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1、精选优质文档-倾情为你奉上半导体探测器半导体探测器是一种以半导体材料作为探测介质的新型核辐射探测器，它有很好的能量分辨能力。随着半导体材料和低噪声电子学的发展以及各种应用的要求,先后研制出了 P-N结型探测器、锂漂移型探测器、高纯锗探测器、化合物半导体探测器以及其它类型半导体探测器。第一节 半导体的基本知识和半导体探测器的工作原理根据物质导电能力,物质可分为导体、绝缘体和半导体。物质的导电能力可用电阻率来表示,单位为cm。导体的电阻率在10-5cm以下,绝缘体的电阻率在1014cm以上,半导体的电阻率介于它们之间,一般在(10-210-9 )cm范围内。半导体通常以晶体形式存在,晶体可分为单晶
2、体与多晶体。在单晶体中,所有原子都连续地按同一规律整齐地排列,这称为晶格。多晶体是由许多小晶体颗粒杂乱地堆积起来的,因此多晶材料是不均匀的。半导体探测器多是由单晶材料制造的。一、 半导体材料的电特性在单晶中，原子紧挨形成晶格排列, 相互之间有电磁力作用。因此晶体中电子的能量就和孤立原子不同。孤立原子中的电子只能存在于一定能级上，能级之间是禁区，电子不能存在。对于单晶体，原子间存在着电磁力，相应孤立原子的能级就分裂成很多十分靠近的新能级，由于单位体积内原子数目非常多，这些分裂彼此之间非常靠近，可以看作连续的，这种连续的能级形成一个能带。导体、绝缘体和半导体的能带如图3.1所示图 3.1半导体、导
3、体和绝缘体的能带图图 3.1 所示的满带是由各孤立原子的基态分裂出来的能级,导带是由孤立原子各激发态分裂出来的能级。满带和导带之间的禁区称为禁带,禁带宽度称为能隙,用Eg表示,单位为eV。半导体与绝缘体、导体之间的差别在于禁带宽度不一样。由于导体不存在禁带, 满带和导带交织在一起,导电性能好；绝缘体的禁带最宽,约(210)eV,导电性能最差；半导体的禁带较窄。约（0.12.2）eV,导电性能比绝缘体好,而次于导体。用作半导体探测器材料的性能列于表3.1中。二、本征半导体理想的不含杂质的半导体在无外界作用时,导带中的电子和满带中的空穴都应由热激发产生,而且电子数目严格地等于空穴数目,这样的半导体
4、材料称为本征半导体。在有外界作用时,如在光 、热或核辐射的作用下,满带中的电子就会获得能量而被激发到导带,这样的电子如同自由电子一样,能在晶体内运动，参与导电,这就是所谓电子型导电。满带中的电子被激发到导带而在满带中留下的空穴也参与导电,这是因为满带内空穴很容易被邻近原子的电子占据,而这个失去电子的原子又产生一个新的空穴,从效果上看好像空穴移动了,这就是空穴型导电。电子和空穴统称为载流子。本征半导体中热激发产生的载梳子称为本征载流子。本征电子、空穴数目与温度T和禁带宽度Eg有关。T越高,Eg 越小,产生载流子数越多。同时,电子主穴相遇复的概率也就越大。在一定温度下,产生率与复合率达到相对平衡,
5、使半导体中保持一定数目的载流子。理想的完全不含杂质的半导体材料很难找到。现有的实用纯度最高的半导体硅和锗,其载流子浓度的经验公式为：硅:锗: （3.2）式中n的下标i表示本征材料。在室温下(T=300K)，本征硅和锗的载流子浓度为:硅：锗： （3.3）由此可见,由于半导体的能隙Eg较小,在室温下,甚至在更低温度下,也会产生本征载流子。三、P型和N型半导体本征半导体的导电性能较差。为了提高半导体的导电性能,人们常常利用半导体中存在的两种导电机制,通过加入适当的杂质,以获得电子型半导体(N型半导体)或空穴型半导体（P型半导体）。我们以晶体硅为例,锗和其它半导体材料具有与硅类似的性质。当在四价单晶硅
6、中掺入少量的五价元素磷时,磷原子将占据晶格中的一个位置,替换一个常态硅原子。磷原子和相邻四个硅原子形成共价键如图3.2(a)所示,剩余的第五个价电子图3.2 占据晶体中的一个取代晶格位置的杂质原子示意图（a）四价硅中掺入五价磷；（b）四价硅申掺入三价硼与磷原子结合不很紧密，只要很小的能量（小于0.O5eV）就可以激发电离而成为自由电子，参预导电，而磷原子成为带正电的离子。但这种杂质离子不像空穴，它是固定在晶格中的不能迁移的,故并不参预导电。这种半导体的导电主要是由电子贡献的，所以叫电子型或N型半导体。这种把电子贡献给导带的杂质称为“施主杂质”。常用的施主杂质有磷、砷、锑、锂等。杂质不是半导体晶
