Автор: Акимов Ю.К.
Теги: ядерная, атомная и молекулярная физика физика полупроводники полупроводниковые приборы
ISBN: 5-283-02944-1
Год: 1989
Текст
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ
ДЕТЕКТОРЫ
В ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ
ФИЗИКЕ- .
*.
ПОД реДакцией ю.к. АКИМОВА
МОСКВА
ЭНЕРrОА ТОМ ИЗДА Т
1989
УДК 539.1.074
Полупроводниковые детекторы в экспериментальной
физике / Ю. к. Акимов, О. В. Иrнатьев, А. И. Кали
нин, В. Ф. Кушнирук. М.: Энерrоатомиздат, 1989.
344 c. lSBN 5 283 02944 1
Изложено современное состояние разработок и исследований
свойств полупроводниковых детекторов; описаны новые приборы и их
применения в экспериментальной физике как в амплитудной спектро
метрии, так и для получения прецизионной координатной информа
ции; детально рассмотрены вопросы построения малошумящей усили
тельной аппаратуры для полупроводниковых детекторов.
Для научных работников и инжеиеров, разрабатывающих или
эксплуатирующих аппаратуру для реrистрации ионизирующих излу
чений.
Табл. 21. Ил. 128. Библиоrр: 234 назв.
Авторы: Ю. К. Акимов, О. В. ИПIaтьев,
А. И. Калинин, В. Ф. Кушнирук
Рецензент М. r. rOpHOB
Ответственный редактор Т. А. Солдатенкова
Научное издание
АКИМОВ ЮРИЙ КОНСТАНТИНОВИЧ
ИrНАТЬЕВ ОЛЕf ВАЛЕНТИНОВИЧ
КАлИНИН АНАТОЛИЙ ИВАНОВИЧ
КУШНИРУК ВЛАДИМИР ФЕДОТОВИЧ
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ДЕТЕКТОРЫ
В ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ФИЗИКЕ
Редактор Ю. Ф. Родио//ов
Редактор издательства Т. А. Солдаmе//кова
Художественный редактор А. Т. Кuрья//ов
Технический редактор Н. В. Чuра//ова
Корректор r. А. Поло//ская
ИБ М 1680
Сдано в набор 07.09.88. Подписано в печать 04.01.89. T 04012. Формат 60 х 881/16
Бумаrа офсетная N22. fарнитура лнтературная. Печать офсетная. У сл. печ. л. 21,07.
Усл. Kp. oТТ. 21,07. Уч.-изд. л. 22,76. Тнраж 3900 экз. Заказ 26. Цена 4 р. 20 К.
Энерrоат.омиздат. 113114 Москва, M 114, Шлюзовая наб., 10
Ордена Октябрьской Революции и ордена Трудовorо KpacHoro Знамени МПО
«Первая Образцовая типоrрафия» Союзполиrрафпрома при fоскомиздате
СССР, 113054, Москва, Валовая, 28.
1704060000 295
П 14 88
051(Ol) 89
ISBN 5 283 02944 1
<!J Энерrоатомиздат, 1989
ПРЕДИСЛОВИЕ
Полупроводниковые детекторы ионизирующих излучений
(ППД) находят в настоящее время широкое применение в
разнообразных научных исследованиях и прикладноЙ технике.
Свойства ППД и их использование на практике описаны в
[1 4]. Методике и устройствам спектрометрии (y и peHTre
HOBCKoro излучений, и частиц) с ППД посвящены книrи
[5, 6] и обзорные публикации [7, 8 J.
Авторы предлаrаемой книrи ставили перед собой задачу
отразить последние достижения как в области разработок ППД
и используемых вместе с ними электронных устройств, так и в
более rлубоком понимании процессов, происходящих в ППД и
подключаемой к нему спектрометрической электронной аппара
туре, рассмотреть новые применения ППД в экспериментальной
физике. .
В книrе освещены вопросы формирования амплитуды
импульса и амплитудноrо спектра при реrистрации как слабо
ионизирующих, так и сильно ионизирующих частиц. Необхо
дим о отметить, что именно в последнее время достиrнут
определенный проrресс в понимании особенностей реrистрации
тяжелых. заряженных частиц и осколков деления. Примеча
тельно, что подобные особенности про являются также и в
совсем иноrо рода исследованиях, на ускорителях частиц
высоких энерrий при реrистрации мюонных и друrих импульс-
ных потоков частиц. Значительное место отведено применению
ППД в экспериментах на ТaIСИХ ускорителях, особо выделяется
использование ППД как координатноrо прибора с разреше
нием, не доступным для друrоrо класса детекторов.
Важные работы были сделаны и про водятся на ППД в области
физики нейтрино, что также нашло отражение в данной книrе.
3
Возможности реализации высоких качеств ППД неразрывно
связаны с достижеНИЯМ!I в области ядерной электроники.
Следует отметить, что в этой области за прошедшие 1 О
15 лет стали известны и получили развитие новые подходы и
способы в построении спектрометрических трактов. В кА:иrе
большое внимание уделено задачам фильтрации сиrналов и
стабилизации исходноrо уровня при высоких заrрузках, HO
вому направлению процессорному подходу при построении
электронной аппаратуры; приведены практические схемы мало-
шумящих спектрометрических устройств с ППД. Для удобства
изложения материала и ero чтения вопросы электроники
представлены во второй части книrи.
rлавы 1, 4 и 5 написаны В. Ф. Кушнируком, rЛ.2 и
з ю. К. Акимовым и В. Ф. Кушнируком, rл. 6 Ю. К. Аки-
мовым, rл. 7 O. В. Иrнатьевым и А. И. Калининым, rл. 8
А. И. Калининым, rл. 9 и IO O. В. Иrнатьевым. '
Авторы блаrодарны М. r. rOpHOBY за полезные замечания,
сделанные при рецензировании рукописи.
Авторы
Часть 1
СВОЙСТВА И ОСОБЕННОСТИ ПРИМЕНЕНИЯ
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ДЕТЕКТQРОВ
ИОНИЗИРУЮЩИХ ИЗЛУЧЕНИИ
rлава 1
ТИПЫ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ДЕТЕКТОРОВ
J.1. Основные достоннства н этапы развития ППД
Полупроводниковые детекторы прочно заняли свое место в
арсенале .средств ядерной физики и приобретают все большее
значение в физике элементарных частиц. В качестве принци
пиальных преимуществ полупроводниковых детекторов перед
друrими отметим следующие:
1. Небольшая энерrия, расходуемая на образование элект-
ронно-дырочной пары, которая в таких наиболее широко
применяемых полупроводниках, как кремний или rерманий,
составляет E 3 эВ. На образование пары электрон поло-
жительный ион в rазонаполненных детекторах необходи
мо затратить около 30 эВ, а на фотоэлектрон, возникающий
на фотокатоде фотоэлектронноrо умножителя, в лучшем слу-
чае требуется около 300 эВ. Отсюда следует, что энерrети-
ческое разрешение полупроводниковых детекторов должно
быть выше, чем у rазонаполненных и сцинтилляционных
детекторов.
2. Значительно более высокая тормозная способность TBep
до тельных детекторов, чем rазонаполненных приборов, это
важно для мноrих экспериментов ядерной физики. Например,
чтобы затормозить протон с энерrией 12 МэВ, требуется столб
воздуха высотой 1 м при нормальном давлении, в то время как
в кристалле кремния пробеr такой частицы составляет Bcero
лишь 1 мм.
3. В полупроводниковых детекторах носители тока (электро-
ны и дырки) имеют сравнимые по величине подвижности, т. е.
время их собирания на электродах не сильно различается, в
результате чеrо не возникает серьезных трудностей с реrистра
цией частиц, проникающих на неодинаковую rлубину в дeTeK
тор. В rазонаполненных детекторах из за очень большоrо
различия в подвижностях электронов и положительных ионов
для исключения зависимости амплитуды сиrнала от места
прохождения частицы необходимо применять дополнительный
электрод сетку, что приводит к увеличению размеров камеры
и требует решения дополнительных технических задач, связанных
с подачей напряжения на сетку.
5
4. Хотя полупроводниковые детекторы уступают маrнитным
спектрометрам по разрешепию, но они позволяют получать
весь спектр одновременно, что обеспечивает более высокую
скорость набора статистики.
В настоящее время опубликовано большое число работ, в'
которых приведены характеристики полупроводниковых детек-
торов и описаны различные технолоrические приемы и рецепты
их изrотовления. Отметим лишь наиболее важные, с нашей
точки зрения, этапы в развитии полупроводниковых дeTeKTopOB
Это разработки: .
а) первых полупроводниковых Аи Gе-детекторов -частиц;
б) Аи Si детекторов, раб6тающих при комнатной темпе
ратуре;
в) метода дрейфа ионов лития в электрическом поле для
создания толстых чувствительных к излучению слоев;
r) Si(Li)-детекторов, обеспечивающих реrистрацию длинно-
пробежных частиц;
д) Gе(Li) детекторов у излучения;
е) малошумящей электронной аппаратуры и применение
полупроводниковых детекторов для реrистрации peHтreHoBcKoro
излучения;
ж) особо чистоrо rермания и детекторов на ero основе;
з) детекторов некоторых специальных типов: .1Е-детекторов,
непрерывных координатно-чувствительных детекторов, полоско
вых детекторов, интеI'ральных .1E E и .1Е 1 .1E2-дeTeKTopOB;
и) детекторов на основе полупроводников с широкой за
прещенной зоной.
1.2. Принцип действия ППД
Особенности работы полупроводниковоrо детектора опреде-
ляются электрическими свойствами полупроводниковых MaTe
риалов, применяемых для изrотовления детекторов. Электри
ческие свойства полупроводников определяются распределением
энерrетических уровней электронов в кристалле. На рис. 1.1
схематически изображена зонная структура твердоrо тела. Она
состоит из полностью заполненных электронами состояний,
образующих валентную зону, верхний край которой обозначен
энерrетическим уровнем Ev, из зоны запрещенных для электро
нов состояний шириной I1Еу и из зоны про водим ости,
электронные состояния в которой полностью свободны. Ниж
ний край этой зоны обозначен энерrетическим уровнем Ее.
При такой структуре зон для перевода электрона из
валентной зоны в расположенную над ней зону проводимости
требуется некоторая энерrия возбуждения Е> .1Еу' Если энерrе
тический зазор I1Еу достаточно большой, то небольшое внешнее
постоянное электрическое поле не вызовет протекания электри
6
Рис. 1.1. Схематическое изображение
зонной . структуры твердоrо тела:.
Е д уровень донорной примеси; Е. уро-
вень акцепторной примеси; Е F уровень
Ферми; энерrетический уровень, вероят
ность заполнения KOToporo равна 0,5
Ее
Е ,д .. ..... .... ...
EF .....:. AE g
Ea .о---
!JEa.
EV
ческоrо тока. Твердые тела с широкой запрещенно зоной
являются изоляторами. Однако если энерrетическии зазор
запрещенных электронных состояний меньше, то некоторые из
электронов валентной зоны в результате тепловых флуктуаций
MorYT переходить в свободную зону и создавать ток. Такие
твердые тела, имеющие хотя и не очень большую, но заметную
электропроводность, называют полупроводниковыми. Метал-
лическому состоянию твердоrо тела отвечает такая структура
зон, в которой валентная зона заполнена не полностью, что
обеспечивает высокую проводимость металлов.
Рассмотренная выше структура твердоrо тела с умеренной
шириной запрещенной зоны соответствует идеальному кри-
сталлу полупроводника, в котором отсутствуют какие либо
посторонние примеси и нарушения кристаллической структуры.
Хотя в настоящее время и производятся очень чистые кри
сталлы наиболее широко распространенных полупроводни
ков кремния и rермания, их электрические свойства все еще в
значительной степени зависят от присутствия в них неболыпих
количеств остаточных примесей. Для изrотовления полупровод-
никовых детекторов часто используют полупроводниковые
кристаллы в таком состоянии, коrда в них в контролируемых
условиях введено неБОЛЫllое количество акцепторной или
донорной примеси (так называемые леrированные полупро-
водники).
На практике в полупроводнике присутствуют как до норные,
так и акцепторные примеси, действие которых компенсируется.
Результирующая электропроводность полупроводника опреде-
ляется их разностной концентрацией, а тип про в одим ости той
примесью, которая присутствует в большем количестве.
Ионизирующая частица, попадая в полупроводник, пере
водит электроны из валентной зоны или из более низких
заполненных зон в зону про водим ости или В вышерасположен
ные незаполненные зоны. В результате взаимодействия частицЫ
с полупроводником образуются электроны в первоначально
незаполненных зонах и дырки в зонах, которые до прихода
частиц были заполнены. После вторичных взаимодействий и
диссипации энерrии путем эмиссии фононов за очень короткое
7
Характеристика
т а б л и ц а 1.1. Нскоторые физическис свойства Si и се
Ge
Si
А томный номер
А томная масса
Плотность (300 К)
Диэлектрическая постоянная
Ширина запрещенной зоны (300 К)
Энерrия на образование электронно
дырочной пары
Собственная концентрация носителей
(300 К)
Подвижность электронов (300 К) 1350 см 2/(В . с) 3900 см 2/(В . с)
Подвижность дырок (300 К) 480 см 2 /(в . с) 1900 см 2 /(В . с)
Подвижность электронов (77 К) 4' 104 CM2 (B . с) 3,6' 104 см 2 /(В, с)
Подвижность дырок (77 К) 1,8 .104 см /(В' с) 4,2.104 см 2 /(В, с)
время ('" IO 12 с) все электроны оказываЮТСЯ}fа дне зоны
про водим ости, а дырки на верху валентной зоны. Из за Toro,
что некоторая часть энерrии идет на возбуждение, средняя
энерrиSf, требуемая на образование электронно дырочной пары,
заметно больше ширины запрещенной зоны.
Некоторые физические свойства кремния и rермания, наи-
более часто используемых для изrотовления детекторов, при-
веденii в табл. 1.1.
Полупроводниковые детекторьi, по существу, являются TBep
дотельным аналоrом rазовых ионизационных камер, в которых
рабочая среда rаз заменена конденсированной средой TBep
дым телом. Как в любом при боре, основанном на ионизацион
ном принципе действия, информацию об энеРIИИ частицы несет
электрический заряд, создаваемый в нем '1астицей. Аналоr
rазовой камеры должен иметь достаточно протяженную об
ласть сильноrо электрическоrо поля, расположенную между
двумя электродами. Для обеспечения режима спектрометрии
необходимо выполнение условий:
а) трек частицы должен полностью укладываться в чувстви
тельной области детектора (т. е. в области сильноrо поля);
б) неравновесные заряды, rенерированные частицей, должны
ПОЛностью собираться на электроды, что обеспечивает пропор
циональность электрическоrо сиrнала поrлощенной энерrии;
в) флуктуации выходноrо сипшла должны быть мини
мальны, чтобы обеспечить высокую разрешающую способность
по энерrии.
Рассмотрим с учетом приведенных выше условий, какими
свойствами должен обладать материал, используемый для'
изrотовления твердотельноrо детектора. Во первых, необходим
такой материал, чтобы при взаимодействии частиц или фотона
с веществом образовалось рольшое количество свободных
носителей заряда. Поскольку число носителей линейно связано с
8
14
28,06
3,33 r/cM 3
12
1,106 эВ
3,66 эВ
32
72,60
5,33 r/cM 3
16 .
0,67 эВ
2,96 эВ
1,5 '1010 CM 3
.2,4 '10 1З см з
энерrией частицы, оставляемой в детекторе, то чем меньше
энерrия, требуемая для образования пары электрон дырка,
тем леrче осуществить реrистрацию частицы с малой энерrией.
Кроме Toro, и это самое rлавное, с увеличением числа
носителей заряда уменьшается относительная флуктуация ЭТОr(>
числа, что приводит к увеличению точности определения
энерrии частицы.
BO BTOpЫX, чтобы получить сиruал во внешней цепи,
носители должны быть способны достаточно быстро переме
щаться под действием ВlIешнеrо электрическоrо поля, прило
женноrо к детектору. При этом для получения линейноrо по
энерrии отклика носители не должны теряться при движении к
электродам. Это означает, что необходима высокая подвиж
. ность обоих типов носителей, а l<онцентрацию ловушек,
захватывающих носители в процессе их дрейфа к электродам,
следует иметь минимальной. Требование высокой подвижности
электронов и дырок является очень важным не только с точки
зрения получения высокой разрешающей способности, но и для
обеспечения BbIcoKoro быстродействия, которое в некоторых
экспериментах ядерной физики являеiся . определяющим.
В-третьих, для реrистрации неБОJJьшоrо сиrнала, созда-
BaeMoro частицей или фотоном в детекторе, необходимо, чтоБыI
ток утечки детектора был минимаJIЫIЫМ при достаточно
высоких напряжениях, прикладываемыx к детектору. Этому,.
требованию в наибольшей мере удовлетворяют изоляторы;,
имеющие большую ширину запрещенной зоны. Однако указан .
ные выше требования высокой подвижuости обоих носителей и
малой вероятности их захвата в процессе дрейфа к контактам в
известных изоляторах не выполняются. Кроме Toro, следует
отметить, что в изоляторах требуется сравнительно большое
количество энерrии на образование элеr(тронно дырочной пары.
Учет рассмотренных факторов показывает, что изоляторы
являются малоприrодными для изrотовления спектрометри
ческих детекторов. Совокупности всех рассмотренных выше
требований в наибольшей мере соотnетствуют высщ:оомные
полупроводниковые матерuалы.
В четвертых, материал должен быть таким, чтобы в сравни
тельно небольшом объеме можно было затормозить частицу
или поrлотить кванты электромаrнитноrо излучения. При
реrистрации заряженных частиц толщину детектора выбирают,
исходя из пробеrа частицы. Пробеr 'Iастицы данной энерrии
зависит от свойств тормозящей среды ее плотности и
aToMHoro номера Z. Чем плотнее среда и выше атомный номер
вещества, используемоrо В качестве детектора, тем меньше
требуемый объем детектора. В области энерrий частиц, относя
щихся к физике низких энерrий, необходимая толщина лежит в
диапазоне от нескольких десятков микрометров до 1 см.
9
Например, для реrистрации частиц с энерrией ]00 МэВ
требуется кремниевый детектор толщиной примерно равной
4 мм.
При спектрометрии относительно высокоэнерrетических фо
тонов особо важное значение имеет атомный номер вещества
детектора. Из особенностей взаимодействия фотонов с веще
ством следует, что эффективность реrистрации фотонов высо-
кой энерrии сильно зависит от толщины детектора и от свойств
среды. Поскольку сечение фотопоrлощения пропорционально
""Z5, то отсюда очевидны преимущества использования repMa-
ниевоrо детектора в качестве спектрометра фотонов по cpaBHe
нию с кремнием.
И наконец, важным, помимо рассмотренных выше, свой
ством материала, применяемоrо для изrотовления детекторов;
является возможность создания блокирующих КОНТ81<ТОВ, пре-
пятствующих поступлению свободных носителей в рабочую
область детекторов, т. е. таких контактов, коrда положитель
ный электрод не инжектирует в полупроводник дырки, а
отрицательный электроны. Задача создания блокирующих
контактов решается либо подбором соответствующих металлов
в качестве контактных материалов, либо созданием п + И
Р + областей в полупроводнике путем диффузии или ионноrо
леrирования соответствующими примесями. Причем п + KOHTaKT
используется как положительный электрод, а р + -контакт как
отрицательный.
Из рассмотренных требований, предъявляемых к материалу
для изrотовления детекторов, видно, что всю их совокупность
трудно удовлетворить в каком либо одном материале. Следует
заметить также, что сами требования противоречивы. Так,
например, требование малой ширины запрещенной зоны,
необходимое для получения высокой разрешающей способ
ности, противоречит необходимости иметь малые токи утечки
детектора. В наибольшей мере всей совокупности требований
отвечают в настоящее время такие полупроводники, как
кремний и rерманий, технолоrия изrотовления которых наибо
лее отработана, а также некоторые широкозонные полупровод-
никовые материалы. Выбор Toro или иноrо полупроводника в
качестве материала для изrотовления детекторов должен быть
увязан с той конкретной физической задачей, которую He
обходимо решать.
1.3. Детекторы для определения энерrии частиц
Полупроводниковые детекторы можно классифицировать
различными способами, например:
а) по типу используе.моrо полупроводника, на основе KOTO
poro создаются детекторы (Si, Ge, CaAs, GdTe, HgI 2 и т. п.);
10
Рис. 1.2. Распределение примесей (а), ХОД
потенциала (6) и напряженности элек'rриче
<.:.Koro поля (в) в резком р п-переходе
б) по способу их изrотовления
(поверхностно-барьерные, диффузи
онные, ионно леrированные, литий
дрейфовые, эпитаксиальные и др.); а}
в) по их температурному режи-
му работы (охлаждаемые и неох:
лаждаемые );
r) по типам частиц, для измере
ния которых они предназначены
(детекторы peHтreHoBcKoro излуче
ния, 'У излучения, осколков деления,
частиц и др.);
д) по их функциональным воз
можностям (определение энерrии
частиц и квантов, удельных иониза
ционных потерь, координат и Bpe
мени прихода частиц в детектор и
др.).
Не будем детально рассматри
вать классификацию детекторов, а
лишь разобьем все детекторы на
две rруппы по признаку их функ
циональных возможностей, а имен
но: на детекторы, предназначенные
для измерения полной энерrии частиц и квантов ионизи-
рующеrо излучения, и на детекторы, способные поми-
мо измерения энерrии или наряду с этим выполнять и дру-
rие функции. В данном разделе рассмотрим основной класс
детекторов, предназначенных для измерения полной энер
rии ядерных частиц, и кратко опишем основные техноло
rические приемы их изrотовления, которые характерны и для
друrих типов детекторов. Координатно чувствительные дeTeK
торы и E-дeTeKTOpы для измерения удельных потерь энер
rии заряженных частиц будут рассмотрены в следующих
разделах.
N a
N(x)
Н А
о
х
ср(х)
5)
)00
Lp
е (х)
["
х
о
О)
е МОокс
lp
l Х
n
о
Детекторы с р п-переходом
Необходимые для реrистрации ионизирующих излучений
условия можно осуществить в ПОЛУI!роводнике с р п перехо-
дом. р п Переход можно создать, если в одну часть полу_.
проводника ввести донорную, а в друrую акцепторную
примесь. Практически же р п переход получаJOТ путем BBeдe
ния примесей определенноrо типа в полупроводник, имеющий
равномерно распределе!IНУЮ примесь друrоrо типа.
11
Рассмотрим образование р п перехода в материале с
электронной проводимостью, равновесная концентрация элеI<:т
р-онов в котором по==Nд> rде NД концентрация донорНой
примеси, постоянная по всему объему полупроводника. Если в
такой полуПроводник ввести примесь акцепторноrо типа с
концентрацией N a , то в этой части полупроводника проводи
мость будет Определяться дырками, равновесная концентрация
которых ро == N а N Д. Р п-Переход, возникающий в I10Ду
ПрDВDднике с ПDказанным на рис. J .2, [J распределением леrи
рующих примесей, называется резким. Обычно при изrОТОВJ1е
нии детекторов выполняется условие Nа»N д , следователыtо,
PO Na' Положение уровня Ферми E F в ПОЛУПрОВОДНИКе
определяется концентрацией носителей тока, и оно будет
различно в изолированных полупроводниках п и р ти
пов IJРОВОДИМости. При равновесии положение уровней Ферми
в Р п переходе должно быть одинаковым, что приводит
к образоваюrю потенциальноrо барьера высотой qe<{>o
(рис. 1.2, б).
Потенциал ный барьер препятствует уходу электронов Из.
п области в Р область и дырок из р области в п область. Коrда
наступает раВlIовесие, то создается объемный заряд р: положи
тельный в п области ионизированными донорами, ОТРИЦа
тельный в р-области ионизированными акцепторами. По
этому справа при 0< х < L n
р == qеNд == qeпo, (1.1)
а слева прИ Lр<Х<О
р== qе(Nа Nд) qePO' (1.2)
Здесь через L n и Lp обозначены толщины слоев объемноrо
заряда соотвеl'ственно в п и р областях. Ход потенциала q> (х)
определяется нз решення уравненнй Пуассона для обеJlХ
областей Р 1-l перехода:
d 2 <p 41щ;п о
dx 2 Ln>x>O;
d 2 <p 41Щ;Ро
dx 2 Lp<x<O.
(1.з)
На rранице области riростраНСТБенноrо заряда (обедненнщ'о
слоя) при x==L n выполняется условие
d<p
cn==О ==0
't' , dx '
а при х== Lp
12
d<p
<1> == <1>0, dx == О.
(1.4)
Решения уравнений (1.3), удовлетворяющие rраничным усло
виям (1.4), имеют вид
. 2 1t q 2 n
<1> (х)== (Lп x)2, O<x<L п ;
Е (1.5)
2 1tq 2 р
<I>(x)==<I>o (Lp+X)2, Lp<x<O.
Е
В точке х == О значения <1> и d<p должны совпадать. Отсюда леrко
dx
получить толщину области объемноrо заряда
W==(Lп+L p )== ( Е<РО2 +!!o ) 1/2 (1.6)
21tqe. поро
Как отмечалось выше, в материалах, испо ьзуемых для
изrотовления детекторов, концентрация носителеи одноrо типа
обычно значительно превышает концеI1трацию носителей вто-
poro типа. Так, например, при по «:'Ро, т. е. при Nа Nд";$>NIJ!.
практически весь слой объемноrо заряда лежит в п-области. Jj
этом случае соrласно (1.6) W Lп и шубина проникновения
поля в п область определяется формулой
( ) 1/2
W==
21tq;n o .
(1.7)
Коrда к диоду приложено обратное смещение V, дЛЯ
определения толщины чувствительной области детектора в
формуле (1.7) вместо <1>0 ( '" 0,5 В) необходимо использовать
суммарное значение c<l>o'+ V. Часто при определении толщины
чувствительной области BM CTO значеI1ИЯ концентраций носи-
телей используют значение удельноrо сопротивления. Тоrда для
кремниевых детекторов при комнатной температуре толщину
чувствительноrо слоя в микрометрах можно определить по
формуле
W:;= k fiV,
(1.8)
rдe коэффициент k == 0,53 в случае п-креl\1НИЯ и k == 0,32 в случае
р-кремния, а р берется в Ом' см, V B Б. Формула справедлива
при V» <1>0' Толщину чувствительной области кремниевых
детекторов при комнатной температуре по заданным значениям
13
V, в
'1000
3000
2000
1000
ВОО
600
500
400
300
200
100
80 .......
60
50
'10
JO
10
8
6
5
'1
3
2
Ее, W
кэВ,МэВ мкм,ММ
! Есх, j С/Д, Еа Ер,
МэВ пф,см- 2 кэВ,МэВ
8 вЬ
5 200 10 1 70 50
4 8 60 40
3 6250
5
4
3
2 100
90
80
70
60
50
1
800
800
500 40
400
300
20t;
100
80
80
70
60
50
м
30
z
3
'+
5
8
В
10
40 30
N,
cM- 3
.Pn,
Ом'см
100000
80000
80000
'рр,ОМ'СМ
40000 100000
JOOOO 80000
80000
JO
20
20
30
4
5
6
8
1011
..............
20
10
9
В
7
6
5
2
J
4
5
6
8
1012
40000
30000
20000
20
3
10
9
В
7
6
5
4
J
2
300
400 2
20 500
600
800
10 1000
8
8
5
4
3
1
900
800
.
700
600
500
'100
2
4Q0
300
2
200
J
4
5 100
6 80
8 60
101
400
300
200
3
1
900
000 800
700
JOOO 600
'1000 500
2
100
80
60
2
20
3
Рис. 1.3. HOMorpaMMa для определения пара метров кремниевых p п дeTeKTO
ров и пробеf'а частиц (значения удельноrо сопротивления относятся к
комнатной температуре)
14
р и V можно определить с помощью HOMorpaMMbI, приведенной
на рис. 1.3.
Важной характеристикой детектора с резким р п пере
ходом является величина напряженности электрическоrо по-
ля $ == . Из (1.5) с учетом (1.7) следует
@"==@"мш(I ) , (1.9)
2V
rде максимальное значение напряженности @" макс == , справед
w
ливое при V» </>0'
Для создания детекторов с р п переходом обычно исполь
зуют метод диффузии леrирующей примеси или метод ионноrо
внедрения. В [9] описана методика изrотовления диффузионных
детекторов, в которой выпрямляющий контакт в кремнии
р тиПа проводимости получают путем диффузии фосфора из
rазовой среды при температуре 12000 С, а для создания
неинжектирующеrо р + KOHTaKTa используют диффузию бора
при температуре 10000 С.
Наилучшие результаты получены в настоящее время при
использовании так называемой планарной технолоrии [10],
которая включает в себя операции выращивания защитноrо
оксидноrо слоя, ионноrо леrирования, отжиrа радиационных
дефектов, а также методы фотолитоrрафии. Для изrотовления
детекторов с помощью указанной технолоrии обычно исполь
зуют кремний п типа проводимости. На одной пластине
кремния в одинаковых условиях изrотовляется сразу несколько
детекторов.
Существенные этапы этой технолоrии следующие:
1. Механическая шлиФовка, полировка и очистка пластин
кремния.
2. Выращивание оксидноrо слоя при температуре 10300 С
в среде cyxoro кислорода с добавкой хлорида водорода.
3. Маскирование пластин с помощью соответствующих
фоторезисторов и применение методов фотолитоrрафии для
вскрытия окон требуемоrо размера.
4. Леrирование кремния с помощью ионноrо внедрения для
создания резкоrо перехода с тонким входным слоем. Чтобы
исключить каналирование внедряемых ионов, пластины облуча
ют под небольшим yr лом к кристаллоrрафической оси (111).
Для создания р слоя используют ионы В + при энерrии
1 О 15 кэВ и дозе 5' 1 О 14 ион/см 2. Обратный контакт полу
чают также методом внедрения ионов, для чеrо использ ют
ся ионы As + при энерrии 30 кэВ и дозе 5' 1 О 15 ион/см .
5. После внедрения ионов производится отжиr при 6000 С в
течение 30 мин в среде cyxoro азота.
15
241 Ат
5ч.86 кзВ
."
. .
. .
<.>
<.>
5Lflf3 К9В .
10,6 кзВ
.
5388 каВ
.1..
......
'. 5513кэ6
. l
.... .,\. 55 5KaB
...... ;.. 00
:. :.::..'.i.....'... ,..
...
е. :...
........
:. .-:-./ ...:...
Намер канала.
Рис. 1.4. СПеКТр ()( частиц 241Ат, полученный с ПО1\ЮЩЬЮ
ионно-леrированноrо детектора
6. С целью уменьшения сопротивлени растекания контактов
проводят металлизацию залеrированных областей с помощью
термическоrо распыления алюминия в вакууме.
7. Со стороны выпрямляющеrо контакта алюминий, пол
ностью ПОКрывающий сплошным слоем всю рабочую поверх
ность, расчленяют на отдельные элементы с помощью методов
фотолитоrрафии.
8. Окончательной операцией является разрезание пластин с
помощью алмазной пилы на отдельные детекторы.
Детекторы, изrотовленныепо описанному выше способу,
обладают повышенной стабильностью вследствие использова
пия защитноrо оксидноrо слоя. При комнатной температуре
они имеют обратные токи на один два порядка величины ниже,
чем поверхностно барьерные детекторы с той же рабочей
площадью и толщиной рабочеrо слоя. Характерным значением
обратноrо тока для детекторов, изrотовленных по планарной
технолоrии, является ток 1 10 нА/см 2 при толщине чувстви
тельноrо слоя 100 мкм И напряжении смещения около 200 В.
На рис. 1.4 показан спектр частиц 241 Ат, полученный при
комнатной температуре на детекторе площадью 25 мм 2 с
толщиной чувствительноrо слоя 300 мкм. Энерrетическое раз
решение при энерrии Е",==5,486 МэВ составляет 10,6 кэВ, что
свидетельствует о' высоком качестве применяемой методики
изrотовления детекторов и исходноrо кремния. Малые обрат-
ные токи таких детекторов позволяют использовать их для
спектрометрии ренпеновскоrо излучения и мяrких фотонов при
комнатной температуре. На линии 122,06 кэВ 57со с помощью
детектора площаДЬЮ 25 мм 2 было получено энерrетическое
разрешение 1,55 кэВ при шумах 1,5 кэВ.
16
в
I
f
I
,
1
I
I
5i.°Z
NJOOMKM
в 5i.0Z
I I 1 1 I t I I
I I I / I I I I
I I I I I " I
I I I : I I I I
I I I I I I I I
I I I I I I I I
I I I I L I I I
/'
As о)
/'
As
а)
Рис. 1.5. Структура планарноrо МИКРОПОЛОСК9воrо дeTeKTO
ра с шаrом 200 мкм (а) и 50 мкм (6)
Существенно важной особенностью планарной технолоrии, в
которой для маскирования пластин применSl:ют фоторезисты и
соответствующие методы фотолитоrрафии, является возмож-
ность получать линейные размеры рабочих поверхностей на
уровне нескольких микрометров. Такая технолоrия позволяет
изrотовить на одном кристалле полупроводника так назы-
ваемые полосковые (<<стриповые») детекторы, которые нахоДЯТ
в последнее время широкое применение в физике высоких
энерrий (см. rл. 6). Схематическое изображение полосковоrо
детектора показано на рис. 1.5:
Поверхностно-барьерные детекторы
Свойства поверхностно барьерноrо детектора в значитель \
ной степени определяются высотой потенциальноrо барьера в
контакте металл полупроводник. Соr.ласно простой теории
Шоттки, коrда металл, имеющий работу выхода фм' и
полупроводник, имеющий электронное сродство Х, вступают в
контакт, то между ними появляется контактная ЭДС. Высота
потенциальноrо барьера для перехода электронов из одноrо
вещества в друrое не зависи} от степени леrирования и
определяется соотношением
Фв==Фм Х,
(1.1 О)
Здесь и далее рассматривается полупроводник п типа про-
водимости.
Однако большинство экспериментальных результатов по
измерению потенциальноrо барьера систем металл полупро
водник находится в противоречии с теорией выпрямления
Шоттки. Во всяком случае, чаще Bcero наблюдается более
слабая зависимость высоты барьера от работы выхода электро
HqB из металла, чем по формуле (1.10), хотя в некоторых
случаях было обнаружено и соответствие теории Шоттки.
Бардин для объяснения выпрямляющих характеристик кон-
тактов металл полупроводник предложил друrую теорию.
Соrласно этой теории, в результате большой плотности
17
2 26
состояний, локализованных в
запрещенной зоне на поверх-
ности IIолупроводника, обра
зуется двойной заряженный
слой, состоящий из заряда
электронов, находящихся в по
верхностных состояниях, и
пространственноrо заряда про
тивоположноrо знака в объеме
полупроводника. Ьардин cдe
лал вывод: существование двой
Horo заряженноrо слоя приво
Рис. 1.6. Энерrетическая диаrрамма дит К тому, что высота потен
контакта металл полупроводник с циальноrо ба р ье р а в контакте
промежуточным слоем атомных раз-
меров: металл полупроводник не
qеФм работа выхода металла; qеФ' ВЫ- зависит от работы выхода Me
CO'I'a барьера в контакте металл 1I0ЛУПРО-
водник; Ф.о асимптотическое значение ве- талла, если плотность поверх
личины Ф. при уменьшении электрическоrо. ностных состояний велика. Ta
поля у rраницы раздела до нуля; qеФО - ким образом, в теоnиях Шот
изrиб зон на свободной поверхности по- ;.l"
лупроводника; qеL1Ф понижение высоты тки И Бардина рассматривают
барьера силами изображения; L1 паде- ся два крайних случая: пер
ние напряжения на промежуточном слое; v
qех электронное СРОДСтво полупроводни- выи влиянием заряда в по
ка; qеФ, поверхиостный изrиб зон; E, верхностных состояниях мож
диэлектрическая ПРОllицаемость полупро- но пренеб р ечь; второй на
водника; f. i диэлектрическая проницае-
мость промежуточноrо слоя; 8 толщина rранице раздела имеется очень
промежуточноrо слоя; Qм поверхностная высокая плотность поверхност
плотность пространственноrо заряда в по- HbIX состоянии V .
лупроводнике; QT плотность заряда по-
верхностных состояний; Qм ПЛОТНОСТЬ по- Зависимость BI>ICOTbI потен
BepxHocTHoro заряда в металле циальноrо барьера системы
металл полупроводник от работы выхода металла с учетом
поверхностных состояний была рассмотрена в [11]. Расчет
выполнен в следующих предположениях:
1) в контакте между металлом и полупроводником имеется
переходный слой атомных размеров; этот слой может без
пробоя выдерживать некоторую разность потенциалов, и он
проницаем для электронов с. энерrиями выше потенциальноrо
барьера;
2) плотность поверхностных состояний Ds (на единицу
площади и на 1 эВ энерrии) на rранице раздела не зависит от
свойств металла, а определяется только свойствами поверх
ности щшупроводника.
Энерrетическая зонная диаrрамма контакта металл полу
проводник п типа приведена на рис. 1.6. Обозначения основных
величин, использованных при расчете высоты барьера, даны под
рисунком. Высота потенциальноrо барьера qеФВп определена
как энерrия, которая необходима электрону в металле, находя
щемуся на уровне Ферми, для Toro, чтобы попасть в зону
18
Т--
I
I
I%Фм
I
I qе Ф ВО
E F
qe!J.
qe X
qе!JФ qеФs
qsc Ее E F
ТiiiiiiJeнb
Е I Ферми
g,
C-i
C-s
Е у
проводимости полупроводника. Рассмотрен полупроводник с
акцепторными поверхностными состояниями, плотность кото-
рых Ds [состояний/(см 2 . эВ)] В соответствии с предложением
Бардина постоянна.
Используя тот факт, что в равновесии полный заряд
системы равен нулю, для высоты потенциальноrо барьера
получена зависимость
фвn ==у(Фм х)+(1 у) (Еg/qе Фо) АФn==уФм +Ь. (1.11)
Величина у связана с диэлектрической постоянной переходноrо
слоя I>; и плотностью поверхностных состояний D s COOTHO
шением
Е.
у== . ' .
Ei+Qe'6D,
(I.I2)
Коrда y 1, т. е. коrда влиянием поверхностных состояний
можно пренебречь, уравнение (1.11) с точностью до малой
поправки АФn переходит в ура'внение Шопки (1.10). В друrом
крайнем случае, коrда y O, уравнение (1.11) можно .записать в
виде
, Фвn==(Еg/qе Фо) АФп' (1.13)
В этом случае высота барьера не зависит от работы выхода
металла фм и полностью определяется поверхностными свой
ствами полупроводника. Таким образом, предложенная в [11]
теория выпрямления системы металл полупроводник, учиты-
вающая роль поверхностных состояний, хорошо соrласуется как
с теорией Шоттки, так и с теорией Бардина, которые входят в
нее как частные случаи. Дальнейшее уточнение теории выпрям
ления Каули и Зи [11] применительно к поверхностно барьер-
ным детекторам типа Au (п Si) можно найти в работе
Вальтера и Бошарта [12], в которой переходный слой между
металлом и полупроводником рассматривается в виде двух
промежуточных слоев. Н{;посредственно к полупроводнику
примыкает адсорбционный слой, содержащий «внутренние»
(быстрые) поверхностные состояния, а за ними следует оксид
ный слой, В котором локализованы «внешние» (медленные)
поверхностные состояния. Число параметров в теории Вальтера
и Бошарта существенно увеличивается, и в настоящее время еще
недостаточно экспериментальных данных для количественноrо
подтверждения этой теории.
На основе экспериментальных результатов получена сле-
дующая зависимость высоты барьера от работы выхода
электронов из металла:
Фвn==0,27Фм 0,55. (1.14)
При выводе этоrо соотношения для кремния значение электрон
Horo сродства Х взято равным 4,05 эВ. Из (1.J4) видно, что
19
высота барьера зависит от работы Iзыхода металла HaMHoro
слабее, чем это следует из теории Шоттки, в которой
ФВп Фм 4,0$. (1.15)
Экспериментально получены слеДУЮЩие значения параметров,
определяющих высоту барьера в СИ(;теме металл n Si: _
у О,27:!:: 0,05; Ф О О,36:!:: 0,36 В;
Ds (2,7:t0,7)' 1013 состо ний/(см2. В). (1.16)
Эти результаты хорошо соrласуютсч е экспериментальными
данными [I3], полученными позже на поверхностно барьерных
детекторах на основе кремния п ТИПа проводимости:
ФВп 0,26Фм 0,54; Y 0,26;
Ds 3' 1013 состояний/(см 2 . В). (1.17)
Значение плотности поверхностных (;остояний Ds 3' 1013 co
стояний/(см 2 . В) получено в преДПО.Jюжении, что диэлектри
ческая постоянная переходноrо слоя Е; 4, а толщина оксидноrо
слоя 8 1,6 нм. Последняя величина для травленых поверх
ностей BbICOKOOMHOro кремния опредеJIялась эксперим>нтально.
Таким образом, на химически l'равленных поверхностях
ВЫСОК(J()i {Н(Л'О п-S;, которые обычно ИСП(JЛЬЗУЮТ ДЛИ «З['(JТ(JВ
ления поверхностно барьерных детект<)ров, в запрещенной зоне
имеются поверхностные состояния с ПJютностью D s 3 . 1 О 13 co
стояний/(см 2 . В), что приводит К Эффективной экранировке
пространственноrо заряда в ПОЛУПРОВоднике. В соответствии с
(1.14) и (I.1 7) высота потенциальноr() б<!рьера Ф Вп В поверх
ностно барьерных детекторах на ОСНОве n-Si, коrда в качестве
выпрямляющеrо контакта ИСПОЛЬЗУЮ'т Аи, составляет 0,81 В.
Все приведенные выше результаты П}:шменимы к состаренным
структурам, коrда завершены переХОДllые процессы формирова
ния барьера.
Как видно из рис. 1.6, в контакте металл полупроводник
возникает область сильноrо поля, ]3 которой концентрация
свободных носителей тока HaMHorc) меньше концентрации
носителей в объеме полупроводника. Эта область и является
чувствительной к ионизирующим ИЗлучениям. Распределение
электрическоrо поля в ней и ее толщина определяlOТСЯ
распределением концентрации примесей в полупроводнике. Для
случая постоянной по толщине детеl<;тора концентрации при
месей при наложении обратноrо смещения, существенно пре
вышающеrо высоту поверхностноrо потенциала, зависимость
толщины чувствительноrо слоя от наПряжения смещения можно
определить по (1.8).
Диффузиоино дрейфовые детекторы
С целью увеличения толщины чувствительной области
кремниевых и rерманиевых детекторов при меняется метод
20
...
дрейфа ионов лития в электрическом поле Р l1 перехода,
предложенный Пеллом [14]. Метод компенсации Ge и Si р типа
проводимости с помощью дрейфа ионов лития позволяет
увеличить удельное сопротивление указанных полупроводников
до значений, приближающихся к значению удельноrо сопротив
лени я при собственной проводимости. Этот метод основан на
том, что ионы лития, являющиеся в Ge и Si междоузельной
донорной примесью, при небольшом увеличении температуры
MOI'YT относительно быстро перемещаться в кристалле под
действием внешнеrо электрическоrо поля.
Основными технолоrическими операциями при изrотовлении
литий дрейфовых детекторов являются диффузия лития и дрейф
ионов лития. Диффузия производится из слоя лития, HaHeceH
Horo на поверхность образца путем напыления лития в вакууме
либо покрытия поверхности суспензией лития в масле или
литийсодержащим полимером. Для этоrо также используют
расплав солей KCl+ LiC! (55% +45%). Диффузию лития прово
дят В вакууме или атмосфере инертноrо rаза, например aproHa.
Указанные условия диффузии примерно соответствуют слу
чаю постоянноrо источника, для KOToporo распределение лития
по rлубине образца после диффузии описывается ВЫI?ажением
N(x) == N o erfc (x/2JDt), (I.18)
rде N o поверхностная концентрация лития, равная ero paCTBO
римости при температуре диффузии; D коэффициент диффу
зии лития при этой температуре; t продолжительность диф
фузии. Типичное значение температуры, при которой произво
дят диффузию лития, составляет 350 4000 С. В результате
диффузии в крисплле образуется р п-переход, rлубина залеrа
ния KOToporo (х == хо) определяется из условия равенства
концентраций ионов лития и акцепторов в исходном материале:
N Li (х о ) == N a ._
Для осуществления процесса дрейфа к полученному р п пе
реходу при повышенной температуре прикладывают обратное
смещение такой величины, чтобы дрейфовый поток ионов лития
пр евы шал диффузионный, т. е. чтобы выполнялось условие
NLiflLi@"др»DLigrаdN Li , (1.19)
rде NLi Na; flLi, DLi ПОДВИЖНОСТЬ и коэффициент диффузии
лития при температуре дрейфа; @" др напряженность электриче
cKoro поля в процессе дрейфа. Типичная температура, при
которой производят дрейф в случае Si, составляет примерно
1200 С, а в случае Ge 40° С.
Под действием электрическоrо поля ионы Li перемещаются
в р область, компенсируя исходную акцепторную примесь, что и
приводит К образованию слоя с сопротивлением, близким к
собственному. Применяют ряд способов проведения дрейфа
21
.............
ионов лития, отличающихся харак-
тером изменения основных Пара
метров процесса дрейфа: темпера
туры, обратноrо смещения и обрат
ных токов. Например, дрейф можно
вести в условиях постоянной или
уменьшающейся температуры, по
стоянноrо обратноrо смещения или
постоянной рассеиваемой в образце
мощности. Один из вариантов pe
.жима дрейфа заключается в под
держании постоянноrо обратноrо
тока р п перехода.
Наrляднее Bcero закономерности процесса дрейфа можно
проследить в режиме стабилизации температуры и обратJtоrо
смещения. Приложение к р п переходу обратноrо смещения
V др приводит к появлению обедненной носителями тока области
толщиной W o . Распределение напряженности электрическоrо
поля будет иметь максимум Смаке В месте р п перехода, rде
NLi-:::::;N а (рис. I.7,a). Блаrодаря достаточно высокой подвиж-
ности ионов лития при повышенной температуре rраница
р п перехода под действием электрическоrо поля начнет
смещаться в сторону р-области. В процессе дрейфа в компенси
ров анной области автоматически поддерживается равенство
концентраций- положительных и отрицательных зарядов, пос
кольку избыток зарядов какоrо либо знака вызывает появление
электрическоrо поля, которое стремится устранить этот избы
ток. Это приводит К тому, что в результате дрейфа ионов Li в
кристалле образуется так называемая i область, в которой
NLi-:::::;N а .
Коrда толщина скомпенсированной области превысит W o ,
почти все обратное смещение V др ' приложенное к образцу,
будет падать на высокоомной i области. Дальнейшее ее
приращение dW Li С др dt можно выразить соотношением
dW Li ; dt, (1.20)
N
N L ',.
l' макс
, \
\
\
N
\.\10
а)
х
Н а
_е
.......
\
J..........
w
, о)
х
Рис. 1.7. Распределение лития и напряжен
ности электрическоrо поля после диффузии
(а) и после дрейфа (6) в случае идеальной
компенсации: '
N. распределение исходной акцепторной примеси
интеrрирование KOTOpOrO при V др coi1st, Li const (условие
постоянства температуры в процессе дрейфа) приводит к
следующему выражению, определяющему приращение скомпен-
сированной области за интервал времени I1t:
W wi 2 Li VдрМ. (1.21)
'.
22
"
Из (1.21) видно, что приращение квадрата толщины скомпенси-
рованной области пропорционально напряжению дрейфа V др и
времени и не зависит от удельноrо сопротивления исходноrо
материала. В случае W» W o толщину скомпенсированной
области можно определить п о форм уле
W== J 2IlLi Vдрt, (1.22)
rде t общая продолжительность дрейфа ионов лития.
Показанное на рис. 1.7, б распределение примесей в скомпен
сированной области представляет собой идеальный случай, в
котором концентрация электрически активноrо Li точно COOT
ветствует концентрации исходных акцепторов. Однако факти
чески полная компенсация не достиrается, i область всеrда
содержит некоторый объемный заряд в большей или меньшей
степени. Одной из причин отсутствия точной компенсации в
реальных р i п CTpyKTypax является то обстоятельство, что в
процессе дрейфа в скомпенсированной области автоматически
поддерживается равенство положительных и отрицательных
зарядов. В связи с тем что дрейф проводят при повышенных
температурах в условиях протекания сравнительно большоrо
тока, обусловленноrо термической rенерацией носителей тока в
компенсированной области, то ионы Li компенсируют не
только заряд акцепторов, но и объемный заряд подвижных
носителей. В результате этоrо компенсированная область
llолучается состоящей из высокоомных частей п ир-типа.
Второй причиной, вследствие которой возможно отклонение от
идеальной компенсации, может быть захват электронов и их
локализация на рекомбинационных центрах. Вследствие этоrо
скомпенсированная область может оказаться высокоомной
п областью, поскольку в процессе дрейфа пространственный
заряд электронов должен быть скомпенсирован дополнитель-
ным Количеством ионов Li. Кроме Toro, теоретически и
экспериментально показано, что при наличии в исходном
материале rрадиентов концентрации акцепторной при меси в
направлении дрейфа нельзя достичь точной компенсации. При
лом объемный заряд, остающийся в компенсированной облас
ти вблизи неоднородности, тем больше, чем больше rрадиенты
концентрации и выше напряженность электрическоrо поля в
l1роцессе дрейфа.
Существенным этапом при изrотовлении Si (Li) и Ge (и) дe-
текторов также является так называемый выравнивающий
л.рейф, который проводят при температуре несколько меньшей,
'ICM температура дрейфа. Снижение температуры при водит к
'шачительному уменьшению обратных токов, что, как следует
из изложенноrо выше, позволяет получить более высокую
степень компенсации акцепторной при меси в исходном материа-
ле р ТИпа проводимости. Более детальные сведения 9 способах
23
изrотовления Si(Li) и Gе(Li) детекторов и о свойствах компен
сиро ванной i-области можно найти в [2, 15], а также в
мноrочисленных ориrинальных работах, цитированных в этих
книrах.
В зависимости от rеометрической конфиrурации Ge(Li) и
Si(Li)- детекторы можно разделить на пять типов: планарные,
коаксиальные с одним открытым торцом, коаксиальные с двумя
открытыми торцами, коаксиальные S колодцем (так называе
мые детекторы rеометрии 4п), полусферические. Усовершенст-
вование способов выращивания исходных монокристаллов и
методов изrотовления диффузионно дрейфовых детекторов поз
воляет в настоящее время получать Gе(Li) детекторы с актив
ным объемом, приближающимся к 200 см 3 .
Кроме метода дрейфа ионов Li в электрическом поле
существует еще один способ получения материала с проводи
мостью, близкой к собственной: компенсация rермания п типа
проводимости rлубокими акцепторными уровнями радиацион-
ных дефектов, создаваемых в процессе облучения жесткими
фотонами у излучения [16]. С помощьюуказанноrо способа
изrотовлены планарные детекторы с rлубиной чувствительной
области до 5 мм. Основное преимущество .радиационных
Gе(у) детекторов заключается в том, что в отличие от
Gе(Li) детекторов они не требуют охлаждения до температуры
жидкоrо азота при хранении. Однако rлубокие уровни, BBeдeH
ные в процессе облучения фотонами, выступают в роли центров
захвата неравновесных носителей заряда, что снижает спектро-
метрические параметры Gе(у) детекторов и тем самым оrрани-
чивает их использование в прецизионной У С1Jектрометрии. Тем
не менее следует отметить, что комплекс исследований,
выполненный на Gе(у) детекторах, позволил получить основные
представления о работе детекторов, изrотовленных на основе
материалов с высокой степенью компенсации, т. е. обладающих
малой разностной концентрацией акцепторных и донорных
примесей.
