RADIATION IMAGING DETECTORS ON THE BASIS OF COMPENSATED GALLIUM ARSENIDE .pdf С открытием электромагнитного поля основной проблемой стало создание инструментов, которые позволяли бы в широком спектральном диапазоне излучать, принимать, усиливать и воспроизводить электромагнитные волны. Так формировалась эпоха радиофизики, которая породила многие научные направления, в том числе полупроводниковое материаловедение и микроэлектронику. Результатом развития радиофизики стало формирование современных радиолокационных и телекоммуникационных систем.Однако радиодиапазон занимает лишь около четверти полной шкалы электромагнитных волн, распространяющейся по энергии квантов практически на 30 порядков. Излучение в области энергий квантов, превышающих энергию образования электронно-дырочных пар в полупроводниках, составляющую (3 - 4) эВ, занимающей почти 14 порядков энергии, называют ионизирующим. Отличительной особенностью ионизирующего излучения является его высокая проникающая способность, которая пропорциональна энергии. Например, в рентгеновских и гамма-лучах становятся прозрачными все предметы. Излучение, прошедшее через какой-либо объект, несёт в себе информацию о внутреннем содержании этого объекта, поскольку меняется его интенсивность и энергетический спектр. Эти характеристики можно использовать для построения изображения анатомии объекта.Решение задач освоения ультравидимого диапазона спектра тесно связано с развитием технических средств для регистрации характеристик ионизирующего излучения. С момента открытия ионизирующих (б, в, г, ч) лучей встал вопрос об инструментах, способных обнаружить и идентифицировать единичные кванты излучения и определить их энергию и координаты. По аналогии с радиофизикой такие технические средства стали называться детекторами. Актуальность и масштабность данного направления работ не вызывают сомнений; разработка детекторов ионизирующих излучений всегда сдерживала развитие экспериментальной физики ядра. Важность создания новых типов детекторов подтверждена тем, что за прошедшее столетие разработано более десятка различных типов детекторов. За разработку трёх из них (камеру Вильсона, пузырьковую камеру, ионизационную камеру) были присуждены Нобелевские премии [1].С семидесятых годов прошлого столетия для изготовления детекторов активно используются полупроводниковые материалы. Современная экспериментальная физика высоких энергий уже не может обойтись без полупроводниковых детекторов. Масштаб использования полупроводниковых детекторов в физике высоких энергий можно продемонстрировать на примере Международного проекта ATLAS at LHC (CERN, Швейцария) стоимостью более 500 млн долларов США. Только в одном этом проекте пиксельные детекторы занимают площадь более 2 м2 и содержат 140 миллионов чувствительных элементов (пикселей), а микрополосковые детекторы покрывают площадь более 60 м2 и содержат более 6 миллионов полосковых элементов [2]. Столь масштабное использование твердотельных детекторов породило соответствующее научное направление вфизике полупроводников. Развитие этого направления пережило 3 этапа. В начале 70-х были созданы первые полупроводниковые детекторы, в которых использованы Si и Ge, компенсированные литием, в конце 80-х - спектрометрические детекторы на основе чистых материалов, Si и Ge. Менее десяти лет назад стартовал новый этап в создании детекторов на основе сложных полупроводниковых соединений. Наиболее популярными из бинарных и тройных соединений в настоящее время являются такие полупроводники, как GaAs, CdTe, CdZnTe. Два последних следует отнести скорее к перспективным материалам из-за высокой стоимости и отсутствия массовой технологии данных соединений [3].