7、格的组成部分,那些结合不紧密的多余电子可以在禁带中占据一个位置,它们总是具有接近禁带上部的能量,称为施主能级如图3.3（a）所示。对于锗, 施主能级距导带底部仅0.O5eV，对于硅、磷、砷距导带底部是0.O4eV,锑是0.04eV,锂是0.03eV。在硅中掺入少量三价元素硼，硼原子同样会占据一个晶格位置，因它只有三个价电子，与邻近四价硅原子只能形成三个共价键时如图3.2（b）所示，因此有一个共价键是不饱和的，这就有从附近硅原子捕获一个电子形成饱和键的趋势。当一个电子被捕获时，硼原子变成负离子，在满带中留下空穴。这种半导体的导电主要是由空穴贡献的，所以叫空穴型或P型半导体。这种能接受满带中电子而
8、产生导电空穴的杂质称为受主杂质，常用的受主杂质有硼、铝、镓、铟等。被捕获的电子虽然被束缚在一个具体的位置，但与一般价电子相比，不是束缚得那样牢固。因此这些受主杂质也在正常禁带中建立了电子位置，形成受主杂质能级，简称受主能级。受主能级在禁带的下部如图3.3（b）所示。对于半导体锗，它们的受主能级距满带顶部仅0.01eV；对于半导体硅、磷、砷距导带底部是0.O5KV,锑是0.04Ev,锂是0.03 eV。图3.3 在Si带隙中建立的杂质能级由以上讨论可知，对掺杂半导体，除本征电子-空穴对外，还有施主杂质提供的电子和受主杂质提供的空穴，因此电子浓度n和空穴浓度P不再相等,且相差很大。杂质虽然含量甚微
9、,但它的Eg很小,只需很小的能量就可以产生电子和空穴,因此提供的载流子数远大于本征载流子数。例如硅单晶每cm3有5.221022个原子,即使只掺入百万分之一的施主杂质,由于在室温下这些杂质原子几乎全部电离,可提供导电电子浓度为5.221016个/cm3,而本征硅的导电电子浓度由(3.3)式知是1.51010个/cm3。用表示施主杂质浓度,显然。N型半导体中的电子和P型半导体中的空穴称为多数载流子。N型半导体中的本征空穴和P型半导体中的本征电子也参预导电,它们称为少数载流子。正因为杂质提供了大量的载流子,所以增强了半导体的导电性能。室温下,杂质对电阻率的影响,对硅来说比对锗显著得多。锗的禁带宽度
10、较窄,在锗中热激发电子-空穴对易产生。因此,为有效地改变本征锗的电阻率需要较大的杂质浓度。例如,在P型硅中杂质浓度为1013个原子/cm3时相应的电阻铝约为 50Ocm, 显著低于本征硅的电阻率105cm。但同样的杂质浓度在P型锗中,其电阻率约为5OQcm。显著低于本征锗的电导率105cm。但同样的杂质浓度在P型锗中，其电阻率约为50cm，对N型锗为15cm,与本征锗电阻率5Ocm相比降低得不多。当锗被冷却到液氮温度时,同样的杂质浓度会使其电阻率显著降低。五、半导体探测器的基本原理半导体探测器探测带电粒子的基本原理与气体电离室的十分相似。但由于半导体的密度比气体的大得多,对射线的阻止本领也就比
11、气体的大得多。在半导体中产生一个电子空穴对所需的平均电离能约为3eV,比在气体中的平均电离能(约3OeV)小一个数量级。平均电离能与入射粒子的性质、能量无关,但随温度的升高而减小。表3.1中已经给出了不同温度情况下Si和Ge的平均电离能。若能量为E0的核辐射粒子,其能量全部损失在半导体探测器灵敏体积内,所产生的电子空穴对数目为： （3.7）半导体探测器加一外电压,电压的方向是使半导体探测器得到反向偏置,故称为加反向偏压。从以后各节的讨论将知道,半导体探测器多为P-N 结结构。加反向电压即在结的P边相对于N边为负电压,这时结两边的电位差增加,只有少数载流子在电场作用下越过结,而少数载流子浓度很低