В заключение рассмотрим еще один тип дeTeKTopOB дeTeK
торы на о'снове особо чистоrо Ge [1 7 19], этот тип по способу
изrотовления необходимо было бы отнести к детекторам с
р п-переходом или к детекторам поверхностно-барьерноrо
типа. Совершенствование технолоrии изrотовления Ge привело
к значительному проrрессу в получении кристаллов с проводи
мостью, близкой к собственной. В особо чистом Ge разностная
концентrация примесей, определяющих проводимость, состав-
ляет 10 IOI0 CM 3, что позволяет без дополнительной KOM
пенсации получать большие чувствительные слои. В зависи-
мости от технолоrии нанесения контактов и их пространствен
Horo расположения детекторы из особо чистоrо rермания
изrО1'авливают как планарноrо, так и коаксиальноrо типов.
24
. ,-A '. ':'. 'i':'i}.''.'"
.....
Детекторы на основе особо чистоrо rермания обладают
высоким энерrетическим разрешением, они очень удобны в
эксплуатации, так как не требуют охлаждения при хранении.
Следует отметить и то достоинство, что исключение операции
дрейфа при изrотовлении таких детекторов значительно сокра-
щает время BcerO технол6rическоrо процесса.
1.4. Координатно-чувствительные детекторы
При решении ряда задач ядерной физики, а также в
некоторых друrих областях крайне важно знать не только
энерrию реrистрируемой частицы, но и место ее прихода в
детектор. Детекторы, позволяющие одновременно измерять
координату и энерrию, расширяют экспериментальные возмож
ности И увеличивают эффективность экспериментальных YCTaHO
вок. Первоначально такие детекторы были применены для
реrистрации частиц в фокальной плоскости маrнитных или
электростатических спектрометров [233]. Замена фотопластинок
полупроводниковыми детекторами позволяет для получения,
накопления и обработки информации применять методы ядер
ной электроники, что дает очень существенные преимущества.
Первые координатно чувствительные детекторы были несо-
вершенны, они имели нелинейный отклик и небольшие размеры.
Получение информации одновременно о координате и энерrии
основывалось на разделении собираемоrо заряда на заряд,
протекающий к двум контактам, расположенным на противопо
ложных концах резистивноrо делителя. Резистивный делитель в
этих детекторах создавался необедненной частью материала
детектора.
Более однородный резистивный слой был получен путем
напыления слоя нихрома поверх TOHKoro золотоrо слоя,
который служил в качестве выпрямляющеrо контакта, или слоя
висмута со стороны омическоrо контакта. Некоторые HeДOCTaT
ки детекторов с напыленным металлическим слоем удалось
преодолеть, напылив слой палладия, который выполняет
одновременно роль резистивноrо делителя и выпрямляющеrо
контакта. Дальнейшее усовершенствование координатно чувст-
вительных детекторов связано в основном с применением
ионноrо леrирования. Детекторы с ионнолеrированными резис-
тивными слоями имеют более высокую линейность (лучше 1 %),
дают хорошее координатное разрешение (примерно 0,25 мм для
частиц с энерrией 5 МэВ при длине детекторов 5 6 см).
Были также разработаны координатные детекторы, выдающие
координаты как в декартовой (х, у), так и в полярной (r, 8)
системе координат. _
Одновременно с технолоrией изtотовления координатных
детекторов разрабатывалась и теория их работы. Из достиrну-
25
Toro понимания особенностей работы координатных детекторов
с непрерывными резистивными делителями стало ясно, что
такие детекторы нельзя при менять для определения координат
места прихода в детектор низкоэнерrетических частиц. Для
этоrо предложили использовать несколько детектирующих
элементов, расположенных на одной пластине полупроводника.
Современное состояние разработок координатных дeTeкTO
ров, в особенности с непрерывными резистивными делителями,
можно найти в обзорных работах [20, 21].
Однокоордннзтные детекторы с непрерывным резистивным делителем
Приицип действия. Заряженная частица, попадая в чувстви-
тельную область детектора, создает электронно дырочное пары
вдоль трека, который имеет вид практически прямой линии.
Отклонение от прямолинейности существенно только для самых
леrких заряженных частиц, например электронов. Для тяжелых
заряженных частиц пространственный разброс заряда, возни
кающий при ero rенерации, не влияет на координатное
разрешение, так как их пробеr небольшой, и он' мало
отклоняется от прямой линии. Место прохождения частицы
можно определить, используя как амплитудную, так и BpeMeH
ную методики съема информации.
Схематическое изображение одномерноrо координатноrо
детектора и электроники, необходимой при использовании
амплитудной методики получения информации о координате,
показано на рис. 1.8. Резистивный делитель выполнен на
передней стороне детектора. Резистивный слой является OДHO
временно и выпрямляющим контактом.
Для описания процессов, происходящих в одномерном
детекторе с непрерывным резистивным делителем, воспользуем-
ся упрощенной эквивалентной схемой детектора, приведенной
на рис. 1.9. Детектор представляется в виде одномерной
распределенной RС линии. Низкочастотные сопротивление и
емкость обозначены как R D и С D соответственно.
На рис. 1.1 О, а показана расчетная временная зависимость
величины сиrнала в координатном канале для разных значений
x/l. Временная шкала выражена в единицах 'CD,=,RDC D . В
соответствии с принятыми допущениями при x/l,=, 1 нормиро
ванный сиrнал Qxl/QO MrHoBeHHo достиrает значения, paBHoro
единице, поскольку в рассмотрении пренебреrается временем
движения носителей заряда в обедненном слое детектора. С
уменьшением отношения х/l время. достижения плато увеличи
вается. При малых х/l оно оставляет около O,S'C D .
Временная зависимость выходноrо rнала в энерrет!{ческом
канале приведена на рис. 1.10, б.ев этом случае зависимость
симметрична относительно сереДИ I резистивноrо делителя.
Наибольшее время нарастания соответствует координате x/l'='
26
q
xjl
Е
Рис. 1.8. Схематическое изображение однокоординатноrо детектора с непрерыв
ным резистивным делителем и сопутствующей электроники, при меняемой в
амплитудном методе съема информации:
1 резистивный слой; 2 частица; 3 усилители-формирователи; 4 аналоrовый дели
тель; 5 предусилитель
Координатный.
канал
3нерzетuческuй.
канал
Рис. 1.9. Эквивалентная схема координатно чувствительноrо детектора:
qо заряд, rенерированный частицей; qxl, qх2 заряды, собранные на координатных
контаКТаХ
== 0,5, rде постоянная времени нарастания составляет примерно
0,I5't'D'
За время, большее по сравнению с 't'D, как координатный, так
и энерrетический сиrналы достиrают значений
QXl (t oo, x)==Qo:J; (1.23)
qE(t oo, х)== qo' (1.24)
Уравнения (1.23) и (1.24) показывают, что координатный сиrнал
является cTporo линейной функцией координаты, а энерrети
ческий сиrнал не зависит от места попадания частицы в
детектор.
Для вычисления шумов в координатно чувствительном де-
текторе обычно применяют низкочастотное приближение. В
этом приближении импеданс детектора в координатном канале
находят с помощью уравнения
I/Zp':::: 1/R D +iroC D /3, (1.25)
т. е. импеданс соответствует параллельному соединению сопро
тивления делителя и одной трети барьерной емкости детектора.
Для энерrетическоrо канала с помощью уравнения
ZE RD/l2+ I/(iroC D ), (1.26)
т. е. импеданс соответствует последовательному соединению
барьерной емкости детектора и одной двенадцатой сопротивле
ния делителя.
27
.\,
1,2 rz) 1,2 о)
1,0 xjZ=1,O 1,0
0,9 x/l= 1,0
0,8 0,8 0,1 ; o,
0,7 0,2 i 0,8
r;g: {J 6 0,6 0,3;0,7
",,-' 0,5 0,4-; 0,6
'"
0,4- 0,4- 0,5
0,3
0,2
0,1 0,2
О
О 0,1 0,2 0,3 0,4- 0,5 0,6 а 0,1 0,2 0,3 o,'f 0,5 0,6
tj't'D t/7: D
Рис. 1.10. Временная зависимость выходноrо сиrнала в координатном (а) и
энерrетическом канале (6)
Рассмотрим координатную линейность и координатное
разрешение при амплитудном методе получения информации.
ЛинейtlOСТЬ. Из рис. 1.1 О видно, что время достижения плато
зависит от координаты прихода частицы. Про хождение таких
сиrналов через формирующий усилитель приводит к появлению
так называемоrо баллистическоrо дефицита амплитуды, величи
на KOToporo зависит от ОТНОПIения постоянной времени
формирования усилителя 't' А К времени нарастания сиrнаШl. При
малых значениях ОТНОПIения 't'A/'t'D в зависимости амплитуды
сиrнала от координаты прихода частицы может наблюдаться
существенное ухудшение линейности как в координатном, так
и в энерrетическом канале. Нелинейность зависит не только
от отношения т:А!т: D , но и от передаточной функции уси
лителя. С учетом требований линейности и оптимальноrо
отношения сиrнала к шуму показано, что наилучшие ре-
зультаты можно получить при формировании сиrнала в виде
трапеции.
. В настоящее время наиболее часто используют усилители с
активными фильтрами. Результаты вычислений для таких
усилителей, полученные. численными методами [20], приведены
на рис. 1.1 1, rде показана зависимость относительной коорди
натной поrрешности для трех значений отношения <A!'t'D и
нормированной на qo амплитуды энерrетическоrо сиrнала от
x/l. Из рисунка видно, что при малых значениях 't'A!'t'D
баллистический дефицит может существенно исказить отклик
детектора.
28
..
.'
tJ:: О
:;:!!! ..,
4
<::'1::;:
;:j
8
Ii>
<::5 t::
12
1
':::j'>:::s .
::C; O::(
", O>
:i 0,9
OS'" 5
RI::o:::'"
"' !:!
!;\. O)8
о)
0,7
О 0,2 0,4 0,6 0,8 X/L
6
tJ:: о: "'.... 4-
I::
"'t;;
I:j '" Z
"'
<olt:'i
:1} о
t::
z
О
0,2 0,4 0,6
0,8 1
xjz
Рис. 1.12. Зависимость относительной
координатной поrрешности от места
попадания частицы ПР!l нормировке
координатноrо сиrнала на энерrетиче
ский (усилитель с активным формиро
вателем)
Рис. 1.11. Отклик координатно чувствительноrо детектора при использовании
усилителя с активным формирователем:'
а оТНосИтельная координатная поrрешность; б нормированный энерrетический сиrнал
На рис. 1.12 показана линейность отклика после нормировки
координатноrо сиrнала на энерrетический. При этом не только
исключается зависимость амплитуды координатноrо сиrнала от
энерrии частицы, но и существенно fлучшается линейность в
координатном канале при условии,' что в о.боих каналах
используют формирующие. цепи с' одинаковой постоянной
времени. Из рис. 1.12 видно, что для заданноrо способа
формирования сиrнала при L А /. D == 0,5 максимальное отклонение
от идеальной характеристики не превышает' 0,5% длины
детектора. При использовании трапецеидальноrо фильтра в
этих же условиях максимальное отклонение от линейной
зависимости составляет только 0,3 %.-
Координатное разрешение. Координатное разрешение, как и
энерrетическое, в основном определяется шумами, которые
приводят к разбросу амплитуд импульсов. Резистивный дели-
тель создает дополнительный тепловой шум, величина KOToporo
зависит от параметров RС-линии, типа фильтра, постоянной
времени фильтра. Необходимость . использования больших
постоянных времени для достижения хорошей линейности
находится в противоречии с требованием получения хорошеrо
разрешения, которое достиrается при меньших постоянных
формирующих цепей. На рис. 1.13 показана зависимость средне-
ro шума в- координатном канале от среднеквадратичной
нелинейности величины сиrнала при различных способах ero
формирования [20]. В расчете полная входная емкость прини
малась равной 100 пФ, а LD== 1 мкс. Переход к детекторам иной
29
Рис. 1.13. Зависимость среднеrо шума в
координатном канале от среднеквадра-
тичной нелинейностн при разлнчных спо-
собах формирования сиrнала:
1 RC RС-формирователь; 2 активный
фильтр; 3 D L . RС формирователь; 4 тра-
пецеидальный формирователь
cg 80
><
60
':::!
:::s
40
t;,j
А МПЛl1туiJныu.
метаО
4
20
0,01
0,05 o,Z 0,1 1 Z 510
СреiJнекtJаiJратl1чная
неЛl1ней.наст6, %
ем кости можно осуществить путем умножения N cp на фактор
J CD/IOO. ИЗ рис. 1.13 видно, что наилучшие условия для
получения как высокоrо разрешения, так и хорошей линейности
создаются при применении трапецеидальноrо формирователя
сиrналов. Для всех друrих типов формирователей наблюдается
довольно быстрое возрастание шумов при улучшении линейнос
ти отклика детектора. Однако область, rде практически
отсутствует зависимость относительной среднеквадратичной
нелинейности от способа формирования, приходится на значе-
ние около 0,5%, которое практически удовлетворяет всем
применениям.
Как уже отмечалось, зависимость фронта сиrнала от места
прихода. частИЦЫ в детектор позволяет для определения
координаты применять помимо амплитудных и BpeMeHHble
методы. Для получения информации с помощью временной
методики обычно используют дискриминаторы со следящим
пороrом или метод пересечения нуля. К сожалению, временная
методика не дает хорошей линейности, а для областей
детектора, примыкающих к концам резистивноrо слоя, наблю
даются очень большие искажения. Как и в случае амплитудноrо
метода получения информации, координатное разрешение при
использовании временной методики также определяется шума
ми резистивноrо делителя и сопутствующей электроники.
Результаты измерений характеристик одномерных коорди
натных детекторов с непрерывным резистивным делителем
показали хорошее совпадение с расчетными значениями. Как
правило, нелинейность детекторов не превышает O, 1 %
длины детектора. Относительное координатное разрешение
обычно составляет 0,2 2% для частиц с энерrией 5,5 МэВ.
Помимо линейных однокоординатных детекторов разрабо-
таны также детекторы с радиальной чувствительностью. В [22]
для детектора с внутренним диаметром 2 мм и внешним
диаметром 7 мм получено разрешение от 0,10 до 0,13 мм в
30
...
x/L
yJ'L
Е
Рис. J.14. Схематическое изображение двухкоординатноrо детектора с непре-
рывными резистивными делителями и электроники, применяемой при ампли
тудном методе получения информации с нормировкой координатных сиrнал.ов
на энерrетический:
1 предусилитель; 2 усилитель-формирователь; 3 аналоrовый делитель
зависимости от места облучения. При однородном резистив
ном делителе отклик таких детекторов имеет следующий
вид:
q (r.) "" ln (r/r; )лп (r o/r;),
rде r; внутренний радиус; rо внешний радиус активной
площади детектора; r радиус места попадания частицы. Для
получения линейноrо отклика необходимо, чтобы поверхност
ное сопротивление резистивноrо делителя было пропорциональ
но радиусу образца. Применяя специальную rеометрию ионноrо
леrировщlИЯ, а также используя специальные условия диффузии
с rрадиентом температуры. вдоль радиуса, удалось получить
детекторы с линейным откликом вдоль радиуса [21].
Двухкоордииатные детекторы с непрерывным резистивиым делителем
Информацию о месте прихода частицы в детектор в виде
двух (х, у) координат можно получить с помощью детектора,
имеющеrо два резистивных делителя, расположенных на проти
воположных сторонах детектора [22]. Схематическое изображе
ние TaKoro детектора с соответствующей электроникой, приме
няемой в амплитудном методе измерения, приведено на
рис. 1.14. Информацию об х координате, как и в случае
одномерноrо детектора, содержит сиrнал qx , а информацию об
1
у координате несет сиrнал qYl' который снимается со BToporo
делителя. Сведения об энерrии или полном заряде обычно
получают путем сложения сиrналов qx И qx или сиrналов qy
и q 1 2 1
У2'
Из за сложноrо характера отклика двухкоординатноrо детек-
тора получение высокой линейности является трудной задачей.
В [20] показано, что высокая линейность при низком уровне
шумов получается при использовании трапецеидальноrо филы
ра. В отличие от. однокоординатных детекторов высокая
31
линейность достиrается лишь при т.А/т.D'Z 1 и при условии
нормировки сиrналов на Qo.
Экспериментальные результаты исследования двумерноrо де-
тектора размером 34 х 34 мм с непрерывным резистивным делите-
лем описаны в [20]. Детектор накрывали маской, содержащей де-
вять рядов и девять столбцов отверстий диаметром 0,5 мм, от-
стоящих на расстоянии 3,4 мм друr от друrа. Координатное разре
шение по обоим направлениям составило 1,3 мм. Среднеквадра-
тичная нелинейность была около 1,2 и 1,5% для х- и у наIIравлений
соответственно при т. А/т. D 0,3, что хорошо соrласуется с расчетом.
Дискретные детекторы
Детекторы этоrо типа предчавляют собой пластину полу
проводника, на которой имеется несколько отдельных детекти
рующих элементов, каждый из которых может быть подключен
на свой собственный усилительный тракт. В тех случаях, коrда
число детектирующих элементов велико, возникают трудности в
электронном обеспечении -эксперимента. Для упрощения схемы
съема информации с дискретных детекторов иноrдаиспользуют
подключение индивидуальных детекторов к внешнему резистив
пому делителю, позволяющему применять амплитудный или
временной метод получения информации. Такую систему
детекторов с внешним делителем можно рассматривать анало
rично однокоординатному детектору с непрерывным делителем,
за тем исключением, что координатное разрешение будет
определяться размерами одноrо элемента.
Одномерные дискретные детекторы находят в последнее
время широкое применение в физике высоких энерrий (полоско-
вые детекторы). Для изrотовления их обычно применяют
методы планарной технолоrии [10], включающие в себя
фотолитоrрафию, что позволяет получить координатное разре
шение в несколько микрометров (см. rл. 6).
С помощью дискретных детекторов также можно получать
двумерную информацию о месте прихода частицы в детектор.
Для этой цели используют дискретные полоски, расположенные
на обеих сторонах детектора. Такие детекторы иноrда называ
ют матричными детекторами, детекторами типа шашечной
доски или детекторами с ортоrональными полосками. Как и в
случае однокоординатных дискретных детекторов, для уменьше
ния числа усилительных трактов применяют внешние делители.
Исследовались также ДВУХКООрДlша тные детекторы с коор-
динатами, отличными от декартовых. Линейность и разрешение
таких детекторов сильно зависели от емкости отдельных,
полосок, которые имели различную площадь.
Преимущества координатно чувствительных детекторов бы-
ли использованы для реrистрации заряженных частиц и
фотонов как при проведении ядер но-физических исследований,
32
..
так и в друrих областях науки. Как упоминал ось выше,
координатно чувствительные детекторы нашли широкое приме-
нение в качестве детекторов, располаrаемых в фокальной
I1ЛОСКОСТИ Мal НИТНЫХ анализаторов. При этом важно прежде
Bcero обеспечить широкий диапазон измеряемых энерrий, в то
время как обеспечение разрешающей способности не так
актуально, поскольку разрешающая способность маrнитных
спектрометров достаточно высока. Для таких применений
используют как отдельные одномерные детекторы с непрерыв-
ным резистивным делителем, так и системы, состоящие из
нескольких детекторов. Использование полупроводниковых де-
текторов в фокальной плоскости вместо фотопластинок позво-
ляет применять для накопления и обработки информации
методы ядерной электроники, что, в свою очередь, обеспечивает
возможность выполнять "оп liпе" эксперименты, а также полу-
чать информацию в опытах по реrистрации совпадений. Однако
следует отметить, что скорость счета координатных детекторов
оrраничена временем нарастания импульсов, которое на один-
два порядка величины больше, чем в обычных детекторах. В тех
случаях, коrда необходимо обеспечить высокое временное
разрешение и высокую скорость счета, предпочтительнее ис
пользовать' дискретные детекторы, подключенные к индиви-
дуальным усилительным трактам.
Друrое важное применение координатные детекторы нашли
при реrистрации продуктов ядерных реакций. Например, их
использовали в опытах по двойному рассеянию для измерения
поляризации рассеянных на уrлероде протонов, для реrистрации
уrловых и энерrетических распределений 8 Ве, при измерении
уrловых корреляций между осколками деления. Интересным
представляется использование координатных детекторов в опы
тах по изучению времени протекания реакций методом теней в
монокристаллах.
Кроме применений в ядерной физике, координатные детекто-
ры находят свое место и в друrих областях науки и техники. Их
используют в атомной физике, например, для определения
распределения зарядовых состояний тяжелых ионов, в физике
космических лучей на установках, размещенных на ракетах и
спутниках, для исследования состава и yrловоrо распределения
заряженных частиц [23], в биолоrии, медицине.
1.5. E-дeTeKTOpы
В ядерных реакциях сталкиваются U вступают во взаимо-
действие две сложные ядерные системы. Особенно это относит-
ся к реакциям с тяжелыми ионами, в которых из-за высокой
энерrии возбуждения и интенсивноrо обмена нуклонами откры-
вается множество выходных каналов и в качестве продуктов
З3
З 26
реакций образуется большое мноrообразие различных нукли
дов. Изучение таких реакций требует измерения выходов,
зарядовых и массовых распределений продуктов реакций, их
энерrетических спектров и уrловых распределений. Для решения
этих задач необходимо располаrать методами идентификации
продуктов, т. е. методами определения их атомных номеров Z и
массовых чисел А. Существует несколько методов идентифика
ции частид, возникающих в ядерных реакциях, с помощью
полупроводниковых детекторов.
Методы идеитификации одним детектором
В тех случаях, коrда число различных типов частиц
небольшое, а сами эти частицы значительно отличаются по
пробеrу друr от друrа, можно применить простой метод
идентификации с помощью одноrо детектора. Используют
явление, состоящее в том, что для частиц определенноrо сорта
и данной энерrии в детекторах поверхностно барьерноrо типа
или в детекторах с р п переходом существует критическое
значение напряжения смещения V1<P' при котором пробеr
частицы R равен rлубине чувствительноrо слоя W. Если
V CM < V1<P' то часть носителей заряда освобождается за предела
ми чувствительноrо слоя и собирается не полностью. Потеря
носителей ПрИВDДИТ к тому, что линия в амплитудном спектре,
соответствующая данным частицам, сдвиrа тся в сторону
меньших энерrий (амплитуд). В то же время линии, соответству-
ющие частицам, пробеr которых укладывается в ЧУВСТJзитель
ном слое детектора, остается на месте. Такое поведение
амплитуд сиrналов позволяет из соотношения между V CM и W
(I.8) определить длину пробеrа. Энерrию находят из положения
несмещенной линии. По пробеrу и энерrии определяют сорт'
частицы. Хотя рассмотренная методика очень проста в ее
аппаратурном осуществлении, она имеет существенный недоста-
ток, заключающийся в том, что для получения информации о
типе частицы даже в случае сравнительно простых спектров
необходимо проводить МНоrократНые измерения амплитудных
спектров, что осуществимо в тех, обычно редких, случаях, коrда
статистика отсчетов болыпая и для набора спектров не
требуется больших затрат времени.
Если необходимо выделить rруппу частиц с пробеrом R < W
на фоне частиц, которые проникают за пределы чувствительно
ro слоя, можно использовать друrой метод идентификации, не
требующий повторных измерений при разных напряжениях
смещения. Принцип этоrо метода основан на том, что носители
заряда собираются из области, расположенной за пределами
чувствительноrо слоя, за счет диффузии с меньшей скоростью,
чем внутри области объемноrо заряда. По указанной причине
частицы с пробеrом R< W будут давать в детекторе импульсы
34
тока большей длительности. Для исключения 'сиrналов, обус-
ловленных медленной диффузией из базовой области, можно
воспользоваться дифференцированием таких сиrналов. Посколь
ку дифференцирующие цепочки плохо пропускают сиrналы с
большой длительностью фронта, возникающие от длинно про-
бежных частиц, то при мене ни е одних только дифференцирую
щих цепочек с постоянной времени, значительно меньшей
времени диФФузионноrо собирания, иноrда оказывается доста-,
точным, чтобы разделить амплитудные спектры частиц разноrо
сорта.
Рассмотренный выше способ идентификации является, по-су
ществу, методом идентификации по форме импульса. Иденти
фикацию по форме импульсов можно производить И тоrда,
коrда пробеrи частиц полностью укладываются в чувствитель
ном слое детектора. Сущность этоrо метода основана на
различиях в форме импульсов для частиц, имеющих разное
отношение R/ w [24]. Для идентификации необходимо одновре-
менно с импульсом И О , пропорциональным полной энерrии
частицы, выработать сиrнал с амплитудой И 1 == U (t 1)' например,
с помощью короткозамкнутой линии задержки. По измеренным
величинам и о и И1 специальный функциональный reHepaTop
вырабатывает параметр идентификации. Обработка эксперимен
тальных данных может быть осуществлена и без функциональ
Horo reHepaTopa с помощью эвм путем накопления значений
ио и И 1 В двумерной памяти на маrнитной ленте.
Кроме амплитудноrо варианта идентификации частиц по
форме импульса при меняется также и временной вариант. В
этом случае в качестве xapaKTepHoro параметра выбирают не
величину И 1 при заданном 11- а измеряют время 11 (и 1 ), за
которое импульс достиrает фиксированной величины.
Метод (АЕ Е) телескопа
Способы идентификации, кратко рассмотренные выше, осно-
ваны на использовании одноrо полупроводниковоrо детектора.
В настоящее время более широкое распространение получил
метод (ДЕ Е) телескопа, который основан на одновременном
измерении кинетической энерrии частицы Е и удельных потерь
энерrии dE/dx. В телескопе обычно используют одновременно
два или более детекторов. Первый, так называемый ДE дeTeK
тор, имеет небольшую толщину. Частица теряет в нем часть
полной кинетической энерrии Е. Основная часть энерrии
Е 1 ==E ДE реrистрируется во втором детекторе.
Блаrодаря своей простоте и высокой разрешающей способ
ности широкое применение находят (ДЕ Е}телескопы из
полупроводниковых детекторов. Одним из важных преимуществ
полупроводниковых ДE дeTeKTopOB перед rазонаполненными,
имеющими сравнител но толстые входные и выходные окна,
35
является ничтожно малая толщина MepTBoro слоя. Друrим
положительным качеством полупроводниковоrо /),Е"" детектора
является то, что он на три порядка тоньше эквивалентной
ионизационной камеры. Это обстоятельство обеспечивает BЫCO
кую компактность экспериментальноrо оборудования.
В основе /),Е Е методики лежит уравнение для у дельных
потерь энерrии нерелятивистских заряженных частиц в вещест
ве, которое в пренебрежении лоrарифмическим членом сводится
к простому соотношению
dE E KMz2
dx. '
(1.27)
rде К коэффициент, не зависящий от массы М и заряда z
dE
частицы. Поскольку /),E d, rде d толщина /)'E дeTeKTopa, то
dx
для данноrо детектора выполняется также приближенное
paB HCTBO
/)'E'E K' Mz 2 .
(I ;28)
в уравнении (1.28) слева стоят величины, измеренные в
эксперименте, справа произведение массы и квадрата заряда
частицы. Это произведение довольно резко меняется. от ядра к
ядру, особенно для изотопов леrких элементов, поэтому ero
можно рассматривать как параметр ил,ентификации продукта
реакции. Чаще Bcero используют два варианта идентификации
частиц /)'E E MeTOДOM. Если сиrналы с /),Е- и Е-детекторов.
одновременно поступают на схему совпадений, то в памяти
реrистрирующеrо устройства записывается событие, соответст-
вующее координатам у==/).Е и х==Е 1 . Совокупность всех точек
дает семейство непересекающихся кривых /),Е(Е 1 ), каждая из
которых относится к определенному типу частиц, характери
зуемому про изведением MZ 2 . Кривые !!:.Е(Е 1 ), как следует из
уравнения идентификации (I.28), представляют собой rипербо-
лы, а используемый метод называют методом rипербол.
Применяется и друrой способ идентификации. Суть ero
заключается в следующем. Существует некоторая величина
Ф(Е, /).Е), зависящая только от типа частиц. Электронное
устройство, которое вырабатывает сиrнал, пропорциональный
Ф(Е, /).Е) на основе сиrналов, поступающих от обоих детекто-
ров, называют функциональным reHepaTopoM. Соответственно
этот метод идентификации называют методом функционально-
ro reHepaTopa. Работой функциональноrо reHepaTopa управляет
схема совпадений. При помощи одноканальноrо анализатора
можно отобрать импульсы, соответствующие заданному пара
метру идентификации, и на мноrоканальном анализаторе или с
помощью ЭВМ получить информацию о типе частицы, ее
энерrетическом спектре, числе зареrистрированных частиц.
36
........
Основная трудность, возникающая при практической реали
зации данноrо метода, заключается в электронном моделирова
нии функции Ф(Е, /).Е). Ее удобно взять в виде произведения:
dE
Ф(Е, /)'E) El /),E dEl' (1.29)
dx
Если энерrетические спектры продуктов реакций захватывают
широкие интервалы, то reHepaTop, вырабатывающий импульс
идентификации, пропорциональный (1.29), уже не будет давать
требуемой точности из за зависимости произведения /).Е. Е от
энерrии. Вторая ошибка возникает из-за конечной толщины
dE
/)'E дeTeKTopa, поскольку равенство /),Eo:::= d выполняется толь-
",dx
K O приближенно. Кроме Toro, средний ионный заряд продукта
Z и при прохождении /)'E дeTeKTopa совпадает с ero атомным
номером только у леrких продуктов и при достаточно высокой
энерrии. В об м случае ядро удерживает некоторое число
электронов, и' Z и может заметно отличаться от Z. Чтобы
скомпенсировать влияние указанных факторов, конструируют
более сложную функцию, которая имеет следующий вид:
Ф(Е, /),Е)о:::=(Е 1 +k/)'E+E o )/)'E"-'МZ 2 , (1.30)
rде k и Ео константы, которые подбираются эксперименталь-
но, исходя из требования минимальных изменений параметра
идентификации в широком интервале энерrий.
Несмотря на указанные поправки, устройство, вырабаты-
вающее сиrнал, пропорциональный функции (1.30), перестает
работать удовлетворительно, коrда значения /),Е и Е 1 становят-
ся сравнимыми по величине. Но даже в таких условиях
функцию Ф(Е, /).Е), обеспечивающую удовлетворительное разде-
ление частиц, можно определить. При этом используют
эмпирическую зависимость пробеrа частицы R от энерrии Е в
виде
Ro:::=aE b , (1.31)
rде параметры а и Ь для данной тормозной среды зависят
только от типа частицы. Поскольку R(E)==d+R(E 1 ), то,
используя формулу (1.31), Ф(Е, /).Е) можно выбрать в виде
разности:
Ф(Е, /).Е)о:::=(Е 1 +/)'E)b E == .
а
(I.32)
При известной толщине /),Е-детектора d функция (I.32) зависит
только от параметра а, который определяет тип частицы,
следовательно, эта функция может быть использована для
идентификации. Описание различных эле тронных устройств,
37
применяемых для реализации метода /),Е Е-телескопа, можно
найти в обзорной статье [25].
В ряде случаев, коrда применение простоrо метода Д Е E
телескопа не дает требуемых результатов, используют более
сложные, комбинированные методы идентификации с примене
нием /). Е E дeTeKTopOB. Одним и таких методов является
комбинация /). Е Е-телескопа и измерение времени пролета.
Массу частицы можно установить, если известны ее кинети-
ческая энерrия Е и скорость Р. Скорость частицы определяют в
результате измерения времени пролета ( п некоторой базы.
Представляется также интересным использование в одной
установке маrнитноrо анализатора и /). Е Е телескопа [26].
Такая детекторная система позволяет дополнительно опреде
лить ОТНОllIение MaccoBoro числа к квадрату ионноrо заряда
частицы A/Z , как это следует из уравнения маrнитноrо
анализа:
E==(A/Z;)B2p2,
(I.33)
rде В напряженность маrнитнorо поля; р ра'диус кривизны
траектории частицы в маrнитном поле. Как видно из уравнения
(I.33), без применения TOHKoro детектора, измеряющеrо удель
ную ионизацию, нельзя отделить изобары соседних элементов,
находящихся в одном и том же зарядов ом состоянии. Введение
/). Е счетчика в детектирующую систему позволяет снять вырож
дение по изобарам с одинаковым ионным зарядом Zи, так как
удельная ионизация определяется не ионным зарядом, а
атомным номером.
Иноrда используют комбинированные детекторные СJrстемы,
включающие в себя маrнитный анализатор, /). Е Е телескоп и
устройство измерения времени пролета [26]. Такая детекторная.
система обеспечивает однозначную идентификацию продуктов
ядерных реакций, т. е. такую систему можно считать полной.
Особенности технолоrии изrотовления А Е-детекторов
Разработка рассмотренных выше способов идентификации
частиц с применением /). Е Е телескопов способствовала широ-
кому распространению полупроводниковых детекторов в прак
тике исследований с ядерными частицами, особенно с тяжелыми
ионами. Основная трудность в СОЗil.ании /). Е Е теJiескопа
заключается в изrотовлении тонких А E дeTeKTopOB. Диапазон
требуемой толщины /). E дeTeKTop()B варьируе'l'СЯ в широких
пределах от единиц микрометров до нескольких миллиметров.
Сформулируем основные требования, которым должна удов-
летворять методика изrотовления спектрометрических /)'E-дe
текторов:
1. Обеспечение высокой равномерности толщины детектора
по всей рабочей площади. Это требование является, по видимо .
38
му, rлавным, поскольку флуктуации потерь энерrии исследуе-
мых частиц из-за неравномерности толщины должны быть
меньше или сравнимы со статическими флуктуациями заряда,
освобождаемоrо частицей в Д E дeTeKTope.
2. Обеспечение низкоrо уровня шумов детектора в условиях
полноrо обеднения, коrда область пространственноrо заряда
приближается к обратному контакту. Это означает, что
инжекция зарядов с обратноrо контакта должна отсутствовать.
Этот контакт также должен быть низкоомным, чтобы обеспе
чить необходимое быстродействие детектора.
3. Обеспечение минимальной толщины и высокой однород-
ности мертвых слоев на входе и особенно на I!ыходе детектора.
Это требование перекрывается с предыдущим, поскольку
минимальные выходные окна можно получить лишь в случае
неинжектирующеrо обратноrо контакта.
4. Простота изrотовления и воспроизводимость результатов,
а также обеспечение BbIcoKoro выхода детекторов, приrодных к
работе.
Для изrотовления Д E дeTeKTopOB применяют те же методы,
что и для изrотовления обычных детекторов. Основные
трудности технолоrии таких детекторов состоят в получении
параллельности пластин. Они возрастают с уменьшением
толщины детектора, поскольку даже небольшие изменения
толщины MorYT привести к росту флуктуаций потерь энерrии
проходящих через детектор частиц. Кроме Toro, тонкие
пластинки кремния, используемые для изrотовления Д Е-детек-
торов, очень хрупки, что сильно затрудняет их обработку и
применение.
При изrотовлении тонких пластинок кремния используют
точную шлифовку, полировку и химическое травление. Хорошие
результаты при Изrотовлении Д E дeTeKTopOB поверхностно-
барьерноrо типа получены при использовании метода OДHOCTO
ронней и Her лубокой двухсторонней химико-динамической поли-
ровки пластин. При изrотовлении тонких детекторов особое
внимание уделяют заднему контакту, который выполняют в
виде тонкото п+ или р+ слоя (в зависимости от типа
проводимости используемоrо Si), а в случае поверхностно барь-
ерных детекторов на основе п Si . путем термическоrо напы
ления TOHKoro слоя алюминия в вакууме.
Следует отметить еще одну особенность технолоrии изrо-
товления Д Е-детекторов. Она связана с тем, что разброс
амплитуд импульсов в Д E дeTeKTope зависит от ориентации
между rлавными кристаллоrрафическими осями и направлением
пучка частиц (эффект каналирования). Разброс минимален, если
траектория частицы не совпадет ни с одним из rлавных
направлений кристалла. Поэтому для исключения этих допол-
нительных флуктуаций исходные пластины Si необходимо
39
',J':-.
отрезать под небольшим уrлом (5 7 n ) к rлавной для данноrо
направления кристаллоrрафической оси.
Для идентификации тяжелых ионов невысоких энерrий
требуются очень тонкие ( 1 О мкм) Е-детекторы. С по
мощью механической полировки и оБЫЧlIоrо химичес
Koro травления образцов не удается получить такие детек-
торы с высокой однородностью их толщины. Выход из этой
ситуации был найден в результате использования тон-
ких эпитаксиальных слоев, выращенных на толстых под-
ложках.
Изrотовление первых эпитаксиальных кремниевых E дe-
текторов было основано на применении методики электрохи-
мическоrо стравливания низкоомных подложек, па которых
выращены высокоомные эпитаксиальные слои. Однако метод
электрохимическоrо травления имеет недостаток, обусловлен-
ный тем, что распределение тока через электролит зависит от
распределения в нем электрическоrо поля. Следовательно,
площадь окна и ОДНОрОДНОСl ь ero толщины сильно зависят от
формы электрода и ero расположения относительно пластины
кремния.
Наиболее существенный проrресс в изrотовлении эпитак-
сиальных детекторов был достиrнут после разработки двух-
стадийноrо метода эпитаксиальноrо выращивания высокоом-
ных слоев Si с резкой rраницей раздела. Особенности метода
выращивания эпитаксиальных слоев, направленные на умень-
шение перераспределения между подложкой и эпитаксиальным
слоем примесей, испаряемых из сильно залеrированной под-
ложки, следующие [27]:
1) низкотемпературный режим эпитаксиальноrо роста, что
достиrается заменой хлоридов Si, используемых в качестве
источников атомов Si, на моносилан;
2) защита обратной стороны подложек путем их покрытия
чистым поликристаллическим Si или Si0 2 ;
3) защита держателей образцов чистым поликристалли-
ческим Si;
4) термообработка подложки около 10 мин при температуре
l150 I250° С в атмосфере водорода;
5) двухстадийное эпитаксиальное наращивание слоев.
Без применения защиты толщина rpаницы раздtла в
эпитаксиальных слоях с удельным сопротивлением 5 Ом . см,
выращенных на залеrированных мышьяком до 0,003 ОМ . см
подложках, обычно составляет 3 4 мкм при полной толщине
слоя 10 мкм. Применение защиты позволяет получить слои
существенно высокоомнее (р 95 Ом' см) при толщине rраницы
раздела, не превышающей 2 мкм. В случае подложек, леrи-
рованных сурьмой, толщина rраницы раздела не превышает
1 мкм.
40
\
\
\ С помощью метода избирательноrо химическоrо травления
были изrотовлены эпитаксиальные слои толщиной 3; 5; 10 и
20 мкм. Слои тоньше 3 мкм получить не удалось, так как они
разрушались под действием поверхностноrо натяжения пластин.
Диаметр тонких эпитаксиальных пленок толщиной 20 мкм
достиrал 40 мм.
Детекторы с иитеrральными функциями
В последнее время наблюдается тенденция к созданию таких
детекторов, коrда в одном при боре осуществляется несколько
различных функций, которые обычно вы олняются отдельными
детектирующими элементами. Примером MorYT служить рас-
смотренные в прел:ыдущем параrрафе координатно чувствитель
ные детекторы с непрерывным резистивным делителем, в
которых одновременно выполняются функции измерения энер-
rии и места попадания частицы в детектор, а также коорди
натно чувствительные E дeTeKTOpы, способные сразу измерять
удельную потерю энерrии и координату. Интеrрирование
различных функций в этих детекторах достиrалось простым
изменением функции одноrо из электродов, а именно путем
создания резистивноrо делителя, который одновременно служит
омическим или выпрямляющим контактом. Получение более
сложных интеrральных структур основано на методе эпитак
сиальноrо наращивания монокристаллических слоев кремния.
С помощью этоrо метода были созданы интеrральные Е Е-
и Е 1 E2 дeTeктopы [28].
При создании интеrральноrо Е Е-детектора очень важ
ными требованиями являются высокая однородность толщи
ны E детектора ( I %) и малая величина MeTpoBoro слоя
между E и Е детекторами. Соответствующая E и E дe-
тек торам интеrрация может быть получена в структурах
типа п+ п p п п+ или p п п+ п p. В структуре
п+ п p п п+ в качестве выпрямляющеrо контакта слу-
жит тонкий р слой, создаваемый между двумя п слоями, а
наружные п + слои являются омическими контактами. Была
попытка получить п + п р п п + CTPYKTYPY С помощью
имплантации высокоэнерrетических ионов примеси. Помимо
недостатков метода ионноrо леrирования, связанных с образо-
ванием структурных дефектов и необходимостью отжиrа, сама
структура также имеет ряд недостатков. В этом случае
р п-переходы создаются внутри структуры и площадь дeTeK
тора определяется всей площадью р-слоя. Кроме Toro, появля
ется проблема создания омическоrо контакта к р-слою, который
служит в качестве выпрямляющеrQ контакта.
В р п п + п P CTpYKType п + слой, расположенный
между двумя п слоями, выполняет роль омическоrо контакта и
к нему леrче присоединиться. Кроме Toro, в рассматриваемой
41
структуре площади L\ E и Е-детекторов не зависят от площаДIl
исходной пластины. При такой структуре детектора . обеднение .
идет с внешних слоев структуры, а п + слой действует как экран,
разделяющий L\ E и Е-детекторы. В то же время этот слой
является и мертвым слоем, поэтому он должен быть по
возможности наиболее тонким.
Интеrральные эпитаксиальные L\E E дeTeKTOpы были BЫ
полнены на основе п п + п CTPYKTYP [28]. Для изrотовления
использовали высокоомные подложки из п-Si (р == 8 кОм' см)
диаметром 40 мм и' толщино 200 мкм. Низкоомный п + слой
создавали на высокоомной подложке диффузией Sb при
температуре 1250° С. Источником Sb являл ось соединение
Sb 2 0 4 , а rазом носителем водород. Выбор Sb в качестве
леrирующей примеси основан на том, что для Sb эффект
автолеrирования меньше. Эпитаксиальное выращивание п-
слоя осуществлял ось при температуре 11500 С. Источником
атомов Si при эпитаксиальном выращивании служил трихлор
силан SiНСl з , в качестве источника леrирующих атомов
использовали соединение РН З , разбавленное водородом.
Вариация толщины эпитаксиальноrо слоя не превышала
::!: 5%, однако она была несколько больше, чем у эпитак
сиальных слоев, применяемых для изrотовления эпитаксиаль-
ных L\ E дeTeKTopOB [27].
Схематическое изображение интеrральноrо L\ Е E дeTeKTO
ра показано на рис. 1.15. Выпрямляющие контакты на п слоях
создавали напылением в вакууме тонких слоев Аи. Контакт к
п + -слою изrотавливали также с помощью напыления Аи.
Спектр энерrетических потерь -частиц 241 Ат при напряжении
смещения 20 и 200 В на L\ Е- и E детекторе соответственно
приведен на рис. 1.16. Суммарное энерrовыделение (L\ Е + Е),
полученное путем аналоrовоrо суммирования сиrналов, равно
5,26 МэВ. Если учесть, что частицы 241 Ат имеют энерrию
5,48 МэВ, то потеря энерrии в мертвом слое составит 0,22 МэВ.
Этой потере соответствует толщина MepTBoro слоя 1,15 мкм.
Минимальное значение толщины MepTBoro слоя для структур,
полученных по описанной методике, равнялось 0,9 MI(M. Указан
ные величины мертвых слоев HaMHoro меньше толщины
п + -слоя. Это различие обусловлено тем, что свободные
носители, образованные частицей во внутреннем п + слое,
попадают в L\E и Е-детекторы как за счет диффузии, так
Рис. 1.15. Схематическое изображение интеr-
ральноrо дЕ Е-детектора
42
": * f
260 280 300 , 1 ; o 6 0 ; ; ;"' i i
Номер канйЛй
Рис. 1.16. Спектр энерrетических потерь (Х частиц
помощью интеrральноrо дЕ E детектора
300
250
200
150
100
(,j
50
О
l.E
1,68 MsB
500
E+1JE
5,26 МэВ
Е
3,64 МэВ 400
114 кэВ
':i
] "
840 860 880
241 Ат, полученных с
и в результате вытяrивания электрическими полями, которые
возникают при больших rрадиентах концентрации примесей,
присущих п + слою.
Представляется интересным также применение эпитаксиаль
Horo Si для изrотовления интеrральных детекторов, содержащих
в себе два тонких L\ E дeTeKTopa. Вследствие больших статисти
ческих флуктуаций потерь энерrии в тонком детекторе, а также
из за эффекта каналирования и эффекта теней от дельные
частицы MorYT оставлять в детекторе энерrию, существенно
меньше или больше по сравнению со значением наиболее
вероятных потерь энерrии. Это приводит к ошибкам в
идентификации событий. Для устранения этих случаев rулдин
rOM было предложено использовать систему детекторов, состоя
щую из двух отдельных L\ E дeTeKTopOB и E дeTeKTopa. Такая
система позволяет существенно улучшить разделение различных
частиц в спектрах, поскольку при двукратном измерении
удельных потерь отбираются только те события, в которых
происходит примерно одинаковое энерrовыделение.
Для изrотовления интеrральных кремниевых L\ Е 1 L\ E2 дe
текторов предложено использовать мноrослойные эпитаксиаль
ные п п + п CTPYKTYpЫ, выращенные на сильнолеrированных
мышьяком подложках [28]. У дельное сопротивление подложек
составляло 0,003 ОМ 'СМ, толщина 300 мкм, диаметр 50 мм.
Вначале выращивается высокоомный эпитаксиальный п слой,
затем п + слой на первом эпитаксиальном слое. Этот п + слой
действует как электрический экран между двумя L\ E дeTeKTopa
ми, который должен иметь низкое сопротивление и быть как
можно тоньше, поскольку он создает мертвый слой на входе во
второй L\ E дeTeKTOp. Третий эпитаксиальный п слой наращи
вается на п + слое. Толщина внутреннето слоя составляет 5 мкм.
43
1000
800
!JE , : 5мкм; 28,змм 2
!JEz: 5мкм; 28 J JMM 2
reHepamop
5477,0 кэВ
600
97,4
кэВ
""400
::;: 200
о
Е
3S01,5КЭВ
k 1i5 ,ВКЭВ
125,6КЭ В
;
. . .
200
Номер канада
I1E,+l,EZ+E
5281,6КЭВ
100
3 0
400
Рис. 1.17. Спектр энерrетических потерь а-частиц 241 Ат, полученный с
помощью интеrральноrо I1Е! I1E2 дeTeKTopa. Приведены также суммарные
спектры I1Е l +I1Е 2 и I1Е l +I1Е 2 +Е, полученные методом аналоrовоrо сложения
сиrналов
Спектры энерrетических потерь частиц 241 Ат в д Ее и
д E2 дeTeKTopax вместе с потерями в E дeTeKTope приведены
на рис. 1.17. Из таких измерений определена толщина обо
их д E дeTeKTopOB. Толщина д Еедетектора примерно на
21% меньше толщины ДE2 дeTeKTopa, что хорошо соrласует
ся с распределением сопротивления по толщине пластины.
Из сравнения суммарной энерrии, зареrистрированной в
трех детекторах (ДЕ 1 , ДЕ 2 , Е), с энерrией частиц виk
но, что зареrистрированная энерrия на 0,19 МэВ MeHЬ
ше энерrии частицы, что соответствует толщине MepT
Boro слоя 0,99 мкм. Эта величина HaMHoro меньше толщины
п+ -слоя. Причина данноrо расхождения такая же, как и в
рассмотренном выше случае ДE E дeTeKTopa. В дальнейшем
авторы предполаrают уменьшить толщину п слоя с помощью
применения диффузии вместо метода эпитаксиальноrо Hapa
щивания.
Энерrетическое разрешение А& детекторов
Наиболее важной характеристикой Д E дeTeKTopOB является
разрешающая способность при сквозном прохождении частиц
через детектор. Разрешающая способность зависит прежде Bcero
от статических флуктуаций ионизационных потерь энерrии,
которые при водят к размытию энерrии на выходе Д E дeTeKTopa
в первоначальном моноэнерrетическом пучке частиц. Величина
этоrо размытия, характеризуемая среднеквадратичным отклоне-
нием амплитуд от среднеrо значения или шириной линии на
половине максимума распределения амплитуд, определяет пре-
44
дельные возможности детектора при идентификации частиц с
разными Z и А.
Форма распределения энерrетических потерь в L\ Е-детекторе
зависит от энерrии частиц, от средних потерь, а следовательно,
и от толщины детектора. Если средняя потеря энерrии HaMHoro
меньше максимальной энерrии, передаваемой движущейся час
тицей электрону тормозящей среды в одном столкновении, то
ДЛЯ описания распределения ионизационных потерь пользуются
формулой Л. д. Ландау. В случае, коrда ионизационные потери
энерrии HaMHoro меньше начальной энерrии частицы и, следо
вательно, при расчете можно пренебречь изменением скорости
частицы в процессе ее торможения, имеется достаточно точное
решение задачи о распределении ионизационных потерь, полу-
ченное С. И. Вавиловым.
Однако при исследовании ядерных реакций в области
сравнительно небольших энерrий указанные выше вычисления
не MorYT быть использованы, так как в этом случае потери
энерrии Jl L\ E детекторе сравнимы с энерrией частицы. He
возможность применения вычислений обусловлена как отсутст-
вием точной теории потерь энерrии заряженными частицами,
имеющими небольшие скорости, так и тем, что в них не
учитывается изменение скорости частицы в процессе TOpMO
жения.
Теоретические вычисления функции распределения энерrети
ческих потерь тяжелых заряженных частиц основаны либо
на классической теории Бора, либо на квантовомеханичес
ких расчетах Бете. При' этом предполаrается, что скорость
иона, движущеrося в детекторе, HaMHoro больше орбиталь
ной скорости атомных электронов тормозной среды, т. е.
считается, что перезарядка отсутствует. Это предположение для
тяжелых частиц и толстых поrлотителей чаще Bcero не
выполняется.
Самое простое выражение для дисперсии ионизационных
потерь дает теория Бора. Стандартное отклонение paCIIpeдe
ления ионизационных потерь в этом случае имеет вид
0'2 ==4nz 2 q:NZ (L\ х), (1.34)
rде zqе заряд иона, проходящеrо через слой вещества TOk
щиной L\ х, в кубическом сантиметре KOToporo содержится N
атомов с порядковым номером Z. В случае распределения
потерь по закону raycca ширина линии на половине высоты
распределения L\1/2 (L\ Е) связана со стандартным отклонением о'
известным соотношением
L\1/2 (L\ Е):;::: 2,3550'.
( 1.35)
Подставляя в (I.35) значения, соответствующие Si для час
тиц, зависимость разрешающей способности (в килоэлектрон
45
:юо
f
со
'"
200
!
:i}
d:. 100
Рис. 1.18. Сравнение экспериментальноrо
энерrетическоrо разрешения /1E дeTeKTopOB
ДЛЯ (Х частиц 212ро (Е. 8,78 МэБ) с числен
ными расчетами (сплошная кривая)
о
0,1 O,Z 0,3 0,* 0,5" 0,6 0,70,8
И/Ей
вольтах) от толщины поrлотителя (в микрометрах) получим в
виде
Al/2(. E)==IO,lJLG. (1.36)
ИЗ формулы (1.36) видно, что ширина распределения
на половине высоты для частиц зависит только от тол
щины тормозящей среды и не зависит от энерrии час-
тицы.
Ни одна из рассмотренных выше формул в области
относительно больших потерь не описывает разброс иониза
ционных потерь достаточно точно, поскольку в них OTCYTCT
вует учет изменения скорости иона в процессе ero торможе
ния. Изменение скорости частицы при торможении учтено
Челлером, который получил функцию распределения для
нерелятивистских тяжелых заряженных частиц, замедляющихся
в' однородном поrлотителе. Расчет выполнен для потерь А Е
вплоть дО АЕ==О,8Е. Причем результаты ero вычислений
представлены в виде rрафиков, удобных для сопоставления с
экспериментом.