Повышенный интерес к полупроводниковым детекторам на протяжении вот уже более 30 лет обусловлен их высоким энергетическим разрешением. Кроме того, полупроводниковые детекторы в сравнении с вакуумными и сцинтилля-ционными аналогами обладают наибольшими быстродействием и координатным разрешением. Это обстоятельство позволило расширить области применения детекторов на основе полупроводников сложного состава, и в первую очередь арсенида галлия. Наиболее перспективно применение многоэлементных детекторов для создания:•·малодозовых медицинских цифровых томографов, маммографов, дентальных аппаратов, систем диагностики раковых опухолей, рентгенодиагностики заболеваний костей;•·дефектоскопов и ламинографов с высоким пространственным разрешением до 0,02 мм;•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.Работы, выполняемые в Томске по детекторной тематике, направлены на решение именно этих задач и включают проведение исследований по следующим направлениям:•·моделирование и экспериментальное исследование транспорта и сбора неравновесных носителей заряда из ионизационных б,в,г -треков в микрополосковых и пиксельных детекторных структурах;•технология детекторного материала и структур (GaAs и родственных соединений), включающая компенсацию примесями с глубокими уровнями в процессе диффузии, газофазовой и жидкофазовой эпитаксии;•исследование электрофизических, фотоэлектрических и импульсных характеристик детекторных материалов, структур и детекторов;•разработка различных конструкций и технологий кван-тово-чувствительных детекторов б, в, г, ч, а также нейтронного и ионного излучений;•разработка и изготовление микрополосковых и пиксельных координатных детекторов и детекторов изображений в рентгеновских и гамма-лучах нового поколения;•разработка, изготовление и сборка модулей цифрового изображения для цифровых информационных и диагностических систем различного назначения;-155- разработка цифровой рентгенографической аппаратуры технического и медицинского назначения на основе квантово-чувствительных детекторов и модулей цифрового изображения.В данной статье представлено краткое содержание основных направлений работ по детекторной тематике, исследования по которым ведутся Томскими учёными. В наших публикациях [5 - 46] представлены основные результаты, полученные по детекторной тематике.1. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ РАБОТЫКВАНТОВО-ЧУВСТВИТЕЛЬНЫХДЕТЕКТОРОВПолупроводниковые детекторы представляют собой твердотельные, ионизационные камеры, в которых чувствительной является область дрейфа неравновесных носителей заряда. Энергия частиц и квантов, регистрируемых детектором, такова, что основные потери энергии частиц расходуются на возбуждение электронно-дырочных пар. Полное число неравновесных носителей в треке составляетN0 = EJEt, где Е0 - энергия, теряемая частицей в объёме полупроводника; Et - энергия, расходуемая частицей на ионизацию одной электронно-дырочной пары. Существенным преимуществом полупроводниковых детекторов является низкое значение Et, составляющее для основных полупроводников 3-4 эВ. Под действием приложенной к детектору разности потенциалов (U) неравновесные носители из трека дрейфуют к соответствующим электродам и наводят импульс тока во внешней цепи. В соответствии с теоремой Рамо -Шокли сила тока, наведённого дрейфом единичного заряда (е), определяется скалярным произведением вектора напряжённости электрического поля (Q и вектора дрейфовой скорости (и):'навед - е'?о " 'где %и=%/и. Если дрейфовое пространство представляет собой плоский конденсатор толщиной d, в котором заряд движется с вектором скорости, параллельным вектору напряжённости электрического поля, то сила наведённого тока соответствует выражениюi = е ■ v I d , где и - проекция вектора скорости на вектор напряжённости поля. Реально в ионизационном пространстве при поглощении единичной частицы формируется пакет электронно-дырочных пар с концентрацией N0. Наведённая на электродах сила тока должна соответствовать сумме элементарных токов [47]:in=e-un-NJd, ip=e-vp-NJd ,(l)где"я=йя-^ up=Hp-ЈW- усреднённые дрейфовые скорости, определяемые подвижностью электронов и дырок dj„, Цр), при условии, что электрическое поле распределено однородно, Ъ[х) = const. При движении пакетов электронов и дырок в межэлектродном пространстве часть носителей рекомбинирует либо захватывается на центры прилипания, и до контактов не доходит. Поэтому реальнаядлина пробега носителей, вносящих вклад в наведённый ток, определяется дрейфовыми длинами электронов и дырок (Lm Lp), которые преодолевают носители заряда за время жизни т„ и хр соответственно:Ln=vn-xn Lp=vp-xp.