12、,所以反向电流很小。由于探测器加反向偏压,探测器灵敏区内部形成电场区。在没有核辐射射入时,由于绝缘电阻很大,漏电流很小。当带电粒子或其他核辐射入射到探测介质后,它们损失能量,介质内就产生电子空穴对,在外电场作用下,电子和空穴分别向两电极作漂移运动,从而在电极上感应出电荷,电荷在电容C上积累而形成电压脉冲。要实现这一过程,即探测器正常工作,必须同时满足以下条件: 要求用作探测器的固体材料具有高的电阻率,才能保证加上较高的电场强度,而漏电流很小。探测器材料必须有足够长的载流子漂移长度,以便载流子能通过灵敏区厚度d大（要大）的到达电极而不发生复合或俘获。目前,满足上述要求的主要方法有： 在硅或锗单晶
13、中形成PN结,在PN结上加反向偏压形成探测器的灵敏区,在该灵敏区内载流子浓度很小,电阻率极大而漏电流很小； 在P型和N型的锗或硅单晶间通过补偿工艺使形成准本征区,其电阻率很高,可作为探测器的灵敏区； 使用高纯度半导体材料作为探测器材料。下面几节分别讲述利用这些方法制造的各种类型的半导体探测器以及近几年来人们研制出的化合物半导体探测器和一些特殊类型的半导体探测器。第二节 PN 结型半导体探测器二、工作原理PN结型半导体探测器的工作原理可叙述如下：由于PN结区载流子很少,电阻率很高,当探测器加上反向电压以后,电压几乎完全加在结区,在结区形成一个足够强的电场,但几乎没有电流流过。入射粒子射入结区后,
14、通过与半导体的相互作用,损失能量产生电子空穴对。在外加电场作用下,电子和空穴分别向两极漂移,于是在输出回路中形成信号。当电场足够强时,电子和空穴在结区的复合和俘获可以忽略。这时,输出信号的幅度与带电粒子在结区消耗的能量成正比。如果入射粒子的能量全部消耗在结区,则输出脉冲幅度与入射粒子能量成正比。三、种类和结构PN结型探测器一般都是用半导体硅材料做成,硅的禁带宽度为1.12eV,比锗的要大,室温下漏电流小,使用时可以不用低温冷却。根据PN结的制造方法不同,可以分为扩散型、面垒型和离子注入型探测器等。1、面垒型常用的面垒型探测器是金硅面垒型半导体探测器,如图3.5所示。金硅面垒探测器是利用N型硅单
15、晶作基片,表面经过酸处理后,暴露在空气中,表面会形成一层氧化层,然后在真空中灵敏面上镀一薄层金膜(约10m),靠近金膜的氧化层具有P型硅的特性,并在与基片交界面附近形成PN结。在基片的背面镀有镍或铝作欧姆接触引线,接电源的正极。欧姆接触电极即是两种符号的电荷(电子和空穴)都可以自由流过的不整流电极。金膜与铜外壳接触,接电源的负极。镀金面作为待测核辐射的入射面,称为入射窗。图3.5 金硅面垒探测器示意图1硅片；2金膜；3镍或铝膜；4铜壳；5聚四氟乙烯电片；6聚四氟乙烯环；7铜帽；面垒型探测器在制造工艺上不涉及高温,探测器材料能保持原来的良好性能,噪声低,能量线性好,能量分辨率高,入射窗薄,易于制
16、得面积较大且均匀的灵敏区,结构简单,操作方便。面垒型探测器对光灵敏,薄入射窗对光是透明的,照在探测器表面上的光子可以到达灵敏体积内。可见光光子的能量约为()eV,大于硅和锗的能隙Eg,因此可见光光子与半导体相互作用可能产生电子空穴对,普通房间内的光线就能引起很高的噪声。所以使用于探测带电粒子时探测器必需在真空密封条件下,以使噪声降低到可以忽略的水平。面垒型探测器的窗很薄,决不能用手触摸其镀金面。2.扩散型扩散型探测器是把一种类型的杂质扩散到另一种相反类型的半导体内而形成PN结的探测器。通常是将五价磷(磷可以是气态,也可以是固态),在高温（）下扩散到P型硅中,即扩散进一层施主杂质而形成N型薄层,
17、它是粒子入射窗。扩散深度通过调节扩散过程的温度和时间来控制,通常扩散深度为()m。N型表面层杂质浓度比原来的P型材料的杂质浓度高,耗尽层主要在结的P边,因此很大部分N型表面层来被耗尽,但是扩散型探测器的死层,比较厚,约为()m。灵敏区的最大厚度限制在约600m范围内,制造时需经1000左右的高溢,这导致半导体载流子寿命减小,影响其能量分辨率,使这种探测器的应用受到限制。随着半导体器件工艺的改进,70年代研制出了低噪声氧化物钝化PN给探测器,克服了老式扩散型探测器的缺点,并能制作成大面积的浅扩散结。它的灵敏区比面垒型的厚,可用来制作室温下使用的射线和X射线探测器。3.离子注人型利用加速器产生的具