На рис. 1.18 показана зависимость экспериментальных зна-
чений разрешающей способности для -частиц (Еа. == 8,78 МэВ)
от доли выделенной в А E детекторе энерrии для семи
детекторов [29]. Вклад шумов электроники и детекторов
в энерrетическое разрешение не учитывался, так как он
не превышал 15 20 кэВ. Сплошная линия соответствует
теоретической зависимости, рассчитанной по методу Чел
лера. В эксперименте использованы детекторы из двух раз-
личных rрупп, отличающиеся способом механической обра
ботки пластин Si. Заполненные точки соответствуют дeTeKTO
рам с односторонней полировкой Сr 2 О з , незаполненные
детекторы с двухсторонней полировкой. Как видно из рис. 1.18,
точки для детекторов первой rруппы систематически ложат-
46
ся несколько. выше точек для детекторов второй rруппы.
Сопоставление экспериментальных данных с теоретическим
расчетом показывает, что экспериментальные точки для всех
детекторов повторяют ход расчетной кривой, превышая ее
примерно в ],5 раза.
Сравнение экспериментальных результатов для энерrети
ческих потерь протонов в L\ E дeTeKTopax с расчетом Чел
лера показало, что расчет, учитывающий изменение CKOpOC
ти частицы в процессе ее торможения, хорошо описывает
как форму распределения, так и величину их флуктуаций.
Принимая во внимание этот результат, можно было пред
положить, что наблюдаемое в эксперименте с частица-
ми расхождение с теоретическим расчетом прежде Bcero свя
зано с неоднородностью толщины детектора. Тоrда, учиты
вая независимый характер механизмов флуктуаций, вклад
неравномерности толщины в разрешение можно определить
следующим образом:
L\1/2d== (L\ I/2 изм L\ I/2 расч )1/2,
(I.37)
rде L\1/2изм экспериментальная ширина распределения потерь
энерrии, а L\1/2расч расчетная ширина. Если предположить, что
распределение ТОЛlЦины в различных точках поверхности
детектора имеет форму rауссиана, то, использовав соотношение
(1.37), можно оценить среднеквадратичное отклонение от
средней толщины.
В диапазоне исследованных толщин детекторов среднее
значение (Jd, вычисленное из измерений разрешающей способ
ности при Е" == 8,78 МэВ, для rруппы детекторов с двух-
сторонней полировкой поверхностей на Сr 2 О з составило
0,32:t 0,05 мкм, а для детекторов, изrотовленныл без ДBYXCTO
ронней полировки, 0,46:t 0,05 мкм. Если полученное значение (Jd
уменьшить в .j2 раз, то оно практически совпадает с
шероховатостью поверхностей (0,2 0,3) мкм, которая при
суща химико динамической полировке Si. Исследование за
висимостей oAd) при Е,,==сопst и O'd(E) при d==сопst пока
зало, что вычисленные значения O'd не зависят ни от тотци
ны детектора, ни от энерrии частиц в диапазоне энерrий
5 9 МэВ.
Таким образом, независимость O'd от толщины детекторов и
энерrии частиц является весомым подтверждением предполо
жени я об определяющем влиянии неоднородности толщины
детекторов на их разрешающую способнось. Расхождение
между экспериментальными результатами и теоретическими
вычислениями в основном определяется указанной HeOДHO
родностью. ·
47
rлава 2
АМПЛИТУДНЫЙ СПЕКТР В ПОЛУПРОВОДНИКОВОМ
ДЕТЕКТОРЕ
2.1. Вводные замечання
Кроме высокой разрешающей способности по энерrии,
полупроводниковые детекторы имеют такие достоинства, как
быстродействие, малые rабариты и масса, слабая чувствитель
НОСТЬ к маrнитным полям, высокая надежность, стабильность
характеристик и др. Однако переход к рабочей среде на основе
твердоrо тела в отличие от рабочей среды rаза влечет за
собой и ряд недостатков: неоднороДНОСТЬ рабочей среды,
наличие объемных зарядов и центров захвата носителей тока.
Последние имеют место в результате различных несовершенств
криста.nлической структуры, возникающих из за присутствия
посторонних химических примесей, либо в результате наруше-
ний структуры кристаллов.
Потери rенерированноrо частицей заряда MorYT ПРОИСХОДИТЬ
двумя принципиаЛьно разными способами: a счет непосредст
венной рекомбинации электронов и дырок в треке или путем
захвата носителей центром на время, большее длительности
импульса, с последующим выбросом в одну из разрешенных
зон. Указанные два процесса потерь зарядов ИМеют принци-
пиальное различие во вкладе в результирующую амплитуду
сиrнала. При рекомбинации амплитуда сиrнала не зависит от
места, в котором произошла рекомбинация электронно дыроч-
ной пары. В случае локализации (захвата носителя заряда на
время, большее длительности импульса) переносимый парой
электрон дырка заряд исчезает не полностью. Следовательно,
в этом случае необходимо учитывать путь, пройденный
носителями тока до захвата. Характерным временем, опреде
ляющим потерю заряда при рекомбинации, является время
разделения электронов и дырок в плотных треках, образую
щихся при реrистрации ядернЫХ частиц с высокой плотностью
ионизации: -частиц, осколков деления, тяжелых ионов. Лока
лизация наблюдается для рыхлых треков, коrда носители тока
быстро разделяются электрическим полем, в детекторах с
протяженной рабочей областью. Такие треки образуются при
реrистрации слабоионизирующих частиц электронов, фотонов
peHTreHoBcKoro и у излучения. В данном случае определяющим
является время дрейфа носителей заряда в междуэлектродном
промежутке. Особенности спектрометрии сильноионизирующих
частиц, для которых процесс потерь заряда онределяется в
основном рекомбинацией, будут рассмотрены отдельно в rл. 4.
Прежде чем приступить к расчету амплитуды сиrнала при
48
реrистрации Y KBaHTOB, для которых потери заряда в основном
определяются захватом носителей, необходимо рассмотреть
характер индукции сиrнала на электродах детектора.
2.2. ИНДУКЦИЯ сиrнала в полупроводниковом детекторе
Необходимо выяснить, как связан сиrнал, снимаемый с
полупроводниковоrо детектора, с перемещением rенерирован-
Horo частицей заряда в междуэлектродном промежутке. Инду
цированный на электродах заряд L\q при перемещении эле
MeHTapHoro заряда qe В области поля детектора может
быть пропорционален доле от полной разности потенциалов
L\ q "-' q eL\ V/ V либо доле от полноrо расстояния между электро-
дами d L\q"-'qеL\х/d. Отсюда видно, что при линейном
распределении потенциала для планарной p i п CTPYKTypbI
оба выражения дают одинаковый результат. Но уже при
рассмотрении планарной поверхностно барьерной структуры
различные законы индукции при водят к существенно различным
результатам. Поскольку в этом случае потенциал пропорцио
нален квадрату координаты, то основной вклад в амплитуду
сиrнала будут давать участки сильноrо поля.
Вопрос о пропорциональности сиrнала L\ V/V или L\x/x
рассматривали в ряде работ с момента появления первых
полупроводниковых детекторов. Так, исходя из равенства
изменения энерrии движущеrося заряда q и энерrии эквива
лентноrо детектору конденсатора было получено L\q==qeL\ V/V.
При использовании теоремы Рамо, учитывающей кинетику
движения заряда, был получен иной результат: L\q,,-,'L\X/X. Затем
исходя из баланса мощности вновь было получено L\ q "-' L\ V/ V.
Вывод о пропорциональности индуцированноrо заряда L\ V/ V
содержится также в работах, основанных на методе энерrе
тическоrо баланса.
Поскольку тот или друrой результат получается на основе
не подлежащих сомнению общих законов электродинамики или
термодинамики, то несоответствие получаемых результатов,
вероятно, можно отнести лишь к неадекватности соответствую-
щих моделей детекторов, использованных разными авторами
при расчете закона индукции заряда. Наиболее cTporoe решение
вопроса, на наш взrляд, можно найти в более поздней работе
[30], rде задача рассматривается как электростатическая,
поскольку скорости движения носителей тока малы по сравне-
нию со скоростью света. При этом закон индукции заряда
получен на основе уравнения Пуассона. Индуцированный заряд
вычисляется через поверхностную плотность заряда cr == $ (d)/41t
на электроде при х == d. Метод вычисления продемонстрирован
на примере детектора цилиндрической rеометрии с осевой
плотностью объемноrо заряда Ро (r). Потенциал BHYTpeHHero
49
4 26
контакта принимался равным I УЛЮ, а -потенциал внешнеrо
контакта V 2'
Показано, что при движении точечноrо заряда qo из точки ro
к внешнему электроду, расположенному при r 2 , индуцируется
заряд
,
';
dq== . dro
lnrl/r2 ro'
(2.1)
rде rl координата
леrко преобразуется
BHYTpeHHero электрода. Выражение (2.1)
к виду
d dq>(ro)
q==qo ,
2
(2.2)
rде <р (ro ) xoд потенциала в цилиндрическом конденсаторе,
свободном от объемноrо заряда (Ро == О). Таким образом
показано, что присутствие объемноrо заряда в междуэлектрод
ном промежутке не влияет на закон индукции заряда на
электродах детектора. Сиrнал зависит только от отношения
разности потенциалов, пройденной носителем, к полной раз
ности потенциалов в эквивалентном детектору конденсаторе,
невозмущенном присутствующим объемным зарядом. Отсюда
следует, что для плоской rеометрии закон индукции !J..q==
== q e!J.. V/ V всеrда совпадает с !J.. q == q e!J.. х/ хнезависимо от
распределения потенциала. Необходимо, однако, заметить, что,
несмотря на то что сиrнал определяется из условия распределе
пия электрическоrо поля при Ро == О, дрейф носителей в
междуэлектродном промежутке происходит со скоростью, опре
деляемой полной напряженностью поля, учитывающей распре
деление Bcero объемноrо заряда.
2.3. Амплитуда импульса при локализации носителей тока
Получив закон индукции зарядов на электродах детектора,
можно приступить к расчетам амплитуды импульса при
локализации носителей на центрах захвата. Рассмотрим случай
однократноrо захвата в отсутствие объемноrо заряда примесей
(Ро == О). Это означает, что рассматривается детектор, имеющий
достаточно rлубокие примесные уровни, так что выбросом
носителей, захваченных на эти уровни, можно пренебречь.
Условие Ро ==0 соответствует детекторам на основе р + Ё п +
структур С хорошо скомпенсированной, протяженной i об
ластью. При спектрометрии фотонов у излучения обычно
используют детекторы трех rеометрических конфиrураций
планарной, коаксиальной и сферической.
Для всех этих конфиrураций получено следующее обобщен
ное выражение [33]:
50
(r a](c ro)2. fIIt
q qMaKc 2В 2(n !) .
п r макс
(2.3)
При этом максимальная амплитуда равна:
2 2 2 2
I r2+rl rM."C
qMaKc 2пВ
(2.4)
З 2 11 В В
десь ro точка rенерации носителеи' == + rде е И h
, В Ве B h '
относятся соответственно к электронам и дыркам и опреде-
ляются величиной J.!T@ (произведением подвижности, времени
жизни и напряжения смещения). В частности, для планарноrо
p ' i п детектора, rде V ==t9'd, J.!Tt9' ==а есть пробеr электронов и
аа
дырок до захвата: B== 2d. Постоянные и характерные точки
а е + a h
сведены в табл. 2.1 (QMa"C' r MaKc )' '
Полученные формулы позволяют определить такую важную
характеристику используемоrо для изrотовления детекторов
материала, как дрейфовые длины носителей. Например, в
случае планарной rеометрии детектора необходимо сосредо-
точить rенерацию носителей последовательно у одноrо, а затем
у ,1pyroro электрода с помощью коллиматора при облучении в
наIlравлении, перпендикулярном плоскости электродо . Тоrда
вклад в амплитуду будут вносить лишь носители одноrо знака,
. d
а амплитуда опрt:делится как Q== 1 . Если известна амплиту
2а
да сиrнала, соответствующая полному выделившемуся заряду
Qo, то значения а е и a h находятся сразу после определения
амплитуд при облучении приэлектродных участков. Практи-
чески необходимо использовать три измерения, которые дают
положения максимумов распределения амплитуд (номеров
каналов) при трех различных значениях координаты у. В ка-
честве третьей точки удобно взять точку максимума параболы
Ума"с' В этом случае отношение Ума"с/ d непосредственно свя-
зано с отношением пробеl'ОВ носителей, поскольку Умакс / d ==
==ah/(ae+a h ).
2.4. Влияние объемноrо заряда на амплитуду сиrнала
В предыдущем параrрафе рассмотрены детекторы фотонов
у излучения различных rеометрических конфиr'ураций на основе
р {, п-структур, объемный заряд в которых принимался
равным нулю. Значительный интерес представляют также
структуры типа р + п п + или п + p p +, которые в
последнее время нашли широкое применение при изrотовле-
нии детекторов фотонов у-излучения из особо чистоrо Ge.
51
Таблица 2.1. Постоянные н характерные ТОчки (QMa«. r MaKc ), соответствующне
различиым rеометрическим конфиrурацним детекторов
rеометрия Область Значения 'M3kC qwa"c
детектора допусти- . п в фор
мых зна- мулах (2.3)
чений r о и (2.4)
Планарная О, '2==d 1 '2/2 r
1
4В
Кщiксиаль rJ' '2 2 (') "2)1/2 1 (r2 r1)2
ная 4В
Сферическая 3 2'1 r 2 (r2 r1)T 2'1'2 ]
rJ' '2 1 1+
r 1 +'2 4В (r1+r2)2
При ро == I N д N a I 101 О см 3 без предварительной компенсации
можно получать чувствительные слои порядка нескольких
сантиметров. При таких протяженных чувствительных к у излу
чению слоях захват носителей центрами локализации будет
оказывать существенное влияние на амплитуду сиrнала. Вопрос
о влиянии объемноrо заряда мелких примесей на собирание в
детекторах поверхностно барьерноrо типа исследовали в [30],
rде рассмотрен детектор на основе rермания п типа про води-
мости, поле в котором имеет распределение 6"(х)== px+const,
rде р'==41t/Еро(ро==Nд Nа) объемный заряд нескомпенсиро
ванных доноров. Предполаrается, что к детектору приложено
напряжение, лишь слеrка превышающее напряжение полноrо
истощения, так что в детекторе устанавливается сильнонеодно
родное электрическое поле.
Схема детектора и ход напряженности поля в нем при
наличии объемноrо заряда показаны на рис. 2.1. Предполаrает
ся также, что точки rенерации Уо встречаются равно вероятно по
объему области поля и возможен захват только дырок.
Результаты расчета для структуры р+ п п+ типа (р>о)
со значением поля при п+ KOHTaKTe IО Зрd, т. е. примерно в
тысячу раз меньше, чем при p KOHTaKTe, представлены на
рис. 2.2 в сравнении с р i п-структурой соответствующеrо
размера. Из рис. 2.2 видно, что потери заряда при однородном
поле tPo == о) действительно меньше значений, соответствующих
структуре с р п перехоДОМ. Однако область существенноrо
расхождения занимает приблизительно лишь 0,1 объема дe
тектора.
Таким образом показано, что переход от р i п стРУКТУРЫ
(Ро==О) к p п CTpyктype (Ро>О) не оказывает заметноrо
влияния на амплитуду сиrнала, т. е. объемный заряд мелких
примесей не препятствует спект.рометрии у излучения с высоким
разрешением. Следует отметить, что проведенное рассмотрение
соответствует наибольшему различию в величинах собираемоrо
52
а
у
х
а
х
1,0
е
р>О
Li
Au
( V o )
2,0
сх
Рис. 2.1. Схема детектора и ход на-
пряженности электрическоrо поля при
наличии объемноrо заряда
0,5
о 0,2 0,* 0,6 0,8 у/а
рис. 2.2. Зависимость потерь заряда от места rенерации неравновесных пар
ЭЛСКтрон дырка для p i п CTPYKTypbI и полностью истощенноrо поверх
ностно барьерноrо перехода
заряда. Действительно, созданные излучением дырки при у;;:: о
начинают дрейф в слабом электрическом поле и подвержены
интенсивному захвату. Более Toro, при y O весь собранный
заряд определяется дырочной компонентой, так что условия
сравнения структур являются наиболее жесткими.
С влиянием объемноrо заряда связано еще одно важное
явление, получившее название «поляризации». Это явление
заключается в катастрофическом падении амплитуды сиrнала,
потере спектромеханических свойств и эффективности реrистра
ции со временем после подачи напряжения смещения. Поляри
зация обычно наблюдается на детекторах, изrотовленных из
материалов, концентрация свободных носителей в которых
низкая. Так, поляризацию наблюдали в детекторах, изrотовлен
ных на основе полуизолирующеrо CdTe, HgIz (см. rл. 5) и Ge,
скомпенсированноrо rлубокими уровнями радиационных у-
дефектов.
2.5. Влияние прилипания на потери заряда
Важным случаем, коrда амплитуда определяется кинетикой
процесса собирания, является прилипание носителей. Под
прилип ани ем понимают захват носителей на уровни не столь
rлубокие, так что возможно восстановление амплитуды за счет
тепловоrо выброса захваченных носителей в разрешенные зоны.
Экспериментальное изучение захвата свидетельствует о наличии
в материале детекторов ловушек разной rлубины от очень
мелких до бесконечно rлубоких. Изучение формы импульсов
показало, что в ряде случаев фронт импульса' состоит из двух
53
Q Q
Qo
Q1 Q1
QO Q1 Z
Т а) t о) t
Рис. 2.3. Форма зарядовоrо импульса для случая захвата неравновесных
носителей с последующим выбросом в зону (а) и ero компоненты (6):
1 компонент, связанный с дрейфом нераВlIовесных носителей, не подверrшихся захвату;
2 компонент, обусловленный выбросом ранее захва ченных носителей
компонентов, быстрый компонент обусловлен носителями,
дошедшими до электродов без захвата, медленный тепловым
осовобождением носителей с уровня ловушек.
В [31] исследована возможность восстановления амплитуды
за счет быстроrо (в течение формирования сиrнала) выброса
захваченных носителей в разрешенную зону. Рассмотрен детек-
тор на основе ]J i п CTPYKTYpы (объемный заряд примесей
отсутствует), в котором захвату подверrаются носители одноrо _
сорта, что соответствует rенерации подверrающихся захвату
носителей у «отталкивающеrо» электрода и их лрейфу через
междуэлектродный промежуток. Такие условия соответствуют
случаю максимальных потерь заряда.
В указанных условиях rенерации заряда и ero Захвата форма
импульса заряда имеет вид, показанный на рис. 2.3. Быстрый
компонент линейно возрастает до величины Q 1 за время
дрейфа Т неравновесных носителей. В течение этоrо времени
происходит захват неравновесных носителей, так что Ql ==
== Qo (1 л), rде л потеря заряда, которую можно выразить
через отношение вреМени дрейфа к времени жизни: л== Т/1:.
Постоянная времени захвата связана с параметрами, характери
зующими уровень следующим образом:
.==(O'VM) l. (2.5)
Здесь О' сечение центра захвата; М концентрация ловушек;
v тепловая скорость носителей.
Медленный компонент импульса обусловлен выбросами
захваченных носителей в основном после. времени т. Форма
медленноrо компонента для (> Т может быть записана в виде
Q (t т)== лQо [1 exp ( T:.t ) J.
(2.6)
Постоянная выброса '8 следующим образом связана с пара мет-
рами центра захвата:
1:8 == [O'vN c ехр ( А E/kT)] 1,
(2.7)
54
rде N c плотность состояний для ДНа зоны проводимости;
Д Е rлубина залеrания уровня.
Результирующий импульс можно рассматривать как супер
позицию двух сиrналов, показанных на рис. 2.3.
Рассмотрение вопроса о влиянии прилипания на амплитуду
сиrнала в случае произвольной rлубины залеrания уровнеи и
произвольной концентрации ловушек можно найти в работе
[32J.
t
2.6. ФУНКЦИЯ отклика для собирания заряда
В предыдущих параrрафах были даны сведения о фор
мировании одиночноrо сиrнала при локализации носителей,
rенерированных ионизирующей частицей. Однако в итоrе
интерес представляет спектр амплитуд сиrналов. rенерация
зарядов по объему детектора носит вероятностный характер,'
что может быть описано так называемой функцией отклика
Co{q) [31].
Наиболее простой для нахождения СО (q) случай имеет
место при rенерации носителей заряда в отдельных точ-
ках. Этим условиям соответствует механизм фотоэлектрон-
Horo поrлощения фотонов, коrда пробеr фотоэлектронов мал
по сравнению с шириной рабочей зоны детектора. У становле
но, что эта функция определяется качеством детектора, KO
торое характеризуется величиной средних потерь заряда
А==а/3а (см. 2.3), и имеет асимметричный характер. Вид функ
ции И ее положение на оси зарядов q иллюстрирует рис. 2.4
[34 ].
Более СЛОЖю.IМ является случай поrлощения фото-
нов, происходящеrо в виде двух актов взаимодействия: KOM
птоновскоrо рассеяния с последующим фотопоr лощением
рассеяноrо фотона. То, что такой характер взаимодейст
вия вносит значительный, а иноrда и определяющий вклад
в пик полной энерrии при спектрометрии у излучения, вид
но из рис. 2.5, на котором показан вклад одноактноrо
поrлощения (кривая 1) и поrлощения за счет двойных aK
тов (кривая 2) в эффективность реrистрации у излучения
с энерrией 1 МэВ в зависимости от объема rерманиевоrо
детектора [33].
При двухактном процессе поrлощения фотонов отклик де-
тектора имеет более сложный характер и ero уже нельзя опи
сывать простой функцией Co(q). в этом случае спеКТ)J амплитуд
можно определить с помощью произведения пtq)Co(q), в
котором сомножитель п (q ) функция заряда, отражающая
специфику поrлощения квантов.
На рис. 2.6 приведены результаты вычислений функции п(q)
при энерrии падающих фотонов 1 МэВ. Толщина детектора d
55
Co(q)
1,0
]:..=2,0%
0,5
о
97,0 97,5
98,0
Рис. 2.4. Вид функции СО (q)
Рис. 2.5. Вклад механизмов поrлощения в
эффективность реrистрации Y KBaHTOB с
энерrией I МэВ в зависимости от объема
Ge детектора: .
1 одноактное фотопоrлощение; 2 поrлоще
ние за счет комптоновскоrо рассеяния с после-
ДУЮЩИМ фотопоrлощением
n(q}
1,0
z
0,5
1,0% О,Ч% 0,2%
I _
i' 99,7 100ч,% \
1,0
«i:
'"
:i
1--
с>
tj
<::>
0,1
"5
z 3 '" 5 10 2030чО
V,CM 3 '
Рис. 2.6. Вид функции п (q), отражаю-
щей специфику rенерации носителей.
Энерrия Y KBaHTOB I МэВ, толщина
детектора 1 см, средние потери заряда
d/3a o :
1 2%; 2 0,4%
при расчете принималась рав-
. ной 1 см. Расчет выполнен для
двух значений средних потерь
заряда А == d/3a, равных 2 и
0,970 0,975 0,980 0,98 5 i 0,99'1- о,597ч 0,4%. Важной особенностью
п (q) является ее универсаль
ный характер в отношении параметра d/3a. Кривые рис. 2.6 при
совмещении их крайних точек и соответствующем изменении
масштаба по оси q тождественно совпадают. Отсюда следует,
что достаточно рассчитать n(ql) для HeKoToporo значения d/3al'
а для друrих значений этоrо отношения n(q) леrко получить
путем сжатия n(ql) при d/3a<d/3a 1 либо ero растяжения при
d/3d>d/ 3a l'
56
, ...
''''IIIIi'''"
rлава 3
СПЕКТРОМЕТРИЯ С ПОЛУПРОВОДНИКОВЫМИ
ДЕТЕКТОРАМИ
3.1. Основные положения
Форма амплитудноrо распределения на выходе спектрометра
определяется рядом факторов. Фундаментальным процессом
являются статистические флуктуации числа rенерированных
носителей з аряда _ N . Дисперсия этоrо числа определяется
выражением (N N)2==FN, rде N cpeДHee значение; F фак
тор Фано. Для сцинтилляционных счетчиков F== 1, что обуслов
лено наличием лишь одноrо канала, поrлощающеrо энерrию
(образование фотоэлектронов в фотоумножителе). Процесс
здесь простой квант света выбивает или не выбивает электрон
из фотокатода, что приводит к выполнению оБЫЧIIоrо закона
Пуассона (F== 1). В полупроводниковом детекторе заряд возни
кает в результате переброса электронов через запрещенную
энерrетическую зону шириной Eg. Если бы вся энерrия Е,
оставленная частицей в ППД, расходовалась на освобождение
электронов (и образование дырок), то число носителей заряда
составило бы N==E/Eg. Флуктуации N были бы близки к нулю,
т. е. F==O. Однако примерно 2Е/3 энерrии в ППД уходит по
друrому каналу на возбуждение колебаний решетки, и возни
кают флуктуации в передаче энерrии по этим двум каналам, в
результате чеrо получается 0< F < 1. Подробно фактор Фано в
твердотельных детекторах рассмотрен в [35].
Второй фундаментальный процесс, оrраничивающий разре
шающую способность, имеет место лишь при реrистрации
тяжелых частиц и не проявляется в случае реrистрации
электронов и фотонов у излучения. Это . флуктуации энерrии,
теряемой при упруrих столкновениях тяжелых частиц с атомами
вещества детектора. Несмотря на то, что доля этой энерrии
может быть и не очень большой, ее флуктуации MorYT быть
существенны, поскольку в процессе ядерных столкновений
энерrия может передаваться большими порциями. Величина
этих флуктуаций была рассчитана Линхардом и Нильсеном,
которые описали распределение (в килоэлектрон вольтах) на
половине максимума как
( д ) ==0 47Z 1 / 2 А 4 / З
п 1/2, ,
rде Z порядковый номер; А атомная масса реrистрируемой
частицы.
Формула (3.2) в случае частиц дает величину 1/2 дп ==
==4,2 кэВ, что неплохо соrласуется с экспериментальной величи
ной 1/2 дп == 5,5:::!: 3,0 кэВ, полученной при реrистрации частиц
57
(3.1)
кремниевым детектором [36]. Выражение (3.2) отражает лишь
наиболее существенные особенности процесса, связанные с
зарядом и массой реrистрируемой тяжелой частицы, но в нем
не учтена зависимость от энерrии налетающей частицы. Более
точный численный расчет флуктуаций при упруrих столкнове
ниях с ядрами вещества детектора принимает во внимание тот
факт, что во вторичных процессах часть энерrии, переданная
З((iмам отдачи, расходуется на образование. электронно-ды
рочных пар.
В отличие от трековых методов реrистрации ионизирующих
излучений ионизационному методу присущ еще один флуктуа
ционный процесс, а именно размытие информационноrо сиrна-
ла шумовыми импульсами. Шумы зависят как от параметров
caMoro детектора, так и от параметров сопутствующей дeTeKTO
ру электронной аппаратуры. Существенноrо снижения шумов
системы детектор - усилитель удалось добиться' при переходе
от электронных ламп к их твердотельным аналоrам полевым
транзисторам. При этом принципиально важной является
возможность охлаждения полевых транзисторов. При опти
мальной температуре охлаждения уровень шумов удалось
снизить до значений меньше 100 эВ.
Особенность полупроводниковых детекторов наличие
«входноrо окна» или «MepTBOro слоя» на входе детектора.
В качестве входноrо окна выступают металлический электрод
ный слой в случае поверхностно барьерных' структур или
некоторый слой саj\oюrо детектора при использовании методик
ионноrо леrирования и термической диффузии для создания
p п CTPYKTYp. Хотя указанные методики позволяют реализо-
вать тонкие (;:5 О, 1 мкм) неактивные слои, тем не менее
полностью избежать потерь энерrии реf'истрируемых частиц
невозможно. Сл едовательно, невозможно избежать и флуктуа
ций энерrИИ, которые обусловлены как самим процессом потерь
энерrии в тонких поrлотителях, так и неоднородностями
ТОJIЩИН входных окон. Рассматриваемая особенность xapaKTep
на и для большинства rазовых детекторов, в которых рабочий
объем отделяется от внешней среды с помощью тонких
входных окон. Однако в некоторых случаях, например в
иощrзационных камерах, имеется возможность помещать источ-
ники излучения непосредственно в rазовом объеме камеры.
Полупроводниковые детекторы лишены такой возможности. О
потерях энерrии во входном окне и их флуктуациях можно
судить по данным [36], rде для поверхностно барьерных
детекторов с толщиной золотоrо электрода 50 нм при энерrии
частиц Е" == 5 МэВ экспериментальные потери энерrии состави-
ли 20 кэВ при флуктуациях во входном окне 1(2 До == 7 кэВ.
Совокупность рассмотренных факторов накладывает опреде
ленные оrраничения на разрешающую способность пqлупровод-
58
никовых детекторов по энерrии. Разрешение реальных детекто-
ров оказывается более низким. Особенно наrлядно это прояв
ляется при спектрометрии фотонов у излучения, коrда пробле
мы входноrо окна и упруrоrо ядерноrо рассеяния отсутствуют.
Дополнительный вклад в размытые линии моноэнерrетическоrо
у излучения вносят потери заряда при ero собирании на
электроды детектора, рассмотренные в предыдущей rлаве. Эти
потери обусловлены несовершенствами структуры монокристал
лов, которые при их неоднородности по объему детектора MO
[ут иrрать определяющую роль в формировании спектральной
линии. С учетом указанных выше процессов, воздействующих
на формирование спектральной линии, форму результирующеrо
спектра в принципе можно получить тремя различными путями..
Один из них заключается в вычислении спектра с помощью
ЭВМ по методу Монте Карло. Использование метода MOHTe
Карло не предполаrает построения общей схемы формирования
спектра. Этот метод позволяет решать лишь отдельные
конкретные задачи, в которых задана определенная rеометрия
детектора. пробеrи носителей и необходимые дисперсии. Сле-
дует заметить, однако, что результаты вычислений по методу
Монте Карло в точности совпадают с результатами расчета
друrими методами. .
Второй способ [37] заключается в выделении определенноrо
сечения детектора и вычислении всех флуктуаций при собирании
заряда, rенерированноrо в этом сечении. Затем необходимо
учесть распределение rенерации по объему детектора и полу
чаемые от всех слоев спектры просуммировать. К недостаткам
этоrо способа построения спектра следует отнести, отсутствие
наrЛЯДНОСТИ, наличие сложностей при анализе детекторов с
rеометрией, отличной от планарной, и затруднений при
рассмотрении процессов MHoroKpaTHoro поrлощения фотонов
у излучения.
Третий путь построения результирrющеrо спектра основан
на определении опорной функции Co(q) [38]. В этом способе на
первом этапе учитывается вероятностный характер rенерации
зарядов по объему детектора, а какие либо флуктуации не
принимаются во внимание. Дальнейшим шаrом является
последовательный учет флуктуаций, сопутствующих процессам
ионизации, собирания зарядов, наложения шумов. Этот путь, не
противоречащий предыдущему, позволил получить решение
проблемы в более простой и наrлядной форме.
3.2. Схема формирования спектра
В спект)юметрических измерениях экспериментальный pe
зультат P x) может быть представлен в общем виде как
интеrральное пре06разование
59
Р(х)== S Ф( ) К(х, )сЩ, (3.2)
rде Ф( ) первичный спектр; К(х, ) вероятность реrистрации
сиrнала, поступившеrо с амплитудой , в интервале значений
[х, x+dx]. Функция K(x, ) называется функцией отклика,
представляет собой статистическую реакцию на 8 спектр воз
буждения, а функция F(х) интеrралом отклика.
В случае спектрометрии у излучения искажения в преобра
зуемый детектором спектр излучения MorYT вносить флуктуа
ции, соответствующие трем основным процессам: ионизации,
собирания заряда на электроды, наложения шумов. В [34, 38]
показано, что эти процессы можно рассматривать как незави
симые, физическая картина образования сиrнала в детекторе
однозначно указывает на наличие разделенных во времени
определенных фаз для формирования результирующеrо им-
пульса. Именно процесс ионизации занимает интервал 10 11 с,
последующее за ним собирание заряда путем дрейфа носителей
тока 1 О 8 1 О 7 с, наконец, полоса пропускания усилительноrо
тракта в случае минимальноrо влияния шумов соответствует
временам 10 6 10 5 с. Таким образом, в течение определен
Horo интервала времени определяющими являются один KOH
кретный процесс и, следовательно, присущие ему флуктуации.
Поэтому формирование спектра можно представить в виде
схемы, показанной на рис. 3.1, отражающей последовательность
протекания процессов при спектрометрии ионизирующеrо излу
чения. Соrласно этой схеме Н(Ео) начальный энерrетический
спектр падающеrо излучения преобразуется в итоrе в наблюдае
мый на. выходе спектрометра спектр амплитуд А (Ql)'
Первым процессом, вносящим искажения, является поrлоще
ние излучения, которое зависит от вида излучения и энерrии.
При спектрометрии y и peHтreHoBcKoro излучения спектр
поrлощения П(Е о , Е) можно считать адекватно передающим
спектр возбуждения (первичный спектр), который задается
монолинией. После поr лощения следует размытие линии за счет
статистическоrо характера ионизации И(Е, Е 1 ), а. затем
(f)
Н (Ео)
o
П(Ео,Е)
ею
И(Е, Е 1)
I
I
/
I CV I
i 'Р(А.) I
:J
o
Ш(q,q1)
o
А (qt)
"
Рис. 3.1. Схема формирования амплитудноrо спектра:
l нач;щьный спектр; 2 поrлощенный спектр; 3 полизация; 4 собирание заряда;
5 шумы; 6 результирующий спектр; 7 флуктуации потерь заряда
60
флуктуаций заряда\ обусловленных неполным собиранием на
электродах С(Е 1 , q) и <p(I-.), и размытие шумами Ш(q, ql)'
Указанная независимая во времени последовательность
формирования спектра позволяет использовать интеrралы OT
клика (3.2). Тоrда спектр амплитуд сиrнала после прохождения
какоrо либо элемента схемы рис. 3.1 описывается формулой
00
dN f
(El)== В(Е)Р(Е, E 1 )dE 1 ,
dE 1
О
rде в(Е) спектр на входе элемента; Р(Е, Еl) вероятность
реrистрации сиrнала, поступившеrо с амплитудой Е, в интер
вале значений [Е 1 , Е 1 + (IE 1 ].
ДЛЯ вычисления резулыирующеrо амплитудноrо спектра
необходимо знать соответствующие функции отклика, представ
ляющие собой статистическую реакцию каждоrо из элементов
схемы на 8 спектр возбуждения.
Как отмечалось выше, спектр поrлощения в случае спектро-
метрии y и ренпеновскоrо излучения можно рассматривать в
виде монолинии. Функцию И(,Е, Е 1 ) можно считать rауссовой
[35]. Действительно, блаrодаря малому значению F:::::;O,I флук
туации ионизации описываются весьма сжатым распределением
Пуассона. Распределение шумовых импульсов также близко к
rayccoBY, и с тем большим основанием, чем уже полоса
пропускания применяемоrо усилителя. Прямым подтвержде-
нием этому служит, наблюдаемая экспериментально rayccoBa
форма распределения и пульсов от reHepaTopa стабильной
амплитуды, прошедших через усилительный тракт. В большин
стве случаев для спектрометрических детекторов rayccoB xapaK
тер имеет и функция <р (А), описы.вающая флуктуации потерь
заряда. Основанием этому служит тот факт, что нормальное
распределение является наиболее вероятным распределением
случайной величины, если отклонение ее от среднеrо значения
мало по сравнению с последним. В указанном случае спектро
метричес!их детекторов практически всеrда выполняется усло
вие I 1-. 1-. I < 1-., что и дает основания для <р (А) использовать
выражение в виде rауссовой функции.
. Последней в нашем рассмотрении формирования спектра в
соответствии со схемой рис. 3.1 оказалась функция СО (q).
Выяснению характера этой функции посвящены предыдущие
параrрафы, rде показано, что СО (q) имеет резко асимметричный
характер. Если бы все флуктуации носили rayccoB характер, то
спектр на выходе спектрометра также имел бы rayccoBY форму,
а разрешающую способность детектора можно было бы
вычислить как простую сумму дисперсий: a2==a +a +a , rде
индексы у дисперсий соответствуют процессам ионизации и
(3.3)
61
собирания зарядов, а также шумам. Однако вследствие асим
метричноrо характера фундаментальf.IОЙ функции СО (q) такое
сложение является весьма приближенным решением. Исключе
ние составляют те случаи, коrда флуктуации настолько велики,
что вносимый ими разброс больше интервала [qMaKc, qмин],
характеризующеrо пьедестал СО (q). Следует отметить также,
что симметризующее воздействие на спектр помимо флуктуаций
оказывает и рассмотренный ранее процесс MHoroKpaTHoro
рассеяния фотонов у излучения при их поr лощении в веществе
детектора.
Выражение для формы результирующеrо спектра А (ql)
получается путем последовательноrо применения интеrралов
отклика типа (3.3) ко всем элементам рис. 3.1. Такая процедура
вычислений приводит к формуле
00 00 1
А (ql)== f{f П(Е) И (Е, E 1 )dE 1 f ; (qlEl)X
О О О
xexp[ (q O'q{ Jdq}dEl' (3.4)
dN
Флуктуации потерь заряда (q, Е 1 ) в случае симметрии
dq
пробеrов носителей (a==ae==a h ) вычисляются с помощью ин
теrрала отклика
00
dN (q, Е 1 ) == f <P (а) C(q, Е 1 , а) da. (3.5)
dq
о
В общем случае, коrда пробеrи электронов и дырок не равны, .
то
00 00
; (q, Е 1 )== f <p(ah{f <p(ae)C(q, Е 1 , а е , ah)dae]da h . (3.6)
о о
Влияние шумов с дисперсией cr вычисляется с помощью
выражения
1
dN ( ) f dN ( ) [ (q ql)2 ]
dql ql, Е 1 == dq q, Е 1 ехр 20' dq.
.0
Формулы (3.4) (3.7) позволяют получить амплитудный спектр
во всех случаях ero формирования, если известны функции
(3.7)
62
отклика, соотв тствующие различным флуктуационным про-
цессам.
3.3. Факторы, определяющие разрешающую способность
Как уже отмечал ось выше, основными флуктуационными
процессами, ухудшающими разрешающую способность полу
проводниковых детекторов, являются флуктуации выхода иони
зации, флуктуации собирания носителей на электродах и
шумы детектора и спектрометрическоrо электронноrо тракта.
В данном параrрафе рассмотрим эти процессы несколько
подробнее.
Флуктуации ионизации
Центральным вопросом при рассмотрении флуктуаций BЫ
хода ионизации является вопрос о величине фактора Фано Р.
ДЛЯ rазовой среды фактор F можно вычислить с помощью
выражения
F= (N N)2 [ > ( 1 :k Y + p ( У], (3.8)
rде р== Lр полная вероятность ионизации; Wе средняя
k
энерrия на образование пары электрон ион; P , Рk ДОЛЯ
неупруrих столкновений, при водящих к ионизации и возбужде
нию соответственно; W k энерrия, теряемая частицей в k M
столкновении. Первая сумма в (3.8) распространяется на
столкновения, приводящие к ионизации, а вторая на столкно
вения, приводящие к возбуждению. Если ввести среднюю
потерю энерrии W i по всем столкновениям, при водящим к
ионизации:
l> W ==pWi'
"
и. аналоrично к возбуждению:
l)kWk==(I p) W e ; LPk== 1 p,
k k
(3.9)
(3.10)
так что
l p
w== Wi+ W e ,
р
тшда формула (3.8) может быть записана в виде
F l pW; 1 [ " i ( i W) 2 " е ( е W) 2 ]
==];'7+ w 2 p f:Pk Wk i + f:Pk Wk е .
(3.1 1)
(3.12)
63
Здесь, как и в (3.8), в квадратных скобках первая сумма
распространяется на столкновения, приводящие к ионизации,
вторая на столкновения, приводящие к возбуждению. Из
формулы (3.12) наrлядно видна природа происхождения фак
тора Фано F. Первый член в (3.12) обусловлен тем, что не все
соударения при водят только к ионизации. При p 1, т. е. коrда
возбуждение отсутствует, он обращается в нуль. Таким обра
зом, первый член формулы (3.12) отображает флуктуации,
возникающие в результате перераспределения энерrии между
ионизацией и возбуждением. Два последующих члена отражают
флуктуации потерь в самих каналах ионизации и возбуждения.
Процесс ионизации в твердых телах изучен недостаточно. В
общих чертах ero можно описать следующим образом. В ходе
торможения ядерной частицы развивается каскадный процесс, в
котором, во первых, частица непосредственно производит иони
зацию, а далее электроны и дырки, рожденные в этих
первичных атаках ионизации и обладающие достаточной
кинетической энерrией, производят ударную ионизацию сами
и т. д. Имеются косвенные факты, которые указывают на
возможность существования промежуточноrо «плазмонноrо»
состояния, с большой вероятностью расщепляющеrося на
rорячие электроны и дырки. Одним из таких фактов является
экспериментально установленное постоянство средней энерrии,
расходуемой на рождение электронно-дырочной пары Е, В
широком энерrетическом диапазоне излучения, например, элект
ронов. Однако роль перераспределителя первичной кинетиче
ской энерrии электрона между rорячими вторичными электро-
нами и дырками может иrрать не только промежуточный
плазмон, но и MHoroKpaTHoe статистическое перераспределение
энерrии в процессе лавинноrо парообразования.
Одновременно с актом ионизации происходят взаимодей-
ствия, при водящие к возбуждению колебаний решетки. Обычно
принимают, что рождаются так называемые рамановские
фотоны максимальной энерrии. Энерrия paMaHoBcKoro фотона
Er в Si составляет 0,037 эВ, а в Ge 0,063 эВ.
Перераспределение энерrии в актах ионизации быстро приво
дит К такой фазе, коrда ионизация осуществляется в основном
электронами и дырками с энерrией, лишь в несколько раз пре
вышающей энерrию пороrа ионизации Е п . Процесс ионизации
заканчивается, коrда кинетическая энерrия Носителей Е к станет
меньше Е п . Далее наступает фаза термализации носителей пу
тем рождения оптических (рамановских) и акустических фотонов.
r. Д. Алхазовым и др. [35] получено простое аналитическое.
выражение:
F== (' r Y +( Е.:Е. У
(3.13)
64
Т а б л и ц а 3.1. Совокупность параметров, OIlllсывающвх reнерацию
электронно дыочныыx пар в Ge н Si
Пороr Число Потери Кииетичес-
Элемент ноннзацин фотонов на энерrии иа ская энерrия Е, эВ F
Е п , эВ акт Иониза фононах Е., эВ
ции r ,Е" эВ
.
Ое 0,73 57 2,1 0,79 3,6 0,36
Si 1,10 17 1,1 1,32 3,5 0,12
Ge 2,0 2,2 0,08 2,13 2,95 0,068
Si 2,2 1,3 0,08 2,47 3,66 0,059
Константа r представляет собой среднее число фотонов,
приходящихся на одну ионизацию. Первое слаrаемое дает
нормированную на Е энерrию, затрачиваемую в канале возбуж-
дения попутно с происшедшим актом ионизации. Второе
слаrаемое выражает флуктуации остаточной после последней
ионизации кинетической энерrии носителя Е к .
Поскольку детальная теория ионизации в твердых телах
отсутствует, то для вычисления F пользуются различными
моделями поведения «rорячих» носителей в полупроводниках.
Совокупность параметров, описывающих rенерацию пар элект-
рон дырка в Ge при 78 К и в Si при 300 К, в соответствии с
моделью Шокли и с моделью Кейна приведена в табл. 1
(соответственно верхняя и нижняя части) [39].
Из табл. 3.1 видно, что для модели Шокли характерно
резкое преобладание взаимодействий с рождением фотонов.
Например, для Ge в среднем должны про исходить 57 возбужде-
ний на акт ионизации. Следовательно, энерrия..z расходуемая по
каналу возбуждения, существенно превышает Е к' что позволяет
формулу (3.30) записать в виде:
P (,:'Y , (3.14)
что дает F Ge ==0,36 И F si ==0,I2.
Экспериментально было показано, что феноменолоrическая
модель Шокли описывает процесс рождения пар неточно.
Например, значения Е == 3,6 эВ и Р==О,36 дЛЯ Ge оказались
существенно завышенными по сравнению с экспериментом.
Квантовомеханический расчет Кейна показал, что в случае Si
начиная с порorовой энерrии Е п == 2,2 эВ вероятность ионизации
быстро возрастает и насыщается уже при 3,5 эВ. Затраты
энерrии на возбуждение фотонов вопреки Шокли оказались
весьма малыми r== 1,3). В таких условиях фактор <рано уже
определяется флуктуацией кинетической энерrии носителей:
p ( E. E.Y . (3.15)
65
S 26
В соответствии с формой спектра остаточной кинетической
энерrии, полученной в [39] на основе данных Кейна, для
фактора Фано получены значения Р ае ==0,068 И F Si ==0,059.
Н. r. Волковым и др. [40] показано, что фактор F зависит
от структуры :юн полупроводника. На основе развитоrо этими
авторами метода численноrо расчета сечения ионизации с
учетом реальной формы зон Ge и Si с при влечением аппарата
теории восстановления получены следующие значения факторов
P:P ae ==0,046..:--0,080 и F Si ==0,04I..:--0,060. Интервал значений F в
каждом случае связан с тем, что структура зон известна недо-
статочно точно. Показано, что линия, обусловленная флуктуа-
циями ионизации, имеет rayccoBY форму вплоть д<2. энерrий,
эквивалентных среднему числу образованных пар N 600.
С усовершенствованием параметров исходных материалов и
сопутствующих электронных спектрометрических трактов экспе-
риментальные значения фактора Фано в Ge и Si постоянно
снижались. Более поздние экспериментальные значения F в Ge и
Si [41] практически соответствуют расчетным.
Флуктуации собирания иеравновесно('о заряда
Рассмотрим более детально влияние флуктуаций собирания
на форму спектральной линии, поскольку собирательный
компонент размьпия спектра часто является определяющим.
Следуq сразу отметить, что даже при фиксированной коорди-
нате точки rенерации носителей вследствие статистической
природы пробеrа носителей a==Jl1:@" будет наблюдаться разброс
потерь от импульса к импульсу.
Разброс пробеrов носителей обусловлен тем, что на пути
дрейфующеrо носителя может встретиться различное число
центров захвата М, определяющих величину 1: == (crvM( 1. Дис
персия для TaKoro процесса равна числу захватываемых в
среднем носителей crl ==т. Тоrда величина относительной
разрешающей способности R)" == 2,35 jm == 2,35 f!;,. Поскольку R)"
N YN
падает с ростом числа созданных пар N, то ясно, что указанная
флуктуация может оказать существенное влияние лишь при
малых энерrиях. Следует отметить, что при малых энерrиях
существенное влияние на энерrетическое разрешение оказывает
друrой фактор размытие шумами, которое в большинстве
случаев и определяет ширину линии. Сравнение вкладов
страrrлинrа пробеrов носителей и флуктуаций ионизации
R и / R). == ft(A показывает, что для потерь заряда, меньших 6%,
флуктуации ионизации в Ge (F== 0,06) будут преобладать над
страплинrом. В лучших Gе детекто х достиrается уровень
потерь A 0,2%, что дает ft(A==.j30> 5, т. е. имеет место
подавляющий перевес флуктуаций ионизации.
66
1, О 2, J56 a./ ii = 1
dN/dq,oTH.eA.
0,5
о
0,96
0',88 0,98
Ч, alic .e,1J..
Рис. }.2. Спектр амплитуд импульсов
при л==d/3а==0,02 и при разных степе
/
нях иеоднородности 2,35а./а
0,87
R,%
z
1
о
Z 't 0,6
0,8 1,0
2,356
ii
Рис. 3.3. Зависимость относитеЛhноrо разрешения ОТ степени неоднородности
при разных значениях потерь d/3a
Несмотря на оценку R и > RI.. следует записать интеrрал
отклика
<:JJ
C(q)== f Со (q;}exp [ ;(; ) Jdqi'
О
(3.16)
учитывающий статистический характер собирания заряда, reHe-
рированноrо в точке. Здесь Со (q;) отклик на монолинию при
отсутствии каких-либо флуктуаций, а дисперсия 0-2 == 1 qi == Л i
учитывает статистику захвата.
Основные флуктуации относительных потерь заряда
л обусловлены неоднородностями в кристаллах. HeOДHO
родности в принципе MorYT быть связаны как с релье-
фом напряженности электрическоrо поля, так и релье-
фом времени жизни неравновесных носителей параметра,
весьма чувствительноrо к структурным нарушениям. Pac
смотрим флуктуации величины а == }1'ttS' в целом, без KOH
кретизации флуктуирующих параметров. Если распределе-
ние пробеrов носителей по площади детектора принять в
виде распределения raycca, а также принять симметрию.
пробеrов (ae==a h ), то соrласно Н. Б. Строкану и друrим
влияние неоднородности можно вычислить с помощью ин ,
теrрала:
67
00 .
dN (q)== f C o (q) ехр [ (a a}2 J da.
2а.
о
В соответствии с (3.17) каждая из амплитуд спектра СО (q)
размывается по закону raycca, и результат суммируется.
Рассчитанные по (3.17) амплитудные спектры для средних
потерь л== ==2% представлены на рис. 3.2. Видно, что по мере
3а
cr '
увеличения степени неоднородности материала Ra == 2,35 про
а
исходит существенное расширение пика с одновременным
ростом вклада малых амплитуд.
Зависимость относительноrо амплитудноrо разрешения от
неоднородности материала показана на рис. 3.3. Она имеет
вначале линейный характер, а затем переходит к, насыщению.
Ширина линии на уровне 0,5 от максимума может быть
аппроксимирована функцией
1/211;::; Ra е R.лЕу == Ла) лБу' (3.18)
Важным обстоятельством является линейность зависимости
разрешения от средних потерь заряда для заданной неод:-
нородности.
При рекомбинации зависимость относительноrо разрешения
от величины потерь можно записать в виде
(3.17)
1/211== а). E ==R E
Л:l Л:У Аl Л:У'
что в приближении малых потерь, т. е. при л«J, дает
1/211 == R A лЕ у '
Из формул (3.18) и (3.19) видно, что влияние локализации и
рекомбинации приводит к более сильной зависимости от
энерrии излучения, чем в случае флуктуаций ионизации. Для ае
сопоставление показывает, что флуктуации собирания и иони
зации при Еу == 1 МэВ сравниваются лишь для детекторов
весьма BbIcoKoro качества, имеющих л 0,2%, при умеренной
неоднородности: Ra ехр ( Ra) == 0,5.
В [42] про анализировано влияние неоднородности в направ-
лении оси роста монокристалла. Показано, что учет продоль-.
Horo rрадиента параметра а == J(x) не вызывает существенных
изменений формы спектра. Различие наблюдается лишь в
области малых амплитуд. Поэтому можно заключить, что
определяющая роль неоднородностей по площади детектора
сохраняется и при возможном наложении rрадиента параметра
а по оси детектора.
68
(3.19)
Влияиие шумов на форму спектра
Шумы системы полупроводниковый детектор усилитель-
ный тракт будут детально рассмотрены в rл. 7. Здесь лишь
отметим, что размытие монолинии шумами зависит как от
свойств caMoro детектора, так и от параметров элементов на
входе усилителя. Кроме Toro, при оптимальном формировании
с целью получения максимальноrо отношения сиrнала к шуму
разброс амплитуд, обусловленный шумами, зависит также от
постоянных времени формирования сиrнала и применяемых
способов ero формирования. Ва,ЖНЫМ с точки зрения формиро
вания амплитудноrо спектра является также и то, что в качестве
функции отклика для процесса наложения шумов может быть
использовано распределение raycca.
В [42] рассмотрено влияние шумов на форму спектра при
условиях, коrда вклад шумов является преимущественным, т. е.
флуктуации собирания 1/2 Д. '" j(Ra) ХЕу считаются малыми, на-
пример, из-за высокой степени однородности материала, коrда
j(Ra)« 1, а флуктуациями ионизации можно пренебречь.
Очевидно, что вследствие rayccoBa характера функции
отклика для процесса наложения шумов спектр амплитуд dN / dq
под воздействием шумов будут симметризоваться. Выясним
вопрос о том, как размытие пика шумами скажется на форме
спектра и разрешающей способности. Для этоrо необходимо
вычислить интеrрал
.
