстро (обратно пропорционально энергии), но по мере приближения скорости a-частицы к скорости света, в соответствии с рисунком 2, уменьшение удельных потерь происходит медленнее, а, начиная с некоторой достаточно большой энергии частицы, dE/dx могут даже расти.