18、有一定能量的正离子束流,直接穿透半导体表面而形成离子注入型PN结半导体探测器。通常用硼离子轰击N型硅,用磷离子轰击P型硅,离子束能量在keV之间。由于用磁分析器排除杂质,入射粒子束便具有高纯度。这种探测器受环境影响小,工作更稳定,这是面垒型所不及的。通过调节离子束的能量和强度很容易得到所需的深度和掺杂浓度。离子注入型的另一优点是可以在高阻硅上得到薄窗(可薄到34nm)且耐磨损。其缺点是入射离子产生强的辐射损伤,形成大量俘获和复合中心,能量分辨率不如面垒型的好。四、特性参量2.结电容当PN结所加的反向偏压变化时,结区厚度也跟着变化,从而结区内的空间电荷量也要发生变化。这种结区电荷随外加电压的变化
19、表明结区具有一定的电容。结区的电容可用平行板电容器的电容公式来计算: (3.21)式中: 为介电常数,单位为F/m；S和d分别为探测器的面积和结区厚度,单位分别为和m；k为静电力恒量,其值为。若S和d的单位分别用和cm,则 (3.22)将(3.20)式代入(3.22)式,则对N型Ge: （3.23） 可见半导体材料的电阻率越高,探测器工作电压越高,结电容越小,探测器面积越大,给电容越大。3.窗厚 入射粒子进入探测器的灵敏区之前通过的非灵敏区厚度叫做探测器的窗厚。入射粒子通过它时损失能量,但对输出脉冲没有贡献,导致探测器的能量分辨率变坏。特别是对于重带电粒子或其他穿透能力弱的辐射粒子,窗中损失的
20、能量可能是明显的,所以要考虑对窗厚的修正。窗厚可以由测量单能带电粒子在两个不同入射角时所产生的脉冲幅度确定。若入射角(RH垂直于探测器表面入射)时,窗中的能量损失为。当时,窗中损失的能量为：。假设入射粒子在窗材料中的射程大于窗厚而小于灵敏区厚度,则能量为的入射粒子以这两个角度入射分别损失在灵敏区内的能量差为: （3.24）从实验测得的脉冲幅度求得,就可以根据材料对这种入射粒子的电离损失率求出窗厚。 金硅面垒型探测器的窗是金层厚度加上硅的死层,一般金层厚a0.010.05m,硅死层厚度与ln(B/Vo)成正比,其中B为常数,为硅的电阻率,V0为外加偏压。例如当=104cm,V0=100V时,硅死
21、层厚度为0.08m。适当增加所加偏压可使硅的死层很小,即探测器的窗可以变得很薄。入射窗的厚度一般是不均匀的。常常是中心部分薄,边缘部分厚。作能量测量时,往往经过准直使用中心部分。4.能量分辨率a金硅面垒半导体探测器是作粒子等重带电粒子能谱测量的比较理想的探测器。影响其能量分辨率的因素主要是：电子-空穴对数的统计涨落；核散射效应；探测器的噪声；空气和窗吸收的影响等。金硅面垒探测器输出脉冲幅度正比于入射粒子的能量,即探测器输出脉冲幅度与入射粒子的能量成线性关系。且对各种类型的粒子都具有良好的线性。五、输出脉冲半导体探测器的输出脉冲由入射粒子在探测器灵敏区产生的电子空穴对在外电场作用下向两极漂移形成
22、。探测器的输出脉冲形状不仅与探测器灵敏区内电子和空穴的收集时间有关,而且和它的输出电路有关,其输出电路如图3.7(a)所示。探测器的工作电压由电源电压经过负载电阻RL供给,输出信号同时从这里引图3.7金硅面垒探测器的输出电路（分别为前置放大器输入电容、探测器结电容、杂散电容；Ri、Rd、RL、分别为前置放大器输入电阻、探测器灵敏电阻、负载电阻,Rs、Cs为探测器非灵敏区电阻、电容）(a)输出电路；（b）等效电路；(c)简化等效电路。出,输出脉冲经过前置放大器放大后再被电子学仪器线路接收、记录。一般情况下探测器非灵敏区电阻Rs和电容Cs很小,可以忽略。探测器输出电路的等效电路如图3.7(b)和（
23、c）所示。R是Rd、RL和Ri并联后的总电阻,Ca=C+Ci 。金硅面垒探测器灵敏区内电场的分布是不均匀的,入射粒子在其中产生的电子空穴对的地点又不固定,所以输出脉冲信号的理论计算是很复杂的。当输出电路的时间常数R（Ca+Cd）比探测器内载流子收集的时间大很多, 即电流I(t)对(Ca+Cd)充电过程中R上的漏电荷可以忽略时,半导体探测器的输出电压脉冲最大幅度为： （3.35）电压脉冲达到 Vmax以后,其后沿将以时间常数R(Ca+Cd)按指数规律下降： (3.36)金硅面垒探测器输出脉冲形状如图 3.8 所示。图3.8金硅面垒探测器输出脉冲的形状第三节 锂漂移型半导体探测器上节介绍的PN结型