"
1
dN ( q ) == f dN ( q ) ехр [ (q ql)2 J dq,
dql 1 dq 2a
. о
d.N/dq
1
0,5
Рис. 3.4. Форма амплитудноrо спект-
ра при совместном учете двухактноrо
поrлощения фотонов у-излучения и
шумов величиной l/2Аш I кэВ. Тол
щина д eKTopa 1 см, срсдние потери
заряда л==2%
:
(3.20)
аН /J:t
1,0
0,5
о, 86 0,87
Рис. 3.5. Амплитудные спектры, отра-
жающие совместное влияние собира-
ния зарядов и наложения шумов:
потери зар!!да 3,3%, степень иеоднороднос-
ти 2,35aa/a 0,1; отношение шум/сиrиал
2,35cr ш /q
69
rде dN (q) спектр, полученный в ходе собирания зарядов на
dq
электродах детектора, а экспоненциальный сомножитель COOT
ветствует нормальному распределению шумов. В указанных
dN
условиях спектр (q) с учетом комптоновскоrо рассеяния при
dq .
dN
поrлощении у-излучения может быть взят в виде ==п(q) СО (q).
dq
Ход функции п (q) для конкретной rеометрии детектора показан
на приведенном ранее рис. 2.6. Форма амплитудных спектров,
вычисленных в соответствии с (3.20) при совместном учете
двухактноrо поrлощения фотонов у излучения и шума величи
ной 1/2 d ш == 1 кэВ, для квантов с энерrией 0,1, 1,0 и 1 О МэВ
приведена на рис. 3.4.
Из рис. 3.4 видно, что принятый при расчете уровень шума
1/2 d ш == 1 кэВ заметным образом не сказывается при высоких
энерrиях (10 МэВ), так как дЛЯ Е== 10 МэВ ero вклад составляет
Bcero 0,01%. В то же время для Еу==О,I МэВ, rде доля шумов
равна 1 %, форма спектра практически симметризована шу
мами. Исследования зависимости энерrетическоrо разрешения
(ширины линии на половине максимума) от величины средних
d
потерь А == при заданном уровне шумов показало, что влияние
За
ШумоВ HaMHoro меньше в случае однокраТНОI о поrлощения,
коrда исходный спектр описывается простой функцией отклика
СО (q). При двукратных процессах наблюдается значительное
уширение линии с ростом потерь заряда, что связано со
спецификой функции п (q). Расчет показал, что при Еу == 1 МэВ в
случае дВухактноrо поrлощения разрешающая способность
оrраничивается шумами только при весьма малых потерях
заряда A 0,2%.
Выше мы рассмотрели влияние шума в пре.'l,положении, что
неоднородность собирания мала. Кратко рассмотрим влияние
шума при однократном характере поrлощения и наличии
некоторой неоднородности потерь заряда. На рис. 3.5 приве-
дены амплитудные распределения dN / dq при различных отно-
шениях шум/сиrнал 2,35О' ш / q. Степень неоднородности 2,35О' а / ii
принята равной 0,1, а в качестве средних потерь взято А== 3,3%.
Сравнение ширины линий, полученных непосредственно из
распределений, подобных показанным на рис. 3.5, с шириной
линии, вычисленной TeM простоrо квадратичноrо сложения
дисперсий (О' 2 ==О';+О' ш ), приводит к выводу, что имеет место
существенное расхождение указанных ширин линий. Расхожде-
ние наиболее существенно при отношении шумjсиrнал 0,8 2%,
что при 2,35О' ш == 1 кэВ СО01ветствует энерrии фотонов у излу
чения 50 125 кэВ.
7()
Таким образом, практически неизбежное влияние шума при
определенных условиях существенно искажает связь разрешения
с потерями заряда и степенью неоднородности, поскольку
простая формула 1/2,12==1/2,1 +I(Ra)AE для случая OДHOKpaT
Horo рассеяния оказывается весьма приближенной. Это происхо
дит В диапазоне, часто встречающемся на практике" коrда
2,35<J ш " С v
А. друrои стороны, MHorOKpaTHoe рассеяние, He
q
однородности потерь, флуктуации ионизации наряду с шумами
симметризуют амплитудный спектр. В результате спектр может
оказаться достаточно симметричным, а сложение дисперсий
хорошим приближением.
3.4. Реrистрация y и peHTreHOBCKoro излучений
Как уже отмечалось выше, наилучшие результаты по
разрешению достиrаются при реrистрации ренпеновскоrо и
у излучений. В случае детектора BbIcoKoro качества при энерrиях
излучений порядка 1 МэВ основной вклад в разрешение вносят
статистические флуктуации числа освобожденных электронно-
дырочных пар. При малых энерrиях (несколько килоэлектрон-
вольт), характерных для ренпеновскоrо излучения, сиrналы с
детеКтора также малы и на разрешение сильно влияют шумы
электроники. Лучшие результаты по разрешению составляют
около 100 эВ, при этом шумовой вклад составляет не менее
половины.
. Наряду с разрешением важной характеристикой любоrо
детеКтора является эффективность реrистрации им излучений.
Как известно, фотоны peHTreHoBcKoro и у излучения реrистри-
руются посредством электронов, которые возникают в резуль-
тате взаимодействия квантов излучений с веществом детектора.
Ослабление потока квантов N о на пути Х описывают простым
экспоненциальным законом N==N o ехр ( Ilx), rде Il КОЭффИ
циент поrлощения. Имеют место три типа взаимодействия
квантов с веществом: фотоэффект, комптоновское рассеяние и
рождение электрон-позитронных пар; в последнем случае
энерrия квантов должна превышать 1,02 МэВ. Фотоэффект
единственный процесс, при котором энерrия квантов полностью
переходит в энерrию электронов. Однако фотоэффект преобла
дает только при низких энерrиях, что видно из рис. 3.6.
В широкой области средних энерrий преобладает комптонов
ское рассеяние, при котором спект электrонов лежит в области
0--;-.ЕуХ2k/(I+2k), rде k==Ey/mec (теС ==511 кэВ). Рождение
пары сопровождается анниrиляцией позитрона на два фотона с
энерrией т е с 2 каждый, которые MorYT или поrлощаться
детектором, или вылетать из Hero. Как следствие, возникают
71
соответственно три пика: Еу,
Ey тec2 и E't 2тeC2. Чтобы
учесть вылет qютона из ппд,
ero часто окружают достаточ
но массивными сцинтилляцион
ными счетчиками (СС). В за
висимости от лоrики отбора
событий спектрометры имеют
101 Е;МэВ следующие названия: полноrо
поrлощения, коrда СС и ППД
включены на антисовпадения,
комптоновский СС И ППД включены на совпадение, пар
ный при совпадении сиrнала ППД с двумя сиrналами СС.
Естественно, что эффективность реrистрации ППД зависит
от толщины вещеСТва, проходимоrо у излучением, что показано
на рис. 3.7.
103 10* 105
3нервuя} кэ8
Рис. 3.7. Полная эффективность ДСIсктирования y KBaHTOB в кремниевых и
rерманиевых детекторах с различной толщиной чувствительноrо слоя w при
перпендикулярном падении квантов на планарный детектор
101
-;101
,
1O J
1O z
1
1O 1
r.,10 Z
I!)
10J
<:::
Si
10'
101
10 J
10*
102
Рис. 3.6. Коэффициент линейноrо поr
лощения у-излучения при фотоэффекте
(1), комптоновском рассеящш (2) и
рождении пар (3)
0,1
Эв
105 101
102
3.5. Реrистрация заряженных частиц
Протоны, дейтроны и частицы, проходя через тонкие слои
Si или Ge, теряют в них часть своей энерrии, зависящую от
данной энерrии Е. Зависимость dE / dx от Е для этих частиц в Si
и Ge приведена на рис. 3.8, а рис. 3.9 показывает значения их
72
Рис. 3.8. Ионизационные потери
протонов, дейтронов и iX частиц
пробеrов в широком диапа
зоне энерrий. Толщину крем-
ниевых детекторов более
3 5 мм получить сложно.
Однако современная TeXHO
лоrия позволяет изrотавли
ватъ детекторы с достаточ
но тонкими мертвыми слоя
ми, поэтому, используя Ha
бор кремниевых детекторов,
можно получить толщину,
необходимую для поrлощения заряженной частицы с энерrией
до 100 МэВ.
rерманий (Gе) более тяжелый материал, чем Si, и COBpe
менная технолоrия позволяет получать из Hero довольно
толстые детекторы, в которых MorYT укладываться пробеrи
частиц относительно больших энерrий. Например, в Ge пробеrу
15 мм соответствуют следующие энерrии протонов, дейтонов и
пионов: 115, ] 55 и 55 МэВ.
Большое достижение техники получение сверхчистоrо Ge,
детекторы из KOToporo можно держать в комнатных условиях и
охлаждать только для уменьшения шумов во время экспери-
мента. Кроме Toro, сверхчистый Ge позволяет изrотовлять
детекторы практически без MepTBoro слоя с лицевой стороны и
с небольшим мертвым слоем сзади. Аленом ([45, с. 216])
описаныt измерения протонов с энерrией 102 МэВ детектором
толщиной 15 мм и диаметром 33 мм. Указывается, что коли-
чество ядерных взаимодействий равно 9% числа зареrистри
рованных протонов. В результате таких взаимодействий проис
ходят уменьшения сиrналов, которые имеют довольно rладкое
распределение в области энерrий 40 1 О 1 МэВ и не сильно
влияют на ширину OCHoBHoro пика. Оба эти обстоятельства
важны при исследовании неупруrих процессов, которые дают
сиrналы, расположенные слева от пика упруrоrо рассеяния.
Чтобы использовать толстые ППД дЛЯ реrистрации положи
тельиых пионов, необходимо учитывать их распад. Время жизни
пиона составляет 26 нс, и он распадается на нейтрино и мюон с
энерrией 4,12 МэВ, который, в свою очередь, с временем жизни
2,2 мкс распадается на два нейтрино и позитрон. Длительность
импульсов с ППД обычно превышает время первоrо распада,
поэтому к выделению энерrии пионов в ППД будет всеrда
прибавляться постоянная энерrия мюонов. Позитроны тоже
дают энерrетическую добавку, но уже переменную, так как одна
часть из них остается в детекторе, а друrая выходит за ero
пределы. Кроме Toro, момент BToporo распада может или
73
Ge
.......500
'."::1; 200
'" 100
.::... 50
"-
<g 20
L 10
>< 5
t 2
1:; 1
Si
1000
500
200
100
50
20
10
5
2
1
0,05 0,2 45 1 2 5 10 20 50 200 Si.
I I I I I I I f I I I I I
0,05 0,2 о,!} 1 2 5 f(J 20 50 200 Ge
Е,МэВ
совпадать с' импульсом от
пиона, или про исходить поз
же. В результате второй pac
пад приводит к удлинению
спектра в сторону больших
энерrий. Искажения спектра
позитронами уменьшаются
следующими тремя способа
ми: исключением импульсов
микросекундноrо распада при
соответствующем укорочении
импульсов, введением счетчи
ков антисовпадений BOKpyr
ППД и использованием спе
циальной схемы, отбрасываю-
щей случаи с наложением им
пульсов. При совместном ис
пользовании этих трех способов можно получить спектры
пионов хорошей формы.
Серьезной проблемой применения ППД в исследованиях
около интенсивных пучков частиц является их оrраниченный
срок действия вследствие радиационных повреждений. Так, для
рассмотренпоrо выше rерманиевоrо детектора найдено ухудше
ние энерrетическоrо разрешения с 2,2 до 16 кэВ после попадания
в Hero 109 нейтр./см 2 .
Специфичной является спектрометрия отрицательных оио-
нов. В конце cBoero пути отрицательный пион в резуль-
тате ядерноrо захвата дает большое и неопределенное энерrо
выделение. По этой причине измерение энерrии в режи
ме полноrо поrлощения оказывается невозможным. Слоис
тость спектрометра позволяет решить данную задачу. Отбро
сив показания последнеrо детектора, энерrию пиона мож
но определить по набору потерь энерrии в предшествую
щих детекторах [43]. Наиболее полно информация о поте
рях энерrии учитывается по методу максимальноrо правдо
подобия. В [44] проводили измерения энерrии пионов в
области ]O IOO МэВ при помощи детекторов толщиной
3,5 мм. Точность измерения энерrии составила примерно
0,5 МэВ. .
Электроны, являясь самыми леrкими частицами, испыты
вают в веществе очень сильное MHoroKpaTHoe рассеяние. По
этой причине толщина поrлотителя для них значительно ниже
полноrо пути (полноrо пробеrа R o ), который электроны
проходят в веществе, причем эта разница возрастает с
увеличением порядковоrо номера вещества Z. Последнее, в
74
R, r/cM Z
50
20
10
5
2
1
f35
U,Z
0,1
0,05
0,02
0,01
0,005
0,002
0,001
0,0005
0,0002
0,05 0,2
1 2 51020 БОЕ,МэБ
Рис. 3.9. Пробеr протонов, дейтронов
и iX частиц
1,0
0,8
ciG,S
CI>
':;:;.0. 4
-.:::.. ,
"-
0,2
о
o,z
0,* 0,6
piO)
0,3
O,Z
0,1
О
0,2
0,* 0,6 1,0 20 Ео, МэВ
6)
8 0 ='f.5°
0,8
о
а)
0,2 0,* 0,8
Рис. 3.10. Кривые про хождения (а) и
отражения (6) моноэнерrетических элек-
тронов при энерrИИ Е 0,2 '" 3,0 МэБ
101
Е,МЭВ
100
ю 1
101
102
103 R,MKM
Рис. 3.11. Пробеr электронов в Si и
Ge
частности, видно из рис. 3.10, а [46], на котором показано, как
изменяется доля электронов, выходящих из поrлотителя с
относительной толщиной d/ Ro. Пересечение кривых (пунктир) с
осью абсцисс определяет значение экспериментальноrо пробеrа
R э . Для Si Rэ 0,7 Ro, а для Ge Rэ 0,5 Ro. Рис. 3.11 показывает
экспериментальную зависимость пробеrа в Si и Ge от энерrии
электронов [47].
Электроны испытывают также такие одиночные OДHOKpaT
ные рассеяния, при которых их направление движения из
меняется на противоположное, т. е. возникает обратное OT
75
ражение. Последнее зависит от энерrии и уrла падения
электронов, что иллюстрирует рис. 3.10, б для Аl (практичес-
ки и для Si). Обратное отражение возрастает с увеличением
Z вещества, т. е. в Ge будет еще больше. Обратное отраже-
ние приводит к образованию в спектре «хвоста» в сторо-
ну меньших потерь, доля KOToporo при реrистрации крем-
ниевым детектором электронов с энерrией 1 2 'МэВ мо-
жет составлять около 25 30% [7]. Ширина на полувысоте
OCHoBHoro спектра при этом не увеличивается и составляет
примерно 2 кэВ.
Кроме использования ППД в качестве самостоятельноrо
бета спектрометра, кремниевые детекторы блаrодаря своей
компактности весьма удобны как реrистрирующие элементы в
маrнитных спектрометрах. Детектор изrотавливают в виде
тонкой полоски в соответствии с размерами щели маrнитноrо
спектрометра. Малые размеры счетчика обеспечивают ничтож
ный фон космическоrо излучения.
3.6. Использование временной информации с ППД
Время собирания заряда в ППД зависит прежде Bcero от
подвижности электронов Ile и дырок Ilh [см. (1.1)], толщины
обедненноrо слоя W и значения напряженности поля 8. В
р i п-структуре в первом приближении можно принять
tf == сопst == V / W, r де V напряжение смещения. Время собира-
ния носителей зависит от места их образования. Время, за
которое электроны или дырки проходят путь через весь обед
ненный слой, составляет t == W /118 == w 2 / 11 V. В случае rермание
выхдетекторов, работающих в охцажденном состоянии (77 К),
подвижность электронов и дырок высока ["""'4'104 см 2 /(В,с)],
при этом t 1 О нс. Внеохлажденных толстыХ', кремниевых
детекторах время собирания выражается сотнями наносекунд
и зависит от места образования носителей, поскольку под-
вижность дырок в 2,8 раза ниже, чем у электронов. Как
следствие, от места образования зависит и форма импуль
са [2]. Время собирания обратно пропорционально напряже-
нию смещения, оrраничение на которое вызывается увеличе
нием токов утечки и пробоем. Оrраничивающим фактором
является также предельная скорость носителей. В очень силь-
ных полях дрейфовая скорость стремится к постоянному
значению. В Si эти скорости достиrаются при tf == 3'104 В 'см 1
И составляют для электронов 7,4 см/мкс, а для дырок
4,8 см/мкс.
В отличие от p i п CTPYKTYP в р п-переходах время
собирания от напряжения не зависит, 'если W меньше толщины
детектора. (Довольно часто rеометрическая толщина детектора
оrраничивает значение W. При этом время собирания, eCTe
76
."
,.
ственно, зависит от напряжения V.) С увеличением напряжения
растет как скорость носителей, так и толщина перехода W. В
итоrе время собирания оказывается просто пропорциональным
удельному сопротивлению материала р. При р;5 1 кОм'см
постоянная времени собирания заряда меньше 1 нс. Однако
длительность импульса тока на выходе детектора заметно выше
из за наличия собственной постоянной времени детектора
RдС д , возникающей вследствие существования сопротивления
R д вне обедненной области. Тем не менее такие детекторы
позволяют реrистрировать короткопробежные сильноионизи-
рующие частицы с временным разрешением, существенно
меньшим 1 нс.
Временное разрешенне ППД зависит от ряда факто-
ров. Причины, ухудшающие энерrетическое разрешение, при-
водят также к соответствующим флуктуациям моментов cpa
батывания электронной схемы. Эти флуктуации равны OT
ношению значения шумов к крутизне сиrнала в точке сра-
батывания.
Если измеряется не монолиния, а некоторый спектр энер-
rий Е, то вследствие конечноrо времени нарастания им-
пульсов имеется систематическая зависимость моментов
срабатывания от Е. При этом, как в случае сцинтилляцион
ных счетчиков, для уменьшения зависимости обычно ис
пользуют дискриминаторы, реаrирующие на постоянную долю
импульса.
Обеспечение BbIcoKoro энерrетическоrо разрешения и BЫCO
Koro BpeMeHHoto разрешения две противоречащие друr друrу
задачи. Действительно, шумы уменьшаются с увеличением
постоянной времени формирования . (см. часть 11), что
приводит К улучшению энерrетическоrо разрешения. Однако
при этом шумы убывают слабее, чем крутизна сиrнала, поэтому
для временных измерений' следует выбирать меньшие 't'.
Оrраничения на 't снизу накладывает длительность TOKO
Boro импульса в ППД. Для достижения оптимальных условий
в энерrетическом и временном каналах их часто выполня-
ют раздельно. Так, в [49] использовали. быстрый канал
предусилителя, сиrнал KOToporo получился после зарядочувст
вительноrо каскада и обеспечивал фронт нарастания импульса
2,5 нс [50].
В отличие от сцинтилляционных счетчиков в ППД, особен-
но в Gе(Li) детекторах большоrо объема, форма импуль
са тока может значительно меняться [48]. На рис. 3.12 [49]
приведена форма фронтов импульсов для трех xapaKTep
ных точек образования носителей заряда и распределе
ние напряженности электрическоrо по я в коаксиально,М
Gе(Li) детекторе. Видна силыtaя радиальная зависимость
электрическоrо поля. Кроме Toro, в периферийной области
77
N+
+
f !
L
q
r(tп tp
!'z
r
о
о
0,5
1 tfТM KC
Е
r
Рис. 3.12. Формы фронтов импульсов и распределение напряженности электри
ческоrо поля'в коаксиальном Ge (Li) детекторе
в i п переходе за счет технолоrических причин (переком
пенсация) электрическое поле может оказаться еще слабее,
что приводит к замедлению или неполному собиранию заря
да [51]. К тому же приводит и захват носителей ловушками
при их движении к электродам, причем этот процесс боль
ше llроявляется для электронов, чем для дырок. Понятно,
что форма импульсов будет определяться также энерrи
ей у излучения, от которой зависит кратность взаимодействий
и длина треков исходных электронов, возникающих в резуль-
тате этих взаимодействий.
Введя дискриминацию по времени нарастания импульсов с
целью отброса случаев с более замедленным временем собира '
ния заряда, можно существенно улучшить как временное, так и
энерrетическое разрешение спектрометра [51, 52]. В [49] для
этой цели было применено коррелированное измерение заряда
на определенной части импульса тока и полноrо заряда. Таким
способом аВТОJбам удалось на детекторе объемом 43 см 3 при
Е у ==1332кэВ ( Со) и Е р ==50+350кэВ (реrистрировалось сцин
тилляционным счетчиком) улучшить разрешение с 5,5 до
1,65 нс.
78
r лава 4
ОСОБЕННОСТИ СПЕКТРОМЕТРИИ ТЯЖЕЛЫХ
ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ
4.1. Вводные замечання
Спектрометрия с помощью полупроводниковых детекторов
тяжелых заряженных частиц, в особенности энерrетических
тяжелых ионов и осколков деления, имеет ряд существенных
отличий от спектрометрии слабоионизирующеrо излучения,
например фотонов у-излучения и электронов.
Для спектрометрии тяжелых заряженных частиц обычно
используют кремниевые поверхностно барьерные или ионно
леrированные детекторы с чувствительными слоями 0,1 мм и со
средней напряженностью электрическоrо поля 104 В/см. В этих
условиях влияние локализации сильно уменьшается. Существен
ным становится влияние рекомбинации избыточных электрон
но дырочных пар в течение времени разделения электронов и
дырок. Вне трека рекомбинацией электронно дырочных пар
можно пренебречь,' так как концентрация носи'rелей в 06eДHeH
ной области р п перехода мала.
При рекомбинационном механизме потерь индуцированный
во внешней цепи заряд не зависит от места rенерации
носителей. Это Har лядно вцдно из рис. 4.1, на котором
рассмотрена судьба двух пар носителей, созданных частицей в
чувствительном слое детектора. Например, если рекомбинирует
пара носителей 1, 2 в месТе их rенерации, то замкнутая линия
тока создается носителями 3 и 4. Если рекомбинирует электрон
1 из первой пары и дырка 3 из второй пары носителей, то
замкнутая линия тока создается дыркой 2 из первой пары и
'Электроном 4 из второй пары, а также электроном 1 и дыркой 3
на отрезке пути до места их встречи. Следовательно, в обоих
случаях результат рекомбинации сводится к наблюдению одной
замкнутой линии тока независпмо от места rенерации носителей
и их рекомбинации. Однако, несмотря на то что использование
+
3
У ф
I I
I I
I
+
1:
+3
а)
о)
Рис. 4.1. Движение носителей тока при рекомБИlfационном механизме потерь
заряда:
а рекомбинирует пара носителей 1 и 2; б рекомбннируют носители 1 н 3 из разных пар
, 7g
поверхностно барьерных детекторов для спектрометрии оскол-
ков деления было одним из самых первых успешных примене-
ний полупроводниковых детекторов в ядерной физике, при
реrистрации тяжелых заряженных частиц полупроводниковыми
детекторами имеется ряд особенностей в амплитудных и
временных свойствах импульсов, недостаточно хорошо изу
ченных и до настоящеrо времени. Такими особенностями
являются:
а) увеличение длительности импульсов по сравнению с
расчетным временем дрейфа носителей в электрическом поле
(плазменное время и тесно связанная с ним плазменная
задержка );
б) уменьшение амплитуды импульсов по сравнению с
амплитудой импульсов частиц соответствующей энерrии
(амплитудный дефект);
в) аномальное возрастание амплитуд сиrналов с ростом
электрическоrо поля (мультипликация заряда).
4.2. Плазменное время
При исследовании временных свойств кремниевых поверх-
ностно барьерных детекторов на осколках спонтанноrо деления
252Cf было обнаружено, что длительность нарастания импуль
сов напряжения существенно больше времени, рассчитанноrо на /
основе дрейфа носителей через обедненную область детектора.
Дальнейшее тщательное изучение фронтов импульсов от час
тиц с учетом влияния на них интеrрирования сиrнала суммар-
ной входной емкостью и сопротивлением базы детектора и
аппаратурноrо фронта нарастания показало, что и в этом
случае наблюдается превышение измеренных длительностей,
фронтов от расчетных. Причем оказалось, что длительность
фронтов сильно зависит от напряженности электрическоrо поля,
что не должно было иметь места для поверхностно-барьерных
детекторов.
Миллер высказал предположение о том, что наблюдаемое
расхождение обусловлено так называемым плазменным эф
фектом. Сущность плазменноrо эффекта заключается в следую
щем. Тяжелые заряженные частицы, особенно ионы и осколки
деления, имеющие высокую ионизационную способность, созда-
ют в чувствительном слое детектора высокую плотность
rенерированных электронно-дырочных пар. Например, ион с
энерrией 100 МэВ и пробеrом 20 мкм, что примерно COOTBeT
ствует средней энерrии для rруппы леrких фраrментов 235U или.
252Cf, rенерирует электронно дырочные пары, первоначальная
концентрация которых будет примерно 4.1017 CM 3, если для
радиуса трека взять значение ro 1 мкм, ПО порядку величины
равное максимальному пробеrу о электронов. Действительно,
80
\.,
при такой высокой плотности ионизации выполняются условия
для существования плазмы, поскольку в этом случае rлубина
проникновения электрическоrо поля в плазму HaMHoro меньше
линейных размеров crycTKa электронно дырочных пар.
Для описания плазменноrо эффекта было введено понятие
плазменнаrо времени, под которым подразумевают интервал
времени от момента попадания частицы в детектор до момента
распада плазменноrо состояния, коrда все rенерированные
частицей носители тока включаются в движение под действием
приложенноrо к детектору напряжения. Значе ие плазменноrо
времени очень сложно определять из экспериментальных дaH
ных по дЛительности фронтов импульсов напряжения, по
скольку наблюдаемый фронт формируется в результате сумми
рования различных воздействий. Часто в качестве плазменноrо
времени используют некоторое значение, связанное с постоян-
ной времени нарастания импульса напряжения, т. е. в этом
случае предполаrают, что действие плазмы подобно включению
дополнительной интеrрирующей цепочки. Экспериментальные
результаты исследования плазменноrо времени приведены в
ряде работ (см., например, [53 ]), на основании которых можно
сделать следующие выводы:
а. Плазменное время зависит от типа частицы, а ero
изменение с полем lff подчиняется закону:
k
tp(lff)== сп ' п 1,
(4.1)
rде k постоянная, зависящая от типа частицы.
б. Зависимость плазменноrо времени от энерrии выражается
как
[ р (Е) ""Е 1 / т , т 2.
(4.2)
в. Зависимость плазменноrо времени от абсолютной темпе
ратуры подчиняется закону:
[р(Т)""ТР, p 2, 160K T 300K (4.3)
r. Зависимость плазменноrо времени от массы частицы в
области энерrий и масс, соответствующих осколкам деления,
отсутствует:
tp(M) const.
д. Плазменное время для частиц данноrо типа при lff == const
не зависит от типа носителя, дрейфующеrо через чувствитель-
ный слой, а полностью определяется величиной электрическоrо
1l0ЛЯ.
е. Плазменное время зависит от природы материала, ис-
lюльзуемоrо для изrотовления детекторов. Например, при
одном и том же значении напряженности поля tp(CdTe»tp(Si).
81
f> .26
..
ОiJеОненный СЛОй
ИОН
Плазма
Аи
Рис. 4.2. Модель распада плазмы, принятая при расчете плазменноrо времени
Первое теоретическое соотношение для плазменноrо Bpe
мени было получено Дирнли и Нортроном [1] в предположе
нии, что плазменное время определяется временем расширения
плазменной колонки трека за счет диффузии до TaKoro
состояния, при котором поле полностью проникает в трек. В
следующих работах была показана важная роль как биполярной
диффузии, так и электрическоrо поля в разрушении плазменной
колонки зарядов, а также установлен характер истекания
носителей из трека [54].
На наш взrляд, наиболее полно всю совокупность экспери
ментальных результатов, по крайней мере для кремниевых
детекторов при комнатной температуре, описывает модель,
предложенная в [53]. Эта модель основана на биполярном
характере диффузии и истекании носителей из трека посред-
ством Тока, оrраниченноrо пространственным: зарядом, для
цилиндрической rеометрии трека.
Схематически эта модель показана на рис. 4.2. Рассматри
вается цилиндрический трек с равномерной линейной плот
ностью зарЯДа. Расчет в рамках этой модели дает
( 3QoqeпlA ) 1/3 1 (4.4)
(рС=:; 321tЗ (еео)2 D. i'
rде Qо заряд, rенерированный частицей; qе элементарный
электрический заряд; п 1 линейная плотность rенерированноrо
заряда; Jl ПОДВИЖНОСТЬ носителей; ЕЕо диэлектрическая по
стояН'ная вещества детектора и вакуума соответственно; Da
коэффициент биполярной диффузии; А начальная площадь
82
t
t
t
торцевой поверхности трека. Переход от зарядов к энерrии и
подстановка в (4.4) значений параметров для Si при комнатной
температуре позволяет записать следующее выражение для
плазменноrо времени:
t p == 1,32 '1O 10 (п 1 Е)1/3@" \ (4.5)
rде Е энерrия частицы.
Совпадение с экспериментальными результатами для час
тиц и ионов 160 С энерrией 42 МэВ достиrается при А, равном
4,19' 1 О 8 см 2 , что соответствует начальному размеру радиуса
плазменной колонки r о 1 мкм.
ДаJ1ьнейшее уточнение рассмотренной модели сделано Фин
чем [55], который учел влияние друrих (отличных от постоян
) П dE
Horo распределении заряда вдоль трека. омимо п 1 """ dx ==const
рассмо.трены распределения зарядов в виде
п 1 == ах
(4.6)
и
п 1 ==a(R x), (4.7)
rде a KOHCTaHTa; R длина трека; х текущая координата,
отсчитываемая от конца трека. Приближение (4.6) можно
рассматривать в качестве аппроксимации удельной ионизации
для осколков деления, а приближение (4.7) B качестве аппрок-
симации для частиц с возрастающей к концу пробеrа удельной
ионизацией, например, для частиц или тяжелых ионов
относительно больших энерrий.
Скорость распада плазмы для разных моделей будет
существенно различаться. Если участок плазмы длиной х от
конца трека распадается за время t x , Tor да для модели с
постоянной вдоль трека плотностью заряда можно записать:
t x ==(3KxY/3,
для модели с распределением заряда (4.6)
== ( зкх ) 1/3
t x R 2 '
(4.8)
(4.9)
а для модели с распределением заряда (4.7)
t х == е::У /з [R3 (R x)3]1/3.
Величина К определяется формулой:
2 2 A
К == qe п 1
321t З /l (ЕЕо)2 D.2 З'
(4.10)
(4.1 1)
83
. """Т!' . ....,r
rде ii 1 cpeДHee значение линейной плотности для модели с
постоянным распределением заряда ii 1 =п 1 .
Из формул (4.8) (4.IO) видно, что t x при фиксированном х
и при равных К и R будет сильно различаться для разных
распределений. Например, прих==0,5R в соответствии с
формулой (4.8) t x будет на фактор (1/4)1/3 или в 0,63 раза
меньше, чем в соответствии с формулой (4.9).
Анализ экспериментальных результатов работы [53], BЫ
полненный Финчем [55], показал хорошее совпадение с расче
том, учитывающим распределения заряда вдоль трека для
частиц и ионов 160. Худшее соrласие расчета с результатами
для осколков спонтанноrо деления 252Cf объясняется lIеточ
ностью в рассматриваемой rеометрии Трека, которая при малой
величине пробеrа может быть ближе к сферической, чем к
цилиндрической. Получена оценка длины трека, начиная с
которой возможен переход к сферической rеометрии. Эта длина
оказалась равной примерно 6 мкм.
Рассмотрим, насколько хорошо формулы (4.4) и (4.5)
соrласуются со всей совокупностью экспериментальных данных.
Прежде Bcero необходимо отметить полное совпадение
функциональной зависимости tp(@")"-' ' Полученная экспери
ментально зависимость t p (E),,-,Е 1 / 2 для осколков деления также
хорошо совпадает с теоретически предсказанной. Действитель
но, из (4.5) следует, что t p "-'(ii 1 Е)1/з, rде п1 ' а из теории
торможения частично ионизированных ионов вытекает R,,-, Е lj2,
тоrда в соответствии с (4.5) получаем зависимость
( Е2 ) 1/3
t "-' "-' Е 1/2
Р R '
которая хорошо соrласуется с экспериментом. Более Toro,
учитывая, что более' точным приближением зависимости R (Е)
является R,,-,Eo,6, получим t p (Е) ",Е°,47, что прекрасно соrла
суется с результатом для сепарированных по массам осколков
деления.
Вывод об отсутствии зависимости от массы осколка, если их
энерrия фиксирована, также хорошо соrласуется с расчетом.
Так, для опытов с осколками при энерrии 60 МэВ в интервале
масс от 100 до 140 а.е.М. пробеr изменяется от 12,9 мкм при
М==91 а.е.М. до 11,6 мкм при M==143 а.е.М., что с учетом
t p ,,-,(п 1 y/3 должно приводить к различию в плазменном времени,
не превышающему 5%. .
В заключение следует отметить, что проблема плазменноrо
времени является центральной при изучении особенностей
спектрометрии тяжелых ионов полупроводниковыми детекто-
84
;t'
рами. Она представляет интерес не только для понимания
особенностей процессов переноса заряда в случае плотных
треков и тесно связанных с этим проблем использования
полупроводниковых детекторов для временных измерений или
идентификации частиц по форме импульсов, но и для опре
деления потерь заряда и энерrетическоrо разрешения.
С плазменным временем тесно связана и так называемая
плазменная задержка (t;). Понятие плазменной задержки вве-
дено в [56], rде показано, что время переключения триперной
схемы при облучении детектора частицами существенно
превышает расчетное время, полученное на основе paCCMOTpe
ния формы импульса при дрейфе носителей. Установлено, что
задержка уменьшается примерно в 3 раза с увеличением
напряженности электрическоrо поля от 500 до 1500 В/см; ее
значение больше для частиц, чем для дейтронов или
протонов; задержка уменьшается с понижением температуры.
Основываясь на этих фактах, авторы [56] сделали вывод о том,
что наблюдаемое явление связано с плазменным эффектом.
Предположили, что дополнительная задержка обусловлена тем,
что плазменный эффект, затрудняющиЙ движение носителей
тока, действует подобно включению линии задержки.
Дальнейшие исследования плазменной задержки для
осколков деления и частиц показали, что разность
t f t " зависит от напряженности поля и составляет 1,5
2,5 нс. Использование совершенных методик, в которых в
качестве детекторов, вырабатывающих стартовый сиrнал, при
менены микроканальные пластины (см., например, [57]), поз
волило получить некоторые закономерности поведения плаз
менной задержки. Было показано, что зависимость плазменной
. задержки от электрическоrо поля имеет вид
k d
ti== c. ' п l, (4.12)
rде k d постоянная для частицы данной энерrии величина.
Окончательные результаты работы [57] сводятся к формуле
м 116 Е 112
t == 1,33 с ' (4.13)
rде t время, нс; M Macca' иона, а.е.М.; Е энерrия иона,
МэВ; ......: напряженность электрическоrо поля, кВ/см. Формула
справедлива лишь в области полей выше мню величина
которorо следующим образом зависит от массы и энерrии
частицы:
MHH==1,26E!M2/S. (4.14)
Высказанное ранее предположение [56], что плазменная
задержка обусловлена плазменным эффектом, действие KOTO
85
60
о Не
+С
50 vS
. Ni.
А Ag
40 о A!L
х U
<о
(D
.,; 30
20
10
о
100
200 Jaa 40а
АМПЛl1туfJп сщщпла
500
воо
Рис. 4.3. Сравнение амплитуд сиrналов с энерrией для различных
. тяжелЫХ ионов
poro проявляется подобно включению некоторой линии за
держки, малоубедительно. Действительно, трудно предполо
жить, что в течение HeKoToporo заметноrо интервала времени
(около 1 нс) после прихода частицы в детектор движение
зарядов полностью отсутствует. В процессе rенерации носите-
лей некоторая их часть образуется на периферии трека, rде их
плотность мала. Следовательно, этот заряд должен сразу же
включаться в дрейф под действием существующеrо в детекторе
поля. Кроме Toro, электрическое поле будет проникать на
некоторое, хотя и небольшое, расстояние в rлубь трека. Это
также должно привести к появлению сиrнала ерез короткий
промежуток времени, по порядку величины равный постоянной
времени диэлектрической релаксации, величина которой мала
из за высокой проводимости плазмы.
Прямые исследования формы импульсов от частиц и
оскольков деления показали, что в пределах поrрешности
метода на начальной стадии формирования сиrнала не наблю
дается какоrо либо запаздывания в появлении импульсов.
Отсюда следует, что плазменная задержка не связана с
86
реальным запаздыванием в появлении импульсов от тяжелой час-
тицы по сравнению с леrкой, а носит инструментальный харак-
тер, свойственный методу получения временной отметки с по
мощью дискриминаторов со следящим пороrом. По видимому,
при таком способе получения временной отметки плазменная
задержка обусловлена различиями в форме импульсов.
4.3. Амплитудный дефект
ППД обеспечивают достаточно высокое ('" 1 %) энерrети
ческое разрешение для высокоэнерrетических тяжелых ионов.
Тем не менее задача точноrо измерения энерrии при спектро-
метрии тяжелых ионов одна из самых сложных. Точное
определение энерrии затруднено существованием так называе
Moro амплитудноrо дефекта. Актуальность решения проблемы
точноrо определения энерrии тяжелых заряженных частиц
обусловлена как широким использованием полупроводниковых
детекторов для спектрометрии осколков деления, так и расши
рением диапазона масс и энерrий тяжелых ионов, применяемых
в ядерной физике.
Амплитудный дефект определяют как разность ежду
амплитудами тяжелой заряженной частицы и леrкои при
равенстве их энерrий на входе в детектор. В данном случае в
качестве леrкой частицы обычно используют частицу. Для
иллюстрации величины амплитудноrо дефекта на рис. 4.3
приведена энерrия различных тяжелых ионов в зависимости от
амплитуды сиrнала, получаемоrо от детектора [58]. Видно, что
с ростом энерrии и особенно массы иона амплитуда сиrнала
может быть существенно меньшей, чем амплитуда частицы
равной энерrии. например, для ионов U с энерrией 1 О МэВ она
составляет около 50% амплитуды СИПIaла от частицы той же
энерrии. Зависимость амплитуды сиrнала от энерrии и массы
частицы требует дополнительной специальной калибровки ап-
паратуры. Не вдаваясь в сущность механизма потерь заряда,
приводящих к появлению амплитудноrо дефекта, различные
авторы предложили несколько эмпирических калибровок.
Наиболее известна калибровка Шмитта, которая YCTaHaB
ливает линейную зависимость амплитуды сиrнала от энерrии
осколка данной массы, а также между энерrией и массой при
фиксированной амплитуде. Шмитт предложил калибровочное
уравнение
Е==(а+а'м)и+ь+ь'м, (4.15}
rде U амплитуда СИI'нала (номер канала); Е, М энерrия и
масса частицы; а, а', Ь, Ь' постоянные. Значения этих
постоянных, приведенные в табл. 4.1, были получены в опытах с
ускореннымИ ионами Br и 1.
87
Таблица 4.1. Постоянные (в МэВ) калибровочиой функции (4.15) для осколков
СПОlПаииorо делеиия 252Cf и выиуждениоrо делеиия теиловыми иейтроиами 2З5u
а
252Cf 235U
24,0203 30,9734
ИЛ и т ИЛ И Т
0,03574 0,04596
Постоянная
иn и т Uл и т
ь 89,6083 aиn 87,8626 aиn
Ь' 0,lЗ70 а'Uп O,1345 a'иn
Примечание. Uл.т амплитуды сиrналов для вершин распределений rруппы леrких и
тяжелых осколков соответственно.
а'
Попытка получить эмпирическую калибровочную функцию
для более широкой области, чем область масс и энерrий
осколков деления, сделана в работе Кауфмана и др. [59]. Для
создания тяжелых ионов применяли монохроматические пучки
160 И 32s тандем ускорителя Ван де rRаафа Арrоннской
национальной лаборатории и пучки 160, 2S И 1271 тандем-
ускорителя Рочестерскоrо университета. Тяжелые ионы извест
ной энерrии получали путем упруrоrо рассеяния указанных
пучков на тонких (50 150 MKr/cM 2 ) мишенях. Исследования
выполнены для ядер С, AI, Ni, Си, Ag, Аи, U, выбитых из
мишеней. Кроме Toro амплитудный дефект изучен для yCKO
ренных ионов 32S и 1211. По сравнению с осколочным спектром
диапазон расширен не только в область более тяжелых масс, но
и в область более низких энерrий (4,5 80 МэВ).
Кауфман и др. [59] предложили использовать для калиб-
ровки уравнение в универсальной форме:
61: А
E== + ( 416 )
1:+8 1+5251: 1,407' .
r де А подбираемый для данноrо детектора параметр; E,
Е амплитудный дефект и энерrия, выраженные в универсаль
ных безразмерных единицах теории торможения Линдхарда
Шарффа Шиотта. О связи безразмерных и размерных величин
см. ниже (с. 91).
Для всех ионов, за исключением caMoro леrкоrо иона Ni,
наблюдается неплохое соrласие с (4.16). В случае Ni точки
систематически ложатся ниже калибровочной кривой. Следует
заметить, что калибровочное уравнение хорошо работает лишь
для детекторов, изrотовленных из низкоомноrо n Si. Для
высокоомных детекторов не удается подобрать параметр А без
изменения констант в уравнении (4.16).
На рис. 4.4 дано сравнение калибровок Шмитта (прямые
линии) и Кауфмана (кривые) для ионов Аи и Ag с энерrией от 5
до 70 МэВ. При Е 30 МэВ обе калибровки дают хорошее
88
соrласие с эксперимен
том, но при меньших
энерrиях калибровка
Шмитта работает He
удовлетворительно.
Отмеченное HeCOOT
ветствие универсальной
кривой (4.16) для ионов
Ni уже указывает на
оrраниченность предло
женной калибровки.
Тщательное исследова
ние амплитудноrо дe
фекта на сепарирован
ных по массе осколках
деления 252Cf показало
оrраниченность калиб
ровки Кауфмана более
определенно. Из экспе
риментальных данных,
полученных Финчем и
друrими, следует, что значение параметра А в уравнении (4.16)
при ПОСТОЯННОМ напряжении на детекторе зависит от массы
иона (А== 10 и А==8 для М==90 а.е.М. и М== 135 а.е.М.
соответственно), а при постоянной массе весьма существенно
зависит от напряжения на детекторе (А == 20 и А == 12 при
VCM == 8 В и VCM == 3 1 В соответственно).
в дальнейшем был предложен еще один способ калибровки
.. полупроводниковых детекторов [60], основанный на исследо
вании амплитудноrо дефекта ионов от Ne до Аи, ускоренных на
88 дюймовом циклотроне Лоуренсовской лаборатории (в
Беркли). Энерrетический диапазон от 5 до 160 МэВ перекрывает
диапазон осколков деления, исследованный ранее в друrих
работах. Наиболее тщательно исследован дефект для ионов Kr,
Хе, Та и Аи.
Необходимо подчеркнуть, что в отличие от работ, в которых
амплитудный дефект определялся по формуле
дЕ == Et Е",
Рис. 4.4. Сравнение калибро
вок Шмитта ( ) и Ка-
уфмана ( ) для ионов
Ag и Au
1ц
12
Ag l:.
АиD
со
со)
L
t::, 10
13-
8
2
':::!
""
6
oq; /f
о
20 40 60
3нереШl иона ; М э В
80
(4.17)
rде Et истинная энерrия иона; Е" зареrистрированная в
соответствии с калибровкой детектора с помощью частиц
энерrия, в [60] в качестве амплитудноrо дефекта рассматри
валась величина
89
Таблица 4.2. Значения показателей 8 и Ь в фОрМУJIе (4.19)
ИОН l Aи ' Ta 1; Xe Kr
а 0,7060 0,6902 0,6295 0,5990
Ь 0,1036 0,1057 0,1538 0,3227
I1E==(Et Ew) E"==Ed E,,, (4.18)
rде Ew энерrия, потерянная частицей во входном окне
(мертвом слое) детектора. Для определе'ния дефекта получена
зависимость
I1E==Io b E . (4.19)
Измеренные значения показателей степени а и Ь для наиболее
тщательно изученных ионов приведены в табл. 4.2.
Оказалось, что параметры а и Ь являются функциями
порядковоrо номера Z или MaccoBoro Числа А иона:
a(Z)==0,02230 (Z2 /103)+0,5682; b(Z)== 0,1425 (100/ Z)+ 0,0825,
(4.20)
или
а(А )==0,03486(А 2 /104)+0,5728; Ь(А)== 0,284Q(IOO/ A)+0,038I.
. (4.21)
С учетом формул (4.18) и (4.19) калибровочное уравнение
можно записать в виде
E,,==Ed(I IObEa l), (4.22)
из KOToporo по известным Е", а, Ь леrко найти энерrию E d , с
которой ион входит в чувствительную область детектора, а
после поправки на потерю во входном слое определить
исходную энерrию иона. К использованию полученных pe
зультатов следует, однако, подходить с осторожностью, пос
кольку выражения (4.19) (4.2I) для амплитудноrо дефекта I1E
и параметров а и Ь получены лишь для одноrо детектора
(р == 1000 ОМ' см) и при одном рабочем напряжении (V CM ==
== 150 В). .
Одновременно с разработкой эмпирических калибровок
исследовались физические причины появления амплитудноrо
дефекта. В результате опытов установлено, что дефект опре
деляется суммой трех составляющих:
11 == I1w + I1 n + r' (4.23)
rде I1w амплитудный дефект, связанный с потерей энерrии во
входном окне, толщину KOToporo обычно считают равной
толщине металлическоrо контакта; 11" дефект, обусловленный
потерей энерrии при упруrих столкновениях тяжелой частицы с
атомами вещества детектора; r остаточный или рекомби
90
национный дефект. Первые две составляющие появляются как
результат различия между энерrией на входе детектора и
энерrией, которая конвертируется в электронно дыIочныыe пары
внутри чувствитеЛЫlOrо слоя детектора, а остаточный дефект
обусловлен потерями уже rенерированных частицей электрон
но дырочных пар в процессе их собирания.
Потери во входном окне Дw леrко вычисляются, если
известны толщина металлическоrо электрода и удельная иони
зация, значение которой обычно берут из таблиц. Величину Дп
можно вычислить, используя следующее эмпирическое BЫpa
жение [58]:
Е п == 4,464E d /(6,20 + O,72E d ), (4.24)
rде Ed безразмерная энерrия, соответствующая Ed == Е{ Ew.
Связь между величинами Е и Е для заданной тормозящей
среды определяется формулой
E==k(Z, А )Е, (4.25)
rде k(Z, А ) функция лишь массы и aToMHoro номера иона.
Для 5i эту функцию можно записать в виде
k .==З,252'104(Z2/3+5,809) {12 28,09
81 14Z А + 28,09 ' (4.26)
Из формул (4.24), (4.25) следует, что часть амплитудноrо
дефекта, связанная с упруrим рассеянием на атомах вещества
детектора, при больших энерrиях достиrает насыщения. Аб-
солютное значение этоrо дефекта возрастает с ростом А и Z
иона. Отсюда становится понятным лучшее описание ампли
тудНоrо дефекта с помощью предложенноrо Кауфманом и
.1руrими уравнения (4.16) в случае тяжелых ионов и малых
... энерrий, чем в случае леrких ионов, для которых доля ДЕ п в
общем дефекте мала.
Наиболее сложным для описания является остаточный
дефект Дr, так как ero величина может изменяться от детектора
к детектору, зависит от напряжения на детекторе, от типа
частицы и ее энерrии.
Существуют два подхода к описанию остаточных потерь
энерrии. Один из них основан на рекомбинационном механизме
потерь заряда, второй на введении HeKoToporo эффективноrо
MepTBoro слоя в приповерхностной области детектора. Послед
ний подход имеет достаточно веское экспериментальное обосно
вание. Исследование эффективноrо MepTBoro слоя путем изме-
рения амплитуды сиrнала при различных уrлах падения частиц
на детектор показали, что как для осколков деления, так и для
ионов 136Хе [61] в приповерхностном слое имеет место
возрастание потерь заряда, значительно превышающее потери в
металлическом электроде.
91
в [62] учтена диффузия электронов против электрическоrо
поля при равномерной rенерации электронно дырочных пар
вдоль трека частицы и введено понятие эффективноrо MepTBoro
слоя
L эф == kr; qetff. (4.27)
Здесь tff напряженность электрическоrо поля; Т абсолютная
температура; k постоянная Больцмана; qе элементарный
заряд. Дополнительный мертвый слой толщиной L эф приводит К
добавочной потере энерrии
dE
/).Е == Lэф , (4.28)
dx
dE
rде удельная ИОЩlЗационная потеря энерrии на входе
dx
детектора. Выражение (4.28) правильно отражает ход зависи
мости экспериментальных потерь энерrии от напряженности
поля, но расчетное значение более чем на порядок меньше
экспериментальноrо.
Более реалистично потери энерrии, на наш взrляд, можно
описать выражением
/).E==kLo(dEjdx)5/3, (4.29)
rде k J<оэффициент пропорциональности; Lо толщина ин
версионноrо слоя, равная расстоянию от поверхности полу
проводника до плоскости, в которой уровень Ферми пересекает
середину запрещенной зоны. Величину инверсионноrо слоя Lo
можно рассчитать [63] методом численноrо интеrрирования
первоrо интеrрала уравнения Пуассона. При расчете исполь
зовали значения поверхностноrо потенциала V s в контакте
Aи (п Si), определяемые из соотношения
Vs==Фвn Vn, (4.30)
rде Фвn потенциальный барьер, отсчитанный от уровня
Ферми; V n потенциал в объеме п Si. В соответствии с
экспериментальными данными величина ФВn принималась paB
ной 0,81 В. При таких условиях Lo имеет cTporo обратно
пропорциональную зависимость от электрическоrо поля tff.
ион : ::: :ыэк:п::и:::: ь:: З : ( j ,, Е в:л;:а:::ч:
каждоrо иона достаточно хо ) ошо соблюдается пропорцио-
( dE 5/3
нальность между /).Е и Lo , что позволяет для опреде-
dx
ления потерь использовать формулу (4.29). Значения коэффи
циентов пропорциональности k, полученные из наклонов пря
мых на рис. 4.5, приведены в табл. 4.3.
92
'"
r
Таблица 4.3. Значення коэффнцнентов пропорционзльностн k в формуле (4.29)
. для разлнчных тяжелых ионов
t
,
ИОН Cи 1 Ag 1;;1 ' :Xe ' Aи 2 U
k 044+010 077+021 094+021 101+007 1 54::1::0 О 2.03::1::0
,2
,36
Формула (4.29) выполняется в широких пределах по напря
женности поля (для ионов Хе диапазон изменения поля
составляет 3 25 кВ/см) независимо от удельноrо сопротивле
ния Si. Поэтому коэффициент k следует связывать лишь со
свойствами реrистрируемой частицы., Зависимость k от Z
частицы хорошо аппроксимируется кривой:
k==(2,45::!::0,20)' IO 3 Z3/2 (мкм/мэв)2/3. (4.31)
Соотношения (4.29) и (4.31) позволяют, на наш взrляд, более
реалистична описывать амплитудный дефект в полупроводни
ковых детекторах, поскольку они хорошо отражают экспери
ментально установленную зависимость дефекта от потерь
энерrии иона на входе в детектор без привлечения дополни
тельных условий типа нормировок на удельную потерю энерrии
частиц либо введения некоторых критических значений dE/dx
и Z. Кроме Toro, использование для описания потерь толщины
инверсионноrо слоя Lo, которая не зависит от удельноrо
сопротивления и связана с полем по закону Lo '" tff 1, позволяет
правильно отражать зависимость потерь от напряженности
поля.