(3)Введём величину ц(х), определяющую долю носителей заряда, дошедших до контактов. Поэтому справедливо соотношениеy\{x) = NIN0={e-N)l{e-N0) = QIQ0,где N - средняя концентрация носителей, дошедших до контактов; Q0 - заряд свободных носителей в треке единичной частицы; Q - средний заряд носителей, дошедших до контактов; ц(х) носит название эффективности сбора заряда (ССЕ - «charge collection efficiency») и является одной из важнейших характеристик, определяющих работу детектора. Для плоского конденсатора вероятность собирания электронно-дырочных пар, сформированных в произвольной точке х от катода, составит [48]0_L„\ 1 - ехр IССЕ:(Wх L(4)+ Lr1-ехрР J J A(4dИз (4) следует, что ССЕ определяется дрейфовой длиной неравновесных электронов и дырок. Рассмотрим поглощение у-квантов в чувствительном слое детектора. При большой величине дрейфовой длины неравновесных электронно-дырочных пар в треке, когда выполняется соотношение L„>d, Lp>d, можно разложить экспоненты в правой части (4) в ряд. Тогда получимxd-ССЕ:1-1-1p dх ~d= 1.dd-Таким образом, независимо от координаты формирования пакета электронно-дырочных пар, имеем ССЕ = 1. Тогда амплитудный спектр будет иметь форму узкой моноэнергетической линии, соответствующей условию N0 = E0/Ej. Это основное условие работы спектрометрических детекторов. В случае асимметрии дрейфовых длин электронов и дырок, например Lp « Ln, из (4) имеемЛ-ССЕ:ddто есть ССЕ является функцией координаты пакета неравновесных носителей заряда, образованного поглощением единичной частицы. При х -> 0 (поглощение у-кванта у катода) ССЕ -> 1, а при х -> d (поглощение у-кванта у анода) ССЕ -> 0. Если дрейфовая длина электронов Ln < d, то экспонентой в (4) можно пренебречь и ССЕ ~ L„/d, то есть не зависит от точки поглощения у-кванта и ограничивается дрейфовой длиной электронов. По существу, в структурах с толстыми высокоомными слоями, в которых выполняет-156ся условие d>Ln, полевая зависимость ССЕ(^) соответствует полевой зависимости дрейфовой длины L„(Q. В [49] показано, что экспериментальные амплитудные спектры и полевая зависимость эффективности сбора заряда хорошо описываются выражением (4), если известно соотношение L„(Q/d и Lp(Q/d.2. ХАРАКТЕРИСТИКА ДЕТЕКТОРНЫХ МАТЕРИАЛОВ И СТРУКТУРСправедливо считается, что чистота полупроводникового материала определяет эффективную работоспособность детекторов частиц и его основные характеристики. Концентрация остаточных фоновых примесей (Щ) задаёт форму распределения напряжённости электрического поля в структуре Цх), поэтому чистота материала в конечном итоге ограничивает толщину чувствительного слоя детектора. При наличии потенциального барьера и постоянной концентрации фоновых примесей глубина проникновения электрического поля в структуру составляетdoЈ) = 3,5-l03JU/N^, см.