24、半导体探测器灵敏区厚度很难达到2mm以上,它对于探测粒子等重带电粒子有着广泛的应用。但对于像射线这样穿透性很强的辐射,因灵敏区厚度或有效体积有限,就不适应了。60年代,采用锂漂移技术在P型和N型半导体之间得到受主杂质浓度和施主杂质浓度平衡的高电阻率补偿材料区,该区具有的性质与本征材料的性质类似,通常以符号I（英文“Intrinsic”的首字母）表示,简称I区,又叫补偿区,它是探测器的灵敏区。可获得厚度大于1Omm的灵敏区。所以锂漂移探测器是P-I-N结构,习惯上又称为PIN探测器。一、灵敏区的形成对于硅和锗, 目前纯度最高的材料多数是P型的,最好的纯化过程也会使受主杂质在材料中占优势。因此要达
25、到所希望的补偿必须在材料中添加施主原子。锂是唯一可以足够高的浓度注入硅或锗中作为补偿(施主)杂质的。图 3.9PIN 结构及其杂质浓度、电场强度分布(d) 漂移前 F ( 的漂移后 F (c)PIN 探测器的基本结构 ,(d) 电场强度分布。一块P型半导体,例如掺硼的Si单晶,最初它的受主杂质的浓度是均匀分布的。在P型半导体的一面蒸发上一层金属锂,由于锂在Si和Ge半导体中的迁移率高而电离能较低(在硅中是0.033eV,在锗中是0.093eV),在室温下锂全部电离,电子进入到导带内,起施主作用。而锂离子()的半径只有nm,比室温下Si和Ge的晶格间距(分别为nm和nm)小得多,因此,在电场作用
26、下,锂离子很容易穿过晶格,作为填隙离子漂移深入到半导体内部,它和原来的负离子（例如）由于静电作用而形成稳定的中性离子对(例如)。这相当于施主原子把多余的一个电子给了受主原子,使在此区域内的电子和空穴都减少,从而大大提高了电阻率。这就是锂的补偿作用。漂移过程中为了达到足够的效果,在典型的漂移温度下(60)往往需要深移几天至几周的时间。锂漂移前后杂质浓度n的分布如图3.9给出。图3.9（a）是在没有加偏压时锂漂移前的浓度和 P型杂质浓度的分布,是均匀分布的。在距离晶体一个表面oc距离的j点分布曲线和分布曲线相交,在j点=。在j点的左边这一面锂施主大大超过原有的受主,形成N型区,用N+表示,上角标+
27、表示杂质浓度非常高,称为重掺杂的N型区。而在j点的右边仍为P型,从而形成PN+结。因3.9(b)是漂移后杂质浓度和浓度的分布曲线。漂移中,PN+结加反向偏压（称为漂移电压）,同时升高晶体的温度以提高Li+的迁移率,在电场的作用下,Li+沿电场方向向P区漂移,Li+的浓度将会增加到接近原有的受主杂质浓度,刚好补偿,导致漂移区各点的空间电荷为零的状态,形成电阻率很高的本征区(I 区)。漂移过程一旦完成,就得到如图 3.9（c）所示结构的探测器。I区的厚度不再随外加电压变化,而是固定的。这和PN结的耗尽层厚度不同。理论上在无外界作用时,I区不存在电荷,所以对于如图3.9(c)所示的平面状结构的探测器
28、,假设锂的补偿是完善的,I区的电场就是均匀分布的,恒定电场强度为： (3.40)式中是探测器所加工作电压,d为本征层厚度。平面型锂漂移探测器的灵敏区电容可用(3.22)式计算。目前由于工艺水平所限, 平面型结构PIN探测器的灵敏区厚度最大只能达到2Omm。为了制造灵敏体积更大的探测器,可以使锂从圆柱形P型半导体材料的外表面向里漂移而制成同轴型PIN探测器。因为漂移完成后,晶体中还保留有P型芯子,所以同轴型以P芯贯穿晶体的情况可分为双端同轴探测器和单端同轴探测器,如图3.10所示。双端型探测器才是“真同轴”的。目前同轴型探测器的灵敏体积可超过200构的PIN探测器,灵敏体积内的电场不再是均匀分布