Рассмотренные выше подходы к описанию потерь заряда,
основанные на введении HeKoToporo эффективноrо MepTBoro
слоя в припьверхностной области детектора, не предполаrают
конкретных механизмов потерь заряда и, по существу, являются
тоже эмпирическими. Наиболее вероятным механизмом потерь
заряда при реrистрации сильноионизирующих частиц являются
рекомбинации rенерированных частицей электронно дырочных
пар в плотном треке с учетом плазменных явлений.
Финч для вычисления рекомбинационноrо дефекта предло
жил использовать формулу
!'!E 5 '10 5 E(dE/dx)2 . (4.32) ,
1:0<9'2
Здесь Е взято в МэВ; dE/dx B МэВ/(мr 'CM 2); 'tо время
жизни неравновесных носителей при низком уровне возбужде
ния, мкс; tff напряженность поля, В / см.
Подбором соответствующих значений '(о формулу (4.32)
можно привести к удовлетворительному соrласию с экспери
ментом. Например, если положить '(0== 100 мкс, то для иона
136Хе с энерrией 140 МэВ при tff== 104 В/см найдем !'!Е==
93.
5
10
2J8 U
82
187 А 11
78
.
.
108 A g
*7
CD
'"
k а
цf 1З6 Х 5
'<::1 54 е
25
о
25
о 5
lD(d.E/c1X)5/ МзВ
10
Рис. 4.5. Зависимость остаточноrо амплитудноrо дефекта от параметра
Lo (dЕ(dх)5/З для различных тяжелых ионов
== 17,5 МэВ, что неплохо соrласуется с результатом, получен-
ным в работах [61,64]. Однако оценки по формуле (4.32) дают
заниженные или завышенные значения дефекта при более
высоких и соответственно более низких полях: !J.E 4,5 МэВ при
@"==2. 104 В/см и !J.E 70 МэВ при @"==5. 103 В/см. Отсюда
следует, что подбираемый параметр '(о должен очень сильно
зависеть от @", что вряд ли оправдано. Обратная пропорцио
нальность !J.E от квадрата напряженности электрическоrо поля,
основанная на неточных представлениях о зависимости плаз
MeHHoro времени от поля, противоречит экспериментально
найденной зависимости !J.E '" @" 1.
Наиболее последовательно рекомбинационный механизм
потерь рассмотрен в [65], rде на основе модели рекомбинации
Шокли Рида учтено заполнение рекомбинационных уровней и
вычислена доля потерянноrо заряда как в результате захвата
Азах, так и рекомбинации Аре". При значении рекомбинационных
констант Уn==Ур==2' Io 7 см 3 .c 1 И В случае весьма значи
тельных концентраций ловушек М,? 1012 CM 3 оценки для 13БХе
с энерrией 140 МэВ, полученные на основе рекомбинационной
модели Шокли Рида, дают значение порядка 1 % дЛЯ CYM
марной потери А == Азах + Аре", если для плазменноrо времени
взять значение t р == 2 . 1 О 8 с. Полученная оценка в десятки раз
94 .,
меньше экспериментально установленных потерь в области
низких полей, которым и соответствует принятое значение t p '
Учет друrих видов рекомбинаци, имеющих более сильную
зависимость от концентрации избыточных носителей, меж
зонной излучательной и ударной типа Оже также приводит к
оценке относительных потерь около 1 %.
Таким образом, из [64, 65] следует, что для объяснения
потерь заряда при реrистрации таких сильноионизирующих
частиц, как 136Хе, посредством рекомбинации носителей в
объеме трека, необходимо искать причины сильноrо YMeHЬ
шения времени жизни носителей в плотном треке. Действи-
тельно, из экспериментов с сепарированными осколками дe
ления [55] следует, что при ре1"ИСТРации осколков с М == 135
а.е.М. и с энерrией от 40 до 66 МэВ эффективное время жизни
носителей, определяемое из соотношения
л == АЕ == ( 4.33 )
Е t'
составляет О, 12 0, 1 6 мкс. Очень близка оценка '( == 0,I2::!::
::!:: 0,06 мкс получается и из экспериментов по реrистрации 136Хе
[64]. Эти значения мнorо меньше типичных значений времен
жизни неравновесных носителей '(о при низких уровнях воз
буждения ('(o IO 4-7- IO 3 с).
В [55] принято, что время жизни носителей в треке обратно
пропорционально их концентрации: '(== 1014 '(о/п, rде п KOH
центрация носителей, CM 3; '(о время жизни при низком
уровне возбуждения, с. Выразив концентрацию через число пар
носителей (N==E/E) и объем трека постоянноrо радиуса.
ro(V==1tr6R), для времени жизни можно записать:
1014пr5 Е R
'(== Е '(о. (4.34)
Тоrда для осколка с массой М ==90 а.е.М. (Е==94 МэВ, R==
== 17 мкм) получаем '( == 2. 104 '(or6. Если взять '(о 1 О 3 с, то для
совпадения с экспериментом ('( 0,2 мкс) величина ro должна
быть порядка 1 мкм, что соrласуется с величиной ro, прини
маемой при расчетах плазменноrо времени. Однако само по
себе предположение, что '(,...", '(о, выrлядит неубедительно, ибо
тоrда для детекторов из исходноrо Si с сильно различающимся
временем жизни '(о (в 3 5 раз) в идентичных условиях
измерения должен наблюдаться такой же разброс относитель
ных потерь л. Экспериментальные результаты, полученные
разными авторами на различных детекторах, не обнаруживают
TaKoro разброса.
Рассмотрена также более сложная модель потерь заряда,
учитывающая радиальное расширение плазменной колонки
[55]. Для радиуса трека в этой модели можно записать:
<!\
,:
'1(
"
95
r (t) == (rб + 4D at)1/2, (4.35)
rде rо начальный радиус; Dа коэффициент биполярной
диффузии. В данном случае при условии, что r 0« 4D at,
относительную потерю заряда можно записать в виде
А == lп ( 4D;tр ) . (4.36)
3тcD.C '0
Здесь п 1 о == Е / R средняя плотность заряда на единицу длины
трека в момент времени 1==0, а с== 101 '(о' Формула (4.36) при
известных А и t р позволяет получить независимые оценки r о и
'(о' Действительно, формулу (4.36) можно переписать в виде
10gtp==a( RЕД;) '(0 10g( ). (4.37)
7е а и b KOHCTaHTЫ. Наклон зависимости log t p от
\ R : ) дает значение '(о' а из. пересечения с осью ординат
находится '5. Обработка указанным способом данных для
интервала масс фраrментов М == 90 -7- 135 а.е.М. приводит к
разумной величине ro 3 мкм и очень низким значениям
't o == 20 -7- 50 мкс (по сравнению с 't o == 500 -7- ] 500 мкс, типичными
для применяемоrо исходноrо Si).
В [55] для объяснения этоrо расхождения высказано
предположение, что уменьшение 't o связано с радиационными
дефектами, возникающими в треке в результате смещений
атомов Si из положения равновесия. Поскольку количество
дефектов в треке сильно зависит от массы реrистрируемоrо
иона [1], то леrким фраrментам должны соответствовать
большие, чем для тяжелых, значения '(о' Такая ситуация
действительно имеет место: для ионов с М == 90 а.е.М. расчетное
значение '(0 45 мкс, а дЛя более тяжелых с М== 135 а.е.М.
'(о 20 мкс.
Трудности, возникающие при объяснении малых величин '(о
рекомбинационными процессами в объеме трека, MorYT быть
устранены, если предположить преобладающую роль поверх
ностной рекомбинации [64]. Тоrда '( можно рассматривать как
некоторое эффективное время жизни 'tэф, обусловленное co
вместным действием поверхностной и объемной рекомбинации
1/ 'tэф == 1/ '(об + 1 / '(пов' (4.38)
Если преобладает поверхностная рекомбинация, то .в COOT
ветствии с [64] для числа потерянных зарядов можно записать:
sN
I1N == t
R р'
(4.39)
, I
J
96
0,7 о Аи
+U
0,6 1:> 1
'" Ag
0,5 о Си
0,4-
">
O,J
ЧJ
""
0}2
OJ1
со
'"
I 2
ЧJ
'<:1
а)
13бхе
1(.
3
,/
, / +
+ 1:>
/ O.
,jO
о)
О 50 100 О 100 200 300 4-00
(E/R)t p ,мзв,мкм 1,нс (E/R)t p ,мэв,мкм 1,нс
Рис. 4.6. Зависимость остаточноrо амплитудноrо дефекта от параметра (Е! R) ( р :
а ионы Au, и, I, Ag, Cu; б .. ионы 136Хе (О, 6., + соответствуют разным детекторам)
rде s некоторая средняя скорость поверхностной рекомби
нации; N число rенерированных зарядов; R пробеr частицы;'
tр плазменное время. Из зависимости (4.39) следует, что по
порядку величины '(эф R/ s. В осколочной области масс и
энерrий (R 15 мкм) при s 104 см/с '(эф 0,I5 мкс и не зависит
от '(о в исходном Si. Для леrких осколков, имеющих большой
пробеr, '(эф должно быть больше, чем для тяжелых. Поскольку
t p "" 1 / lff, то формула (4.39) также верно передает зависимость
дефекта амплитуды от напряженности поля.
Если предположить, что скорость поверхностной рекомби
нации пропорциональна концентрации созданных частицей у
поверхности зарядов, т. е. s""dE/dx, и учесть, что в осколочной
области dE / dx "" Z 2/3 для частично ионизованных ионов, то
формулу (4.39) можно записать в виде
Z2/3E
/).E==K t (4.40)
R Р'
Здесь осуществлен также переход от числа зарядов N к энерrии
Е. Формула (4.40) позволяет сравнивать амплитудные дефекты
для частиц с различными параметрами (Е, Z, R). На рис. 4.6, а
дано сравнение для ионов Си, Ag, 1, Аи, U, а на рис. 4.6, б для
ионов 136Хе [64]. Из рис. 4.6 видно, что экспериментальные
данные хорошо следуют зависимости, ожидаемой в COOTBeTCT
вии с формулой (4.40). Значения коэффициента пропорциональ
ности К, полученные из результатов двух независимых опытов,
практически совпадают и дают
7 26
97
K==(8,0:tO,6) '10 3 мкм/нс.
(4.41)
Формула (4.40) позволяет также предсказать ход зависимости
относительных потерь л, == дЕ / Е от энерrии иона при фикси
рованной массе. Действительно, поскольку из (4.40) следует, что
л''''tр/R, то с учетом [55], rде при М==сопst полученр t p "'E°.47,
и принимая для пробеrа в осколочной области зависимость
R",EO.6, приходим к выводу, что зависимость л, от Е должна
быть очень слабой, а именно л"'tр/R"'ЕО.47/ЕО,60",Е О.13.
Такой результат также хорошо соrласуется с экспериментом.
Таким образом, из приведеНноrо выше анализа можно
заключить, что предположение об определяющей роли поверх
ностной рекомбинации в образовании остаточноrо амплитуд
Horo дефекта при реrистрации сильноионизирующих частиц
неплохо соrласуется с экспериментом. Формула (4.40) учитывает
как объемные, так и поверхностные эффекты и дает экспери-
ментально наблюдаемую связь как с параметрами частицы (Е,
Z, R), так и с напряженностью электрическоrо поля в детекторе,
так как t p '" ff 1. .
4.4. Мультипликация заряда
Уже в первых работах, rде исследовалась приrодность
кремниевых поверхностно барьерных детекторов для спектро
метрии осколков спонтанноrо деления 252Cf, было отмечено
аномальное возрастание амплитуды сиrналов с ростом при
ложенноrо к детектору напряжения. Аномальность указанноrо
явления заключается в том, что рост амплитуд сиrналов имеет
место при напряженностях электрическоrо поля, которые
существенно ниже тех, при которых происходит лавинное
размножение носителей, обусловленное их разоrревом до
дрейфовых скоростей, достаточных ДЛЯ образования вторичных
свободных носителей путем ударной ионизации.
Для описания спектра осколков Шмиттом были разработаны
критерии, определяющие качество детектора как спектрометра
осколков деления. Появление мультипликации можно обна-
ружить по изменению некоторых критериев Шмитта описы
вающих спектр осколков на уровне 0,1 N L,rде N L число
отсчетов в максимуме пика леrких осколков. При более высоких
напряженностях поля мультипликация проявляется в виде
TpeTbero дополнительноrо пика со стороны высоких энерrий.
Если же действие мультипликации сводится к сдвиrу Bcero
спектра в целом в сторону высоких энерrий, то для определения
мультипликации параметры Шмитта становятся неприrодными.
В этом случае мультипликация может быть обнаружена по
изменению наклона в зависимости амплитуды сиrнала от
напряжеЩlЯ смещения, прикладываемоrо к детектору.
98
Было установлено, что для обычных кремниевых поверх
ностно баfьерных детекторов с Aи KOHTaKTOM толщиной около
40 MКl)CM мультипликация увеличивается с ростом электри
ческоrо поля и уменьшается с ростом уrла влет а осколка в
детектор. Снижение энерrии осколков с помощью фольr поr-
лотителей приводит к уменьшению эффекта. Опыты по и.зм('
рению амплитуд сиrналов в совпадении показали, что явление
мультипликации наступает сначала для леrких высокоэнерrе
тичных осколков, а затем для тяжелых осколков.
Обнаружено, что мультипликация зависит от способа обра-
ботки поверхности детектора. Наблюдали уменьшение муль
типликации после выдержки детектора в парах концентриро-
ванной азотной кислоты, т. е. после обработки в сильно
окисляющей среде. Существенное уменьшение мультипликации
достис'алось путем обработки детекторов перед напылением
золота в rорячем (850 С) 1 % HOM растворе Na2Cr 207 . Н 2 О В
течение 1 О мин.
Была установлена также друrая особенность мультипли
кации ее усиление при увеличении толщины напыляемоrо
слоя Аи.
В [66] описаны результаты исследования мультипликации
при реrистрации осколков спонтанноrо деления 252Cf как для
поверхностно барьерных, так и для ионно-леrированных дe
текторов, изrотовленных из п Si с удельным сопротивлением
р == 150 Ом . см. В этих детекторах р п переход создавали
путем внедрения ионов В + С энерrией 15, 40 и 60 кэВ при дозах
5' 1012, 1. 1013 И 5' 1013 В+ /см 2 С последующим отжиrом при
температурах между 300 и 7000 С. В качестве омическоrо
контакта на залеrированную ионами В + поверхность напыляли
слой Аи толщиной 30 нм, на некоторые диоды до напыления
Аи наносили путем термичеСКОI'О испарения в вакууме изоли-
рующую пленку Si0 2 толщиной 10 нм, а на некоторые диоды
ни Аи, ни Si0 2 не наносили.
В детекторах с Аи-контактом при достижении некоторой
критической величины электрическоrо поля мультипликация
наблюдается всеrда. Оказалось, что при меньших дозах
внедренных ионов мультипликация проявляется сильнее, чем
при высоких дозах, если температура отжиrа одна и та же. В то
же время в исследованном интервале энерrий внедряемых ионов
не наблюдается какой либо зависимости от энерrии ионов, хотя
при этом rлубина проникновения ионов В + В кремний
изменяется примерно от 0,05 до 0,2 мкм. Если же энерrИЯ и
доза зафиксированы, то мультипликация уменьшается с повы-
шением темпера туры отжиrа. Эти факты указывают на то, что
мультипликация является функцией концентрации электрически
активных атомов бора (акцепторов) в залеrированном слое.
Кроме Toro, было обнаружено, что МУЛЬТИIIликаци я YMeHЬ
Q9
шается с пони жени ем рабочей температуры детектора, что
прежде Bcero указывает на связь мультипликации с подвиж
ностью носителей.
Мультипликация наблюдалась также и в детекторах, в
которых между Aи KOHTaKTOM и залеrированным слоем имеется
слой Si0 2 толщиной 10 нм. На детекторах без Aи KOHTaKTa в
исследованной области напряженностей электрическоrо поля
мультипликация отсутствовала, но она появлялась при HaHe
сении слоя Аи и, наоборот, исчезала при ero удалении.
Все приведенные выше результаты получены с детекторами,
изrотовленными из п Si, при реrистрации осколков спонтанноrо
деления 252Cf, имеющих широкое распределение по массам и
энерrиям, что затрудняет исследование данноrо явления.
Практически отсутствуют сведения об исследованиях муль
типликации на моноэнерrетических ионах с точно определенной
энерrией и известной массой. Можно отметить лишь работы
[61, 67], в которых мультипликация наблюдалась для YCKopeH
ных ионов 136Хе+9 с энерrией примерно 140 и 120 МэВ.
Сведений о мультипликации в детекторах, изrотовленных из
p Si, значительно меньше, чем для детекторов из п Si. Так, в
[66] сообщается о наблюдении мультипликации при реrистра
ции осколков деления детекторами, изrотовленными методом
внедрения фосфора в исходный p Si. Мультипликацию также
наблюдали на поверхностно-барьерных детекторах из p Si при
облучении их ионами 136Хе с энерrией 120 МэВ [67]. Следует
отметить, что в обоих случаях мультипликация наблюдается
при несколько более высоких напряженностях электрическоrо
поля, по сравнению с детекторами из п Si.
В случае реrистрац.ш .тяжелых ионов и осколков деления
высокая концентрация свободных электронно дырочных пар в
чувствительной области.детекто;а создается локально, в очень
маленьком объеме (1 О 9 1 О 1 см 3 ). Такую же концентрацию
пар можно создать и во всем объеме детектора, используя для
этой цели импульсные ускорители высоких энерrий или друrие
типы импульсных источников интенсивноrо излучения. Пове
дение детекторов на интенсивных импульсных пучках иссле
довали на нейтринном канале 400 rэв протонноrо синхротрона
ЦЕРН, облучая детекторы интенсивными пучками мюонов [66].
На рис. 4.7 показана зависимость амплитуды выходноrо
сиrнала для одноrо из' ионно леrированных детекторов от
потока мюонов. Видно, что при достижении в коротком
( IO нс) импульсе HeKoToporo пороrовоrо потока (в данном
случае фп== 1,5 .107 мюонов/см 2 ) наблюдается резкое возраста
ние амплитуды сиrнала. Оrраничение сиrнала при 1 О В обус
ловлено насыщением в электронике. Удаление Аи с поверхности
детектора приводит к тому, что мультипликация не наблю
дается и при более высоких потоках. Установлено, что .значение
100
t
t
со
'::! 5
f
10
/
1
О
5 W Ю N
Поток мюоноО (на импульс уr:корителя),хt06
Рис. 4.7. Зависимость выходной амплитуды сиrнала от потока мюонов (в одном
импульсе ускорителя):
О V,.. 100 в, детектор с золотым контактом; О V,.. 120 в, золотой контакт удален
пороrовоrо потока Фи меньше для поверхностно-барьерных
детекторов, чем для ионно леrированных_ Для серии из 11
поверхностно барьерных детекторов среднее значение Фи ==
==(9,0:t2,1)' 106 CM 2, а для серии из 12 ионно леrированных
Ф и ==(I5,6:t2,9) -106 CM 2. Пороrовый поток в случае диф
Фузионных детекторов примерно такой же, как и для поверх-
ностно барьерных. Дополнительные обработки поверхности,
аналоrичные тем, что обсуждались ранее, не оказывают
существенноrо влияния на величину Фи' С ростом поля
критическая величина потока уменьшается и при полях
@" 2,5 кВ/см очень слабо зависит от величины поля. Нелиней
ный отклик также наблюдали при облучении детекторов
интенсивными потоками электронов с энерrией 35 80 МэВ.
На основе анализа экспериментальных работ, paCCMOTpeH
ных выше, можно сделать следующие качественные выводы:
1. Мультипликация характерна не только для поверхност
но барьерных детекторов из п Si, на которых она была
первоначально обнаружена, но и для ионно леrированных и
диффузионных детекторов, независимо от типа проводимости
исходноrо Si. Какая либо корреляция с удельным сопротивле
нием материала не наблюдается.
2. Мультипликация появляется при некоторой критической
для данноrо детектора плотности rенерированных в чувстви
тельном объеме детектора зарядов.
3. Доля и амплитуда аномальных сиrналов растут с
увеличением напряженности электрическоrо поля.
101
4. Мультипликация зависит от толщины HaHeceHHoro Me
таллическоrо контакта, возрастая с увеличением этой толщины.
5. Мультипликация может зависеть от способа обработки
поверхности детектора. Обработка в сильно окисляющей среде
(пары концентрированной НNО з , rорячий 1 % ный раствор
Na z Cr z 0 7 ' HzO) перед нанесением выпрямляющеrо AU KoHTaKTa
существенно снижает мультипликацию при реrистрации оскол
ков деления.
6. Мультипликация уменьшается с понижением энерrии
частицы и повышением уrла входа частицы в детектор.
7. Мультипликация уменьшается при снижении рабочей
температуры детектора.
Аномальное увеличение амплитуды сиrнала имеет место
лишь тоrда, коrда накопленный вблизи rраницы раздела заряд
подвижных носителей сравнивается с фиксированным зарядом
на самой rранице. Увеличение фиксированноrо заряда путем
повышения дозы внедренных ионов или за счет увеличения
температуры отжиrа подавляет мультипликацию.
В качестве механизма мультипликации в поверхностно
барьерных детекторах У олтер предположил туннелирование
электронов через тонкий (2 3 нм) оксидный слой. Такое
предположение основано на том, что увеличение толщины
оксидноrо слоя за счет обработки поверхности в сильно
ОКИСJ1ЯЮЩИХ средах ослабляет мультипликацию. Необходимо,
однако, отметить, что увеличение толщины оксидноrо слоя
может способствовать увеличению заряда, зафиксированноrо в
этом слое, что само по себе может изменить условия
возникновения мультипликации. Кроме Toro, если механизм
инжекции для поверхностно барьерных и ионно леrированных
детекторов один и тот же, то туннелированием 'йlектронов из
контакта вряд ли можно объяснить мультипликацию в ионно
леrированных детекторах, rде расстояние между контактом
и rраницей раздела при энерrии внедряемых ионов бора
15 60 кэВ составляет 50 200 нм. И совсем нельзя объяснить
указанным механизмом мультипликацию в поверхностно барь
ерных детекторах из р кремния. Необходимость привлекать
разные объяснения для диффузионных и ионно леrированных
детекторов, с одной стороны, и поверхностно барьерных дe
текторов, с друrой, делает объяснение на основе прямой
туннельной иНжекции весьма проблема тичным.
Классическое лавинное размножение также может быть
исключено из рассмотрения по той причине, что для ero
осуществления требуются напряженности электричеСКОI'О поля
$> 105 В/см, которые значительно выше полей, стационарно
существующих в детекторах.
Необходимо отметить, однако, что лавинное размножение
зарядов моrло бы служить объяснением мультипликации во
102
всех типах детекторов, если учесть, что накопление большоrо
числа носителей заряда вблизи rраницы раздела приводит к
кратковременному увеличению поля, способноrо вызвать ла-
винный процесс. В таком динамическом подходе остается
непонятным лишь экспериментально показанное влияние
толщины металлическоrо электрода на мультипликацию.
rлава 5
ДЕТЕКТОРЫ НА ОСНОВЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
С ШИРОКОЙ ЗАПРЕЩЕННОЙ ЗОНОЙ .
5.1. Физические свойства
Счет и спектрометрию фотонов у излучения обычно
осуществляют с помощью сцинтилляционных кристаллов, соч-
лененных с фотоумножителями, Ge (Li) детекторов большоrо
объема или детекторов, изrотовленных на основе особо чистоrо
Ge. Сцинтилляционные кристаллы NaI (TI) большоrо объема,
работающие при комнатной температуре, являются высоко-.
эффективными детекторами у излучения в области энерrий
О, 1 5 МэВ. Однако энерrетическое разрешение сцинтилля-
ционных детекторов низкое. Типичное значение раз ешения не
лучше 6% для моноэнерrетических фотонов 1 7CS (Еу==
== 0,662 МэВ).
Существенные преимущества перед сцинтилляционными де-
текторами имеют Gе-детекторы. Современные технолоrии вы-
ращивания монокристаллов Ge и методики изrотовления из них
детекторов позволяют получать детекторы с объемом, пре-
вышающим 100 см 3 . Детекторы таких объемов обеспечивают
эффективность реrистрации у-квантов, близкую к эффектив-
ности реrистрации сцинтилляционных детекторов. Несколько
уступая в эффективности реrистрации сцинтилляторам, Gе де
текторы в то же время имеют самое высокое ( '" О, 1 %)
энерrетическое разрешение среди всех приборов, основанных на
ионизационном принципе действия. Однако, чтобы получить эти
высокие спектрометрические свойства, Gе детекторы необхо-
димо охлаждать до температуры жидкоrо азота.
Желание соединить в одном детекторе преимущества
сцинтилляционных детекторов, работающих при комнатной
температуре и имеющих большую эффективность реrистрации,
с высокой разрешающей способностью rерманиевых детекторов
привело к исследованию возможностей создания детекторов на
основе широкозонных полупроводников. Основными парамет
рами при выборе монокристаллов полупроводника, предназна
103
ii
т а б л и ц а 5.1. Физические свойства некоторых IIОЛУПpt)ВОДИИКОВЫХ материалов
Материал ATOM Плот- Раб 0- Шири- Сред- Дрейфовая подвиж Среднее время I1с, см 2 /В L I1't"', см
ный насть, чая на за- няя ность 11, см 2 /(В,с) жизни с, С
номер r/CM 3 темпе- пре- 'шер-
Z ратура, щен- I'ИЯ на Электрон Дырка Электрон Дырка Электрон Дырка Электрон Дырка
К ой зо пару,
ы, эВ эВ
Si 14 2,33 77 1,16 3,76 2,1 '104 1,1 '104 2,1(у 5 2 '10 5 0,42 0,22 200 200
300 1,12 3,61 1350 480 ,
Ge 32 5,32 77 0,74 2,98 3,6' 104 4,2 .104 2. 10 5 2'10 5 0,72 0,84 200 200
\ ,
GaAs 31,33 5,36 130 4,51 , ,, .
300 1,40 4,2 8600 400 1O 8. . 10 8 10"9 8,6'10"6 4 '10 7 8,6 '10"2. 4'1O 3
10 9 8,6'10 5 4' 10'.6 8,6'10 1 5 '10 2
GaSe 31,34 4,55 300 2,03 6,3 * 60 215 16.10"9 5' 10'.10 10"7 10 7 6' ]0'"4 6 '10 4
2:5.10'8 7' 10"9 1,5' 10 6 2,5 '10 6 9.10"3 9 .10 3
CdTe 48,52 6,06 300 ],47 4,43 1100 100 10"6 5 '10 7 10 З 5 '1O 5 0,5 0,025
HgI 2 80,53 '6,40 300 2,13 4,2 100 4 10"6 2,5 '10"6 10 4 10"5 1 0,1
ZnTe 30,52 300 2,26 340 100 3,8'1O 9 7 '10 7 1,3' 10 6 7' 10 5 ,,
Вi 2 S з 83,16 6,73 300 1,30 " 200 1100 10" 10 10 9 2 '10"8 1,1 . 10 7
РЫ 2 82,53 6,16 300 2,60 7,68 * 8 2 2,5 '10 9 10 8 2 '10"8 2 '10"8
A1Sb 13,51 4,26 300 1,62 5,055 1200* 700* 2,6'10'9 1,3. 10"9 13,1'10"% 9,1' 10"7... ,,
* Теоретическая оценка.
ченных для создания эффективных спектрометров у излучения,
являются следующие: атомный номер Z, поскольку эффектив
ность фотопоrлощения фотонов приблизительно пропорцио
нальна Z \ высокая llОДВИЖНОСТЬ обоих носителей тока 11 и
большое их время жизни ., чтобы обеспечить хорошее
собирание зарядов; ширина запрещенной зоны Eg, которая
должна быть достаточно большой, чтобы обеспечить низкие
токи утечки детекторов; низкая энерrия на образование
электронно дырочной пары Е, необходимая для получения
меньших относительных статистических флуктуаций образо
BaHHoro частицей заряда.
Различные физические свойства некоторых материалов,
приrодных для изrотовления детекторов, работающих при
комнатной температуре, приведены в табл. 5.1. В нее включены
только двойные полупроводниковые соединения, поскольку
по технолоrическим соображениям достижение стехиометрии
в тройных и более сложных системах весьма затруднено.
В табл. 5.1 для сравнения даны также характеристики Si и Ge,
наиболее широко используемых в настоящее время в качестве
спектрометров ионизирующих излучений. Следует отметить,
что мноrие значения параметров не являются окончательно
установленными. Дальнейшее усовершенствование способов
выращивания монокристаллов этих соединений может привести
к существенному улучшению некоторых параметров, особенно
таких, как время жизни и подвижность носителей. Число
публикаций, посвященных изrотовлению, исследованию свойств
и применению неохлаждаемых детекторов на основе широко
зонных полупроводников, быстро растет. Некоторые итоrи,
относящиеся к детекторам на основе GaAs, CdTe и HgI 2 ,
приведены в обзорных статьях [68, 69].
5.2. Арсенид rаллия
Из параметров, приведенных в табл. 5.1, ВИДНо, что арсенид
rаллия (GaAs) представляется одним из перспективных MaTe
риалов для изrотовления неохлаждаемых детекторов ионизи-
рующих излучений. Ширина ero запрещенной зоны при KOM
натной температуре (Eg== 1,40 эВ) значительно выше, чем у Si,
что при соотвеТСТВУlOuцей технолоrии изrотовления детекторов
дает возможность применять их в неохлажденном виде. Очень
важным достоинством GaAs является самая высокая из всех
приведенных в табл. 5.1 материалов подвижность электронов
при комнатной температуре [Il == 8600 см 2 /(В . с)]. Хорошей
подвижностью обладают также и дырки [Ilh == 400 см 2 /(В,с)].
А томный номер компонентов, входящих в состав этоrо
соединения, высок (ZGa == 31, Z А. == 33), что позволяет достичь
примерно такой же эффективности реrистрации ренпеновскоrо
105
и у излучений, как в rерманиевых детекторах Toro же caMoro
объема. Совокупность этих параметров создает предпосылки
получения на основе GaAs высокоэффективных и быстро
действующих спектрометров ионизирующих излучений, рабо-
тающих при комнатной температуре. Если учесть, что ко
времени первых попыток применить GaAs для реrистрации
ионизирующих излучений технолоrия получения этоrо мате-
риала была в достаточной мере отработана и он уже нашел
широкое применение для изrотовления различных электронных
приборов, . то вывод о перспективности GaAs для изrотовления
детекторов BbIr лядит весьма убедительно.
Детекторы на основе полуизолирующеrо и BbICOKooMHoro
GaAs оказались приrодными только лишь для реrистрации
частиц [70], но не для спектрометрии. Детекторы со спектро
метрическими свойствами впервые были получены на эпитак
сиальных слоях GaAs, выращенных методом жидкофазной
эпитаксии.
Из за небольшой (50 100 мкм) толщины эпитаксиальных
слоев GаАs детекторы на ero основе приrодны для спектромет
рии лишь ренпеновскоrо и у излучения низких энерrий. Такие
детекторы имеют достаточно высокое энерrетическое разреше
ние. Например, при комнатной температуре Эберхардт и др.
[68] получили разрешение 2,5 кэВ на у линии 59,54 кэВ 241 Ат и
2,6 кэВ на у линии 122 кэВ 57со. При этом разрешение
определялось в основном шумами системы детектор предусили-
тель. Из результатов, полученных при температуре 130 К,
оценена верхняя rраница для фактора Фано F 0,I8.
Очень важный результат получен при спектрометрии оскол-
ков спонтанноrо деления 252Cf. Дело в том, что GaAs
относится к так называемым прямозонным полупроводникам, в
которых время жизни неравновесных носителей может опреде-
ляться не столько рекомбинационными уровнями rлубоких
примесей, сколько прямыми переходами зона зона с испуска
нием квантов света. В результате прямозонной рекомбинации
при высоких плотностях ионизации, свойственных осколкам.
деления, возможны большие потери заряда, rенерированноrо в
детекторе. Оказалось, что амплитудный дефект составляет 14,4
для тяжелых и 6,3 МэВ для леrких осколков, что практически
совпадает с величиной амплитудноrо дефекта в кремниевых
детекторах. Отсутствие заметноrо роста величины амплитудно
ro дефекта в прямозонном полупроводнике, каким является
GaAs, может быть связано со следующими обстоятельствами.
При прямозонной рекомбинации испускаются фотоны света,
длины волны которых приходится на область собственноrо
поrлощения. Линейный коэффициент поrлощения таких фото
нов К::::: ] 03 CM 1. Следовательно, они эффективно поrлощаются,
что приводит к рождению новых электронно дырочнЫХ пар.
106
Однако эти вновь рожденныIe пары будут возникать уже вне
трека частицы, что приведет к снижению плотности HepaBHOBec
ных носителей в треке и, как следствие, к уменьшению потерь
заряда. Если рассматриваемый механизм действительно работа
ет, то наряду с электрическим полем и диффузией он должен
приводить к дополнительному уменьшению плазменноrо Bpe '
мени.
Детекторы, изrотовленные на основе монокристаллов GaAs,
выращенных методом эпитаксии в жидкой фазе, имеют две
особенности:
а) изменение амплитуды сиrнала с напряжением, связанное
не только с захватом носителей;
б) появление в спектрах дополнительных (паразитных) пиков
вблизи напряжения (V ИСТ )' при котором полностью обедняется
эпитаксиальный слой. Отклик детектора при облучении части-
цами и фотонами у излучения монотонно растет с увеличением
напряжения смещения, затем при V CM V ИСТ появляются допол
нительные пики. При V CM > V ИСТ пики опять становятся одиноч
ными И амплитуда СИПIaла достиrает насыщения. Кроме Toro,
во фронтах импульсов наблюдается ме!щенный компонент,
который исчезает при полном обеднении :титаксиальноrо слоя.
Все результаты, рассмотренные выше, получены на нелеrи-
рованных эпитаксиальных слоях GaAs. Кобияши' и др. [68]
исследовали возможность изrотовления спектрометрических
детекторов на леrированных железом кристаллах GaAs высокой
чистоты. Детекторы, изrотовленные на леrированных эпитак-
сиальных СJlОЯХ, имели достаточно хорошие спектрометрические
характеристики: разрешение при Т== 300 К на частицах 241 Ат
(Е,.==5,49 МэВ) составило 17,2 кэВ, а на у линии 57Со (Еу==
== 122 кэВ) 3,8 кэВ для детектора с толщиной эпитаксиальноrо
слоя 100 мкм. Причем результат для фотонов у излучения
лолностью определялся шумами электроники.
Для увеличения эффективности реrистрации у излучения
была предпринята попытка изrотовить детекторы с двумя
поверхностными барьерами на противоположных сторонах плас
тины. Для этоrо с одной из сторон вскрывалось окошко под KOH
тактную площадку, преf(назначенное для подсоединения к п +
слою. Структура с двумя барьерами позволила увеличить эффек
тивностJ, реrистрации у излучения 235U с энерrией 185 кэВ на 20%.
Следует также отметить результаты, полученные на эпитак
сиальных слоях, выращенных методом rазотранспортной эпи
таксии [71]. Детектор площадью 2 мм 2 И толщиной эпитак
сиалыюrо слоя 300 мкм при напряжении смещения 250 В имел
обратный ток 1,2' 10 9 А. При этом напряжении энерrетическое
разрешение при комнатной температуре на .122 кэВ у линии
е 7 Со) составило 1,9 кэВ, на 59,54 кэВ у линии е 41 Ат) 1,7 кэВ,
а на линии 22,4 кэВ (peHтr HoBcKoe излучение 237 Np) 1,5 кэВ.
107
Небольшая толщина эпитаксиальныIx слоев и малая pa
бочая поверхность детекторов на основе GaAs 'препятст-
вуют широкому их применению в качестве неохлаждаемыx
спектрометров. Однако в тех случаях, коrда размеры не
являются критическими, детекторы из арсенида rаллия имеют
из за малых. токов преимущество перед кремниевыми детек-
торами.
5.3. Теллурид кадмия
Теллурид кадмия (CdTe) стал, по видимому, первым широ
козонным материалом, на основе KOToporo были изrотовлены
неохлаждаемые детекторы у излучения. Перспективность CdTe
для изrотовления неохлаждаемых спектрометров у излучения
обусловлена большой шириной запрещенной зоны (Eg== 1,47 эВ),
достаточно высокой подвижностью электронов [ e == 1100 см /
(В .с)] и дырок [IJ'h== 100 см 2 /(В 'с)] при комнатной температуре,
большими порядковыми номерами атомов, входящих в состав
этоrо соединения (ZCd == 48, ZTe == 52). РеаJ1ьная возможность
использования р п перехода на основе CdTe в качестве
пеохлаждаемых детекторов ионизирующих излучений впервые
была показана в работах О. А. Матвеева и др. ([72 J и ссылки в
ней). Используя диффузию и дрейф ионов Li + в кристаллах
CdTe с электронной проводимостью, авторам еще в 1966 r.
удалось получить детекторы с толщиной чувствительноrо слоя
около 200 мкм, способные реrистрировать у излучение 137 Cs с
отношением сиrнал/шум, равным 15 20. Вследствие высокой
неоднородности исходноrо материала по объему и низкоrо
качества первых р п переходов удовлетворительное (1,5%)
разрешение было получено только для частиц. Вскоре была
показана возможность получения и детекторов у излучения,
обладающих спектрометрическими свойствами. Такие дeTeKTO
ры были изrотовлены на кристаллах п CdTe с концентрацией
электронов п==3 '1014 CM 3 и подвижностью e==500 см /(В 'с).
Разрешающая способность на у линии 122 кэВ 57Со составила
7,5 кэВ при шумах электроники 6 кэВ. Аналоrичный результат
был достиrнут и на полуизолирующем p CdTe с удельным
сопротивлением р == 106 --;.. 108 ОМ' см. В этом случае удалось
создать детекторы с более толстыми чувствительными слоями,
которые на у линии 662 кэВ 137cs имели разрешение 5,5%.
Достиrнутое разрешение убедительно продемонстрировало, что
на основе CdTe можно создать спектрометрические y-дeTeKTO
ры, работающие при комнатной температуре. Дальнейшие
успехи в улучшении спектрометрических характеристик СdТе де-
тежторов связаны с разработкой методоВ выращивания чистых
и более совершенных в структурном отношении монокрис
таллов.
108
Значительные успехи были достиrнуты после разработки
методов выращивания кристаллов' в замкнутых системах.
Одним из таких методов является rоризонтальный вариант Me
тода направленной кристаллизации, разработанный О. А. MaT
веевым и друrими. Метод позволил создать детекторы у излуче-
ния с высокой разрешающей способностью. Близок по своему
содержанию к рассмотренному методу и модифицированный
метод Бриджмена, преДJ.lOженный Кайлем. Оба метода сыrрали
очень важную роль в разработке y дeTeKTopOB .на основе CdTe,
поскольку их применение позволило достичь качественноrо
скачка как в получении кристаллов больших объемов, так и в
улучшении параметров материала, обеспечивших спектрометри .
ческий режим работы детекторов.
Существенный проrресс в увеличении объема детекторов
был достиrнут при выращивании кристаллов из paCTBopa pac
плава в Те по методу, предложенному Занио [69, с. 14 J. Таким
способом были получены большие (диаметром до 5 см, массой
до 200 r) кристаллы CdTe высокоrо качества. Параметр T в
кристаллах, изrотовленных этим методом, составил 1 О 5
10 4 см 2 /В для ДЬ OK и 10 3 Io 4 см 2 /В для электронов. На
линии 59,6 кэВ 2 1 Ат получено энерrетическое разрешение
3 кэВ (за вычетом шумов) для детектора с чувствительным
объемом 15 мм 3 при напряжении смещения 1400 В. На дeTeKTO
рах объемом 0,5 см 3 разрешение на 662 кэВ у линии 137CS
составило 6%.
Наиболее широкое применение для выращивания дeTeKTOp
Horo CdTe из раствора расплава в последнее время нашел метод
подвижноrо наrревателя, предложенный Беллом и др. [69,
с. 15J. С помощью метода подвижноrо наrревателя получен
материал, обладающий детекторными свойствами как при ero
леrировании хлором, индием, так и на нелеrированных крис
таллах.
Следует особо отметить результаты [72], полученные на
леrированных хлором кристаллах, выращенных методом нап
равленной кристаллизации. Несмотря на то что метод роста
осуществляется при высокой температуре, с ero помощью
удалось получить кристаллы с самыми высокими значениями
параметра Il't' и напряженности электрическоrо поля: jie I:e==
==(2 3)'10 3 см 2 /В, Ilh't'h==(l 6)'10 4 см 2 /в, 8'==7.10 В/см
(ae== eTe6==14+21 см, ah== h't'h8'==0,7--;.-4,2 см). Эти значения по
крайней мере в 3 5 раз превышают результаты, полученные
друrими авторами.
Монокристаллы CdTe, леrированные хлором, обладают
всеми признаками весьма чистых полупроводников, если при
выборе критерия очистки исходить из концентрации электри
чески активных примесей. Действительно, такие кристаллы
имеют удельное ссщротивление (р 108 --;.-1010 Ом' см), близкое к
. 109
величине собственноrо сопротивления, большие времена жизни
('t'e:::::;'t'h==5' 10"6 с) И высокие подвижности обоих носителей.
Проводимость в этих кристаллах определяется Bcero одни
примесным уровнем ('" Ev + 0,6 эВ) с концентрацией примеси
Iо12 lоlЗ см"З. Эти высокие параметры трудно объяснить
взаимной компенсацией меЛК}lХ донорных и акцепторных
уровней при введении химических примесей.
В соответствии с [72] высокая чистота материала, леrиро
BaHHoro хлором, объясняется на основе явления «самоочистки»
кристаллов. Это явление заключается в не прямом выделении
примесей из кристалла, а в дезактивации электрически активных
примесей и собственных дефектов. М ехапизм дезактивации
заключается в почти полном химическом взаимодействии
примесей И собственных дефектов с образованием устойчивых
электрически неактивных ассоциаций, энерrетические уровни
которых расположены вне запрещенной зоны.
Выращенные кристаллы разрезают на пластины требуемой
толщины, шлифуют, полируют и обрабатывают в химическом
травителе. После этих операций наносят электрические KOHTaK
ты. В качестве электродных материалов используют металлы
как с малой работой выхода электронов (AI, In), так и с
большой работой выхода (Аи, Pt, Ir). Иноrда контакт наносят
на шлифованные или полированные поверхности. Помимо
поверхностно барьерных структур для улучшения свойств кон-
тактов применяют структуры типа металл оксид..... полупро
водник, а также ионное леrирование. Задача получения опти
мальных контактов является очень важной, поскольку она тесно
связана с явлеIiием поляризации в леrированных хлором
кристаллах, которое оrраничивает возможности детекторов на
основе CdTe. Поиск лучших способов получения контактов
продолжается и в настоящее время. В [73] сообщается об
исследовании возможности создания контактов на основе
reTepocTpYKTYP CdHdTe " CdTe CdHgTe, полученных MeTO
дом жидкофазноrо эпитаксиальноrо роста.
Детекторы, изrотовленные на основе монокристаллов CdTe,
леrированных хлором, обладают высокими спектрометрически-
ми свойствами. Однако У этих детекторов обнаружено измене
ние амплитуды сиrналов И эффективности счета со временем.
Деrрадация амплитудных спектров со временем обусловлена
явлением поляризации. Полностью проблему поляризации
можно было бы решить путем выращивания кристаллов CdTe с
собственной проводимостью без введения каких либо КОМlIенси
рующдх примесей. С помощью метода подвижноrо наrревателя
из тщательно очищенных исходных материалов удалось полу
чить нелеrированные кристаллы CdTe, на основе KOTOPbIX и
были получены неполяризующиеся детекторы. Однако этот
способ выращивания кристаллов даже при самых низких
110
температурах роста приводит к сравнительно низкому удельно
му сопротивлению (1 04 106 Ом' см), что не позволяет изrотов
лять детекторы большоrо объема. Отсюда видно, Что задача
подавления поляризации в СdТе детекторах, изrотовленных на
основе леrированных хлором кристаллов, по прежнему остается
весьма актуальной. Наиболее радикальным средством подавле
ния поляризации является использование контактов из Pt, А u
или Ir, изr:отовляемых методом электролиза, или использование
структур типа металл . оксид полупроводник или металл
изолятор полупроводник.
Для спектрометрии peHтreHoBCKoro и у-излучений применя
ют как низкоомный п CdTe, полученный методом зонной
очистки, так и полуизолирующий p CdTe. Из за малоrо
удельноrо сопротивления п CdTe приrоден лишь для спектро .
метрии низкоэнерrетическоrо peHтreHoBcKoro ИЗ.)1учения, пос-
кольку малый чувствительный объем детекторов, изrотовлен
ных на основе этоrо материала, не позволяет достичь приемле
мой эффективности с;чета в области большихэнерrий. При
реrистрации peHтreHoBcKoro излучения с энерrией 5,9 кэВ
детектором площадью 1 мм 2 И толщиной 100 мкм Дабровским
и др. [68, с. 123] получено разрешение 1,1 кэВ, причем шумы
составили 0,9 кэВ. Отметим, что при реrистрации низкоэнерrе
тическоrо peHтreHoBcKoro излучения основное оrраничение в
разрешении связано с величиной шумов, обусловленных током
утечки детектора. Из за больших шумов из результатов по
спектрометрии низкоэнерrетических фотонов не удается полу-
чить и величину фактора Фано в CdTe. Теоретическая оценка
дает F 0,04.
Полуизолирующий CdTe применяется для спектрометрии
фотонов у излучения более высоких энерrий, поскольку такой
материал позволяет получать большие чувствительные к излу-
чениям слои. При реrистрации высокоэнерrетических фотонов
у-излучения разрешение в основном определяется захватом
носителей. Существенно улучшить спектрометрические свойства
толстых СdТе детекторов в области низких энерrий удалось с.
помощью охлаждения детекторов термоэлектрическим микро-
холодильником (В. Ф. Кушнирук И др. [68, с. 124 ]).
При этом характеристики детекторов улучшаются настоль-
ко, что, детектор с такими параметрами позволяет решать
мноrие аналитические задачи, например, в ядерной rеофизике,
rеолоrии, rорнодобывающей промышленности, медицине И
друrих областях. .
Изучение зависимости энерrетическоrо разрешения от рабо-
чеrо напряжения при разных температурах показало, что
наилучшие результаты достиrаются при температуре 40--;-.
60 се Дальнейшее охлаждение детектора приводит к заметно-
му ухудшению разрешающей способности, поскольку в этом
111
0,9 58,6кэВ а)
0,8 '7,76КЭВ
0,7 13,86 кэВ
t
06
' !ёнератор
:z::
0,5
"" 1500кэВ
0,4 880 эВ
.е;
О,З 20,8 кэВ 810 эВ
0,2 t 26,4кэВ
0,1 t
О 400 500 600 700 800
Номер канала
1200 9,88кэВ о)
. GeKOI.
.
.
1000 :
6,4 кэВ
800 FeKcx.
..
:, 600 . . 880эВ
.
. 870ЭВ
400 . 10, 98кэВ
. . '" GeKj3
200 . . .,
.:...........,...::. .'
. '.
. ... -:.. ...,. '\
...:-... ...
о 50 100 150
Номер канала
Рис. 5.1. Энерrетические спектры у излучения препарата 241 Ат (а) и peHTreHoB
CKoro излучения Fe и Gc возбужденных от источника 109Cd (6) (рабочее
напряжение 400 В)
случае происходит захват носителей на мелкие уровни. На
рис. 5.1, а приведен спектр peHTreHoBcKoro излучения 237Np и
фотонов у излучения препарата 241 Ат, а на рис. 5.1, б спектры
rенпеновскоrо излучения Fe и Ge, возбужденноrо источником
09Cd, при оптимальной температуре 40' С на детекторе
площадью 1 О мм 2 И толщиной 1,5 мм. Энерrетическое разреше
ние на 59,6 кэВ У JIИНИИ 241 Am составляет 1500 эВ, а на линии
112
'С,
""
со 50
t>
8кэВ
о)
100
137CS
662кэВ
о о .
номер канала Номер канала
Рис. 5.2. Спектры у излучеllИЯ 1З7сs, полученные с помощью СdТе детектора,
при использовании дискриминации импульсов по их длительности (фроНТ менее
25 нс) (а) и без дискриминации (6)
NpL,,/c энерrией 13,9 кэВ 880 эВ при шумах 810 эВ. В области
низкоэнерrетическоrо ренпеновскоrо излучения разрешение paB
нялось 870 880 эВ. Следует подчеркнуть, что этот высокий
результат получен на детекторе, чувствительный объем KOTOpO
ro в 150 раз больше объема' детектора, описанноrо в
цитированной ранее работе (Дабровский и др. [68, с. 123 ]).
Улучшить энерrетическое разрешение СdТе детекторов при
комнатной температуре можно и с помощью применения
дискриминации по форме импульсов.
На рис. 5.2 показан спектр 137CS с отбором импульсов с
фронтами менее 25 нс (рис. 5.2, а) и без дискриминации по
форме импульсов (рис. 5.2,6). Видно, что форма спектральной.
линии сильно изменилась (М. И. Крапивин и др. (68, с. 124 ]), а
энерrетическое разрешение в случае дискриминации импульсов
по их форме улучшается с 40 до 9 кэВ.
5.4. Дииодид ртути
Первое сообщение об использовании тетраrональноrо диио
дида ртути в качестве неохлаждаемоrо детектора ионизирую
щих излучений появилось в 1971 r. (Виллинr [68, с. 126]). Эта
работа показала большую перспективность дииодида ртути для
спектрометрии peHTreHoBcKoro и у излучений. С тех пор
проводится интенсивная разработка методов получения крис-
таллов Hgl 2 BbIcoKoro качества, изучаются свойства этоrо
материала, методы изrотовления и применения детекторов на
ero основе. Следует отметить, что в отличие от CdTe и GaAs,
технолоrия получения которых до их использования в ядерной
спектрометрии была достаточно разработана и на их основе
были созданы разнообразные электронные приборы, в случае
113
S 26
HgI 2 картина оказалась обратной создание на основе этоrо
соединения эффективных счетчиков peHTreHoBcKoro и у излуче-
ния повлекло за собой развитие технолоrии ero изrотовления.
Из раствора дииодида ртути в ацетоне с добавкой комплек
сообразователей удалось вырастить при комнатной температуре
кристаллы HgI2 высокой чистоты объемом до 1 см 3 , приrод
ные для изrотовления из них детекторов ионизирующих
излучений.
При выращивании монокристаллов HgI 2 из паровой фазы
используют методы сублимации и температурных осцилляций.
Последний метод позволил получить самые крупные (массой
более 200 r) кристаллы HgI 2 среди кристаллов, выращенных из
паровой фазы. Лучшие значения параметров кристаллов,
полученных методом температурных оСцилляций, составляют
[74]: подвижность электронов 120 см 2 /(В . с), подвижность ды
рок 6 см 2 /(В, с), плотность дислокаций 5 .103 CM 2. Значение
параметра 't, определяющеrо ВОЗможность сбора заряда в
детекторах, следовательно, и возможности НgI2 детекторов как
спектрометров ионизирующих излучений, в настоящее время
приблизилось к 1 О 3 см 2 /В для электронов и к 1 О 5 см 2 /В для
дырок. Более детальное описание методов получения MOHO
кристаллов можно найти в книrе новосибирских авторов [75].
. Для изrотовления спектрометрических детекторов на основе
HgI 2 обычно используют пластины толщиной около 0,5 1 мм,
сколотые параллельно плоскости спайности (011). За счет
механическоrо воздействия при раскалывании возникают дефек
ты и добавочные напряжения. Поверхностные нарушения в
образцах устраняют путем химическоrо травления. В качестве
травителей используют некоторые орrанические растворители и
водные растворы rалоrенидов щелочных металлов. Наиболее
подходящими травителями оказались 20 25% Hыe водные
растворы NH 4 I, КI и NaI.