Так, при минимально достижимой концентрации фоновых примесей в кремнии Щ ~ 4-1012 см"3 и напряжении смещения U = 300 В получим d0~ 300 мкм. Эта толщина и будет определять значение эффективности регистрации излучения, определяемое законом Бугера. С другой стороны, величина дрейфовой длины неравновесных носителей заряда, являющаяся функцией времени жизни и дрейфовой скорости электронов и дырок, в соответствии с (3) определяет эффективность сбора заряда. В «чистых» полупроводниках времена жизни электронов и дырок сравнимы по величине и высокие, поэтому выполняются соотношения Ln(Q > d(Q, L (Ј) > d(t,). Следовательно, всоответствии с (4) эффективность сбора заряда детекторов ц -> 1. Поэтому полупроводниковые детекторы для спектрометрических задач конструируются преимущественно на основе чистых элементарных полупроводников, Si либо Ge. Эти полупроводники имеют несомненные преимущества при низких температурах. При высоких температурах отрицательно сказываются низкие значения ширины запрещенной зоны. Кроме того, «чистые» материалы принципиально не являются радиационностойкими. Например, при поглощённой дозе протонов > 1012 см~2 время жизни носителей в Si падает на 3 - 4 порядка, что приводит к адекватному росту темнового тока в детекторе и его деградации.Альтернативой в ближайшем будущем станут более широкозонные бинарные и тройные полупроводники, например GaAs. По своей природе сложные полупроводники являются более радиационностойкими, а большая ширина запрещенной зоны обусловливает меньшие токи утечки. С другой стороны, в сложных полупроводниках наблюдается, как правило, асимметрия дрейфовых длин и ССЕ, как это следует из (4), определяется наибольшей из дрейфовых длин неравновесных носителей в треке.Слиточный полуизолирующий GaAs (SI-GaAs). В мировой практике традиционно используют liquidencapsulated Czochralski technique (LEC) для выращивания полуизолирующего GaAs (SI-GaAs), компенсированного глубокими донорными ЕЬ2-центрами [50]. Донорные ЕЬ2-центры в состоянии EL2+ имеют гигантское сечение захвата для электронов ~ ЫО"13 см2 [51, 52], ограничивающее время жизни электронов до значенийСж=1/^+-оя.^ыл+*0,2нс,что сказывается на снижении величины дрейфовой длины электронов и обусловливает низкую эффективность сбора именно электронной компоненты заряда. Это подтверждается результатами работ [53,54], в которых авторы проанализировали форму импульса тока с детектора и пришли к выводу, что основную долю импульса тока, наведённого во внешней цепи, составляет дырочная компонента заряда. В [55 - 57] показано, что с увеличением удельного сопротивления LEC SI-GaAs-структур пропорционально снижаются: ССЕ, время жизни неравновесных электронов и толщина активной области детектора. Одной из основных проблем LEC SI-GaAs, ограничивающих его широкое использование в детекторной тематике, является неоднородное распределение напряжённости электрического поля по толщине детектора, Ј,(х). Кроме того, при относительно невысоком среднем значении поля ~ 1 кВ/см в структуре детектора формируются осцилляции тока во внешней цепи [58]. Существует ряд физических моделей, показывающих, что наблюдаемые экспериментально осцилляции представляют собой медленные рекомбинационные домены. Для визуального наблюдения картины зарождения и движения доменов в структуре детектора мы использовали методику, основанную на эффекте Франца - Келдыша. Методика базируется на полевой зависимости коэффициента поглощения вблизи края фундаментального поглощения полупроводника. ИК-излучение вводится в торец исследуемого образца, в котором подачей напряжения смещения на внешние электроды задаётся распределение напряжённости электрического поля Цх). Адекватно распределению Цх) изменяется коэффициент пропускания излучения исследуемой детекторной структуры. Прошедшее излучение воспроизводится цифровой камерой в виде изображения на мониторе. Мы провели измерение десятков различных структур. Анализ результатов показывает, что во всех структурах, выращенных по технологии LEC SI-GaAs (независимо от фирмы изготовителя), наблюдается неоднородное распределение Ј,(х). Мы наблюдали также в фильмовом формате динамику этого процесса в виде движущихся через структуру тёмных «сгустков», соответствующих ос-цилляциям напряжённости электрического поля. Максимальное значение глубины проникновения электрического поля в образце составляет 200 -250 мкм, что и ограничивает толщину чувствительного