29、的。对于补偿完善而无空间电荷的双端同轴型,若芯半径, 为本征区外半径,则在本征区内半径r处的电场强度为： (3.41)灵敏区电容为： (3.42)式中:l为本征区长度,它和和的单位均为cm,介电常数的单位为F/m。图3.10 同轴型PIN探测器示意图二、输出脉冲a对锂漂移型半导体探测器输出脉冲的分析类似于对脉冲电离室输出脉冲的分析,所不同的是在半导体中电子和空穴的迁移率比较接近,而在气体中电子比正离子的迁移率大得多。 1. 平面型探测器平行板电离室输出电压脉冲的解析式来表示: （tth并ttc） (tctth) (thtth，tte)式中 ：和分别是电子的漂移速度和收集时间,显然；和分别是空穴
30、的漂移速度和收集时间,；c是收集极对地电容,其中包括装置电容和分布电容。可以明显看出,输出电压脉冲的形状与最初产生电子空穴对的地点有关。因为,电子和空穴对脉冲的贡献是不一样的。可以由下面几种特殊情况下的脉冲形状更清楚地说明：当时,即电离发生在非常靠近收集电极（侧）处,电子很快被收集,脉冲前沿时间主要由空穴漂移的贡献,脉冲前沿时间；当即电离发生在非常靠近负电极决时,脉冲前沿时间主要是电子漂移的贡献,电压脉冲前沿时间处定于电子收集时间。当电离发生在灵敏区的任一位置时,电子和空穴都对脉冲有贡献。而且实际上入射粒子不只是在处产生电子空穴对,而是沿路径都产生电子空穴对,电压脉冲前沿最大时间由空穴漂移时间
31、和电子漂移时间之和决定: （3.44）图3.11示出了平面型PIN探测器中入射粒子在灵敏区不同地点产生电离时输出脉冲前沿形状示意图。实测的脉冲前沿时间比(3.44 )式计算的要大得多,这是因为脉冲前沿时间实际上受到许多因素的影响。如杂质和晶格缺陷造成的空间电荷效应将抵消一部分外电场；探测器非灵敏体积区具有一定电阻,加上电极接触电阻,这些电阻都是串联起来的,它们和结电容组成积分电路使前沿时间变慢。一般锂漂移型探测器输出电压脉冲前沿时间为几十至上百ns。图3。11 入射粒子在灵敏区不同位置产生电离时形成的输出电压脉冲前沿示意图（a）载流子产生地点；（b）电压脉冲前沿2. 同轴型探测器同轴型探测器大
32、多是圆柱形状,可用圆柱型电离室的输出电压脉冲公式表示。设在时，在距中心处产生对载流子，则t时刻在r处输出脉冲电压为： （3.45）脉冲是对数上升的，最大幅度为。 同样，因为，所以最大脉冲前沿时间等于在时空穴的收集时间： （3.46） 在液氮温度时，因为电场强度高到足以使电子和空穴的漂移达到饱和，所以可得到： （3.47）得到相应的最小前沿时间： （3.48）图3.12示出了同轴型PIN探测器内入射离子产生电离的地点不同处形成的脉冲前沿示意图。图 3.12 入射粒子在同轴型 PIN 探测器灵敏区内不同位置电离产生的输出脉冲前沿示意图(a)载流子产生地点；（b）电压脉冲前沿。由图3.11和图3.1
33、2可以看出, 在N-I边界线或I-P边界线附近产生的载流子引起脉冲上升得较慢,实际测量的比估算的还要慢。这些慢上升的脉冲幅度大部分也是欠缺的。这是因为在边界处补偿得不好,俘获效应引起电荷损失严重,因此造成脉冲幅度谱中所记录的峰的低能尾巴。实验研究发现,射程短的粒子主要在靠近前接点的补偿得不好的灵敏区与物质相互作用,低能尾巴比较明显。而射线穿透能力较强,在探测器灵敏体积内几乎是均匀起作用的,低能尾巴不明显。三、分类硅和锗都可以做锂漂移型探测器的基质材料,所以锂漂移型探测器可以分成两类:锂漂移硅探测器和锂漂移锗探测器,它们分别用符号Si(Li)和Ge(Li)表示。它们在制造工艺上基本相似,但Ge用
34、的漂移温度低(一般60),漂移时间较长,而且还必须在低温下进行净化漂移。因为在低温时,热激发载流子的影响较小,能使锂逐渐漂移以达到近乎完善的补偿；在锗中的迁移率比在硅中的大得多,因此在锗中漂移之后必须立即突然降低晶体的温度来保持锂的分布,一般降到液氮温度(77K)。而在硅中,室温下的迁移率较低,在对能量分辨率要求不太高的情况下,允许在室温条件下保存和使用Si(Li)探测器。1.Ge(Li)探测器a平面型Ge(Li)探测器的漂移深度典型值为(0.51.5)cm,灵敏体积不可能太大。同轴型Ge(Li)探测器的灵敏体积可以做到大于100c。锗的禁带宽度小,常温下热激发产生的载流子很多,反向电流较大,