Высокое удельное сопротивление HgI 2 (l013 I014 Ом' см)
обеспечивает при современном уровне технолоrии изrотовления
детекторов малые значения токов утечки (l0 lO 10 12 А)
вплоть до напряжений 2000 2500 В. Отмечается некоторое
уменьшение токов утечки со временем после подачи напряжения
смещения. Обнаружена определенная корреляция между BpeMe \
нем установления токов и спектрометрическими характеристи
ками, а именно: чем БыIтрееe стабилизируется величина тока,
тем лучше спектрометрические характеристики. Резкое возраста
ние TeMHoBoro тока и соответственно шумов детектора наблю
дается с температур выше 55 0 с. Изменение счетной эффектив
ности детекторов в диапазоне 40 + 500 с не превышало 10%
[75]. .
Исследования эффективности счета в пике полноrо поrлоще
ния НgI2 детекторов показали, что после подачи смещения на
114
деТ«J<ТОр с толщиной чувствительной области более 1 мм со
временем происходит изменение формы энерrетическоrо спект
ра, которое связывают с эффектом поляризации детектора.
Эффект поляризации наблюдается и в более тонких кристаллах,
причем он про является тем сильнее, чем больше интенсивность
падающеrо излучения и меньше напряжение смещения, прило
женное к детектору. Еще одной причиной деrрадации спектро
метрических характеристик HgI 2 -детекторов является накопле
ние радиационных дефектов в чувствительной области дeTeKTO
ра [76].
Усовершенствование методов выращивания HgI 2 позволило
существенно увеличить чувствительный объем детекторов и
достичь более высоких спектрометрических результатов. Так,
например, на детекторе размером 1 ОХ 8 х 0,5 мм было получено
разрешение ] ,2; 2,0 и 4,5 кэВ при энерrии 60; 122 и 662 кэВ
соответственно (Шибер и др. [68, с. 127]). В настоящее время
усилия исследователей направлены на создание детекторов
следующих типов [77]:
а) тонких ("'0,5 мм) детекторов площадью около 1 см 2 для
спектрометрии с высокой эффективностью у-излучения в диапа-
зоне 10 100 К1В;
б) детекторов такой же толщины, но меньшей площади (до
40 мм 2 ) для спектрометрии и детектирования с высокой
эффективностью низкоэнерrетическоrо реiпrеновскоrо излуче
ния в диапазоне 1 ] О кэВ;
в) толстых детекторов для реПlстрации высок6энеРl'етиче
cKoro у излучения;
r) толстых детекторов, обладающих спектрометрическими
свойствами при реrистрации высокоэнерrетическоrо У З,JIу-
чения;
д) дискретных координатно чувствительных детекторов на
одном кристалле дииодида ртути большой площади;
е) мноrоэлементных сборок.
Наибольший проrресс достиrнут в изrотовлении детекторов
малоrо объема, предназначенных для спектрометрии ренпенов-
cKoro излучения при комнатной температуре. Хорошие резуль-
таты, полученные в области спектрометрии низкоэнерrетическо
ro peHTreHoBcKoro излучения с помощью НgI2 детекторов,
обусловлены следующими обстоятельствами. Блаrодаря BЫCO
кому атомному номеру атомов (см. табл. 5.1), образующих
соединение HgI 2 , поrлощение низкоэнерrетических peHTreHoB
ских фотонов происходит В тонком приповерхностном слое.
Если к облучаемому электроду приложить отрицательный
потенциал, то основной вклад в амплитуду сиrнала будут
давать электроны, а вкладом малоподвижных дырок можно
пренебречь. Подвижность электронов достаточно высока, и если
учесть, что блаrодаря большой ширине запрещенной зоны ток в
115
детекторе мал ( 10 11 А) и к нему можно прикладывать
высокие напряжения смещения ( '" 1 000 В), то создаются условия
для полноrо сбора заряда. Это и предопределяет возможность
получения высоких параметров при спектрометрии ренпенов-
cKoro излучения низких энерrий. Последние достижения, полу-
ченные в этой области, описаны в [78].
Энерrетическое разрешение ренпеновскоrо спектрометра в
области малых энерrий определяется следующими факторами:
1) статистическим разбросом числа электронно-дырочных
пар, создаваемых при ходящими в детектор моноэнерrетически-
ми фотонами;
2) электронными шумами элементов схемы на входе пред-
усилителя, включая и: НgI2 детектор;
.3) флуктуациями потерь заряда в результате захвата rенери-
рованных квантов излучения носителями тока.
Вклад статистическоrо разброса числа созданных электрон-
но дырочных пар в ширину наблюдаемоrо пик а зависит от
фактора Фано. Поскольку не имеется достаточно надежноrо
теоретическоrо метода расчета фактора Фано, ero определяют
экспериментально. Экспериментальные значения фактора Фано
F постепенно уменьшаются с усовершенствованием методов
получения кристаллов и улучшением параметров используемой
электроники. Поэтому экспериментальные значения F можно
рассматривать лишь как верхнюю оценку величины Р. Экспери
ментальное значение фактора Фано постепенно, но неуклонно
уменьшалось дО F 0,I9.
Успехи в области спектрометрии низкоэнерrетических peHT
rеновских фотонов в значительной степени определяются
совершенствованием используемой электроники, в особенности
спектрометрических предусилителей.
Соrласно данным Хользера [79, с. 83], разрешение HgI2
спектрометра peHTreHoBcKoro излучения можно улучшить путем
YMepeHHoro охлаждения детектора. Оптимальной оказалась
температура около 00 С. На рис. 5.3 приведены спектры
peHTreHoBcKoro излучения источника 55 Fe и спектры характе-
ристических ренпеновских излучений образца серы (Kr}./i S
2,3 кэВ) и алюминиевой фольrи (Kr}. Al 1,5 кэВ), полученные на
спектрометре с оптическоя обратной связью при охлаждении
полевоrо транзистора до оптимальной температуры 170 К и
охлаждении Нgl2 детекто;а до, температуры 1 о С.
Площадь детектора 4 мм, толщина чувствительноrо слоя
0,4 мм, напряжение смещения 400 В. Шумы системы детек-
тор предусилитель практически не изменились по сравнению с
теми, что были получены в условиях, коrда детектор находился
при комнатной температуре, но энерrетическое разрешение
улучшилось заметно. На линии Ка Мп оно составило 200 эВ, на
линии Ka S 177 эВ, а на линии Ka AI 172 эВ. Улучшение
116
МП
Kd,
5,9 к э В
CIC>
'"
$!
'.
" Мп
:: K!i
: : 6!5К9В
j Pl
Номер канала
А], Кс:х.,!3
j 1,5кэВ
"
<\::)
I .' Тенератор
'"
tj
$! .,
j Sп Fe' .'
1. KCL КjЗ
а)
s к ct;,jЗ
2,JкэВ
о)
'"
tj
:
:: А
/ ': L
. \.
Тенератор
147 эВ. !:
н
Номер канала
)
Рис. 5.3. Спектры peHTreHoBCKoro
излучения дсточника 55Fe (а), xa
рактеристическоrо peHTreHoBCKoro
излучения образца серы (6) и алю-
миниевой фольrи (в), полученные с
помощью НgI2 детектора
Номер канала
разрешения в основно!'.:1 связано с улучшением собирания
заряда.
Таким образом, результаты, полученные в последнее время,
показывают, что в \области низких энерrий по своим спектро
метрическим свойствам детекторы на основе HgI 2 приближают
ся к кремниевым детекторам. Однако при более высоких
энерrиях разрешение и эффективность НgI2 детекторов сущест
венно уступают терманиевым детекторам. Лучшее разрешение
на НgI2 детекторах толщиной 1 мм составляет 5 кэВ при.
энерrии 662 кэВ е 3 7 Cs) [80 ], но эффективность счета таких
детекторов MHoro меньше эффективности больших rерманиевых
детекторов.
Большинство детекторов на основе HgI 2 с чувствительными
слоями выше 1 мм имеют плохие спектрометрические качества
из-за малой дрейфовой длины носителей, препятствующей
полному сбору заряда. Однако в ряде задач, rдe спектрометрия
не требуется, толстые НgI2 детекторы MorYT иметь ряд преиму
ществ перед друrими типами счетчиков, например по сравнению
со сцинтилляционными детекторами, которые имеют большие
rабариты и для работы фотоумножителей требуют BЫCOKO
вольтных источников питания. Эти преимущества заключаются
в малой массе и небольшом объеме толстых НgI2 детекторов, а
также в малой потребляющей мощности. Используя толстые
кристаллы HgI 2 , можно создать портативные счетчики для
контроля полей у-излучения.
На основе больших кристаллов, выращенных методом
температурных осцилляций, Уореном [79, с. 103] были изrотов
лены портативные rамма счетчики с толщиной чувствительной
области до 1,5 см и активной 1J0верхностью до 17 см 2 . Ток
утечки таких детекторов не превышал 100 пА, что позволило
для подачи смещения в портативном варианте счетчика
использовать высоковольтный конденсатор, который требует
периодической зарядки через каждые 8 20 ч. Эффективность
реrистрации у-излучения такими детекторами оказалась эквива
лентной сцинтиллятору из NaI размером 03,8 х 3,8 см. Плани
руется создание мозаики из НgI2 детекторов толщиной 1,1 см,
площадью 127 см 2 и массой 880 r. Такой счетчик будет иметь
чувствительность, близкую к чувствительности NаI счетчика
диаметром 12,7 см и толщиной 3,8 см.
Изучение толстых НgI2 счетчиков показало, что при опреде
ленных условиях можно получить спектрометрическую инфор-
мацию и на толстых детекторах в области высоких энерrий
у излучения. Бийирл и др. [79, с. 107] установили, что после
выдержки НgI2 детекторов толщиной около 1 см под напряже-
нием в течение нескольких суток или даже недель наблюдается
существенное улучшение как энерr'етическоrо разрешения, так и
эффективности счета в фотопиках высокоэнерrетическоrо излу
чения. Положительное влияние оказывает и слабая засветка
детектора видимым светом; которую осуществляли с помощью
светодиодов. Важной оказалась также постоянная времени
формирования сиrнала т. Исследования выполнены при т ==
== 1 О мкс И Т == 0,5 мкс. В первом случае 't выбрано таким
образом, чтобы оно было больше времени дрейфа электронов,
которое в данном случае равнял ось 2 мкс, но меньше времени
дрейфа дырок ('" 50 мкс). Интересным представляется также
использование постоянных времени формирования HaMHoro
меньших времени дрейфа и электронов, и дырок. В этом случае
вкладом дырок в амплитуду сиrнала можно пренебречь. Для
осуществления этоrо способа получения информации требуется
высокая однородность электрическоrо поля в детекторе и
транспортных характеристик электронов, поскольку в этом
случае аМПлитуда сиrнала пропорциональна не полному заряду,
а пути, пройденному электроном в межэлектродном зазоре за
время, примерно равное т. Кроме Toro, при таком способе
обработки сиrнала со стороны положительноrо электрода
появляется как бы мертвый слой, в котором электроны будут
118
6"00
600
,.
400
.:...., 7:1p 10MKC
'15 !:. \:.:.:.:
ЫOO . ;','i.;:;. '
","'..
J 100 "':f\'; {:%'i,f{
66ZкэВ
t
А
*во
:.'
:.\:. cp=o,5MKC
1,17 М эВ
'; f;, ;. "... . ·
. ;";:::'::?-)\ А (: :i:;(,JIМЭВ
(
\ '!I.'
::<
. \,
\.
\.
<\::)
1;:),
:;БО
2ч.0
100
;
,
120
I I I
100 200 JOO ч.оо 500 600 О 200 *00 600 800
Номер канала а) Номер канала о)
Рис. 5.4. Спектры 137CS (а) и БОсо (6), полученные с помощью НgI2 детектора
.толщиной I см:
а 'tф= 10 МКС; б 'tф=0,5 мкс
о
давать сиrналы меньшей амплитуды, так как пробеr этих
электронов будет меньше среднеrо пробеrа в объеме детекто-
ра. Величина этоrо MepTBoro слоя тем меньше, чем MeHЬ
ше постоянная времени формирования. Однако на величину
't имеется оrраничение со стороны малоrо времени, посколь-
ку с уменьшением 't пропорционально ему уменьшается и
амплитуда сиrнала, что приводит к ухудшению отношения
сиrнала к шуму.
На рис. 5.4 приведены спектры 137 Cs и 60 Со, иллюстрирую
щи е спектрометрические свойства HgI 2 -детекторов толщиной
1 см. Из рис. 5.4 видно, что удается получить полностью
Ра3деленные пики даже при энерrии у излучения более 1 МэВ.
Спектры близки к тем, которые получают с помощью
эквивалентных по эффективности NаI сцинтилляторов.
Кристаллы HgJ 2 большой площади были использованы
Ортейлом и др. [79, с. 95] для изrотовления дискретных
координатно чувствительны детекторов и сборок больuиих
площадей, предназначенных для получения изображений pac
пределения peHTreHoBcKoro и у-излучения. При изrотов-
лении координатных детекторов использовали методы фото
литоrрафии и травления. Таким способом на кристалле
размером 22 х 1 О х 0,5 мм был изrотовлен 20 элементный OДHO
координатный детектор с электродами из Pd шириной
0,75 мм и зазором 0,25 l\;1M между электродными полоска
ми. В качестве обратноrо электрода использован сплошной
Pd KoHTaKT. Пространственное разрешение этоrо детектора.
составило 1 мм.
С помощью метода фотолитоrрафии получены и двумерные
119
....
координатные детекторы с ортоrональными полосками. На
кристаллах размером 12 х 12 х 0,5 мм были изrотовлены дeTeK
торы, имеющие на каж.цой стороне по пять полосок шириной
1,75 с зазором 0,25 мм. Каждую полоску подключали к своему
предусилителю, а события реrистрировали только при совпаде
ниях. Максимальное отклонение в эффективности реrистрации
отдельными элементами составило 30%, при этом 16 из 25
элементов имели скорость счета более 90% максимальной и.
только 5 элементов имели скорость счета менее 80%. На
кристаллах большеrо размера (20 х 20 х 0,7 мм) были изrотов
лены двухкоординатные детекторы с числом элементов, paB
ным 64 (8 х 8). В качестве электродноrо материала исполь
зовали rерманий. Ширина полосок составляла 1,8 мм, между
электродный зазор 0,2 мм. Отклик TaKoro детектора оказался
тоже довольно таки. однородным: только 14 из 64 элементов
имели счет ниже 80% от максимальноrо. Планируется создание
256 (16 х 16) элементноrо детектора с расстоянием между
центрами полосок 2 мм на одной пластине Hgl 2 размером
35 х 35 мм 2 . .
Интересный и неожиданный результат был получен Биччет
ти и др. [68, с. 127] при исследовании радиационной стойкости
Н,.gI2 детекторов при их облучении быстрыми нейтронами
(Е n == 8 МэВ). АМПЛИТiда сиrнала Нgl2 детектора вплоть до
потока 1015 нейтр./см меняется очень мало, в то время 'как у
СdТе детекторов резкий спад наблюдается уже при 1011 нейтр./
см 2 , а у кремниевых детекторов при 1013 нейтр./см 2 . Энерrети
ческое разрешение НgI2 детекторов для частиц с энерrией
5,5 МэВ практически не меняется в интервале потоков 1 09
1015 нейтр./см 2 . Таким образом, детекторы на основе Hgl 2
способны работать в качестве спектрометров заряженных
частиц с умеренным разрешением в нейтронных полях высокой
интенсивности.
В заключение отметим, что за исключением GaAs, CdTe и
HgI 2 работы по друrим широкозонным полупроводниковым
материалам, перспективным для изrотовления неохлаждаемых
детекторов у излучения, находятся на начальном этапе cBoero
развития. Полученные результаты показали принципиальную
возможность создания новых материалов, обладающих детек-
торными свойствами. На всех исследованных материалах уже в
настоящее время достиrнут счетный режим работы, а в случае
GdSe и Cd o 7 zп о 3 Se получены и спектрометрические свойства
[81]. Причем спектрометрические свойства последнеrо MaTe
риала столь высоки, что позволяют надеяться на успех уже
в недалеком будущем. В целом предстоит еще пройти
определенный этап совершенствования методов получения этих
материалов, прежде чем будут достиrнуты более весомые
результаты.
120
rлава 6
ППД В ФИЗИКЕ ВЫСОКИХ ЭНЕРrий И НЕЙТРИННОЙ
ФИЗИКЕ
6.1. Общие замечания
Восьмидесятые rоды без преувеличения можно назвать эрой
кремния в физике высоких энерrий [82 ].
Рабочим инструментом в экспериментах на ускорителях
частиц высоких энерrий кремниевый детектор стал, Kor да был
введен в камеру ускорителя для идентификации и измерения
энерrетическоrо спектра ,Ядер отдачи в исследованиях процессов
рассеяния частиц пучка на малые уrлы [83]. Эксперименты,
проведенные в 60 70 e rоды при помощи ППД на ускорителях
Объединенноrо института ядерных исследований (ОИЯИ), Инс
титута физики высоких энерrий (ИФВЭ), EpeBaHcKoro физиче
cKoro института (ЕФИ) и Лаборатории им. Ферми (ФНАЛ,
США), не только позволили получить научные результаты
первостепенной значимости, но и убедительно продемонстриро
вали возможность успешноrо применения кремниевых деТекто-
ров, особенно тонких (около 1 мм), в условиях относительно
интенсивной радиации и больших помех на ускорителях
релятивистских частиц.
Важным шаrом в развитии кремниевой методики явил ось
применение кремния в качестве активной (<<живой») мишени
[84 ].
В центре внимания мноrих экспериментаторов в настоящее
время находятся детекторы, выполпенные в виде полосок на
одной и той же кремниевой подложке*. Такие детекторы
обеспечивают координатное разрешение, недоступное для дру-
rих приборов. Не менее важным качеством является их высокое
быстродействие, что широко используют для предварительноrо
отбора событий создания триrrерноrо сиrнала для друrих
детекторов, входящих в установку. Полосковые ППД работают
как ДE дeTeKTOpы, поэтому их выполняют достаточно тонкими,
в результате уровень сиrнала оказывается относительно малым.
Допустимый минимальный уровень определяется как шумами
предусилителя, так и статистическими флуктуациями иониза
ционных потерь, которые для релятивистских частиц макси
мальны. Число полосок в современных установках составляет
сотни и тысячи, а в планируемых еще более, что накладывает
особые требования на компактность электроники, и прежде
Bcero предусилителей. С целью уменьшения числа каналов
* Перспективность применения таких детекторов для определения коорди
нат релятивистских частиц впервые рассматривалась в диссертационной pa
боте [85].
121
электроники в отдельных экспериментах,' rде не требуется
выработки триrrерноrо сиrнала, в качестве полупроводниковых
детекторов используют приборы с переносом заряда (ППЗ).
Детекторы, изrОТОВJlснные из rермания, также находят
применение в физике высоких энерrий и особенно там, rде в
ядерных процессах возникают нежесткие излучения. Это, прежде
Bcero, эксперименты с экзотическими атомами, проводимые с
помощью рентrеновских и rамма спектрометров.
Важным методическим направлением в физике высоких
энерrий является в настоящее время применение в сцинтилля
ционных калориметрах кремниевых р п переходов как фото-
реrистраторов, которые более компактны, чем фотоумножите
ли, и MorYT работать в маrнитном поле. Интересны предложе-
ния об использовании кремниевых пластин детекторов в таких
калориметрах вместо сцинтилляторов.
ППД находят также успешное применение в экспериментах
по исследованию фундаментальных свойств нейтрино.
6.2. Исследование процессов рассеяния частиц в области малых
передаваемых импульсов
В процессах упруrоrо рассеяния частиц представляет особый
интерес область малых передаваемых импульсов. Однако
исследование в этой области путем реrистрации частиц,
рассеянных на малые уrлы, связано со значительными экспери
ментальными трудностями. Поэтому возник и получил большое
развитие новый подход к исследованию процессов рассеяния,
который основан на использовании информации, даваемой
частицами отдачи. Здесь особо следует отметить работы,
про водимые на внутренних пучках с помощью тонких (до
0,4 мкм) мишеней, обеспечивающих MHorOKpaTHoe прохождение
частиц пучка через мишень. Под уrлом к направлению оси
пучка, близким к 900, из мишени вылетают частицы с
небольшой энерrией, первоначально реrистрировавшиеся фото
эмульсионной камерой. При этом измеряли уrол вылета частиц
и их пробеr в фотоэмульсии (Никитин В. А. и др. [45, с. 196 ]).
Основной недостаток фотоэмульсионноrо метода малая
скорость набора статистики. Методика исследования процессов
упруrоrо рассеяния частиц реrистрацией частиц отдачи при
обрела современный вид блаrодаря применению для этой цели
ППД, которые свободны от указанноrо выше недостатка и
позволяют проводить прецизионные измерения yrлов вылета и
энерrии или ионизирующих потерь частиц отдачи. То обстоя
тельство, что в ППД чувствительный слой начинается практи
чески с поверхности, позволяет, в принципе, реrистрировать
частицы очень малых энерrий, а комбинацией TOHKoro счетчика
с толстым надежно разделить частицы разноrо вИда.
122
Е 1 ,МэВ
В
"N :i.j:...
. '::- ' ? \.
.. c.
4-
'';; i' '"
2
о
10
20
EZ 1 МэВ
Рис. 6.1. Типичная информация с двух ППД на дисплее эвм
Первый эксперимент проводили на синхрофазотроне ОИЯИ,
rде ППД помещали в вакуумный канал на расстоянии 3 м от
тонкой (0,7 мкм) водородсодержащей мишени, которую YCTa
навливали на пути пучка протонов с Jнерrией 4 rэв. Реrистри
ровали протоны с энерrией в несколько единиц или десятков
меrаэлектрон вольт. Аналоrичная постановка эксперимента, но
уже с большим количеством ППД была осуществлена на
ускорителях ИФВЭ, ЕФИ и ФНАЛ (США). ДЛЯ этих экспери
ментов были разработаны специальные мишени, позволяющие
проводить длительные измерения на высокоинтенсивных пучках
частиц ускорителей.
Эффективно разделение частиц по массам обеспечи
вает комбинация из TOHKoro и толстоrо ППД, включен
ных между собой на совпадение. Первый детектор изме
ряет ионизационные потери ДЕ, а второй, при остановке в
нем частицы, энерrию Е ДЕ (рис. 6.1). В частности,
на ускорителе ФНАЛ были применены [45] детекторы тол
щиной 0,2 и 2 (или 5) мкм, В которых полностью уклады-
ваются пробеrи протонов с энерrией соответственно до 19 и
32 МэВ и дейтронов до 23 и 42 МэВ. Детекторы имели площадь
1 см 2 .
123
6.3. Исследование коrерентных взаимодействий с ядрами
Ценное свойство ППД линейность ero характеристик, т. е.
достаточно строrая пропорциональность между амплитудой
сиrнала и энерrовыделением независимо от вида и энерrии
реrистрируемых частиц. Это существенно облеrчает идентифи
кацию ядер отдачи, возникающих при взаимодействии первич
ных частиц с веществом той или иной мишени. Спектр хорошо
разделенных ядер 4Не и 3Не был получен Берхотом и друrими
при исследовании KorepeHTHoro рассеяния протонов на rазовой
rелиевой мишени [45, c.212], а также в [107].
Более тяжелые ядра KorepeHTHoro процесса можно детекти-
ровать (Ландери и др. [45, с. 213]) при использовании
кремниевоrо детектора одновременно и в качестве мишени.
К ремний как мишень интересен тем, что большинство ero ядер
92,2% 28Si и 3,1% 30Si) имеют нулевые спин и изотопический
спин, что упрощает анализ процессов взаимодействия. В
эксперименте кремниевый детектор толщиной 1 мм располаrали
на пути пучка протонов с энерrией 730 эВ. Протон с такой
энерrией оставляет в детекторе в среднем около 400 кэВ;
разброс ионизационных потерь характеризуется спектром Лан-
дау (см. ниже). При образовании ядра отдачи Si и остановке ero
в детекторе энерrия 'этоrо ядра добавляется к ионизационным
потерям проходящеrо протона. В результате сиrнал с ППД
увеличивается на величину, однозначно связанную с уrлом
рассеяния протона. Зафиксировав этот уrол, например, сцинтил-
ляционным счетчиком, можно наблюдать спектр, имеющий дВа
пика, второй из которых относится к KorepeHTHoMY взаимо
действию. Первый пик фоновый соответствует. простому
прохождению протонов через ППД и одновременному сраба
тыванию при этом сцинтилляционноrо счетчика.
Реrистрацию ядер отдачи Si можно использовать для
предварителыюrо отбора коrерентных взаимодействий и фор-
мирования сиrналов запуска, например искровых камер, с
целью более деталыюrо изучения процесса. Таким образом
были поставлены эксперименты на пионных пучках ускорителей
Центра европейской орrанизации ядерных исследований (ЦЕР.н)
и ИФВЭ [84]. В этих экспериментах отбирают события с
образованием трех и более пионов в мишенях из различных
веществ. ППД используют в качестве живой мишени, позво
ляющей эффективно выделять коrерентные события, СОПро
вождающиеся образованием ядер отдачи Si с энерrией около
400 кэВ. Используют детекторы толщиной 0,2 и 1,0 мм.
Мишень состоит из пяти таких детекторов. К событиям
эффекта относятся случаи, коrда только в одном из детекторов
возникает выделение энерrии, превышающее энерrию проходя-
щих релятивистских пионов примерно на 400 кэВ: Естественно,
124
что мешающим фактором являются флуктуации в спектре Ландау
в сторону больших ионизационных потерь, поэтому детекторы
меньшей толщины предпочтительнее. Однако из за большой
емкости тонких детекторов возникают трудности, связанные с
шумами электроники. На практике положение осложняется еще и
относительно большой интенсивностью пионноrо пучка, а TaK
же. влиянием помех со стороны искровых камер. Последние
обстоятельства привели к тому, что был разработан специаль
ный тип усилителя, который позволяет проводить спектромет
рические измерения с довольно короткими импульсами.
6.4. Изучение процессов образования очарованных частиц
Новая область применения ППД возникла после открытия
очарованных частиц. Кремниевые детекторы вначале в виде
тонких пластин, а затем с полосковыми электродами (см.
разд. 6.6) оказались блестящим инструментом для измерения
времени жизни короткоживущих частиц [84].
Время жизни очарованных частиц ранее измерялось только
фотоrрафическими методами, которые, однако, не обеспе
чивают большой скорости набора статистики и не MorYT быть
триrrерами для друrой аппарат ры, Первое изме ение времени
жизни очарованноrо мезона 9,5+3,1 1,9' 10 3 с) электро
никой было выполнено в ЦЕ Н на синхротроне с энерrией
протонов 400 rэв при помощи активной мишени, состоящей из
40 кремниевых детекторов толщиной 300 мкм, размещенных
через 150 мкм. Измерял ась амплитуда импульсов в каждом
детекторе, пропорциональная числу одновременно реrистрируе
мых релятивистских частиц. Таким образом, по амплитудному
распределению можно было определить, как изменял ось коли
чество частиц вдоль телескопа. Эту картину иллюстрирует
рис. 6.2. Виден большой всплеск сиrнала от ядра отдачи в слое
3. Фотон у излучения образует в слое 3 пару мезонов, один из
которых распадается в слое 13, а второй в слое 23. Для изме-
рения более KopoTKoro времени жизни авторы сконструировали
телескоп из детекторов толщиной 200 мкм С промежутком 50 мкм.
В [84] определяется распад частиц между двумя телеско
пами, один из которых расположен РЯ)lОМ с мишенью. Первый
телескоп составлен из пяти 100-микронных, второй из десяти
200 микронных детекторов диаметром 1,0 и 2,3 см соответ-
ственно. В случае распада амплитуда импульсов во втором
телескопе становится больше, чем в первом. Измеряется
средняя амплитуда импульсов путем сравнения результатов их
измерений с каждоrо отдеЛЬНоrо детектора. MHoroKpaTHoe
измерение ионизации в ряде тонких счетчиков имеет преиму
щество по сравнению с однократным измерением в одном
толстом счетчике в том, что позволяет уменьшить флуктуации
125
Рис. 6.2. Амплитудный спектр сиrналов в набо
ре из 40 ППД
по амплитуде, обусловленные 8 элект
ронами, вторичными взаимодействия
ми и конверсией у излучения [86 ].
Система испытывалась на пучке пио
нов в ЦЕРН и была расположена в
маrните спектрометра «OMera». ABTO
ры указывают на существенное улуч
шение выделения Ко распада по срав-
нению с методикой на прОПолочных'
40 камерах. Система используется как
вершинный детектор вместе с эмуль
сионной мишенью.
Интересная установка для экспери
мента но фотообразованию очарован-
ных частиц описана в [87 ], rде в
качестве активной мишени используют 30 тонких (300 мкм)
кремниевых детекторов площадью 20 см 2 , расположенных друr
за друrом через 200 мкм. Сиrнальный электрод каждоrо
детектора составлен из 24 полос. Авторы отмечают высокую
стабильность энерrетической калибровки ппд лучше 1 % в
течение месяца работы на пучке ускорителя.
n
10
8
6
ч.
2
о
о
10 20 30
Номер слон
п+
· п . 4
у
6.5. Прохождение релятивистских частиц через тонкие слои
кремния
Распределение энерrетических потерь. Для реrистрации
релятивистских частиц обычно используются кремниевые' детек-
торы с полностью обедненным слоем толщиной не более 1 мм,
чтобы не вносить на пути частиц лишнее рассеивающее
вещество. Типичная толщина полосковых детекторов 300
400 мкм. Минимальная толщина оrраничивается приемлемым
отношением сиrнала к шуму. В приборах с переносом заряда,
используемых также в качестве детекторов, толщина слоя около
1 О мкм. Соответственно при указанной области толщины Si
(10-7- 103 мкм) были проведены измерения амплитудных спект
ров на пучках различных заряженных частиц.
Типичный амплитудный спектр, измеренный на пучке пионов
1 О rэв/с детектором толщиной х == 300 мкм, приведен на
рис. 6.3 [88]. Сплошная кривая представляет собой распреде
ление Ландау лд.Е, х), на которое воздействует rayccoBa
функция со стандартным отклонением а:
(jJ
f(д.Е, х)== 1 r= f лд.Е', х)ехр [ д.E д.E')/2a2J d(д.Е'),
2п v о'
oo
126
r де L1 Е действительные энерrе
тические потери в веществе ТОJI
щиной Х.
Отмечается, что для Si тол
щиной х == 300 мкм, распределение
Ландау не сильно отличается от
распределения Вавилова, KOTO
рый провел более аккуратное
решение, введя кинема тический
предел на максимальную переда
ваемую энерrию в одиночном
столкновении. Обе теории долж
ны быть модифицированы, при
няв во внимание атомные связи
электронов. Указывается; что
этот эффект достиrается, если стандартное отклонение в
rауссовой функции СУ вычислять по формуле Ш у лека и др. [89].
Более точно надо учесть еще и шу мы электроники с
детектором (а ш)' т. е. взять СУ t == J cr 2 + CY .
В приведенном выше спектре значение наиболее вероят
ных потерь составляет 84,01:2,8 кэВ, т. е. 28 кэВ в 100 мкм
(23,4 Mr/cM 2 ). Для электронов с энерrией 1 3 МэВ Юлайотом
и друrими получено 29 кэВ/IОО мкм [66]. Измерения О'Брайена
[66] на электронах с энерrией 1,5 и 8200 МэВ при толщине
детектора 101 мкм дали потери 25 кэВ. В первом приближении
энерrетические потери, измеренные на различных частицах,
совпадают.
Надо отметить, что с увеличением толщины детектора
возрастает доля энерrии, которую о электроны оставляют
в детекторе. Так, при толщине 1 мм наиболее вероятные по
тери составляют 29 кэВjlОО мкм. Значение средних потерь
для различных толщин примерно совпадает и составляет
35 кэВjl 00 мкм. При х == 300 мкм ширина на полувысоте распре
деления около 50%. Зависимость vдельной ионизации от
энерrии частиц была измерена в iпироких пределах [66].
Минимум ионизации лежит в области Р/МС==377, rдер и M.
импульс и масса частицы; c скорость света. За минимумом до
р/Мс==300 следовал небольшой подъем (до 10%), но при
р/Мс== 1,6' 104 наблюдали ослабление ионизации на 5% (по
сравнению с точкой для р/Мс==300).
Радиационные повреждения. Время жизни детектора является
одним из основных пара метров ППД в условиях работы на
ускорителях. Под действием радиации прежде Bcero возрастают
127
Рис. 6.3. Амплитудный спектр в тонком
детекторе (300 мкм) при реrИСТрiЩИИ
лионов с импульсом 10 rэв/с
N
1500
1250
1000
750
500
250
100
200 300 WO Е,ка В
шумы детектора вследствие увеличения тока утечки. При
возрастании тока в детекторе может появиться также необед-
ненная область (<<мертвый» слой). Возникающие радиационные
повреждения при водят к рекомбинационным потерЯМ заряда
вследствие уменьшения времени жизни носителей.
Радиационная стойкость детектора возрастает с уменьше-
нием ero толщины, поскольку при этом убывает число
дефектов.
Испытания детектора, имевшеrо толщину W == 0,5 мм и
площадь s== 1 см 2 , на пучке протонов с энерrией 500 rэв
показали, что после прохождения через Hero (5 6) . 1 О 12 частиц
не наблюдалось существенных изменений в' энерrетическом
спектре частиц [90, с.219].
Серию детекторов различноrо типа использовали для
измерения потока мюонов на ускорителе в ЦЕУН [66].
ПовеРХНQстно барьерные детекторы п типа с удельным сопро-
тивлением р==25 кОм' см использовались до получения полной
мюонной дозы D == 1 О 1 О -7- 1 О 11 на 1 см 2, В то время как при
р== 1 кОм' см работали дО D== 1012 на 1 см 2 . Имплантирован-
ные детекторы (р == 1 кОм' см) моrли действовать до D ==
== 1 012 -7- 1 013. Детекторы из кремния р типа (р == 2 кОм' см)
оказались наиболее радиационно стойкими. Часть из них
сохраняла приемлемые характеристики до D==(2 3)' 1013 на
1 см 2 . '
В [88] приводится еще более высокая доза D == 8,3 . 1 О 13 (на
релятивистских протонах), до которой детектор нормально
действовал, но при этом для получения полностью обедненноrо
слоя и полноrо собирания заряда на нем повышали напряжение.
Дальнейшеrо увеличения дозы, как показано в [91], можно
достичь путем понижения температуры. В этой работе на пучке
протонов 800 rэв испытывался полосковый детектор (см.
разд. 6.6) размером 30 х 30 х 0,2 мм, изrотовленный из Si п-типа
с довольно большим удельным сопротивлением 10 кОм' см.
Детектор выдерживал напряжение до 500 В, хотя полное
обеднение слоя достиrалось уже при 20 В. При комнатной
температуре и 50 В ток утечки составлял 2 нА с полосы
(385 мкм). При измерении на электронах от 90Sr (Е== 2,26 МэВ)
получали ,спектр, надежно разделенный с шумами. Детектор
был облучен потоком протонов 1,04' 1013, заключавшихся в
пятне о:} х 3 ММ, что соответствовало дозе 3,5: 1014 протонов
на 1 см . Ero ток возрос до 1,4 мкА на полосу при Т== 23' С и
V == 50 В. Ширина спектра возросла до 65%, и спектр начал
сливаться с шумами на половине своей высоты. Понижение
температуры до Т С привело спектр почти в исходное
состояние ,ширина пика практически вернулась к первоначаль-
ному значению и стала равной 54%. Авторы наблюдали
нропорциональность между током утечки и дозой облучения.
128
,..,'
Их вывод состоит в том, что с детектором хорошеrо качества
при понижении температуры можно работать вплоть до
1015 протон/см 2 .
6.6. ПО.;10сковые детекторы
Основные характеристики. На существующих и создаваемых
ускорителях частиц высоких энерrий важное место отводится
ППД, выполненным в виде полосок на одной и той же
кремниевой подложке (см. rл. 1). Современная технолOIИЯ
предоставляет возможность изrотовлять детекторы с шириной
полосок, измеряемой в микронной шкале. Такие детекторы
позволяют определять координаты частиц с рекордным раз
решением и отличаются высоким быстродействием. Весьма
существенно, что ППД MorYT работать в маrнитном поле,
вакууме и являются компактными, приборами.
Время собир ния заряда в ППД толщиной 300 мкм, что
типично для полосковых детекторов, составляет t c == 10..,.,20 нс.
Исходный заряд сосредоточен в пределах одноrо микрона по
поперечному сечению вдоль траектории заряженной частицы.
Через время, равное 1 О нс, возрастание в ширине распределения
заряда вследствие диффузии составляет примерно 8 мкм для
электронов и 5 мкм для дырок [92]. Если детектор находится в
маrнитном поле Н, перпендикулярном к электрическому полю
впутри детектора, то происходит смещение и размытие заряда,
пропорциональное Н и (с. Например, при Н== 1,5 Тл и t c == 10 нс
ширина распределения собранноrо заряда в пространстве
возрастает вдвое и происходит систематический сдвиr на
6,5 мкм для дырок и 35 мкм для электронов, что, естестенно,
следует учитывать, имея высокое пространственное разрешение.
В одной из первых экспериментальных работ [92, с. 213],
относящейся к 1980 r., на кремниевой подложке размером
20 х 30 х 0,4 мм было размещено 100 полосок шириной 100 мкм
И С тем же пробелом между ними, т. е. шаr составлял
/ == 200 мкм. Таким поверхностно-барьерным детектором в
ЦЕРН был измерен профиль пучка релятивистских пионов.
Частицы реrистрировались и в тех случаях, коrда они попадали
в пробель!. По соотношению амплитуд в соседпих полосках
положение центра тяжести заряда определяли (как и в rазовых
координатных при борах) с точностью cr T ==//Jn. В конкретном
примере некоторая неопределенность возникала для середины
пробела в зоне шириной 16 мкм, коrда сиrналы в соседних
полосках были примерно одинаковы. Однако в детекторах,
изrотовленных путем ионной имплантации, TaKoro явления уже
не наблюдали [90, с. 257]. Площадь детектора составляла
30 х 60 мм, и частицы реrистрировали с эффективностью,
близкой к 100% при заrрузке до 106 имп./с с каждой полосы
129
9 26
(1:: 200 мкм). На выходе усилителя сиrнал имел фронт 15 нс и
спадал за 40 нс.
Современная технолоrия (см. rл. 1) позволяет создавать
детекторы больших площадей (50 х 50 мм) с шириной полосок
до 10 мкм (1:: 20 мкм) [92). На таком детекторе получено
пространственное разрешение а:: 3 мкм. Авторы указывают,
что эта величина a 0,5aT' и объясняют улучшение разрешения
положительным следствием диффузии заряда, способствующей
увеличению точности в определении центра тяжести заряда.
Съем информации с ППД. С уменьшением ширины полосок
растет соответственно число выходов с детектора. Для YMeHЬ
шения числа выходов иноrда используют резистивное деление
заряда. При этом делитель может быть составлен из резисто-
ров, которые образуют пробелы между полосками, если
толщина детектора обеднена слеrка не полностью [92, с. 21 1 ].
С таким детектором толщиной 900 мкм было получено на
релятивистских частицах разрешение СУ == 22 мкм при расстоянии
между выходами 330 мкм. Недостатком резистивноrо метода
съема информации является появление дополнительных шумов
(см. разд. 1.4) и представляется затруднительным получить
хорошее отношение сиrнала к шуму при меньшей толщине
ППД и более быстром сиrнале, что требуется для формиро
вания триrrера.
В этом отношении преимущество имеет емкостное деление
заряда, при котором только с части полосок снимают сиrналы,
а находящиеся между ними свободные полоски находятся в
«плавающем» состоянии [93 ]. Из за поверхностных токов
свободные полоски в исходном состоянии имеют тот же
потенциал, что и сиrнальные. Естественно, что между различ
ными точками детектора существуют емкостные связи. Отдель-
ная полоска имеет емкость на землю С З и емкость с соседней
полоской С. Сиrнал, возникший на свободной полоске, на пути
к выходу будет последовательно уменьшаться на ССз цепочках.
Соотношение амплитуд на сиrнальных полосках позволяет
определить место возникновения заряда. Чтобы 'избежать
наводок на соседние сиrнальные полоски, импеданс между
сиrнальными полосками должен быть MHoro больше входноrо
импеданса предусилителей.
На ССз цепочках происходит ослабление заряда, снимаемоrо
с обеих сиrнальных полосок. Так, в детекторе толщиной
280 мкм с 1:: 20 мкм при расстоянии между выходами L::
:: 121==240 мкм амплитуда cYMMapHoro сиrнала со средней
свободной полоски была вдвое меньше, чем для крайних
полосок [92]. При наличии существенных шумов электроники и
непренебрежимо малых наводках на соседние сиrнальные
полоски это накладывает соответствующее оrраничение на
величину L. В [92] дЛЯ L, равното 31, 61 и 121, на
130
релятивистских частицах было получено разрешение 0', равное
4,5; 8,7 и 20,0 мкм соответственно.
По сравнению с резистивным делителем емкостный не
вносит дополнительных шумов. Преимуществом резистивноrо
делителя является отсутствие наводок на соседние сиrнальные
выходы, что особенно важно для получения хорошеrо раз
решения в случае двухчастичных событий.
При съеме информации с полосковоrо детектора серьезной
проблемой является передача сиrналов с близко отстоящих друr
от друrа полосок на предусилители. Кроме чисто механических
трудностей возникает задача, как получить минимальную
паразитную емкость передающих соединений. Ведь емкость
каждой полоски весьма мала. В реальных конструкциях ею по
сравнению с паразитной емкостью можно пренебречь. При
мером удачноrо конструктивноrо решения может быть детек.
тор, описанный в [233]. Детектор имеет размер 30 х 30 х 0,3 мм
и содержит 512 полосок с шаrом 100 мкм. Детектор вставлен в
соответствующую ero размерам дыру керамической пластины, к
которой приклеен. rабариты пластины 101,6 х 101,6 х 0,6 мм. На
пластину напылены проводящие полоски (Аи толщиной 3 мкм),
образующие два веера от противоположных сторон дыры к
краям керамической пластины. Четные полоски детектора
подсоединены к одному вееру, нечетные к друrому. Соедине
ния осуществляются алюминиевой проволокой толщиной
25 мкм путем использования ультразвуковой пайки. Шаr между
полосками на противоположных краях керамической пластины
составляет уже 320 мкм. Следующая ступень разводки произ
водится с помощью шбкой катановой ленты (50 мкм) с
ведущими медными полосами (I7 мкм). По ходу обе ленты
расширяются и расчленяются на две частИ, т. е. медные полоски
выходят на четыре независимые ленты каждая шириной 1 О см.
128 выходов на каждой ленте выполнены в четыре ряда с шаrом
по ходу ленты около 5 мм, соответствующим расстоянию
между предусилителями, размещенными по 4 ШТ. на отдельной
плате (2 х 2 см). В результате достиrнуты высокая плотность
'соединений и компактность электроники.
Электроника. Предусилители к полосковым ППД должны
быть малоrабаритными, малошумящими и быстродействую-
щими. Необходимость в большом числе каналов накладывает
существенное оrраничение по потребляемому току. Для по
строения таких предусилителей широко используют биполярные
СВЧ транзисторы. Типичное среднеквадратичное значение шу
мов (при емкости соединений 50 пкФ) составляет 0'== 1500
электронов для постоянной интеrрирования 't и == 40 нс И о' =: 400
электронов при 't и =: 400 нс. Укажем, что в пластине из кремния
толщиной 300 мкм наиболее вероятное значение заряда co
ставит 25. 104 электронов при прохождении частиц с минималь-
131
ной ионизацией. По сравнению с СВЧ транзисторами тради
ционные полевые транзисторы (JFET) в случае малых 't и не
дают меньших шумов, а потребляют значительно больший ток.
Большой интерес в последнее время ПРОЯВJlяется к полевым
транзисторам МОП-структуры (MOSFET), которые ранее счи-
тались неперспективными из за больших I!r шумов (см. rл.9).
Этот интерес связан с тем, что указанная структура обеспечи
вает существенно меньшее потребление тока, а шумы удалось
значительно снизить в результате разработки транзисторов с
большой крутизной. В частности, на полевом МОП транзисторе
типа BF 982, имеющем крутизну 25 мА/В, шумы составили
cr == 200 электронов при 't и == 500 нс; ток через транзистор 2,7 мА
[94 ]. Преимущества таких транзисторов сохраняются до
't и 1 мкс, но при больших 't и шумы традиционных полевых
транзисторов существенно меньше.
Кроме миниатюризации предусилителей большое внимание
уделяется, естественно, миниатюризации всей аналоrовой
электроники в целом. Так, разработано устройство в интеrраль
ном исполнении со 128 каналами на одной кремниевой пластине
[95, с. 57]. Каналы подключаются к одному выходу поочередно'
с частотой 5 мrц. СМОП технолоrия позволяет получать
усиление до 1 О 3 в одном каскаде усилителя. Один из каналов
устройства схематически изображен на рис. 6.4. На Bxoдe
зарядово чувствительный предусилитель. Ключ Z предназначен
для восстановления нулевоrо состояния. Заряд переносится на
емкость С, которая отсоединяется ключом L для сохранения
заряда. На выход заряд поступает через. ключ K i , управляемый
сдвИrающим реrистром, который осуществляет поочередное
подключение каналов. Каналы разделены буферными усили
телями. Следует отметить, что реаnьная схема выполнена
заметно сложней по сравнению с приведенной на рис. 6.4, лишь
поясняющей основной принцип действия. Ключи являлись
источниками помех.
Испытания, проведенные на релятивистских частицах дeTeK
торов толщиной 280 мкм с 256 полосками 'длиной 6 см и
шириной 25 мкм, показали отношение сиrнала к шуму 15: 1.
При этом время съема информации с одноrо канала составляло
3 мкс, а разрешение двух треков 100 мкм.
6.7. Друrие координатные детекторы
Приборы с переносом заряда (ППЗ). Ведутся работы по
использованию ППЗ в качестве полупроводниковых детекторов
ядерных частиц. ППЗ представляют собой набор микроячеек, pac
положенных по rоризонтали и вертикали на одной кремниевой
пластине, в которых, как в конденсаторах, сохраняется заряд,
образующийся в них после прохождения заряженной частицы.
132
Зарядо80 чу8ст8ительный
усилитель Z
Буферный
усилитель
Выход
Чтение
t
Вход
I
I
I
I
I
Сарос
Рис. 6.4. Упрощенная схема реrистрации для полосковоrо ппд
Принцип съема информации иллюстрирует рис. 6.5, на
котором для простоты изображено Bcero три линии по 8 ячеек в.
каждой. В затемненных ячейках хранится заряд, образованный
заряженными частицами. Нижняя (первая) линия подключена к
предусилителю. Каждый тактовый импульс сдвиrает информа
цию на одну ячейку. Опрашивается вначале первая линия
(рис. 6.5, а). Видно, что при третьем импульсе на предусилитель
поступает заряд. Следующий шаr одновременный сдвиr всей
информации из второй линии в первую и из третьей во вторую.
. Затем вновь опрашивается первая линия (рис. 6.5, б). На этот
раз заряд приходит из пятой ячейки. Аналоrичным образом
осуществляется еще один сдвиr информации сверху вниз
(рис. 6.5, в) с последующим опросом первой линии.
Поскольку rлубина ячейки небольшая, то возбуждаемый
релятивистской частицей заряд тоже невелик ('" 1 О 3 элект
ронов).
Чтобы уменьшить шумы, приходится ППЗ охлаждать.
Шумы оказываются больше при более высокой частоте TaKTO
Boro reHepaTopa, которую необходимо повышать, чтобы YMeHЬ
шить аккумуляцию фоновых событий в ячейках ППЗ за время
считывания. Приведем параметры ППЗ, используемоrо в
исследованиях на ускорителе ЦFРН [95, с. 51]. Детектор имеет
площадь 8 х 13 мм с размерами ячеек 22 х 22 х 16 мкм. Число
ячеек в одной линии составляет 580, число линий 385. Уровень
шумов при f =: 20 КIЦ и 120 К 20 электронов, при f =: 3 МIЦ и
180 К 40 электронов. Пространственное разрешение по обеим
осям равно о' 4 мкм. Детектор разделяет два трека с
разрешением около 20 мкм И реrистрирует события с эффектив-
ностью 98 i: 2 %.
Прибор со скоростью считывания 6,7 мrц, имеющий шумы
0'== 130 электронов при температуре 10° С, описан Бочиолини и
др. [96, с. 36].
Друrой интересный подход это использование ППЗ не как
детектора, а как реrистратора информации с полосковоrо ППД,
133
I ."x
, а)
BbIX'
! 5)
Bbl)('
О)
Рис. 6.5. К использованию ппз в качестве
координатноrо детектора
с которым сочленен ППЗ (rейне
(92, с. 211]). Информация снимает-
ся одним предусилителем. Охлаж
дения не требуется, поскольку ypo
вень .сиrнала с ППД относительно
высок. Последнее обеспечивает боль
шую устойчивость от помех, вклю
чая шумы, возникающие от TaKTO
вых импульсов.
Кремниевая дрейфовая камера. В
rазовых детекторах для сокращения
каналов электроники и повышения
точности измерения координат часто пользуются измерением
времени дрейфа электронов от места их возникновения до
анода. Очень заманчивым является создание подобноrо прибора
на полупроводниках. В связи с этим (rатти и др. [92, с. 224])
был предложен детектор с полосковыми электродами, представ
ляющий собой p п P CTPYKTYPY. Рис. 6.6 иллюстрирует прин-
цип действия детектора. Электрическое поле возрастает от
полоски к полоске справа налево. Крайняя левая полоска
служит анодом. Электроды детектора имеют отрицательный
потенциал по отношению к ero средней плоскости, параллель-
ной электродам. По этой причине возникшие в результате
ионизации электроны начнут сжиматься к средней плоскости, а
возрастающая разность потенциалов заставит двиrаться их
вдоль данной плоскости влево к аноду. Дырки, наоборот, будут
двиrаться от середины к электродам, и место их собирания
окажется вблизи от трека частицы.
В практическом варианте скорость дрейфа изменялась в
пределах 1 10 мкм/нс И зависела от приложенноrо напряже-
ния (до tS'==600 В/см). Измерения на релятивистских частицах
проводили при tS' == 200 В/см и получили пространственное
разрешение cr == 1 1 мкм. Авторы не наблюдя.ли потерь заряда
при изменении длины дрейфа электронов от О до 4 мм макси
мальной протяженности детектора. Эти измерения проводили
при помощи cBeToBoro источника.
Была изrотовлена также камера с секционированным aHO
дом электродом не в виде сплошной полоски, а из отдельных
, квадратиков. Такая камера обеспечивала двумерную информа
цию с разрешением 20 мкм.
Существует мнение, что не видно принципиальных оrрани
чений' для создания в будущем детектора с дрейфом электронов
в несколько сантиметров. При большом исходном количестве
носителей заряда диффузия электронов, имеющая место в
134
I
I
t
Частцца
c::,
..-
........
....
е:' Дырочные
пары
Z,5MM
Рис. ,6.6. Дрейфовая камера
процессе дрейфа, не должна сильно повлиять на пространствен
ное разрешение при времени дрейфа до 10 мкс.
Сравнительные характеристики детекторов. Естественное
стремление к сокращению реrистрирующих каналов электро
ники приводит, как это было видно выше, к потере быстро
действия. В табл. 6.1 просуммированы основные характерис-
тики детекторов, рассмотренных выше.
т а б л и ц а 6.1. Основные характернстики детекторов
I1pocтpaHcTBeHHoe Разделение двух Время памяти
Детектор разрешение, мкм частиц 1, мкм и реrистрации t
Полосковый 3 50 10 нс
Дрейфовая камера 11 80 1 10.мкс
ППЗ 4х4 (20 40)'" Миллисекунды
'" в двух направлениях.
По всем указанным выше параметрам полосковые KpeM
ниевые детекторы превосходят rазовые проволочные камеры.