слоя LEC SI-GaAs-структур.SI-GaAs, компенсированный Сг. Есть два пути снижения концентрации ЕЬ2+-центров [59]:- снижение температуры роста нелегированного SI-GaAs, что обусловливает переход к эпитаксиаль-ной технологии;157- заполнение в равновесном состоянии центров электронами, EL2+ + е -> EL20 , что также возможно, если в процессе роста вводится «мелкая» донорная примесь с концентрацией Nd > -/VEL2 и компенсирующая глубокая акцепторная примесь хрома с концентрацией NCl > NEL2 ■Получение и исследование эпитаксиального материала детекторного качества детально обсуждаются в [59 и др.] и не являются предметом данной статьи.Нами разработана технология компенсации слоев GaAs электронного типа проводимости в процессе диффузии глубокой акцепторной примеси Сг [59 и др.]. Технология позволяет управлять процессами растворения и диффузии глубокой примеси в более широком температурном диапазоне по сравнению с эпитаксией. Для этого нами используется легированный оловом GaAs с концентрации электронов п = Nd . При введении атомов Сг с концентрацией Nc, >Nd>Nf,где Nf- суммарная концентрация собственных дефектов и фоновых примесей, GaAs перекомпенсируется в г'-тип проводимости. Диффузия глубокой примеси Сг осуществляется при высоких температурах, поэтому процессы компенсации идут одновременно с перестройкой собственных дефектов кристалла. Как результат, достигается высокая степень компенсации глубокими центрами, уровень Ферми занимает предельное положение в объёме, FXim [60], и значение удельного сопротивления (р) достигает своего максимального значения [60]:где и, - собственная концентрация. Экспериментальные значения удельного сопротивления структур составляют > ЫО9 Ом-см, что более чем на порядок превышает сопротивление структур на основе LEC SI-GaAs. Это обусловливает переход от структур барьерного типа к структурам резистивного типа. К таким структурам формируются омические контакты, что способствует однородному распределению Цх) по всей толщине структуры, поэтому d(Q = d0, где d(Q- толщина чувствительного слоя. Вольт-амперные характеристики (ВАХ) резистивных структур линейны и симметричны вплоть до значений напряжённости электрического поля, соответствующих максимуму дрейфовых скоростей. Плотность протекающего в структуре тока при рабочем напряжении смещения не превышает 10~8А/мм2.Полный сбор неравновесных носителей заряда из трека соответствует условию:Ld„ =Tn-vnG) > d(Ј,), Ldp =Tp-vpG) > d 0, с учётом (6) получимdiIW^o(l-exp(7)di■unQa(U) = Q0IVгДе Qo = e(Ea IEt) - заряд, сформированный в структуре единичной а-частицей. Сопоставление экспериментальной зависимости Qa{U) с (7) даёт качественное согласие. Поскольку при малой величине напряжения смещения U0 выражение в скобках стремится к единице, анализ показывает, что зависимость Qa{U) может быть аппроксимирована прямой линией с наклоном: \in-xn-Q0l dl. Из наклона можно экспери-158(9)ментально определить произведения ци-ти, \ip-ipпри различном напряжении смещения, что позволяет построить полевые зависимости дрейфовых длин:Ln=V»-T:n-u/d0, Lp=Vp-*p-U/d0.(8)Анализ экспериментальных данных показывает, что при напряжённости электрического поля > (30 -40) кВ/см имеем Lp < 10 мкм. То есть в реальных структурах, в которых дрейфовое пространство составляет сотни микрометров, будет всегда выполняться соотношение L «d0, поэтому дырки не будутучаствовать в формировании сигнала с детектора. Оценки, с использованием (8), показывают, что время жизни дырок составляет ~ 10~10 с. Это значение совпадает (с точностью до порядка) со временем захвата дырок на глубокие отрицательно заряженные центрыхрома (NCl):ХР =T~p=(Cp-Vp-NCrTl,что значительно ниже времени пролёта дырок между электродами детектора:tnP=dJum=5nc.