35、噪声较大,所以Ge(Li)探测器必须持续地在低温下贮存和工作。又由于Ge的表面态影响比较严重,将使表面电流增大,探测器必须保持在真空条件下(1.Pa以下)。实际用的Ge(Li)探测器都是密封在真空低温恒温器中,低温恒温器与装在杜瓦瓶中的液氮接触。假如出现慢漏气,液氮消耗率将变大。杜瓦瓶的相应尺寸和重量都远大于探测器本身,因此移动不方便,不适于小型的或便携式的应用。现在它逐渐被与它的能量分辨率接近但不需液氮冷却的高纯锗探测器取代了。2.Si(Li)探测器硅材料的半导体禁带宽度较大,这就使得硅的热致漏电流在任何给定温度下比锗的都小。而硅材料产生一个电子-空穴对所需的平均电离能及法诺因子和锗的大致相
36、等,因此载流子数的固有统计涨落对能量分辨率的贡献与锗的大致相同。所以用同样的电子学线路,硅探测器的能量分辨率较好。在金硅面垒探测器中,体电流对噪声的贡献不大。但是Si(Li)探测器的本征层较厚,在室温下体电流可能成为重要的噪声源。因此,几乎所有的低噪声高分辨应用也都把Si(Li)探测器冷却到液氮温度进行,冷却方法和Ge(Li)的相同。硅的原子序数(Z=14)比锗的(Z=32)低,对一般能量的射线光电吸收截面均为锗的，所以Si(Li)探测器在一般在射线谱学(500keV)中应用不广。但是,在硅中,光子能量在500keV以下时光电吸收概率较大,能量低于30keV时,光电吸收占主要地位,故Si(Li
37、)探测器对光子能量低于30keV的光子的响应主要是光电峰。当探测器中的电场足够高时,电荷收集是完全的,全能峰的形状可以用高斯分布表示。所以Si(Li)探测器已为低能光子谱学中最常用的探测器。四、特性参量1. 能量分辨能量分辨率好是锂漂移型探测器的一个重要特点。例如的平面型Si(Li)探测器测量5.9keVX射线的能谱,半高宽可达到175eV。2. s探测效率锂漂移型探测器主要用于射线能谱和X射线能谱的测量,所以我们只讨论它对于射线和X射线(以下把它们统称为光子)的探测效率。探测效率可以分成两类:源效率(又称绝对效率)和本征效率。源效率定义为 ： （3.49）不仅与探测器的性能有关,而且还与几何
38、条件（主要是源到探测器的距离）有关。(3.49)式对带电粒子也适用。本征效率定义为: （3.50）主要取决于探测器的材料、光子能量和探测器本身在入射方向上的物理厚度。由光子通过物质的吸收规律可求得: (3.51)式中为探测器材料对被探测射线的线性吸收系数。当然,入射到探测器上的光子数与源和探测器之间的距离及物质有关。对于各向同性的源,相对于源位置所张的立体角为,则相对立体角因子(即几何因子)为/4,若不考虑源和探测器灵敏体积之间的物质对光子的吸收,则两种效率之间的关系为： （3.52）若考虑中间物质的吸收,例如对于低能光子,探测器入射窗较厚时就应考虑窗的吸收,这时（3.52）式的右边还应乘以，
39、其中和分别为窗材料对被探测射线的线性吸收系数和窗厚。由以上可以看出,探测效率与入射射线的能量、探测器的灵敏体积、源和探测器之间的距离等有关。如果按记录的事件的性质分,还可以分为总效率、源峰效率、本征峰效率。总效率定义为： （3.53）总效率和源效率是等效的。而源峰探测效率和本征峰探测效率分别定为: （3.54） （3.55）同样有关系式: （3.56）探测器的总效率和峰效率之间的关系用 峰总比R 联系起来: (3.57)以上各式中全谱内的计数系指谱线下整个面积内的计数。全能峰内的计数指全能峰面积内的计数,关于面积的确定,将在以后章节详细讨论。由以上讨论可知,本征效率可以随辐射源对探测器轴的取向
40、而显著变化(因为取向不同,不同),而厂方只给出探测器尺寸的标称值,对于几何形状复杂的同轴型探测器,计算本征效率比较困难。就是厂方给出了尺寸,由于有效体积边缘附近的电荷收集不完全,也可能会影响的正确确定,而且探测器本身通常是安装在真空低温恒温器内,有时难以确定源与探测器间的准确距离,计算总效率也有困难。所以组漂移型探测器的探测效率常用相对效率。厂家给出的相对效率是相对于标准的7.62cm7.62cm()圆柱形NaI(Tl)闪烁体对的1.33MeV射线、源到探测器的距离为25cm时的探测效率。这种条件下NaI(Tl)闪烁探测器的源峰效率为1.20，相对峰效率为： (3.58 )式中和是在相同测量时