Для последних в лучшем случае cr 50 мкм; 1 1 мм, t 100 нс.
Конечно, и в технике проволочных камер имеет место
непрерывный проrресс.
Следует отметить, что оrраничение на их разрешение
возникает вследствие MHoroKpaTHoro рассеяния частиц в ве-
ществе мноrоплоскостной камеры. В этом отношении тонкие
ППД имеют преимущество, особенно при работе в вакууме.
ППД уступают про вол очным камерам там, rде необходимы
большие площади детектора. Кроме Toro, с проволочными
камерами практически не возникает вопроса о радиационной
стойкости, хотя, конечно, с твердотельным детектором рабо-
тать HaMHoro проще, чем с rазовым прибором, содержащим
тонкие проволоки, которые MorYT рваться.
6.8. Установки с полосковыми детекторами
Основное применение ППД в физике высоких энерrий это
определение вершин событий при реrистрации очарованных и
135
8182
о.
BJ В" 85М
о. 1".
+
У1 V2 VJ у" У5 УС
14. 1". 14.
+ + +
ПУЧОК
11
1 I
IIIII!III
Мишень
а)
10 см
20 мм
,.4 ,SMM .
10
111Z
5)
Рис. 6.7. ПОЛУПРОВOiщиковый телескоп:
а. .общая схема; б , активная мишень
друrих частиц. Как при мер на рис. 6.7, а схематически изобра
жен полупроводниковый телескоп, являющийся основой YCTa
новки, на которой уже получены физические результаты в
эксперименте NA I 1 ЦЕРН по исследованию очарованных ча-
стиц в адронных взаимодействиях [88]. Все ППД имеют
толщину 280 мкм.
Реrистрируются взаимодействия пучка 1t мезонов 200 .rэв/с
с веществом активной мишени (рис. 6.7, б) 10 кремниевых
счетчиков (8 == 26 х 1 мм), расположенных через 0,5 мм вдоль
пучка. Счетчики имеют rоризонтальные полоски с шаrом
20 мкм И длиной 26 мм. Еще два ППД (8==32 х 9,6 мм) с
полосками через 400 мкм помещены на расстоянии 2 см от
мишени. Телескоп пучка состоит из 6 ППД (Bl. В6). Первые
четыре имеют шаr между полосками 50 мкм, а последние два
20 мкм. Полоски В первых расположены rоризонтально, но в
одной паре сдвинуты относительно друrой на 25 мкм.
В последних счетчиках полоски расположены под уrлом :t 14°.
В результате координаты 'tастиц входящеrо пучка измеряют с
точностью 5 мм по вертикали и 20 мм по rоризонтали. Сам
пучок имеет размеры 250 мкм по вертикали и 15 мм по
rоризонтали.
Телескоп, определяющий вершину, состоит из 6 ППД
(Vl V6) с шаrом между полосками 20 мкм (8== 24 х 36 мм).
136
..
МаеНllтное
поле
1
<>
<::>
'" .......
Стllлк"ОаЮЩllеся
f!Jt!KLL
Рис. 6.8. Цилиндр из полосковых детекторов
Четные и нечетные счетчики повернуты к rоризонтали COOTBeT
ственно на ::t 14". В этих детекторах используют емкостное
деление заряда и получают разрешение (J 5 мкм. Телескоп
позволяет точно реконструировать как первичные (в мишени),
так и вторичные (после нее) вершины, а также значительно
снизить сопутствующий фон.
Установки с полосковыми ППД разрабатывают для различ
ных ускорителей со встречными пучками. ппд, работающие в
вакууме и в маrнитных полях, позволяют подойти весьма
близко к пучку. Впечатляющей, например, является система,
разрабатываемая в Брукхейвенской лаборатории [90, с. 21, 165].
На рис. 6.8 изображен один из трех кремниевых цилиндров этой
системы, который составлен из БОа пластин с индивидуальной
площадью 2 см 2. Полоски нанесены вдоль пучка, каждая
пластина разбита на отдельные участки шириной 0,5 1 мм, в
которых используют резистивный съем информации. Авторы
рассчитывают на разрешение примерно 1 О мкм. При этом
суммарное число детектирующих элементов равно 1,3' 106, а
полное число усилительных каналов 1,8' 104. События в ряде
процессов, обычно наиболее интересных, оказываются Ha
столько сложными, что индивидуальные треки традиционными
способами с помощью проволочных камер не различить.
Еще более сложные события свыше тысячи треков ожи
даются при. столкновениях ультрарелятивистских тяжелых
ионов (А 100, Е", 20 rэв на нуклон). При этом трудности
возникают не только с детектированием, но и в связи с
переrрузкой ЭВМ информацией. Необходим «жесткий» трипер,
что может быть выполнено при помощи быстрых кремниевых
полосковых детекторов, обладающих высоким пространствен
ным разрешением и способностью реrистрировать частицы при
большой плотности их треков.
Важным качеством полупроводниковых детекторов является
их компактность, в результате чеrо последующие детекторы
трековые камеры и калориметры MorYT быть выполнены
меньших размеров.
Следует отметить, что значимость этоrо обстоятельства
будет возрастать с ростом энерrий пучков ускорителей. Дей
'137
ствительно, все более затруднительным становится маrнитный
анализ, а разрешение калориметров, наоборот, улучшается,
поэтому роль последних должна сильно возрасти и важно,
чтобы их размеры не были чрезмерно большими.
6.9. Кремниевые детекторы в калориметрах
Известно, что фотоны у излучения, взаимодействуя с Be
ществом, образуют ливни. Число электронов в таких ливнях
растет с ростом энерrии фотонов, в результате возрастает
плотность ионизации по пути фотонов и облеrчается измерение
их энерrии спектрометрами полноrо поrлощения. В области
Ey 1 rэв широко используют спектрометры, составленные из
чередующихся слоев вещества с большим Z (обычно свинец) и
сцинтилляционных или rазовых детекторов (включая сжижен .
ные aproHoBbIe). В последнее время Ранкойта и др. [95, с. 132]
активно обсуждают возможности использования для этих целей
ППД большой площади 5 х 5 см или более. Привлекательными
свойствами ППД являются:
1. Стабильность показаний.
2. Быстродействие (если детекторы тонкие).
3. Компактность. Толщина детектирующеrо слоя может
быть около 0,5 мм, что на порядок меньше, чем в друrих, ныне
действующих спектрометрах. Конечно, требуется пространство
для соединений с электроникой. Однако, как было видно из
разд. 6.6, в этом вопросе имеется значительный проrресс.
В результате компактности протяженность свинцовоrо калори
метра при 20 радиационных длинах может быть не более 15 см.
Важно, что с уменьшением протяженности спектрометра за счет
сжатия детектирующеrо вещества поперечные размеры ливня
также сокращаются и спектрометр может иметь меньшую
площадь.
4. Высокая эффективность конверсии энерrетических потерь
в электрический заряд примерно в 15 раз выше, чем в rазовых
детекторах.
5. Нечувствительность к маrнитному полю. Смещение элект-
ронов и' дырок примерно на 10 мкм В поле напряженностью
около 2 Тл не сказывается на величине сиrнала.
6. Высокие конструктивные возможности. Леrко реализуют
ся любые конфиrурации. Не требуется каких либо контейнеров
или криоrенной техники, как в случае жидкоrо aproHa.
Однако практическая реализация электромаrнитных спектро
метров с ППД далеко не тривиальна. rлавный вопрос это
стоимость. В связи с этим имеется предложение изrотавливать
детекторы толщиной 300 мкм из ОТНОСИ-I'ельно недороrоrо
сравнительно низкоомноrо (1 1,5 кОм) кремния. При напряже
нии 60 В толщина обедненноrо слоя составит 130 160 мкм,
138
а емкость 90 73 пкф/см 2 . Время собирания заряда в обед-
ненном слое TaKoro детектора равно 5,6 и 8,0 нс соответственно.
Однако в детекторе площадью 25 см 2 емкость будет велика
( "" 2 . 1 03 пкФ) и, чтобы получить приемлемый уровень шумов,
возникает необходимость работать при постоянных интеrриро
вания около 1 мкс. В действительности необходимо учитывать
не только заряд, бразующийся в обедненной области, но и
частично заряд, возникающий. за ней и поступающий относи
тельно медленно на выход в результате диффузии. Это
эквивалентно как бы увеличению толщины детектора на
некоторую величину Дх. Как показали измерения с постоян
ными времени Тю равными 0,5; 1,0 и 2,0 мкс, ДХ при 1'и==сопst
приходит в насыщение для х> 100 -7- 1 50 мкм И составляет
соответственно 12; 25 и 60 мкм. В результате, например,
детектор с обедненным слоем 240 мкм показывал энерrетиче
ский спектр как при толщине 300 мкм, включая и статистиче-
ские флуктуации.
Технические проблемы, которые предстоит решать, состоят в
следующем.
Под действием ионизирующих излучений толщина обеднен
Horo слоя будет уменьшаться. Однако это можно скомпенсиро-
вать путем повышения напряжения. Сложности возникают
также с получением необходимоrо отношения сиrнала к шуму.
Емкости ППД большие, токи утечки тоже немалые и под
действием излучений возрастают (см. разд. 6.5). Хотя уровень
сиrнала при большой энерrии у излучения достаточно велик, но
для калибровки спектрометра необходима ero чувствительность
к малому сиrналу от заряженной релятивистской частицы. В
результате треб}:ется реrистрировать сиrналы в динамическом
диапазоне до 103. Данный диапазон обеспечивается усилитель-
ным каналом, описанным в [97]. При емкости детектора
2'103 пкФ и 1: и ==1,7 мкс шумы составили С'ш==100 кэВ. На таком
уровне шумов наблюдается пик от релятивистских протонов,
соответствующий энерrИИ 85 кэВ.
Для уменьшения емкости детектора весьма перспек-
тивным считается использование дрейфовых камер (см.
разд. 6.7). Ожидаются активные исследования в данном на-
пряжении. Друrой путь использование более простых
( "" 2 мм), но более дороrих ППД. Именно такое направле-
ние выбрано авторами [91], которые полаrают, что имеют-
ся реальные возможности к удешевлению производства ппд.
В [91] из кремния с р==20 кОм' см изrотовлены детекто-
ры 100 х 100 х 2 мм, работающие при 800 В. На 30 детекторах
можно построить спектрометр протяженностью 20 радиацион
ных длин. Авторы при водят сравнение спектрометров на
толстых (W==2 мм) и тонких (W==o,3 мм) ППД одинаковой
площади (10 х 10 см). .
139
Отношение сиrнала к шуму К'" 1 I w 2 , поскольку С YMeHЬ
шением W пропорционально возрастает емкость детектора и
уменьшаются энерrетические потери. В случае толстых дe
текторов используется Bcero пять предусилителей, а при
тонких 600.
Если в первом случае шесть ППД подключаются к одному
предусилителю, то во втором каждый ППД имеет 20 выходов в
виде полосковых электродов. Ожидаемое отношение сиrнала к
шуму для релятивистской частицы в первом случае 5, а во
втором 15. Однако самым важным, что показывают вычисления
методом Монте Карло, является выиrрыш в энерrетическом
разрешении при использовании толстых детект оров. Если
тонкие детекторы дают разрешение о' > 20% J Е(rэв), то
толстые 0'== 12%/fi. '
.6.10. Кремниевые фотодиоды в сциитилляциониых калориметрах
Основиые характеристики. Структура кремниевоrо фото
диода та же, что и обычноrо ППД. Еще в 60 e rоды
стандартные ППД начали использовать для реrистрации сцин
тилляционных вспышек от кристаллов CsI, облучаемых части
цами. В ОИЯИ были проведены измерения абсолютноrо
квантовorо выхода ППД К Ф [98]. При облучении толстоrо
детектора в торец, т. е. при попадании фотонов непосред
ственно в чувствительную область, минуя поrлотитель в виде
электрода, было получено К Ф == 0,8.." I в области длин волн
л ==400.." 1000 нм. Хотя поrлощение света происходит на тол
щине одноrо нескольких микрон (в зависимости от величи
ны л), переход для уменьшения ero емкости делают около
100 мкм. При этом фотодиод площадью 1 см 2 имеет емкость
около 100 пкФ. Чтобы получить низкий уровень шумов, исклю
чительно важно иметь малый обратный ток /0' В лучшем для
настоящеrо времени фотодиоде типа S 1337 (фирма Hamamatsи)
/0 < 1 нА. На длинах волн 400; 500 и 800 нм квантовый выход
соответственно равняется 0,65; 0,72 и 0,80. Уровень шумов при
использовании таких фотодиодов составил о' == 400 электронов
при 't и == 2 мкс (r ойот [92, с. 214 ]). С четырьмя фотодиодами и
кристаллом NaI (Tl) размером Q5 38 х 38 мм было получено
разрешение 0'== 160 кэВ ('t и ==6 мкс) [99].
В области невысоких энерrовыделений из за отсутствия
BHYTpeHHero усиления фотодиод уступает ф'отоумножителю.
Однако с повышением энерrовыделения степень влияния шумов
на разрешение все ослабевает и отсутствие BHYTpeHHero усиле
ния из недостатка превращается даже в достоинство, выражаю-
щееся в стабильности показаний и леrкости калибровки. Как и
обычные ППД, фотодиод отличается исключительно широким
140
диапазоном линейности, на несколько порядков больше, чем
фотоумножитель. Эта характеристика весьма важна для элект
ромаrнитных сцинтилляционных калориметров при CBepXBЫCO
ких энерrиях (сотни rиrаэлектрон волы и выше), коrда
плотность электронов в ливнях очень велика.
Ценными свойствами фотодиода являются ero компактность
и нечувствительность к маrнитному полю. Квантовый выход
фотодиодов значительно выше, чем у фотоумножителей, для
которых к ф == 10725%. Это означает, что и флуктуации
первичноrо заряда у фотодиодов меньше. Однако последнее
может праКТ,ljчески про явиться только при весьма больших
энерrовыделениях, коrда вкладом шумов электроники можно
пренебречь.
Указанные выIпеe качества полупроводниковых фотодиодов
все шире используют при создании сцинтилляционных калори
метров для экспериментов на современных и строящихся
ускорителях.
Электромаrнитные калориметры с rомоrенными сцинтилляторами
При помощи электромаrнитных калориметров измеряют энер
rию у излучения и электронов. Размеры калориметра принято
выражать в радиационных длинах (р. д.), характеризующих
степень поrлощения фотонов веществом калориметра. Фотон
образует в веществе в итоrе ливень из электронов. По
суммарной энерrии этих электронов и определяют энерrию
фотона Е (или входящеrо электрона высокой энерrии).
С ростом Е растет число электронов в ливне, но, Длина caMoro
ливня изменяется не очень сильно, что, конечно, удобно для
эксперимента. Современные калориметры строят длиной около
20 р. д. Ниже приводятся значения радиаЦИОННl?IХ длин Х,
времени высвечивания ., максимума спектра люминесценции ):
и числа фотонов N на 1 M:JB потерь для разных сцинтиллято
ров (табл. 6.2).
Один из первых калориметров с использованием 'фотодио
ДОВ был разработан с кристаллами NaI размером 52 х 150 см [100].
Вычисления, проведенные для электронов с энерrией Е до
100 [эВ, показали, что в таком кристалле остается приблизи
тельно 90% Е практически независимо от Е. Были проведены
сравнительные измерения при сочленении кристалла с одним
т а б л и ц а 6.2. Характеристики некоторых сцинтилляторов
Сцннтнллятор Х, см !, не Л, нм N, 104 .
Пластик 42,9 3 410 1
Nal l) 2,6 230 410 4
Cs' 6 lk ],86 900 550 4
BG (iGeO 1,1 3 300 480 0. 1
4
3 12)
141
фотоумножителем и четырьмя фотодиодами (S==4 см 2 ). При
энерrии 20 rэв разрешение на фотодиодах составило 0'/Е==0,6%
и до этой энерrии было в 2 раза хуже, чем на фотоумножителе,
что находится в соответствии с тем, что число электронно ды
рочных пар оказалось в 4 раза меньше количества фото-
эл ктронов из за меньшей площади фотодиодов по сравнению с
ФЭУ (в 20 раз). Однако с дальнейшим увеличением энерrии
разрешение обоих устройств постепенно сближал ось и при
Е==80 rэв достиrло crjE==0,2%. .
Примерно такое же разрешение (cr/E 1 %) было получено в
области Е == 4..;.- 20 rэв на детекторе, составленном из двух
кристаллов CsI (TI) размером Q5 10,5 х 20 см, связанных между
собой оптической смазкой, к противоположным торцам KOTO
рых подсоединены по восемь фотодиодов (S== 1 см 2 каждый)
(101). В отличие от NaI кристаллы CsI неrиrроскопичны и леrче
обрабатываются. CsI отличается наиболее высокой линей
ностью к сильноионизирующим частицам, что важно при
измерении сцинтиллятором энерrий Е> 100 rэв. Недостатком
CsI является ero сравнительно большое время высвечивания,
что накладывает соответствующее оrрапичение на применение
при больших скоростях счета.
Как видно из табл. 6.2, наименьшей радиационной длиной
обладают сцинтилляторы типа ВGО(Вi 4 Gе з О 12 ), которые также
неrиrроскопичны и леrко обрабатываются. Внимание к данному
сцинтиллятору в настоящее время чрезвычайно большое. Малая
радиационная длина позволяет сократить как продольные, так и
попереlfные размеры калориметров, что olfeHb блаrоприятно для
применения фотодиодов.
В ЦЕРН планируется построить калориметр из 12000
кристаллов BGO размером 3 х 3 х 23 см каждый. Торец кристал
ла (9 см 2 ) покрывается фотодиодами. Исследовали детектор,
составленный из 25 таких кристаллов с тремя фотодиодами на
каждом из них [102]. В области Е == 4..;.- 50 rэв разрешение
составило 0'1 Е 1 %.
Калориметры со слоистыми сцинтилляторамв
Как было видно из табл. 6.2, пластические сцинтилляторы
имеют слишком большую радиационную длину, поэтому в
чистом виде для построения электромаrнитных калориметров
не используются. Чтобы получить приемлемую протяженность
калориметра, чередуют слои сцинтиллятора и РЬ, радиационная
длина KOToporo ХО == 0,56 см. РЬ отличный конвертер фотонов
у излучение в электроны. Конечно, происходят большие потери
энерrии электронов в РЬ, сопровождающиеся соответствую
щи ми флуктуациями в энерrии, оставляемой в сцинтилляторе,
что отрицательно сказывается на разрешении детектора. Хотя в
таких калориметрах световая вспышка невелика, тем не менее
142
I
I
j
применение фотодиодов возможно, особенно есди использовать
сместители cBeToBoro спектра. Сместитель это пластическое
вещество, которое, поrлощая фотоны, испускает более длинно-
волновый свет, причем в полном телесном уrле. Такой
сместитель в виде пластины располаrают вплотную, но без
оптическоrо контакта, к сцинтиллятору, что ПОЗВQляет снимать
световой сиrнал с большой площади и передавать ero далее по
светопроводу (сместителю), имеющему значительно меньшую
площадь. При такой трансляции света большая ero часть
теряется, но в целом получается выиrрыш. Как уменьшение
поперечника светонесущей части, так и смещение света в более
длинноволновую область действуют в нужном направлении,
если применять фотодиоды.
Примером может быть калориметр [103] из 46 пар пластин
свинца (W==2 мм) и сцинтиллятора (W==6 мм); площадь плас
тин 10 х 1 О см. Вдоль калориметра располаrали два сместителя
спектра с поперечником 0,3 х б,б см 2 см 2 . К сместителю был
подклеен светопровод,. в котором этот поперечник плавно
трансформировался в прямоуrольник с той же площадью. По
светопроводу свет передавали на два фотодиода с суммарной
площадью 2 см 2 . Световой выход на 1 rэв потерь составил
13 500 электронов, а шумы о' == 1360 электронов. В области
0,5 5,5 rэв разрешение изменялось как 0'== 10%/.jE.
Разрешение, как видно, на порядок хуже, чем в более
дороrих калориметрах с NaI, BGO и CsI. Однако разрешение
именно TaKoro порядка обычно получается даже с фотоумножи-
телями не в электромаrнитных, а адронных калориметрах,
поэтому подобная концепция предлаrается для построения
адронноrо калориметра, весьма компактноrо, за счет при мене-
ния фотодиодов [104]. Адронные калориметры представляют
собой спектрометры полноrо поrлощения протонов, МезоНОВ и
друrих частиц, кроме электронов. Как и в случае электро-
маrнитных калориметров, в них важно на минимально возмож-
ной длине поrлотить реrистрируемые частицы. Вместо РЬ
обычно используют Ре или Си. Можно отметить, что состав-
ленный из чередующихся слоев Си и сцинтиллятора счетчик
впервые был при мене н в ОИЯИ дЛЯ эффективной реrистрации
нейтронов [105].
Худшее разрешение адронных калориметров по сравнению с
электромаrнитными обусловлено фундаментальной разницей в
их ливневых процессах. Основные флуктуации энерrетических
потерь в адронных калориметрах обусловлены образованием
короткопробежных фраrментов и нейтронов. Весьма значитель
но эти флуктуации MorYT быть уменьшены при использовании в
качестве плотноrо вещества U, эффективнопреобразующеrо
энерrию нейтронов в сторону большеrо выхода заряженных
частиц в сцинтиллятор. U хорош еще тем, что, являясъ
143
,
высокоплотным веществом с большим Z, эффективно поrло j
щает как адроны, так и электромаrнитные излучения (хо ==
==0,32 см). В сочетании с фотодиодами в [104] предлаrается
сцинтилляционный калориметр с исключительно высокой «упа
ковкой», столь необходимой в экспериментах на встречных
пучках. Для этой цели разработаны фотодиоды японской
фирмой Hamamasu площадью 30 х 3,4 мм, работающие при
напряжении 20 В и имеющие eMKO TЬ 100 пкФ, а ток утечки
10 нА.
Важными характеристиками TaKoro спектрометра, кроме
компактности, являются долrовременная стабильность и элект
робезопасность.
Специфика работы калориметров с тонкими кремниевыми
детекторами (40 200 мкм) и связанная с ним электроника
подробно рассмотрены в [96, с. 289]. Используя тонкие
(200 мкм) детекторы с чувствительной площадью 8 см 2 в
количестве 12 шт. и свинцовые пластины толщиной 6 мм,
сконструировали кало имет , показавший на пучке электронов
разрешение 20,7% Е (rэв) [96, с. 63]. В [l 06] в калориметре
использованы 1 1 литиево дрейфовых детекторов толщиной
I мм и площадью 38 см 2 . Суммарная толщина TaKoro свин
цово кремниевоrо калориметра составила 10 р. д. Испытания на
пучке электронов с энерrией Е == 0,257 0,75 rэв показали разре-
шение 0'== 16,5%/ft.
6.11. Реrистрация 'У излучения
Широкое применение ППД находят в настоящее время в
спектрометрах peHTreHoBCKoro и у излучений, образующихся в
результате захвата мюонов или друrих частиц на атомную
орбиту с большим квантовым числом и последующеrо их
перехода на более низкие энерrетические состояния.
Типичный эксперимент с реrистрацией у излучения на боль
ших ускорителях описан Виrандом [45, c.215]. В этом
эксперименте детектируются остановки каонов в различных
мишенях: ППД располаrаются около мишени. Чтобы пере-
крыть широкий энерrетический диапазон. 15 . 550 кэВ, исполь-
зуют одновременно три ППД разноrо типа. Данные до 60 кэВ
получают с литиево дрейфовоrо кремниевоrо детектора толщи
ной 3 мм, в области 60 300 кэВ .с IlJlОСКО1'0 rерманиевоrо
детектора толщиной 13 мм, а для больших энерrий служит
rерманиевый детектор коаксиальной конфиrураЦI!И. ОСQбый
интерес в эксперименте пр дстаВJlяла реакция типа' К + N ---+ 1: + 1t .
С последующим захватом 1: rип ронов и переходом их в друrие
состояния. Важно, что спин 1: rиперона равен 1/2, поэтому
спектр испускаемоrо peHтreHoBcKoro излучения должен coдep
144
ЛI
I.}869 "в.!
840
480
320
381,ЗZf 383,3'1 365,3'1 367, 3'1
Рис. 6.9. Спектр фОТОНОВ у-излучения
жать дуб.Jlетные линии, несущие информацию о маrнитном
моменте >rиперона Il . к сожалению, ожидаемый сдвиr
между линиями невелик Bcero около 300 эВ, поэтому разде
лить их практически невозможно. Тем не менее дублетность
при водит к соответствующему расширению пика, что позволяет
сделать определенные заключения о Il . в частности, Робертс
[45, с. 216] подобной методикой получил значение 111: ==
== I,48::t:O,37 я. м.
Дублетность линий значительно отчетливее проявяяется в
событиях, возникающих' при захвате антипротонов (рис. 6.9). На
основании этих спектров для антипротона Дьюrен и др. [45,.
с. 216] получили IIp == 2,790::t:O,021 я. м.
rерманиевые спектрометры в настоящее время при меняются
на ускорителях разных энерrий. Так, процесс детектирования
фотонов у излучения, которые испускаются различными ядра-
ми, образованными при облучении урановой мишени пучком
протонов с энерrией 300 rэв, рассмотрен Шидиманом и др. [45,
с. 216]. События выделяли двумя rерманиевыми детекторами,
включенными на 'совпадение. В эксперименте получены данные
о сечении образования различных ядер в диапазоне А == 24..;-- 140.
Большая проrрамма исследований с реrистрацией ппд
peHTreHoBcKoro и у излучений, испускаемых экзотическими ато-
мами, про водится на пучке медленных антипротонов в ЦЕРН.
385,Зч. 37f,3Lf
373,34 Еу
6.12. ППД в физике нейтрино
Физика нейтрино одно из центральных направлений COBpe
менной физики, решающее задачи фундаментальной значи
мости, в том числе и при помощи полупроводниковых
детекторов.
Животрепещущим вопросом является имеется ли у нейтри-
но масса. Астрофизические данные и недавние теоретические
145
1 O 26
исследования находят объяснение, если предположить, что
основную массу Вселенной дают нейтрино. В поисках ответа о
наличии массы у нейтрино ведутся интенсивные исследования
р спектра трития, имеющеrо относительно невысокую rранич
ную ,энерrию (около 18,5 кэВ). Наличие у электронноrо нейтри
но (антинейтрино) массы приводилобы к соответствующему
укорочению и изменению формы в конце спектра.
Дрyrим процессом, связанным с определением массы
нейтрино, является двойной распад. Поиск этоrо процесса
проводят в ряде ядер, стабильных относительно одиночноrо
распада, который запрещен энерrетически или сильно подавлен
вследствие большой разности спинов и малости энерrии
распада.
Двойной распад может идти по схеме
(Z,A) (Z+2, A)+2e+2v е'
rде Z и А порядковый номер и массовое. число ядра;
е электрон; Vе электронное антинейтрино. При образовании
ядра с порядковым номером Z + 2 выделяется некоторая
энерrия Е, равная разности масс ядер Z и Z + 2, уносимая
электронами и нейтрино. В приведенной схеме сохраняется так
назывемыый лептонный заряд L, в чем нетрудно убедиться, если
вспомнить, что у протона и нейтрона Lp == L n == О, в то время как
электрон и нейтрино имеют Le ==Lv== 1, а позитрон и анти .
нейтрино Le+ ==Lv == 1.
В указанной схеме нейтрино и антинейтрино разные
частицы (дираковские). Однако если антинейтрино может
переходить в нейтрино (и наоборот), то должен иметь место
безнейтринный двойной paClJaд:
(Z, A) (Z + 2, А) + 2е,
идущий с изменением лептонноrо заряда на две единицы (с
L == О к L == 2). Масса нейтрино может быть и сколь уrодно
малой, но безнейтринный двойной распад будет все таки
возможен, если существуют правые токи, обусловленные HO
выми спиральными состояниями майорановскоrо нейтрино и
антинейтрино. Спиральность (анти)нейтрино определяется'как
Hv==rp; rде r, р единичные векторы, совпадающие по направ
лению со спином (анти)нейтрино и ero импульсом (направле
нием движения). Отметим, что наиболее точные данные по
спиральности нейтрино были получены с помощью rерманий
литиевоrо детектора (см. ниже).
В данном разделе рассматривается также низкофоновая
установка на ППД дЛЯ исследования взаимодействий с peaKTOp
ными нейтрино [108]. Путем прецизионноrо измерения спект-
ров электронов можно получить важные сведения о нейтраль
ных токах (взаимодействие нейтрино с электроном происходит
146
через нейтральный бозон). Планируется также поиск на этой
установке нейтринных осцилляций, обусловленных переходом
нейтрино из одноrо состояния в друrое. Если нейтринные
осцилляции существуют, то ожидается отклонение от закона
1 / R 2 В изменении интенсивности от расстояния между источ
ником и детектором. Длина осцилляции оказывается обратно
пропорциональной разности квадратов масс нейтрино в различ
ных состояниях. Друrими словами, наблюдение этоrо процесса
свидетельствовало бы об отличии массы нейтрино от нуля.
Измерение спектра p pacnaдa трития
. Исследования спектра распада зн, проведенные на маrнит
ном спектрометре с тончайшим источником из ванилина, в
состав молекулы KOToporo входит тритий, привели авторов
работы [109] к заключению о существовании нену левой массы
нейтрино (около 30 эВ). Эта работа возбудила большой интерес
к данной проблеме и важно было провести исследования друrой
методикой. В том числе были предложены и проведены
эксперименты на Si (Li) детекторах, в чувствительный объем
которых вводился тритий [110, 111]. Хотя ППД по своему
разрешению и уступает маrнитному спектрометру, но OCBO
бождает от неопределенностей, связанных с конечным состоя
нием 3Не и с потерями энерrии в источнике.
В [110] ионы трития из ускорителя вводили в ППД путем
имплантации. Количество трития оrраничивалось радиацион
ными повреждениями, приводящими к искажению ответной
функции детектора. Скорость счета на весь распад составляла
70 c l. В [111] скорость счета удалось довести до 1,5'103 c l.
Здесь тритий вводили в Si методом термодиффузии, а затем
изrотовляли детектор в виде цилиндра: J25 20 мм и h == 25 мм
(р== 1200 O 'CM). Эн рrетическое разрешение р внялось 220 эВ.
Измеренныи верхнии предел на массу антинеитрино составил
т у 50 эВ. Авторами была весьма точно определена rраничная
энерrия спектра трития Ео == 18562 ::!:: 6 эВ.
Следует отметить, что в настоящее время эксперимент с
тритием по поиску массы нейтрино про водят или rотовят во
мноrих лабораториях мира в основном на маrнитных и
электростатических спектрометрах, обеспечивающих разрешение
20..;-.5 эВ.
Поиск двойноrо p pacnaдa
Вероятность двойноrо распада сильно зависит от энер
rии Е, которая выделяется при превращении ядра Z в яд
ро Z + 2, поэтому внимание экспериментаторов при влечено
к таким нуклидам, как 48Са, lsoNd, 9бzr, lООМо, 82Se, имею-
щИМ Е> 3 МэВ, а также нуклидам, которые MorYT непосредст
венно входить в чувствительный объем детектора. Это преж
147
N
I Z
1", ...... :
..... /// '\,]
I ';'о.......
0,5 1 1,5 Z Е,МзВ
Рис. 6.10. Спектр электронов в зависи
мости ОТ суммарной энерrии при
двойном Р-распаде 7БGе:
1 c испусканием нейтрино; 2 безнейт
ринный процесс
о
Рис. 6.11. Фон от естественной радио-
активности
N
208 П
100
50
214- Bi
214- Bi
де Bcero
llБСd.
Естественный Ge содержит 7,67% 7БGе. Если двойной
распад идет по схеме
76Ge---+ 76Se+2e+2v е( +2,041 МэВ),
то суммарная энерrия электронов характеризуется размытым
спектром с максимумом около 1 МэВ (рис. 6.10). В случае
безнейтринноrо распада вся энерrия передается двум электро
нам, т. е. ожидается линия с энерrией 2,041 МэВ. Блаrодаря
хорошему разрешению ППД безнейтринный и двухнейтринный
процессы MorYT быть надежно разделены.
Отметим, что выше рассматривались случаи перехода ядер
из одноrо OCHoBHoro состояния в друrое (0+ o+). Однако
интерес представляет также переход через возбужденное состоя
ние (0+ 2+), при котором часть энерrии уносится фотоном, в
результате чеrо суммарная энерrия электронов уменьшается и
составляет 1,482 МэВ. Теория предсказывает, что по отноше
нию интенсивностей двух вышеуказанных линий можно раз
личить эффекты от массы нейтрино и правых токов.
148
1900 2100 2300 2500 Е, кзВ
7БGе (Е==2041 кэВ) и 13БХе, а также 128Те, 130Те и
Больших успехов в экспериментах с 76Ge добил ась милан-
ская rруппа, имеющая в настоящее время подземную установку
(под Монблапом 4800 м водноrо эквивалента) с двумя Ge
Li-детекторами. Активный объем детекторов составляет 125 и
148 см 3 , а разрешение 2 кэВ [112].
Космический фон под Монбланом существенно меньше, чем
фон, обусловленный естественной радиоактивностью окружаю-
щих ма териалов (рис. 6.11), содержащих в том или ином
количестве распадающиеся ядра 232Th и 238U. Дочерние
продукты этих ядер являются источниками фоновых фотонов и
нейтронов. Для защиты детекторов от фона окружающей среды
были использованы Hg и особо чистая медь (по отношению
232Th и 238U). Все это было окружено РЬ. В результате уровень
фона в области 1,5 и 2 МэВ был снижен соответственно до 1,4 и
0,37 отсчето.в в интервале 1 кэВ за 1000 ч. Найденное оrраниче-
ние на период полураспада 76Ge по отношению к безнейтрин-
ному двойному распаду составило Т 1 / 2 > 1,2' 1023 лет при
68% HOM уровне достоверности. На основе этоrо авторы приво-
дят оrраничение на майорановскую массу нейтрино m v <3,7 эВ.
Параллельно с поиском двойноrо распада в 76Ge детек-
торы использовались также для реrистрации фотонов, которые
моrли бы возникать в пленочных материалах типа молибдена и
друrих при двойном распаде, идущем через возбужденные
состояния конечных ядер.
В низкофоновых измерениях с ППД кроме пассивной
защиты, составленной из чистых материалов, применяют также
и активную защиту, используя для этой цели сцинтилляционные
счетчики, включенные на антисовпадения. Хороших результа-
тов, например, достиr ли для установки с Ge Li детектором
объемом 105 см 3 путем окружения ero пластическим сцинтилля-
тороМ толщиной 38 см, а затем РЬ и сталью [113]. В наземных
условиях при энерrии Е==2 МэВ РЬ и сталь снизили фон в 16
раз, а сцинтилляционные счетчики еще в 41 раз. В результате
число фоновых отсчетов за 103 ч составило 2,6 на 1 кэВ.
Укажем, что данная установка не была предназначена для
поиска двойноrо -распада, но имеются при меры использования
актИВНОЙ защиты и для TaKoro типа экспериментов. К ним
относится прежде Bcero установка из восьми rерманиевых
детекторов объемом 150 см 3 каждый, плотно упакованных в
пространстве 15 х 15 х 23 см [114]. Объем окружен сцинтилля
ционной стенкой толщиной 15 см из NaI, сочлененноrо с
десятью ФЭУ, включенными на антисовпадения с ППД.
Пассивная защита состоит из низкоактивноrо. материала,
поrлотителя нейтронов и РЬ. rерманиевые детекторы также
включены между собою на антисовпадение, чтобы дополнитель-
но снизить фон от комптоновскоrо рассеяния и образования
пар. Кроме этоrо, авторы рассматривают возможность исклю-
149
чения по форме импульса таких фоновых событий, коrда два
электрона возникают не в одном месте детектора. На этой
установке достиrнуто оrраничение на период полураспада
Тщ>5'10 23 лет [115]. Еще ряд rрупп проводят поиск двойноrо
распада при' помощи ППД. Исключительно важным является
создание детектора из материала, обоrащенноrо 7БGе.
Изучение взаимодействий с реакторными нейтрино
Для исследования взаимодействий с нейтрино в диапазоне
0,2 3 МэВ предложено создать Si Li детектор массой 2500 Kr
(l м 3 ), состоящий из отдельных детекторов объемом до 100 см 3 .
Разработанная авторами технолоrия рассчитана на rодовой
ВbIПУСК ППД массой до 500 п. В 1982 r. для макета нейтрин
Horo детектора было изrотовлено 450 коаксиальных детекторов
объемом 30 см 3 ((:5==30 мм, 1==60 мм) из материала с удельным
сопротивлением р == 0,5 7 7,0 кОм 'см И диффузионной длиной,
превышающей 0,4 мм [108 ]. 80% всех детекторов имели
чувствительный объем 80 90% полноrо объема и разрешение
A 10 кэВ на линии 662 кэВ ( 137 CS). Из 305 таких компактно
размещенных детекторов была составлена 25 килоrраммовая
модель, помещенная в вакуумный криостат и охлаждаемая до
1500 С. Спектр энерrии электронов отдачи находится в
области наибольшеrо фона от естественной радиоактивности,
для подавления KOToporo была выполнена пассивная защита из
Hg в титановых контейнерах, РЬ обычной чистоты, слоя Cd и
полиэтилена. Детекторы были объединены в матрицу (8 х 8) х 5,
и отбирались только такие события, которые давали сиrналы
лишь в одном из них. Антисовпадения обеспечили возможность
. сильноrо подавления фона от космических лучей, а также от
естественной радиоактивности. В результате авторы получили
довольно низкофоновую установку. В частности, при энерrии
1,5 МэВ на детекторе 30 см 3 фон, отнесенный к 1 кэВ и 103 ч,
составил примерно 1,2 отсчета.
Измерение спиральности нейтрино
Данной проблеме посвящен ряд экспериментов, с которыми
можно ознакомиться в [116]. Авторы этих работ повторили
более раннюю постановку эксперимента, заменив детектор из
NaI на Gе Li детектор (100 см 3 ), имеющий разрешение 1,9 кэВ
при Еу == 963,4 кэВ.
Спиральность нейтрино определялась из распада 152Еи по
степени циркулярной поляризации фотонов 963,4 кэВ, возни
кающих при распаде. Спиральности нейтрино и фотонов
150
связаны простым соотношением Ну==КНу, rде К близко к 1 и
леrко оценивается. Степень циркулярной поляризации (Н)
измерялась методом пропускания фотонов через намаrниченное
железо (коэффициент ослабления излучения зависит от взаим
ной ориентации спинов фотонов и электронов в железе).
Фотоны далее резонансно рассеивались на ядрах 152Sm,
содержащихся в кольцевой мишени, и попадали на детектор,
находившийся в центре мишени и защищенный РЬ от прямоrо
попадания излучений. Полученное значение Ну== 0,87 :tO,IO
соrласуется с теоретической оценкой и с предположением о
полной левой продольной поляризации нейтрино.
I
Часть 2
МАЛО ШУМЯЩАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ
АППАРАТУРА
rлава 7
ОПТИМАЛЬНАЯ ФИЛЬТРАЦИЯ И ФОРМИРУЮЩИЕ
ЦЕПИ СПЕКТРОМЕТРИЧЕСКИХ УСИЛ ТЕЛЕЙ
7.1. Общие замечания
На рис. 7.1 приведена упрощенная структурная схема типич
Horo амплиту дноrо спектрометра с ППД, а также BpeMeHHble
диаrраммы сиrналов в отмеченных точках. Импульсы на
выходах Е используются для измерения по их амплитудам
энерrии излучения, поrлощенноrо В чувствительном объtме
детектора, а на выходах Т для определения по ним момента
энерrовыделения в ППД. Основное требование к сиrналам
т максимально короткий фронт и малая длительность по
основанию для снижения вероятности взаимных наложений.
Рассмотрим назначение и функции отдельных элементов
электронноrо тракта. rлавная функция зарядово чувствитель-
Horo предусилителя (ЗЧП) преобразование и усиление заряда
с ППД в сиrналы напряжения, передаваемые затем на вход
спектрометрическоrо усилителя (СУ). ППД и ЗЧП обусловли-
вают нижний (шумовой) предел энерrетическоrо разрешения,
достижимоrо с данным спектрометром для определенноrо
излучения.
Спектрометрический усилитель имеет двойное назначение.
Во первых, это усиление импульсов до уровня, обеспечи-
вающеrо преобразование их амплитуд в цифровой код
амплитудно цифровым преобразователем (АЦП). Кроме Toro,
СУ является местом размещения спектрометрическоrо форми-
рова теля, осуществляющеrо максимизацию отношения сиrнала
к шуму с одновременной локализацией во времени спектромет-
рических импульсов (в данном случае путем преобразования
ступенчатоrо напряжения с выхода ЗЧП в усиленные «квази-
rayccoBbI» сиrналы). Спектрометрический формирователь явля-
ется одной из важнейших составных частей ППД спектрометра,
так как он отвечает за степень приближения энерrетическоrо
разрешения к ero предельному значению, определяемому ППД
и ЗЧП, а также за предельно возможное быстродействие
системы. Дело в том, что, как будет показано В этой rлаве,
требования к формирователю по быстродействию и точности
противоречивы: для получения минимума шумов сиrналы Е
должны иметь бесконечно большую длительность, а для
152
JL
8ых. Е
i{.
а)
1)
Jpa.""aH
зона
....J
..
2)
rr
vv
ffi
rr r
w; V
7l\ )\--;('\
I \ 'i
/ ,
3) . у
i{.) А
6)
.,/1]
Нанаженае !
п I
I I
I J
/' ...,/
5)
. /1L
о)
Рис. 7.1. Упрощенная структурная схема амплитудноrо спектрометра:
а структурная схема; б диаrраммы сиrналов в соответствующих точках схемы;
1 ВЫХОД Е предусилителя; 2 выход Т усилителя; 3 выход быстроrо усилителя;
4 ВЫХОД Е усилителя; 5 выход инспектора наложений; 6 вход АЦП
153
получения предельноrо быстродействия бесконечно малую,
чтобы свести к нулю вероятность искажений импульсов
взаимными наложениями, что также приводит к деrрадации
разрешения и к просчетам импульсов на выходе.
Принципы построения практических схем ЗЧП и СУ
рассмотрены в rл. 8 и 9.
rруппа устройств быстрый усилитель, инспектор наложе
ний и стретчер (или, иначе, схема выборки . хранения с
внутренним устройством запуска и блокируемым извне линей
ным пропускателем на выходе) образуют режектор наложений.
При этом в быстром усилителе производится помимо усиления
частичная оптимизация отношения сиrнала к шуму, а лоrиче
ское устройство инспектор наложений определяет факт Ha
ложения спектрометрических импульсов и блокирует в этом
случае выход стретчера. Вопросы практической реализации этих
устройств, иrрающих вспомоrательную роль, специально не
рассматриваются, так как они достаточно хорошо известны.
Частично они затронуты в rл. 10, rде представлено новое
направление в разработке электронных трактов ППД-спектро
метров процессорный подход и созданные в ero рамках
аналоrовые процессоры приборы комплексной аналоrовой
обработки спектрометрических сиrналов. Так же, лишь частич
но, затронуты аналоrо цифровые преобразователи, поскольку
эти устройства предназначены для использования во мноrих
спектрометрах, а не только в полупроводниковых.
А теперь сделаем несколько замечаний, относящихся непо
средственно к rл. 7, в которой рассматриваются принципы
построения и характеристики формирующих цепей.
Даже самые малошумящие предусилители не обеспечат
BbIcoKoro энерrетическоrо разрешения, если не осуществить
оптимальную фильтрацию шумов, т. е. создать такую частот
ную характеристику усилителя (во временной области им-
пульсную или переходную характеристику), при которой через
усилитель проходит основной спектр частот сиrнала, но MaK
симально подавляется спектр шумов. Друrой важнейший пара-
метр спектрометра еrо максимально допустимая статистиче-
ская заrрузка также очень сильно зависит от формирующих
цепей. Учитывая такое определяющее значение фильтрующих,
формирующих цепей на шумовые свойства и характеристики
спектрометра в целом, мы вынесли рассмотрение формирую-
щих 'цепей в отдельную rлаву. Это диктуется еще и тем, что,
несмотря на мноrочисленную литературу, посвященную спе-
циально спектрометрическим формирователям, мноrие вопросы
их анализа и синтеза недостаточно изучены. Это относится,
например, к времявариантным формирователям, которые нахо-
дят все более широкое применение на практике, поэтому им
у делено наибольшее внимание.
154
7.2. Спектральное представление шумовых источников
и способы выражения шумовых свойств усилителей
Простейшая эквивалентная схема входной цепи предусили
теля представлена на РИС. 7.2, а. Она включает в себя источник
сиrнала . полупроводниковый детектор Д, полевой транзистор
и шумовые источники, действующие на входе предусилителя. CYM
марная входная емкость С состоит из емкости детектора С Д ' BXOД
ной емкости полевоrо транзистора СПТ и возможных паразит
ных емкостей Сп, т. е. С='СД+СПТ+С П ' На входную емкость С
поступает заряд Q, создаваемый в ППД в результате взаимо-
действия с ионизирующим излучением, так что входной сиrнал
представляет собой ступеньку, перепад напряжения с амплиту-
дой S =' Q / С. Спектральный состав TaKoro сиrнала обратно
пропорционален частоте,. т. е. S(ro)='(Q/C)(I/jro).
. в эквивалентной схеме на рис. 7.2, а учтены два основных
источника шума. Первый источник шума включен параллельно
источнику сиrнала и входной емкости С и поэтому называется
параллельным шумом. Он вызван обратным током детектора lд
и входным током затвора полевоrо транзистора Iп,тр, а также
сопротивлениями утечек и резисторами R, включенными парал
лельно входу. Спектральная плотность параллельноrо шумо
Boro тока равна: П/l1f==2qI+(4kТ;R), rде I CYMMa (по
модулю) всех токов, действующих параллельно детектору;
R сопротивление всех резисторов, включенных параллельно
детектору. Эту спектральную плотность можно выразить одним
эквивалентным шумовым сопротивлением Rp, величина KOTO
\ qI 1
poro находится из соотношетlЯ == + . Параллельный
Rp 2kT R
шумовой ток частотно
независим, но создавае
мое им на входной eMKOC
ти С шумовое напряже
ние, так же как и входной
. сиrнал, зависит от часто
ты обратно пропорцио
нально: и; == 4kT ..!...
l1f Rp (roCY .
Рис. 7.2. Эквивалентная схема
входной цепи предусилителя и
cro шумовых источников (а) и
частотный спектр входноrо сиr-
нала S (О)) и основных компо
нентов входноrо шума: после
довательноrо U s 2 (О)) и парал
лельноrо и; (ro) (6)
Q uf ='tkTRs!Jf
" Rp
Д
S(ш) .
u (ш )
L2 'tkT.1..M
р Rp
1 1
u 'tk TRp (шС)2 М
"\
\.
"-
"
s(ш)==!l.!.--?......
с JШ ..........
5)
ш
155
Друrой основной источник шума входноrо каскада определяется
входным усилительным прибором, принципом ero усиления.
Этот шум не зависит от входных элементов, поэтому ero
удобно учитывать эквивалентным шумовым сопротивлением R"
включенным последовательно с входом усилителя. Для полево-
ro транзистора последовательное эквивалентное шумовое со-
противление равно Rs 1 / S, rдe S крутизна транзистора.
Интенсивность последовательноrо шума qастотно независима и
составляет и.; / IJ.I==4kTR s '
В некоторых случаях, особенно при реrистрации peHTreHoB
cKoro излучения, существенную роль иrрает составляющая
шума тра нзис торов типа 1// Этот шум можно определить по
формуле ui/f/IJ.I==Af/I", rде Аf ПОСТОЯННЫЙ коэффициент,
зависящий от технолоrии изrотовления транзистора, 1.
(Этот шум, в свою очередь, может быть подразделен на два
компонента: параллельный и последовательный, см. rл. 8.)
Суммарное шумовое напряжение источников шума на входе
усилителя равно:
U == ( 4kT +4kTR,+ Af ) IJ.f==N(ro) IJ./ (7.1)
Rp ro С . I. .
Выражение в скобках N(ro) представляет собой спектральную
плотность входных шумов, IJ.! узкую дифференциальную
полосу пропускания частот около частоты I==ro/2тr.. Узкополос
ные усилители приrодны только для усиления синусоидальных
сиrналов. Частотная характеристика К(ю) спектрометрических
усилителей простирается от низких ДО высоких частот и уровень
шума на выходе усилителя определяется интеrральным BЫ
ражением [117]:
+00
. 1 f
й 2 == 2п I N(ro) 11 К(ю) 12 dro.
о
Оrраничивающее действие полосы пропускания усилителя К(ю)
сказывается и на форме сиrнала. Зависимость выходноrо
сиrнала усилителя от времени можно определить по формуле
обратноrо преобразования Фурье:
(7.2)
+00
S2(t) f S(ro)K(ro)ej!JJtdro.
2п
(7.3)
oo
Выбор .наилучшей частотной характеристики спектрометриче
cKoro тракта с целью получения максимальноrо отношения
сиrнала к шуму составляет сущность оптимальной фильтрации.
156
Это бvдет сделано несколько ниже. А пока покажем необходи
мость' фильтрации из простых соображений. На рис. 7.2, б
показаны два основных компонента входноrо шума:последова
тельный и параллельный; пунктиром показан спектр входноrо
сиrнала, из KOToporo видно, что последовательный шум
простирается далеко в область высоких частот, rде совсем нет
составляющих спектра сиrнала, и поэтому в спектрометриче
ском тракте необходим фильтр низких частот. В простейшем
случае это может быть RС фильтр. Необходимость оrраничения
полосы пропускания частот снизу диктуется тем, что форма
сиrналов в виде перепадов напряжения неприемлема для
последующих усилительных каскадов, так как при этом сиrналы
накладываются друr на друrа и неизбежно наступит оrраниче
ние в каком либо каскаде. Поэтому в спектрометрическом
тракте обязательно включение фильтра высоких частот, после
KOTOporO импульсы дифференцируются, разделяются друr от
друrа. Для этоrо используют СR-фильтры или дифференциа
торы на линии задержки.
Таким образом,' простейший формирователь спектрометри
ческоrо усилителя состоит из CR RС фильтра. Теоретически
показано, что максимальное отношение сиrнала к шуму в этом
случае достиrается при равных постоянных времени интеI'рИрО-
вания и дифференцирования T CR == Т RC == Т. При этом уровень
шума минимален при некоторой оптимальной постоянной
времени
То == С J RsRp . (7.4)
Это следует из решения интеrрала (7.2) после подстановки
в Hero выражения для модуля частотной характеристики
CR .. RС фильтра:
00
u == f N ( ш ) 0)2,2 dш == 4k Т R, + 4k Т, + А f .
2п (1+0)2,2)2 8, 8C 2 R p 2
о
(7.5)
...J
Как видно, последовательный шум зависит обратно про
порционально, параллельный пропорционально, а шум типа
1 / f со всем не зависит от т. R минимальное значение шума
kT
при Т==То И равно u ,мин==с.у (без учета шума типа 1/f).
Учитывая,' что при CR RС формировании амплитуда BЫXOД
Horo сиrнала не зависит от Т, минимум шума соответствует
максимальному отношению сиrнала к шуму:
RC S2MaxC ( 2 ) Q p ( 2 )
11MaKC 4 1100'
U ш . мии е J4kTC R, е
(7.6)
157
Эта формула показывает отношение амплитуды выходноrо
напряжения к среднеквадратичному напряжению выходноrо
шума. Поскольку входной сиrнал спектрометрическоrо усили-
теля представляет собой заряд Q или энерrию Е, выделенные
ионизирующим излучением в детекторе, на практике принято
уровень шума выражать также в единицах заряда или энерrии.
Приняв 11 KC == 1, найдем эквивалентный среднеквадратичный
шумовой зарЯД дЛЯ CR RС формирования:
O":C==( ) J4kTC л == I,360"q' (7.7)
(В. иностранной литературе среднеквадратичный шумовой
заряд обозначают ENC.)
Мы намеренно выделили в формуле коэффициент е/2== 1,36.