В то же время дрейфовая длина электронов может достигать значительных величин. Из анализа полевой зависимости дрейфовой длины электронов следует, что в полях > 3 кВ/см имеем L„ > 1 мм. Это означает, что неравновесные электроны будут эффективно собираться из трека длиной > 1 мм. Оценки с использованием (8) показывают, что время жизни электронов т„> 10~8 с, что сопоставимо со временем захвата электронов на глубокие нейтральные центрыхрома (Nqj.) :и значительно превосходит время пролёта электронов между электродами детектора. Таким образом, мы пришли к выводу, что, в отличие от слиточного полуизолирующего LEC SI-GaAs, в котором собираются дырки [54 - 59], в структурах, компенсированных хромом, амплитуда импульсов тока определяется преимущественно сбором электронов из трека.Распределение напряжённости поля по толщине чувствительного слоя в соответствии с (4) является одной из важнейших характеристик. Моделирование и расчёт уравнения электронейтральности предсказывают, что в детекторных структурах по мере увеличения степени компенсации, согласно [60], уровень Ферми стремится к предельному положению (Fum). Удельное сопротивление структуры при этом растёт до максимального значения в соответствии с [61]»1Ртах =!/2е-ИгЛ/^Поскольку на поверхности GaAs уровень Ферми также закреплён в положении Flim [60], то при формировании металлических контактов к полуизолирующему слою GaAs с максимальным значением удельного сопротивления области обеднения свободными носителями заряда не должно образовываться. Тогда напряжение смещения, поданное на внешние электроды детекторной структуры, должно распределяться адек-ватно распределению удельного сопротивления структуры: ^(х) р(х). Реально мы обнаруживаем образование барьерных слоев при сканировании точечного светового зонда по сколу структуры, но на поведении ВАХ это не сказывается. Будем считать для простоты, что мы имеем дело именно с такими структурами, в которых выполняется условие1~(х) = const(x) = < ^ср> .Формирование импульсов тока в квантово-чувствительных детекторах исследовалось нами экспериментально и сопоставлялось с расчётными данными при воздействии гамма-излучения с энергией квантов 60 кэВ от источника 241Ат. Низкоэнергетич-ная компонента гамма-излучения с энергией 14 кэВ отсекалась фильтром из GaAs толщиной 300 мкм. Исследовались зависимости вида амплитудного спектра и ССЕ от напряжения смещения при поглощении единичных у-квантов в чувствительном слое детектора. Моделирование проводилось на основе выражения для распределения интенсивности событий по энергиям (dN/dE) [62]:dN dEha-expr2^n-oz(x)(l-exp-ad)(10)col;(*) =где ost - статистическая флуктуация образования электронно-дырочных пар; od - флуктуации, связанные с шумами электроники; ocoi (х) - флуктуации, обусловленные неполным сбором заряда в зависимости от точки генерации. Расчетные, согласно (10), амплитудные спектры для моноэнергетической линии Еу0= 60 кэВ изотопа 241Ат при различном напряжении смещения на детекторе (рис. 1, а) совпадают с экспериментальными спектрами (рис. 1, б). В амплитудном спектре отсутствует четко выраженная моноэнергетическая линия и наблюдается достаточно протяжённый участок в области малых каналов АЦП. Анализ выражений (4), (5), (10) позволяет сделать вывод о том, что подобный вид амплитудного спектра обусловлен неоднородным поглощением у-излучения в образце при условии Lp « d0. Максимум амплитудного спектра будут определять события, соответствующие поглощению у-квантов у катода в точке с координатой х-> 0, где интенсивность у-излучения максимальна.При увеличении напряжения смещения возрастает дрейфовая длина электронов, что приводит к смеще-159нию максимума амплитудного спектра в направлении к Еу0 и уменьшению его по абсолютной величине. Примечательно, что площадь S под кривой амплитудного спектра, определяемая выражениемIdE/ - 300 В2- 400 В3- 500 В4- 600 В5- 700 Ввыше некоторого значения U престаёт зависеть от напряжения смещения. Этот факт в совокупности с высоким значением ССЕ позволяет утверждать, что всё межэлектродное пространство детектора (d) является активной областью (d0), d -> d0, что характерно для резистивных структур.