41、间内分别用PIN探测器和NaI(Tl)闪烁探测器测得的全能峰内的计数。以上的效率公式,对高纯锗测器和其他探测器也适用。第四节 高纯锗探测器高纯锗测器(以下用它的英文名称缩写HPGe表示)是在70年代研制出的新型半导体探测器。近来它普遍用在射线谱仪中,取代了Ge(Li)探测器。HPGe探测器经过多次升温和冷却仍然能正常工作,证明了它能在室温下保存。但为了避免探测器真空室内的残留蒸气可能污染探测器表面和减少漏电流,条件许可时最好把它连续保持在液氮温度下。 a一、基本结构1.结构HPGe探测器的基体可以用P型锗,也可以用N型锗。分别称为P型HPGe探测器或N型HPGe探测器。目前高纯锗净杂质浓度可以
42、降低到()原子/。因为在一定电压下,PN结耗尽深度与电阻率的平方根成正比,因此如此低的杂质浓度,相应的电阻率高到使偏压不到1000V时耗尽深度就可达到1Omm，所以可以得到大的灵敏体积。若以P型高纯锗作基体,在一面蒸发锂经过短期升温扩散形成层,从而形成P结,在P结上加反向偏压形成探测器的耗尽层。而在基体材料的另一面可用离子注入技术构成触点或真空蒸金形成金属半导体面垒接触。图3.13(a)给出了HPGe探测器的基本结构。HPGe探测器一般工作在全耗尽状态,通常用面作入射窗,因此与锂触点连接的死层总是比与面垒相连的死层厚得多。图3.13 HPGe探测器的基本结构和“过低压”、“全耗尽”状态时的电场
43、分布（a）HPGe探测器的结构；（b）电荷密度的分布；（c）电场分布探测器反向偏置即面加上较面正的电压。耗尽区从开始随电压的升高进一步延伸到P区,当电压加到足够高时,探测器全耗尽，灵敏体积从触点一延伸到触点。这种情况下,电场在P区(灵敏区)的端最高,在端为零。通常把偏压加一个增量即使用过偏压,使整个探测器中各处的电场都增加一个常量见图 3.13(C)。使得最低电场处也能使载流子的速度达到饱和,便可缩短载流子的收集时间,减少复合和俘获效应对能量分辨率的影响。由于层和层比P区的杂质浓度高得多,P区的电荷密度为,其分布如图3.13(b)所示,这显然和PIN探测器的不同,PIN探测器在完全补偿时,灵敏
44、区内无空间电荷。2. 结构分类高纯锗测器按照结构特点可以分为平面型和同轴型。根据应用的要求,平面型和同轴型又可制造成不同的几何形状,如图3.14所示。平面灵敏体积与耗尽层厚度和直径有关。入射窗很薄,主要用于3keV-1MeV能量范围的射线和X射线的探测。图3.14（a）是一般平面型HPGe探测器的几何形状。这种结构可以充分利用原材料,以制成尽可能大的探测器。图3.14(b)是沟槽式平面型,它可以改善探测器内部的电场分布,减小漏电流,降低噪声,改善能量分辨率。图3.14 HPGe探测器的几何形状示意图（a）一般平面型；（b）沟槽式平面型；（c）P型铜轴型；（d）N型铜轴型图3.14(c)和(d)
45、分别是P型同轴HPGe和N型同轴HPGe探测器。它们都是N+-P-P+结构。但P型的N+接触在圆柱体外表面,P+接触在圆柱体轴芯孔的内表面(为提供一个触点必须除掉中心部分而成轴芯孔,这与同轴锂移型不同),这使得探测器具有最低的耗尽电压。它适合于对较高能量的X射线和射线的探测。N型的N+接触和P+接触与P型的相反,故又称倒置电极型同轴HPGe探测器。离子注入法或蒸发法制成的P+层厚度小子 0.3m。锂扩散形成的轴芯孔径N+层较厚。这种结构制成的探测器具有一些突出的优点:由于不存在厚的外死层(锂扩散层),入射窗薄,可做成低能探测器,可适应的射线能量范围为(310)keV,而P型同轴探测器只适用于500keV1OMeV的射线,能量范围；薄的外死层将使对康普顿相互作用继发的次级射线的吸收减到最小,这在反康普顿装置中是十分有用的；具有较强的抗中子辐射损伤的能力,这是因为快中子在锗中产生空穴陷阱。二、电场和电容对于平面型结构的探测器就和PN结探测器没有本质区别,可用(3.14)式求得平面型HPGe探测器的耗尽深度:（3.59）式中为介电常数；为外加偏压,为P区受主杂质浓度；e为电子电荷。平面型高纯锗探测器