яе>яяюо400100200300Номер канала АЦП300/ - 300 В2- 400 В3- 500 В4- 600 В5- 700 Вн я К400100200300Номер канала АЦПРис. 1. Расчётные (а) и экспериментальные (б) амплитудные спектры квантово-чувствительных детекторов на основе SI-GaAs(Cr)-CTpyKTyp при различных значениях напряжения смещения на детекторе, В: кр. 1 - 300; кр. 2 - 400; кр. 3 -500; кр. 4 - 600; кр. 5 - 7004. ДЕТЕКТОРЫ НА ОСНОВЕ КОМПЕНСИРОВАННОГО GaAsСозданные нами GaAs-структуры были использованы для изготовления квантово-чувствительных микрополосковых и пиксельных детекторов. Все многоэлементные детекторы были изготовлены по технологии интегральных схем и представляют собой, посуществу, большую интегральную схему, в которой единичные элементы - суть детекторы. Моделирование и расчёты показали, что при выполнении условия, когда наименьший размер элемента становится меньше толщины чувствительного слоя, заряд пакета неравновесных носителей в точечном треке по мере дрейфа к аноду наводит импульс тока, амплитуда которого изменяется ~ г'2, где г - расстояние от движущегося пакета до анода. При регистрации минимально ионизирующих частиц наблюдается нелинейность экспериментальных зависимостей CCE(U) с выходом на насыщение при ^ > 1 кВ/см. Значение ССЕ в максимуме зависит от толщины высокоомного слоя структуры и снижается от ц ~ 100% при d0 ~ 0,4 мм до ц ~ 65% при d0 ~ 1,5 мм. Анализ временных характеристик импульсов наведённого тока показывает, что из трека собирается практически 100%) электронов, а дырки частично захватываются на глубокие отрицательно заряженные центры Сг.Разработано более 10 типов различных детекторов, характеристики которых приведены в таблице.Типы, характеристики и области применениядетекторов, разработанных нами на основеSI-GaAs(Cr)-CTpyKTypТипы детекторовОбласти примененияЧувствительная область*, мкмКоординатное разрешение, мкмЧисло элементовМикропо-лосковые детекторыФизика высоких энергий52x52x0,3501024Пиксельные детекторыДентальный аппарат12x12x0,71704096Пиксельные детекторыМаммограф14x14x0,65065536Сканирующие детекторыМаммографический аппарат26x4x0,05100256Сканирующие детекторыРентгенографический аппарат26x4x0,5200128Сканирующие детекторыГамма-камера26x10x0,540064Сканирующие детекторыДефектоскопия26x10x0,550512Сканирующие детекторыДосмотровые системы32x20x1100032Сканирующие детекторыСистемы безопасности32x10x1100032Единичные детекторыДозиметры а, Р, у, х, п10x10x0,3-1* Приведена длина, ширина и высота чувствительной области детекторной структуры.Конструкция структуры детекторов, представленных в таблице, выбиралась из условия оптимальной160Рис. 3. Модули цифрового изображения: камеры; б - для маммографиивеличины эффективности регистрации. Например, для сканирующих детекторных линеек при заданной апертуре единичного элемента детектора (Sa) и времени сканирования единичной строки (tc) эффективная глубина поглощения излучения d„ равнаa(E)d„ > Inf Io'Sa'tc-] s 0,9 .Топология некоторых типов разработанных нами и изготовленных по интегральной технологии микропо-лосковых, пиксельных и сканирующих детекторов на основе SI-GaAs(Cr)-cTpyKTyp показана на рис. 2.Рис. 2. Фрагменты детекторных чипов, наблюдаемые в окуляре микроскопа при 50-кратном увеличении: а - микрополосковый детектор; б - пиксельный детектор; в - сканирующий детекторМикрополосковые и пиксельные детекторы были использованы для точного определения координат за-ряженных частиц в физике высоких энергий. Для минимально ионизирующих частиц достигнуто координатное разрешение 14 мкм. Все 3 типа детекторов также широко используются для конструирования модулей цифрового изображения в рентгеновских и гамма-лучах. Термин цифровой означает, что детекторы принципиально обеспечивают счёт единичных квантов с энергией более 10 кэВ. В нижеследующем разделе мы приводим без особых комментариев иллюстрации некоторых оригинальных технических разработок с использованием квантово-чувствитель-ных детекторов.5. МОДУЛИ И СИСТЕМЫ ЦИФРОВОГО ИЗОБРАЖЕНИЯ В Х-ЛУЧАХНа основе квантово-чувствительных детекторов созданы модули цифрового изображения в рентгеновских и гамма-лучах с пространственным разрешением до величины 5,6 пар линий на мм, динамическим диапазоном 103, пороговым контрастом до 0,5% и лучевой нагрузкой на исследуемый объект в десятки раз меньшей в сравнении с существующими аналогами. Единичные кванты рентгеновского либо гамма-излучения преобразуются в каждом отдельном канале сканирующей линейки в импульсы тока, которые усиливаются и преобразовываются в формат, «понятный» для аналого-цифрового преобразователя (АЦП). В результате пространственное распределение интенсивности преобразуется поканально в цифровой код.для гамма-Модули цифрового изображения представлены на рис. 3.161На рис. 4 представлены фотоснимки различных сканирующих систем. Отдельные модули изображения компонуются в единую многоканальную систему со сканированием строчки по вертикали.Рис. 4. Сканирующие цифровые системы: а - сканирующие рентгенографические системы на 4096 каналов; б - сканирующая цифровая гамма-камера на 1024 каналаНа рис. 5 приведено изображение рыбы, полученное с помощью сканирующей системы.Рис. 5. Изображение рыбыПолный кадр сушеной рыбы от головы до хвоста формировался за время 2 с. Сканирование единичнойстроки осуществлялось в течение 5 мс. Анализ качества полученного изображения и наблюдаемая тонкая структура анатомии леща свидетельствуют, что в эксперименте достигается пороговая контрастность лучше 1%.ЗАКЛЮЧЕНИЕВ работе представлен анализ состояния дел по разработке квантово-чувствительных детекторов на основе арсенида галлия, компенсированного хромом. Предложены варианты технологии SI-GaAs, позволяющей снизить концентрацию ЕЬ2-центров, являющихся эффективными ловушками для неравновесных электронов из ионизационного трека. Разработана оригинальная технология получения SI-GaAs с предельно высоким удельным сопротивлением, (р(х) -» Рц^х) - перспективного материала для детекторов заряженных частиц и квантов рентгеновского и гамма-излучений. Показано, что на основе такого материала формируется структура резистив-ного типа с толщиной чувствительного слоя до 1,5 мм. Основные преимущества предлагаемого нами детекторного материала (по сравнению с традиционным LEC SI-GaAs) обусловлены следующими факторами:•·значительно большей величиной дрейфовой длины как для электронов, так и для дырок;•·большим значением удельного сопротивления SI-GaAs,;•однородным распределением фс) по всей толщине высокоомного слоя;•·отсутствием токовых осцилляции в детекторе.Разработаны многоэлементные детекторы и модули цифрового изображения с прямым счётом единичных квантов рентгеновского и гамма-излучений. Созданы опытные образцы сканирующих цифровых систем, позволяющих получить высококачественное цифровое изображение при значительном снижении лучевой нагрузки на объект.Использование квантово-чувствительных детекторов позволит создать цифровые диагностические и информационные системы нового поколения.Автор выражает искреннюю благодарность многочисленному коллективу друзей и коллег из трех организаций: СФТИ, ТГУ, ОАО «НИИПП», которые внесли неоценимый вклад в развитие нового, перспективного научного направления, которое можно назвать «Цифровые диагностические системы». Персональную благодарность выражаю: Г.И. Айзенштату, М.В. Ардышеву, М.В. Биматову, Д.Л. Будницкому, М.Д. Вилисовой, А.П. Воробьёву, В.П. Гермогенову, Е.П. Друговой, А.Н. Зарубину, А.П. Иващенко, О.Б. Корецкой, М.А. Лелекову, Д.Ю. Мокееву, В.А. Новикову, Л.С. Окаевич, Л.П. Пороховни-ченко, И.А. Прудаеву, А.В. Тяжеву, Э.Г. Хамма-товой, С.С. Хлудкову, В.А. Чубирко, Л.Г. Шапо-валу, Г.С. Юговой.

Скачать электронную версию публикации