Как будет показано в следующем разделе, шумовой заряд без
этоrо коэффициента представляет собой минимально воз
можный шумовой заряд, который можно получить при данных
С, Rs и R с идеальным формирователем. Иными словами,
этот коЭффициент, равный 1,36, показывает ухудшение шу
MOBoro заряда (и энерrетическоrо разрешения) за счет не-
совершенства формирователя. В отечественной литературе этот
коэффициент принято называть коэффициентом превышения
шума К л . т .
Чтобы определить энерrетический эквивалент входно-
ro шума, достаточно эквивалентный шумовой заряд YMHO
жить на величину энерrии. образования электронно дырочной
пары €:
о" Е (эВ) == (J'q (электронов) € (эВ/пара).
В спектрометрической практике для оценки шумов усили-
телей чаще используют не стандартное отклонение (J' Е' а
ширину распределения на уровне 0,5 максимальноrо значе-
ния. Эту величину в отечественной литературе называют
энерrетическим разрешением 1/2А Е , а в иностранной ли-
Te aType обозначают аббревиатурой NL W или FWHM:
1/ А Е == 2,350" Е'
На практике широко используют еще один способ выраже-
ния шумовых свойств спектрометрических усилителей в виде
зависимости энерrетическоrо разрешения (или эквивалеНтноrо
шумовоrо заряда) от внешней емкости на входе усилителя с..
Действительно, суммарный шумовой вклад в энерrетическое
разрешение соrласно (7.5) можно приближенно представить в
виде двух компонентов:
А Е == E2 ( C . /S + ) +E2 Rs C; (AE)O+€ {R. С . (7.8)
1: Rp 1: V д
158
Первый компонент ( E)O не зависит от внешней емкости и
представляет собой начальный шумовой вклад усилителя при
нулевой емкости детектора, он uпределяется параллельным
шумом и частично последова телF,НЫМ. Второй компонент рас-
тет вместе с увеличением емкости детектора, и множитель при
емкости представляет собой наклон зависимости шумовой xa
рактеристики от внешней емкости, он определяется только
последовательным шумом усилителя. Такое наrлядное (хотя
и несколько упрощенное) представление шумовых свойств уси-
лителей справедливо не только для paccMoTpeHHoro CR RC-
формирования, но и для любоrо формирователя, при этом
сохраняется характер зависимостей начальноrо шума и наклона
шумовой характеристики от Rs, Rp и т (длительности импульса),
однако количественно эти пара метры войдут в общую формулу
(7.8) с друrими коэффициентами.
7.3. Оптимальная фильтрация сиrналов
Рассмотренный в предыдущем разделе CR RС фильтр
спектрометрическоrо усилителя самый простой. Естественно,
возникает вопрос, какой фильтр может наилучшим образом
выделить сиrналы из шумов и обеспечить самое высокое
энерrетическое разрешение? Ответ на этот вопрос дает теория
оптимальной фильтрации. Основы теории и синтеза оптималь
ных фильтров разработаны для радиолокации [I 18], а примени
тельно к ядерной электронике впервые изложены В. [II9].
Следует заметить, что в данном параrрафе рассматриваются
электрические схемы, относящиеся к классу времяинвариантных,
т. е. такие, чьи параметры не являются функцией от времени
появления измеряемоrо импульса. Об анализе времявариантных
формирователей см. разд. 7.4.
Чтобы понять сущность оптимальной фильтрации сиrналов,
рассмотрим сначала простой случай, коrда шум на входе
усилителя с фильтром обладает равномерным (<<белым») спект
ром N (ш) == N.
Для получения максимальноrо отношения сиrнала к шуму
форма частотной характеристики усилителя Копт Gw) должна
быть соrласована с частотным спектром входноrо сиrнала S Gw)
[120]:
, Копт ОЮ) == Ао S. ОЮ) ехр ( jwT М), (7.9)
rде Ао ( ) постоянный множитель, необходимый для coxpaHe
ния.размерности; S.Gw)==S( jw); TM MOMeHT измерения, в
который выходное напряжение достиrает максимальноrо значе
ния. Из этоrо выражения следует, что IКоптGw)I==АоISGw)l,
т. е. частотная характеристика оптимальноrо фильтра совпадает
159
с частотным спектром входноrо сиrнала. [Модуль фазовоrо
множителя ехр ( jroTM) равен единице.] Иными словами,
оптимальный фильтр лучшеi1ередает сильные частотные
составляющие и с большим ослаблением передает слабые
составляющие сиrнала. При этом форма сиrнала при прохожде
нии через фильтр изменяется, Что однако не имеет значения, так
как задача фильтра состоит не в том, чтобы воспроизвести
форму сиrнала, а в получении максимальноrо отношения
амплитуды выходноrо сиrнала к шуму. На выходе фильтра
. шум будет, конечно, уже не белый, так как через фильтр.
пройдут только составляющие, определяемые К (jro). Шум при
этом ослабится в большей степени, чем сиrнал. Этим,
собственно, и объясняется повышение отношения сиrнала к
шуму.
Физический смысл комплексной сопряженности Копт ию) и
8 (jro) состоит в том, что оптимальный фильтр компенсирует все
начальные фазовые сдвиrи, имеющиеся в спектре сиrнала, т. е.
приводит их к нулю и этим создает максимум. сиrнала в 1 == О, а
для Toro чтобы сдвинуть максимум сиrнала из 1==0 в 1== Т м , В
фильтр вводится линейный фазовый множитель ехр ( jroTM)'
Отношение сиrнала к шуму Т]макс, достиrаемое на выходе
оптимальноrо фильтра, можно найти, используя формулы (7.2)
и (7.3):
+00
Т] ю,с == f 18 (ю) 12 dro.
пN
о
Учитывая, что интеrральное выражение в числителе пред
ставляет собой полную энерrию входноrо сиrнала Е, отношение
сиrнала к шуму равно
, Т]макс == Л.
Процесс С9J'ласования усилителяtс формой входноrо сиrнала
представляется более наrлядным не в частотной, а во времен-
ной области. Используя обратное преобразование Фурье для
Копт (jro), можно показать [120], что импульсная характеристика
ОIIТималыюrо фильтра h опт (1) связана с формой входноrо
сиrнала 81(1) соотношением: hопт(I)==Ао81(Тм I), Т.е. им
пульсная характеристика h опт (1) соrласованноrо с сиrна
лом фильтра представляет собой зеркальное изображение
входноrо сиrнала 8 (1) относительно момента 1 == О, задер
жанное на время 1 == Т м' Сиrнал на выходе оптимальноrо
фильтра 82 (1) является результатом операции свертки входноrо
сиrнала' Sl (1) и импульсной характеристики оптимальноrо
фильi'pа h опт (1):
160
(7.10)
S2 (t) == Sl (t) * h onт (t) == Sl (t) * A O S 1 (ТМ t) ==
I .
== Ао J Sl ('t) Sl ('t Т.. + [) d't.
о
Максимальное значение выходноrо сиrнала наблюдается при
[== Ты и равно
тм
S2мш==А о f Sf(t)d't.
о
Если входной сиrнал имеет бесконечную длительность, 'то
оптимальный фильтр может быть соrласован только с частью
входноrо .сиrнала от [==0 до момента измерения Т М ' Часть
входноrо. сиrнала после ТМ не участвует в образовании
максимума, но она определяет спадающую часть и длитель
ность выходноrо импульса. Уровень выходноrо шума определя-
т
ется формулой и == {h;UT (t) dt, которая следует из теоремы
. о
Парсеваля [120].
Рассмотрение оптимальных фильтров до сих пор относилось
К случаю, коrда шум на входе был белый. В общем случае,
Kor да шум N (ro) частотно зависимый, оптимальный фильтр
находится в два этапа. Сначала и сиrнал и шум пропускаются
через белящий филь тр Ф (ro) == 1/ N (ro), после KOToporo шум
становится белым, а частотный спектр сиrнала преобразуется в.
Sl(ro)==Sl(ro)/ JN(ro) , а затем на основе преобразованноrо
сиrнала находят соrласованный фильтр путем, рассмотренным
выше.
При' этом формула для максимальноrо отношения сиrнала к
шуму принимает друrой вид:
00
112 == f i Sl (o1r. dro.
1t N (00)
о
Рассмотрим, как конкретно определяется оптимальный
фильтр для спектрометрическоrо тракта. В данном случае
входной сиrнал представляет собой ступеньку напряжения и
описывается спектром 51 (ro)==g , а входной шум имеет два
CJOO
основных компонента: N (ro) == а 2 + ь: последовательный шум,
00
не зависящий от частоты, и параллеJIЬНЫЙ шум, значение KO
Toporo обратно пропорционально квадрату частоты. Подставив
S 1 (ro) и N (ro) в (7.11), найдем максимальное отношение сиrнала
к шуму:
(7.11 )
161
11 26
1100 == ]с J;ъ == ;k J : , (7.12)
Чтобы входной шум N (00) преобразовать в белый, достаточ
но про пустить ero через дифференцирующую СR цепь с
постоянной времени "Co==CR==a/b. Частотная характеристика
ro 2 "С 2
СR фильтра I Н (00) 12 == 20 2 изменяется обратно пропорцио
1 + ro "Со
нально частотной зависимости шума, поэтому шум на выходе
I ro фильтра будет равномерный по частоте и равный N==a 2 .
Сиrнал на выходе I ro фильтра становится экспонентой с
постоянной времени "Со:
Sl (t)==Qexp( t/"Co)/C. (7.13)
Данный сиrнал имеет бесконечную длительность, поэтому,
чтобы использовать полную энерrию сиrнала, момент измере
ния ТМ должен быть в бесконечности, что, очевидно, нереализуе
мо. В реальных системах мы имеем конечную длительность
измерения Т м , и это означает, что имеется лишь возможность
выбрать фильтр, оптимальный только для начальной части
сиrнала, простирающейся от нуля дО Т М '
Тоrда импульсная характеристика соrласованноrо фильтра
равна:
h и== ! Aoexp[ (TM t)/ro] для O<tzT M ;
2 О для {:;> Т М '
Используя интеrрал свертки, находим форму выходноrо
сиrнала [2]:
(7.14)
S2(t)==Sl(t)*h 2 (t)==
тм ( t t )
Ao e e-;'; e -;';
при
{ TM;
t ( ТМ ТМ )
Ao e ТМ e e
(7.15)
==
при
{?; Т М '
Эта зависимость приведена на рис. 7.3,6 для трех значений
п== T,Jc o , равных ]; 2 и 4. Как видно, форма импульса
остроконечная (в иностранной ЛИI сратуре такое формирование
называют CUSP, причем спад ИМlIУ льса экспоненциальный, а
это означает, что длительность выходноrо импульса бесконечна
даже при конечном Т м'
Амплитуда выходноrо сиrнала в точке максимума равна
2T
Ao (I e ), а уровень шума на выходе составляет .
162
2
R
Т..
hz{t)
8 2 (t)
81
L
t
о
"A S2 (t Jf
, о Т.. ТIo1 2Т.. t
СВе рт ка а)
f
Т..
t
1,0
8 2 (t)
0)8
0,982
0,999
.
п 2
п=T..lr o
Oi
--- - т 7:o/'tё 5
'f
5
6
7.............. 8t/7:0 9 о)
,
Рис. 7.3. Структурная схема и процесс Qптимальноrо формирования при
заданной длительности выходноrо импульса 2Тм (а) и формы выходных
импульсов при заданных длительностях импульсов, заданных моментах
измерения и разных постоянных времени собирания (6):
J "cxeMa оrраничения длительности входноrо импульса; 2 'соrласуIOЩИЙ фильтр для
входноrо сиrнала, оrраниченноrо по длительности; .. . задаНllые длитсльности
импульсов 2'0' 4'0' 8'0; задаииые момеиты измерения 'о' 2'0 и 4'0;
постоянные времени собирания " '0/5
[f TM J l/2 r;:
a == М (t) dt ==A0-V -J 1 e ,
о
отсюда отношение сиrнала к шуму равно
j:7f TM
Q 1
11== l e 'о.
JCJ;b
Как и следовало ожидать, максимальное отношение СИПIaла к
шуму достиrается только при Т м ..... 00, и оно соответствует
163
(7.16)
максимально возможному значению 1100' определенному форму-
лой (7.12): 1100 == . Величина 1100 и соответствующий
уС уаЬ
ему минима льн ый среднеквадратичный шумовой заряд cr q 00. ==
== J4kTC 4/R, имеют большое методическое значение, так как
V Rp
в любых линейных системах, к которым относятся и спектро
метрические устройства, более высокие результаты не MorYT
быть получены никакими средствами (при данных шумовых
свойствах усилителя Rs и Rp и входной емкости).
В связи с этим приведенный выше результат принимают как
эталон для измерения шумовых свойств реальных (и теоретиче
ских) формирующих фильтров И усилителей. На практике, как
уже rоворилось выше, часто используют относительный показа-
тель коэффициент превышения шума К п . ш == 1100/11 == crq/cr qoo ,
который всеrда больше единицы и показывает, во сколько раз
реальное усилительное устройство хуже идеальноrо (с точки
зрения энерrетическоrо разрешения).
Оптимальное формирование при оrраниченной длительиости
выходноrо импульса (оrраниченный CUSP)
При расчете оптимальноrо формирования в предыдущем
разделе был задан момент измерения Т м, при этом выходной
импульс после ТМ спадает по экспоненте с постоянной времени
't o и длительность выходноrо импульса очень большая. Однако
при больших заrрузках спектрометрической системы вероят
ность наложений импульсов друr на друrа и искажения спектра
определяются именно длительностью импульса. Поэтому пред-
ставляется интересным, какие можно получить наилучшие
результаты, если в рассмотренный выше процесс оптимальноrо
формирования ввести дополнительное оrраничение на длитель-
ность выходноrо импульса. Задача в такой постановке решена в
[121, 122].
Для этоrо достаточно входной сиrнал экспоненциальной
формы (после белящеrо фильтра) оrраничить длительностью
Т м , а соrласующий фильтр h 2 (t) оставить без изменения. Тоrда
после свертки нарастающая часть (и максимальная амплитуда)
выходноrо импульса полностью совпадает с передним фронтом
выходноrо импульса в лучае преДыдущеrо формирования, а
спадающая часть будет cTporo симметрична нарастающей части
относительно момента Т м' при этом длительность выходноrо
импульса равна А == 2 Т м.
Первую половину выходноrо импульса можно записать
в соответствии с (7.10), а вторую из условия симмет-
рии:
164
82 (t) ==
ТМ ( t ( )
Ao e e:;;; e :;;;
при
O<t TM;
(7.1 7)
Ао е = (е л,:t е л,:t ) при Тм t л==2Тм,
Процесс оптимальноrо формирования при заданной дли
тельности импульса (оrраниченный CUSP) показан на рис. 7.3, а,
а форма выходных импульсов для трех случаев заданной
длительности Л==21 0 ; 410 и 81 приведена на рис. 7.3,6.
Оrраничение по длительности входноrо экспоненциальноrо
сиrнала можно выполнить с помощью аналоrовоrо вычитателя.
На один из входов вычитателя подается входной сиrнал как
есть, а на друrой вход этот сиrнал поступает после задержки на
время ТМ и ослабления в ехр ( Тм/10) раз. С выхода
вычитателя снимается оrраниченный сиrнал. Шумы, поступаю-
щие на тот и друrой входы вычитателя, имеют белый спектр,
поэтому их можно считать некоррелированными. Частотная
зависимость выходноrо шума при этом имеет периодический
колебательный характер во всем диапазоне частот (кроме
самых низких частот, rде шум равен нулю), но среднее значение
шумовой плотности в достаточно широкой полосе про пускания
постоянно и ero можно найти квадратичным сложением
входных составляющих: 4kTRs (I +ехр ( 2TM/10»'
Таким образом, на входе соrласующеrо фильтра действует
шум в J 1 + е ол больший, чем в случае формирования без
оrраничения длительности. Отсюда отношение. сиrнала к шуму
и коэффициент превышения шума для оrраниченноrо CUSP
равны
р;;
e'o 1
'Т10rр == 11 00 '
е'о+1
i +1
K orp
П.ш .
e'o 1
(7.18)
Чем короче длительность импульса л==2Т м , тем отношение
сиrнала к шуму хуже, и, напротив, при л 00 отношение
стремится к максимально возможному 1100' а коэффициент
превышения шума приближается при этом к единице. Эта
зависимость К п . ш от л приведена на рис. 7.4 линией со
штриховкой. Она имеет важное практическое значение, так как
показывает, какое можно получить предельное энерrетическое
разрешение при заданной длительности импульса. Ход этой
зависимости rоворит, что при укорочении выходноrо импульса
и появлении возможности работать при повышенных заrрузках
неизбежно увеличение шума.
Кпш
1,5
1,4
1,3
1,2
Рис. 7.4. Зависимость КOJффициента превы-
шения шума Кп. ш от длительности сформи-
pOBaHHoro импульса л tп/т:о для время-
иНlIариантных фильтров. Для времявариант-
ных фильтров в качестве л принимается
интервал наложений Тв' Длительность rлад-
ких импульсов на уровне О, 1%. Результаты
некоторых формирователей показаны мет-
ками: 6, для фильтра Кандиа; о для
фильтра Л3+RС+ЭК; D для усилителя
ORTEC-673
Все реальные формирователи
характеризуются некоторым Кп. ш и
длительностью импульса. Эти па-
раметры фильтров, будучи нанесен-
ными на плоскость в координатах Кп.ш длительность импуль-
са, дают представление, насколько тот или иной тип формиро
вания близок к идеальному, который обеспечивает теоретически
предельную зависимость, описываемую уравнением (7.18).
Забеrая вперед, можно сказать, что имеются формирователи,
очень близкие по своим параметрам к теоретическому пределу,
но не известно ни одноrо, у KOToporo Кп. ш и 'А характеризова-
лись бы точкой ниже теоретической кривой. Это лишний раз
свиде1ельствует о фундаментальности полученной теоретиче-
ской зависимости К п . ш (А).
Максимально высокое отношение сиrнала к шуму возможно
только при достаточно большой длительности сформирован
Horo импуЛЬса, однако уже при 'A/'t o == 4, коrда входной экс-
поненциальный импульс после белящеrо фильтра практически
полностью укладывается в заданной длительности, отношение
сиrнала к шуму отличается от теоретическоrо (без .ьrраничения
на длительность) Bcero на 0,1% и форма выходноrо сиrнала
близка к форме CUSP (остроконечная, воrнутая). При дальней-
шем увеличении длительности импульса отношение сиrнала к
шуму практически не изменяется.
Напротив, если длительность сформированноrо импульса
задавать короче 't o , то длительность входноrо импульса (после
белящеrо фильтра) не укладывается в заданную длительность,
энерrия входноrо сиrнала используется не полностью, и, как
следствие этоrо, отношение сиrнала к шуму при уменьшении
длительности импульса ухудшается. При этом форма импульса
становится менее воrнутой. Предельное значение 'A/'t o ----jo О
соответствует практически очень важному случаю, коrда можно
считать, что предусилитель имеет только последовательный
шум. К такому режиму работы мы приходим не только путем
сокращения длительности импульса (с целью получить макси-
мально возможную заrрузочную способность. усилителя), но и в
случае работы с полупроводниковым детектором очень боль
166
1,1
1,0
О
2
шой емкости (при этом даже существенный параллельный шум
будет зашунтирован на землю большой емкостью детектора).
Учитывая, что последовательный шум сам по себе белый, в
данном крайнем случае белящий фильтр вообще не требуется и
входным сиrналом для соrласующеrо фильтра является CTY
пенька напряжения, оrраниченная длительностью )",/2, т. е.
прямоуrольный импульс. Свертка двух таких импульсов дает
оптимальную форму выходноrо импульса для последовательно
ro шума равнобедренноrо треуrольника.
Влияние времени собирания детектора
Все вышерассмотренное относилось к случаю бесконечно
KopoTKoro входноrо импульса тока, т. е. для детекторов, у
которых время собирания Те равно нулю. Ясно, что это есть
некоторая идеализация картины. В реальных детекторах время
собирания может составлять от единиц до сотен наносекунд в
зависимости от размеров детектора, ero типа и пр. Более Toro,
время собирания значительно зависит от места взаимодействия
ионизирующеrо излучения или частицы с детектором, и это
вызывает флуктуации амплитуды выодноrоo импульса, иска
жающие измеряемый спектр. Количественно влияние времени
собирания детектора принято характеризовать так называемым
баллистическим дефицитом, понимая под этим уменьшение
амплитуды выходноrо импульса при изменении времени соби
рания, например, от О до Te=='t o , или от О до Te==0,2't o . Однако
практически учесть влияние баллистическоrо дефицита на
энерrетическое разрешение весьма непросто, так как для этоrо
нужно знать закон распределения времени собирания, который
зависит от вида и rеометрии облучения детектора.
Некоторую информацию о влиянии времени собирания
можно получить, используя рассмотренный выше метод опти-
мальноrо формирования. Допустим, что время собирания
постоянно, но не равно нулю. Хотя этот случай имеет частный
характер, он представляет определенный интерес, так как
позволяет выявить некоторые закономерности. Кроме Toro,
фиксированное время собирания ближе к реальной ситуа
ции, чем Те == О. Наконец, может возникнуть и практический
интерес к такому рассмотрению, если использовать специаль-
ный временной селектор [52], выделяющий в rерманиевом
детекторе импульсы с заданным временем собирания, или для
экспериментов в физике высоких энерrий, коrда длиннопробеж
ные частицы проходят вдоль электрическоrо поля в де-
текторе.
Методически импульс тока детектора проще Bcero описать
одной экспонентой: i (t) == [о ехр t/\ rде [о ток детектора в
начальный момент t==O. Тоrда частотный спектр входноrо
импульса. напряжения описывается выражением S'c (0)==
167
== Q ( . 1 )' . Принимая, как и раньше, шум состоящим из двух
С 1 +Jm1:e Jm -
компонентов (7.1), находим максимаЛЬНQ возможное отношение
сиrнала к шуму с учетом времени собирания детектора:
00
2 2 f I S'e m 12 Q 2
11oo,t, == N(ro). dro== с( 1:е )
О аЬ 1+
1:0
Т)
(7.I 9)
1:
1+ '
1:0
Эта формула показывает, что даже постоянное время
собирания неизбежно приводит к ухудшению отношения сиrна
ла к шуму, несмотря на то, что при этом предполаrается
идеальное формирование. Физически это объясняется тем, что
всякое размытие входноrо импульса тока по времени (при
постоянной «площади» импульса тока) при водит к уменьшению
энерrии сиrнала и к соответствующему уменьшению макси
мальноrо значения сиrнала.
Количественно влияние времени собирания на отношение
сиrнала к шуму (при оптимальном формировании) определяется
отношением времени собирания к постоянной времени 't'O'
Отсюда понятно, что баллистический дефицит практически H€
влияет при реrистраЦИИ.рентrеновскоrо излучения, так как при
этом оптимальная постоянная времени, как правило, велика
(порядка 10 мкс и более). Очень слабое влияние времени
собирания при работе с тонкими поверхностно-барьерными
детекторами из за малости 't'c. Во всех подобных случаях можно
использовать О!lтимальное формирование для случая 't'c == О.
в rерманиевых детекторах влияние времени собира
ния наиболее существенно, поскольку оптимальная посто-
янная времени около одной МИКросекунды (при повышен-
ных заrрузках работают даже при меньших 't'O)' а время
собирания, как уже отмечал ось, может составлять существен-
ную долю 't'O.
Рассмотрим теперь, какова форма выходноrо сиrнала в
случае оптимальноrо формирования при экспоненциальном
импульсе тока детектора.
Процедура оптимальной фильтрации для TaKoro СИI-нала
будет аналоrична показанной на рис. 7.3, а для случая Тс == О.
Заметим, что постоянная времени белящеrо фильтра остается
равной 't'O' поскольку изменился только входной сиrнал, а
частотный спектр шума остался прежним. Сиrнал на выходе
белящеrо фильтра описывается выражением
81 (t)==Q ( ) ( е e t ) ,
с 1:0 1:c
а импульсная характеристика соrласованноrо фильтра
168
( Т ( Т
h 2 (t) CO:tJ (e e ).
rде Тм время максимума амплитуды сиrнала на выходе
cor ласованноrо фильтра.
Форму выходноrо сиrнала находят, используя интеrрал
свертки
. S, (t) Ao 'i{ '"' + [ y )((+ ) ' J e f. ( ' :) +
1 1 1+ т 1
m 2 т т m 2
2 1 ( 1 )
[ e n 1 + e тn J t }
т т т т
1r е 'о
(1 y (1+ ) .
ДЛЯ O t TM'
(7.20)
Для интервала Т м t А == 2 Т м из принципа симметрии
формула аналоrична, только вместо t необходимо подставитъ
(A (), как это сделано в (7.17). При выводе формулы приняты
обозначения т:о/т:с==т и TM/'tO==п. Выходные импульсы для т==5
и п равных 1; 2 и 4 приведены на рис. 7.3,6 пунктиром.
Оптимальная форма выходноrо импульса с учетом времени
собирания приобретает более закрyrленную вершину, она
становится rауссоподобной. Такая форма импульсов практиче-
ски реализуется проще, чем остроконечная, кроме Toro,
импульсы с закруrленной )3ершиной более предпочтительны для
работы АЦП. .
Однако следует помнить, что полученная форма импульса
оптимальна только для одноrо постоянноrо времени собирания,
скажем, для kakoro-то среднеrо значения из возможноrо
диапазона изменений Тс. И это, конечно, может служить только
некоторым приближением к практической ситуации.
Радикальное средство борьбы с влиянием флуктуаций
времени собирания использование таких формирующих цепей,
в которых амплитуда выходноrо импульса не зависит от
времени собирания. Таким свойством обладают цепи, форми
рующие импульсы с плоской вершиной [121, 123], причем
длительность Этой плоской части равна максимальному вреМе-
ни собирания детектора. Наличие плоской части означает, что в
состав формирователя входит устройство типа управляемоrо
интеrратора, которое интеrрирует входной импульс тока и
обеспечивает независимость измерения площади импульса тока
от длительности импульса тока (т. е. от времени собирания).
Исходя из этоrо, оптимально сформированный выходной
импульс, обеспечивающий не только минимальное влияние
169
источников шума, но еще и нечувствительность выходной амп-
литуды к времени собирания, должен содержать плоскую часть
на вершине и экспоненциально нарастающую и спадающие час-
ти, соответствующие ранее полученной форме импульса CUSP.
В этом случае форма импульса не будет оптимальной ни дЛЯ ка-
Koro отдельноrо входноrо импульса тока, но окажется опти-
мальной для совокупности импульсов с длительностью от нуля
до Те' Ясно, что Кп.швданном случае будет выше, но с этим при-
ходится мириться, если разброс времени собирания существен.
Практически плоскую часть на вершине импульса чаще Bcero
формируют одним из двух способов: 1) в цепь формирователя
включают управляемый интеrратор, длительность интеrрирова-
ния KOToporo больше, чем длительность входноrо сиrнала (см.
разд. 7.6); 2) выходной сиrнал после предусилителя пропускают
через линейные ворота, включение которых задерживается
после прихода сиrнала на время, большее времени' собирания.
При этом как бы формируется новый сиrнал с такой же
амплитудой, но с нулевым временем собирания. Такая обработ-
ка сиrнала эквивалентна введению плоской части на вершине
импульса (см. rл. 10).
7.4. Дискретное описание шумовых свойств усилителей.
Весовая функция
В спектральном методе каждый источник шума представляет
собой сумму синусоидальных составляющих различных частот.
Такое непрерывное представление шумов довольно наrлядно
для описания частотноrо спектра источников шума и CR-,
RС филыров, У которых частотная характеристика изменяется
плавно. Но в общем случае полоса пропускания формирова-
телей, особенно если они содержат линии задержки или
переключательные элементы, выrлядит довольно сложно для
практическоrо использования при вычислении шумов. Поэтому
более удобным, физически более наrлядным оказывается диск-
ретное, импульсное представление источников шума [I 24 128 ].
При этом параллельный исто'lНИК белоrо шума на входе
предусилителя представляется reHepaTopoM пуассоновскоrо по
тока разнополярных 8 импульсов тока с интенсивностью пр"
Напомним, что сиrнал, снимаемый с детектора в токовой
форме, также представляет собой 8 импульс, так что сиrналь-
ные импульсы тока отличаются от шумовых только ампли
тудой (рис. 7.5)
Каждый шумовой 8 импульс, rенерируемый параллельным
шумовым источником, создает на выходе усилителя импульс
h (t), а все вместе шумовые импульсы, хаотично накладываясь
друr на друrа (если, 'конечно, частота их следования достаточно
высокая), создают непрерывный шумовой процесс.
170
Рис. 7.5. Эквивалентная схема BXOДHO
ro каскада с шумовыми источниками
в виде o и дублетных импульсов
Характеристики шумовоrо
процесса на выходе формиро
вателя определяются форму
лами Кемпбелла [29 ].
Среднее значение шума
00
пq2 ! h (t) dt равно в нашем
случае Нулю, так как поляр
ности импульсов равновероятны.
Qt c' н t
\ t1tt
Дисперсия шума равна
00 00
((j p)2 ==пpq2 S [11 (t)]2dt==N p S [h(t)J2dt.
о о
Заметим, что выражение перед интеrралом пpq2, в котором
q 'заряд электрона, представляет собой математическую плот
ность шумовоrо тока
2 . 1 di 1 ( 4kT )
пpq ==пqq==lpq==2 df ==2 R; ==N p ,
а a представляет собой среднеквадратичный шумовой З'!Q!Д.
В формулу для дисперсии последовательноrо шума (a )2
вместо h (t) входит производная h' (t). Это объясняется тем, что
параллельный шум интеrрируется на входной емкости и затем
складывается с последовательным неинтеrРИРQванным шумо
вым напряжением:
00
(a ) 2==NsC2 f [h'(t)J2dt, rде Ns== (4kTRs)
о
спектральная плотность последовательноrо шумовоrо напря
жения. Таким образом, если параллельный шум представляет
собой поток 8 импульсов тока, как на рис. 7.5, то последова-
тельный шум следует считать потоком дублетов сдвоенных
импульсов противоположной полярности и большой амплитуды
(производных от о импульсов). .
Дисперсия cYMMapHoro шума на выходе формирователя в
силу статистической независимости последовательноrо и парал
лельноrо источников шума определяется как сумма дисперсий:
00 00
ai ==N p f [h(t)]2dt+N s f [h'(t)J2dt==N p Mp+N s M s. (7.21)
о о
Полученная формула в отличие от частотноrо аналоrа более
Har лядно показывает влияние формы импульсной характеристи
171
ки h (t) на шумовой вклад Toro или иноrо шумовоrо источника.
Параллельный шум определяется площадью квадрата h (t),
поэтому, например, введение плоской части на вершине импульса
явно увеличивает вклад этоrо шума. Напротив, последовательный
шум создается производной h (t), поэтому совсем не зависит от
введения плоской части и очень сильно возрастает, если имеются
крутые участки импульсной характеристики h (t).
При увеличении длительности h (t) первый шум увеличивается,
второй уменьшается, поэтому и в этом представлении всеrда су-
ществует оптимальная длительность Т опт импульсно.й характери-
стики, при которой наблюдается минимальный суммарный шум.
Эта оптимальная длительность равна [124]:
Топт== Л: ==.o .
Минимальный шум определяетс я соот ношением
(J ин== JNsNр J MsMp.
В этой же работе [I 24] средствами вариационноrо исчисле
ния найдена оптимальная форма импульсной характеристики
h (t) (CUSP), которая соответствует той, что получена частот
ным методом.
Величина V NsN p есть минимальная величина шума, KOTO
рая достижима при оптимальной СUSР форме бесконечной
длительности, поэтому коэффи циент п ревышения шума равен
Кп.ш== V МsМ р . (7.22)
Если длительность Т импульсной характеристики отличается
от То , то значение К п . ш должно быть увеличено в А раз, rде
А == ) (Т/ТО + То/Т) /2.
Например, дЛЯ CR RС формирова теля
t t t
h(t)== e1 t;;; hl(t)==e [ e ';e t;; J ;
То То То
f OO ( ( )
(2 2 1 е 2 т
М == e t o dt== == 185. .
s Тб 4' о'
о
f OO t
е 2 2 (2 ( е 2 185
М р == Z [ e tO ( l+ z 2 )J dt== == ,
То то То 4то То
О
Оlсюда Топт==.о и К п . ш == V 1,85 '1,85 == 1,36.
17
В качестве иллюстрации эффективности использования вре-
MeHHoro подхода к анализу шумовых свойств рассмотрим еще
такой пример. Допустйм, что мы можем варьировать выходной
импульс в форме треуrольника с заданной длительностью в
основании Т, но с любым временем достижения максимума Т М '
Какая треуrольная форма самая оптимальная с точки зрения
шумов?
Т.. для O<t Т м ; Т.. для O<t TM;
h (t) == h' (t) ==
T ! TM t T; TM t T.
для для
T TM T T..
Суммарная дисперсия равна
Т.. Т Т.. Т
crf == f ( ;..) 2 dt+ f ( : ..) 2 dt+ f ( ;мУ dt+ f ( T T.. Y dt
о Т.. о Т..
т т
==3 + TM(T TM) '
которая минимальна при ТМ == Тj2. Таким образом, наилучшим
является симметричный выходной импульс. Очевидно, что это
справедливо для любой формы импульса (если время собирания
равно О).
Для симметричной треуrольной формы
h (t) ==
Тм
для 0< t Т м;
t
2 для TM t Т
Тм
и
2 2
М == Т . М ==
р 3 м, · Тм
Оптимальная длительность треуrольноrо (равнобедренноrо)
импульса равна
Топт==2Тм.опт ==210 Jfi == 3,4610 И кп.ш== V МрМ. == 1,075.
Используемая в этих формулах временная характеристика
формирователя импульсная характеристика h (t) есть реакция
системы в момент t на Б-импульс, приложенный в момент t == О.
- 173
Qot '
w(t)
h(t+tf)
'-v
/
t
116ЫX :.
t
Q.rJt
:-
t
t
.М
Рис. 7.6. Образование ве\:овой функции W(t) по импульсной характеристике h (t)
времяинвариантноrо фильтра (а) и времявариантный фильтр с нормально
закрытыми линейными воротами (6) и весовая функция Bcero времявариантноrо
фильтра с нормально закрытыми линейными воротами (в):
l усилитель тока; 2 линейные ворота; З ,времяинваРШIlI1НЫЙ фильтр с импульсной
характеристикой h(t); 4 формирователь ИМПУЛЬСОВ для управления линейными воротамн:
Т 1з линня задержки: То Т, времена открывания и закрывания линейных ворот
Иными словами, здесь зафиксирован момент подачи 8 импуль
са, а наблюдение проводится в течение времени t от О До + 00.
Однако в процессе измерения фиксированным является момент
измерения Т м , соответствующий максимуму импульса, поэтому
более информативной является друrая временная характеристи
ка формирователя весовая функция W (t) [I 24 ], которая
является зеркальным отображением задержанной на время Т м
импульсной характеристики h (t) (рис. 7.6, а) времяинвариантно
ro формирователя. Весовая функция показывает, какое значение
приобретает эта функция в фиксированный момент Т м , если
8 импульс подавать в любой момент времени t< Т М ' Иными
словами, она показывает, как система помнит события, пред
шествовавшие моменту измерения Т м, т. е. она является
функцией памяти.
Если мы имеем импульсную реакцию h (t) (рис. 7.6, а), то
функция веса имеет смысл только для t раньше Т М ' Если
шумовые 8 импульсы возникли давно (t == (0), то их остаточ-
ное действие определяется спадающей частью h (t + t 1) (событие
1) и оно мало. Если шумовые импульсы около момента t== Т м ,
то остаточное действие определяется нарастающей частью
h (t t 2 ) (событие 2) и оно тоже слабое. Максимальный
174
шумовой вклад дают импульсы, возникшие вместе с сиrналь
ным, т. е. около t==O.
Для времяинвариантных систем функции h (t) и W (t) имеют
одинаковую форму, и для расчета шума они совершенно
идентичны. При этом в формуле Кемпбелла для дисперсии
меняются только пределы интеrрирования:
ТМ тм
cri ==N p S [W(t)J2dt+N s S [W'(t)]2dt. (7.23)
oo
00
с введением W (t) эта формула получает более четкий
физический смысл: дисперсия cYMMapHoro шума есть сумма
реакций от множества шумовых 8 и дублетных воздействий,
происшедших в произвольные моменты t от 00 до Т м'
Особая полезность введения понятия весовой функции W (t)
проявляется при анализе времявариантных систем. Так называ-
ются формирователи [131, 132], в которых один или несколько
параметров MorYT переключаться или сильно изменяться
синхронно с сиrналом (во время действия сиrнала, несколько
раньше или позже ero). Во времявариантных формирователях
формы h (t) и W (t) Moryт существенно различаться, поэтому
очень важно понять, что является определяющим для шумов.
Рассмотрим простой времявариантный формирователь, co
стоящий из нормально закрытоrо линейноrо ключа и последую
щеrо за ним времяинвариантноrо фильтра, например CR RC
формирователя (рис. 7.6,6). Импульсы детектора усиливаются
быстродействующим усилителем тока K j , у KOToporo входное
сопротивление низкое и поэтому входные импульсы тока не
интеrрируются, а на вход формирователя поступают короткие
импульсы тока, близкие к 8 импульсу.
Заманчивый смысл такой схемы состоит в том, что из
интенсивноrо потока сиrнальных и шумовых 8 импульсов
линейные ворота, открываясь на очень короткое время,
стробируют, пропускают на выход только полезные сиrналы.
При этом исключается прохождение не только ненужных
сиrналов, но и большей части шумовых импульсов.
Найдем h (t) и W (t) этой времявариантной системы.
Прежде Bcero,. сразу видно, что импульсная характеристика
h (t) осталась прежней, так как о импульс через линейные ворота
проходит без существенных изменений. Что же касается w(t),
то она представляет собой кусок исходной весовой функции
времяинвариантной части, вырезанной около момента (t == О)
поступления сиrнальноrо 8 импульса (рис. 7.6, в), так как все
шумовые импульсы, возникшие до момента открывания ворот
t == Т о и после их закрытия в t == Тз не вносят никакоrо вклада в
момент (== Т М ' Из этоrо следует, что шумовые свойства системы
определяются именно весовой функцией W (t), а не импульсной
175
характеристикой. Представляется интересным оценить шумовые
свойства TaKoro времязависимоrо формирователя, так как на
первый взrляд кажется, что площадь весовой функции сущест
венно меньше, чем у исходной характеристики, и можно
ожидать существенноrо уменьшения Шума. Для оценки предпо
ложим, что длительность W (t), равная Тз То, значительно
меньше длительности h (t), и примем, что время включения
линейных ворот равно At, тоrда форму весовой функции можно
приближенно считать трапецеидальной. На рисунке она показа
на штриховкой. Действительно, параллельный шум существенно
уменьшается по сравнению с исходной времяинвариантной
системой:
2 N
ap р
Т
fIW(t)] 'dt T, То+ 2 .
00.
Допустим, что длительность стробирования составляет 0,11:0
(примерно 100 нс), а At==O,OI1: o (примерно 10 нс), что практиче-
ски вполне Q9'ществимо.
Это дает (J ==0,1061:0 вместо (J2 == 1,851:0' Однако последова-
тельный шум при этом составляет
Т",
2 f [ ' ()] 2 d 4 400
а s == N s W t t == d! == !
oo
Таким образом, дисперсия параллелыюrо шума уменьши
лась на порядок, а последовательноrо увеличилась на два
порядка, и суммарный шум такой времявариантной системы
значительно больше, чем в исходной времяинвариантной схеме.
Этот Неожиданный результат связан с процессом включения,
выключения ворот и возникновением резких скачков в весовой
функции. (В некоторых работах [132] физическое объяснение
TaKoro «переключательноrо» шума .связывают с расщеплением
дублетов, коrда один В-импульс из дублета проходит через
ворота, а друrой не проходит или проходит с ослаблением. Чем
быстрее переключение ворот, тем сильнее выраЖt:НО несиммет
ричное ПРОХQждение дублетов и тем сильнее будет эффект
переключательноrо шума.)
Чтобы не ухудшать шумовые свойства paccMoTpeHHoro
времявариантноrо формирователя, стробирование сиrнала нуж
но начинать MHoro раньше и заканчивать не сразу после ero
поступления или создать медленное, постепенное переключение
ворот. Но это означает, что первоначальный смысл быстродей
ствующеrо стробирования становится сомнительным. Из этоrо
рассмотрения видно, насколько нужно быть осторожным при
176
использовании ключевых схем совместно с малошумящей
техникой.
В данном разделе на некоторых примерах мы показали
эффективность использования BpeMeHHoro подхода к анализу
шумовых свойств формирователей. Друrие формирователи,
практически более интересные, в том числе с использованием
ключевых схем, будут рассмотрены в последующих разделах.
7.5. Формирующие цепи с постояиными параметрами
Расположение формирующих (и компенсирующих) цепей в усилителе
Для фильтрации шумов формирующие цепи желательно
включать в выходные каскады спектрометрическоrо усилителя,
как можно ближе к выходу усилителя с тем, чтобы фильтрую-
щее действие распространить на все шумовые источники как в
пре,lJусилителе, так и в первых каскадах усилителя. Однако
такое расположение практически невозможно. ЭТО связано с
формой входноrо спектрометрическоrо сиrнала. Как известно,
входной импульс тока детектора интеrl"ируется на входной
емкости (детектора и предусилителя) и таким образом преобра-
зуется в ступеньку напряжения. Последующие импульсы тока
тоже создают ступеньки, так что сиrнал на входе предусилителя
выrлядит в виде нарастающей «лесенкю>, Ясно, что лесенка не
может быть бесконечной, так как это неизбежно приведет к
оrраничению и искажению сиrнала (усилительные элементы
всеrда имеют оrраниченный динамический диапазон). При этом
чем выше заrрузка входными статистическими сиrналами, тем
оrраничение наступит быстрее. Единственное средство борьбы с
этим вводить укорачивание, т. е. дифференцирование, сиrна-
ла. Цепи дифференцирования желательно располаrать уже во
входных каскадах предусилителя, однако это нецелесообразно,
так как все шумовые источники, расположенные в последующих
каскадах, останутся без фильтрации низких частот и уровень
шума Bcero усилительноrо устройства будет заметно выше.
Практически дифференцирование в спектрометрическом
тракте осуществляют распределенно в нескольких местах:
сначала в зарядово-чувствительной секции предусилителя с
большой постоянной времени, затем в выходной секции
предусилителя (если она используется) с меньшей постоянной
времени и, наконец, на входе OCHoBHoro усилителя с самой
малой постоянной времени "Со' При этом дифференцирование в
зарядово-чувствительной секции чаще Bcero задается элемента-
ми обратной связи СО и Ro, а в остальных случаях дифферен-
цирующей схемой с компенсацией полюса нулем. Так называют
дифференцирующую СдRд цепь, в которой параллельно KOHдeH
сатору включен перемеНIjЫЙ резистор R 1 . Это необходимо для
Toro, чтобы исключить возникновение биполярных сиrналов
177
12 26
.
"
i
после двукратноrо дифференцирования. Переходная характе-
фф 1 +рСдR!
ристика такои ди еренцирующеи цепи имеет вид , а
1 +рСдR д
входной сиrнал описывается полюсом .1/ (I +pCoRo), и если
выполнено условие компенсации 1 +pCoRo== 1 +рС д R 1 , то BЫ
ходной сиrнал дифференцирующеrо звена с компенсацией
полюса нулем характеризуется одним полюсом 1/ (1 + рСдR д ).
, Количественные поюiзатели формирователей
1. Коэффициент превышения шума Кп.ш основной показа
тель качества фильтрации шума. КаК уже rоворилось ранее,
этот коэффициент показывает, во сколько раз отношение
сиrнала к шуму с данным фильтром хуже, чем возможное
отношение сиrнала к шуму с идеальным формирователем без
оrраничения на длительность импульса (неоrраниченный CUSP),
но при одинаковых источниках последоватеЛЫlOrо и параллель
Horo шумов, а также емкости на входе усилителя. Для каждоrо
формирователя в принципе имеется непреР IВная зависимость
отношения сиrнала к шуму и К п . ш от длительности импульса
(от постоянной времени формирования "С). В качестве количест
BeHHoro показателя для каждоrо типа формирователя приво
дится коэффициент превышения шума, оптимизированный
относите льно "С , т. е. минимальное значение. Этот 011 тимальныЙ'
К п . ш == 4..j М s М р , rде М. и Мр коэффициенты, характеризующие
для данноrо фильтра относительный вклад параллельноrо и
последовательноrо шумов. Они определяются исходя из формы
выходноrо сиrнала в соответствии с (7.21).
2. Коэффициент превышения шума типа I/f: (Кп.Ш)l/f
показывает, во сколько раз отношение сиrнала к шуму 1/! с
данным фильтром хуже, чем с фильтром CUSP. Основанием к
такому определению этоrо коэффициента служит то обстоя
тельство, что, как показано в [133 J, СUSР формирователь
является почти оптимальным формирователем и в случае трех
reHepaTopoB шума на входе предусилителя (cTpororo доказа
тельства, что СUSР-формирователь является идеальным и в
этом случае нет) (Кп.Ш)l/f практически не зависит от постоянной
времени "С.
3. Интервал наложений Т Н показа тель быстродействия
формирователей, определяющий вероятность наложений им
пульсов друr на друrа и, значит, максимальную заrрузочную
способность при работе с данным фильтром.
Обычно рыстродействие систем определяют, с помощью
понятия MepTBoro времени Т М.. BpeMeHHoro интервала, кото-.
рый используется на обработку одноrо события. Как известно,
для пуассоновских потоков средНЯЯ частота неналоженных
импульсов на выходе спектрометра п вых связана с заrрузкой по
178
Рис. 7.7. Определение интервала нало
жений Т Н для треуrольноrо выходноrо
импульса:
l . измеряемый импульс; 2, 3 последний
из предыдущих и первый из последующих
импульсов, которые еще не создают нало-
жение импульсов в момент измерения Т..
h(t)
t
тн
/
n .т
входу пвх соотношением: пвых==пвхе ВХ М.., из KOToporo сле .
дует, что максимальная частота импульсов на выходе равна
пВЫХ.макс== I/eTM.B. Иными словами, быстродействие системы
однозначно определяется мертвым временем системы. В случае
спектрометрическоrо усилителя в качестве MepTBoro времени
обычно припимают полную длительность выходноrо импульса
Т н , (Импульсы с экспоненциальным спадом оценивают на
некотором заданном уровне от максимальной амплитуды,
например на уровне 0,1 %.)
Допустим, что выходной импульс имеет форму треуrольника
с неравными сторонами Т 1 и Т 2 (рис. 7.7). Измеряемый импульс
обозначен жирной линией. Нетрудно заметить, что амплитуду
импульса 1 в момент измерения ТМ MorYT исказить за счет
наложений как предшествующие импульсы 2, возникающие на
интервале Т и Т 1 , так и последующие 3, возникающие на
интервале Т 1 . Суммарный интервал, появление на котором
друrих импульсов приводит к искажению амплитуды измеряе-
Moro, равен, очевидно, длительности импульса: Т В == Ти Т 1 +
+ Т 1 == Т и . Однако существующие в настоящее время режекторы
наложений чаще Bcero имеют такую лоrику работы, что они
запрещают измерение импульса, если к моменту ero нач.ала не
окончился предыдущий и если в интервале от О дО ТМ появились
новые импульсы. Но это означает, что интервал занятости
равенТнl ==2Тl + Т 2 . Таким образом, MorYT быть случаи, и, как
видим, вполне практические, коrда реальный интервал заня-
тости превышает длительность импульса. Все зави:сит от лоrики
отбора импульсов для анализа. Минимальный интервал нало-
жений, равный длительности импульса, получают путем измере-
ния амплитуды импульсов с помощью схемы выборки xpa
нения. При автоматической фиксации максимума сиrнала
пиковым детектором дл.я импульсов с уплощенной вершиной
длительностью Тпн имеем Т Н == Т и + Тпл, для iJрямоуrольных
сиrналов, следовательно, Т Н == Т Н + Тлл == 2Т н ,
Чтобы исключить неоднозначность, в дальнейшем под
мертвым временем Тм.в будем понимать интервал занятости,
учитывающий несовершенство схемной реализации режектора, а
понятие интервала наложений Т Н отнесем к минимально
179
Таблица 7.1. Основные характеристики СR+n(RС) рмирователей
п К п . ш Т.(I%) T.(O,l %) (Кп.",)щ
1 1,359 7, 62т о 10,23т о 1,359
2 1,216
4 1,164 5,О8т о 6,27'0 1,280
6 1,148 5,03'0 6,06'0
CI) 1,120 4,3, 5,26, 1,254
о
о
возможному при измерениях с пиковым детектором. Особен
ности определения Т Н времявариантных фильтров рассматри
ваются ниже (см. разд.7.6)
4. Баллистический дефицит D параметр, характеризующий
уменьшение амплитуды импульса при увеличении времени
собирания от нуля до 0,2"С о (примерно в этих пределах
изменяется в!?емя собирания в rерманиевых детекторах)
RC+n(RC)-формирователи. в этом случае используется
однократное СR дифференцирование и п KpaTKoe RС интеrри-
рование. Оптимальная постоянная времени при этом равна
"с == "Со / J 2п 1 , а основные параметры, характеризуlOщие это
формирование (коэффициент превышения шума, длительность
импульса) сведены в табл. 7.1 [133, 134]
Как видно из табл. 7.1, с увеличением п К и . ш уменьшается и
при п oo Кп.ш I,12, при этом длительность импульса YMeHЬ
шается.
Ч то касается вклада шума 1/ f, то он также при увеличении п
уменьшается. А вот влияние времени собирания детектора с
приближением к rауссовой форме увеличивается: при п == 1
дефицит (при Т с ==0,2"С о ) равен 0,166%, а при п==20 составляет
0,33%.
Непосредственное выполнение rayccoBbIX формирователей,.
состоящих из большоrо числа RС звеньев, конечно, непрактич-
но, так как требуется большое число изолирующих каскадов
между звеньями. Правда, известна работа [135), в которой
квазиrауссовый фильтр, состоящий из восьми звеньев, построен
без изолирующих каскадов. Для этоrо использовали последо
вательно соединенные каскады с общей базой, а между каждым
каскадом на землю включали конденсатор. Таким образом,
каждое интеrрирующее звено образуется конденсатором и
входным сопротивлением каскада с общей базой r е' Изменяя
общий ток, проходящий через все транзисторы, можно осущест
вить плавную, леrко управляемую реrулировку постоянной с
времени фильтра, Существенный недостаток этоrо форми
рователя нелинейность входноrо сопротивления затрудняет
]80
ero использование в преЦИЗИОННI,IХ схемах. (Эта схема формиро
вателя предложена для работы с пропорционалъными KaMe
рами.) Однако там, rде диапазон реrистрируемых сиrналов
невелик, например в ряде задач физики высоких энерrий, эту
схему можно использовать и с полупроводниковыми дeTeKTO
рами.)
Для реализации квазиrауссовых фильтров известны предло
жения использовать LСR цепи. Отдельное такое звено описы
вается уравнением 2 ro порядка и, таким образом, эквивалентно
двум RС интеrраторам. Например, в [136], используя LCR и
RС звенья, получили cTporo однополярный импульс с дли
тельностью 5,2710 (на уровне 0,1%) и К п . ш ==I,15.
В [I37J синтезирован единый LСR фильтр, состоящий из
нескольких индуктивностей и конденсаторов в одном каскаде,
при этом сформированный квазиrауссовый импульс характери
зуется Кп. ш == 1,14 и длительностью около 4то. Особый интерес
представляют развитые в этой работе рекомендации по
оптимальному расположению на комплексной плоскости полю-
сов и нулей передаточной функции.
Практически для формирования импульсов квазиrауссовой
формы чаще Bcero используют активные RС фильтры на' основе
операционных усилителей [138 140). Примером TaKoro фильт
ра является схема формирования в спектрометрическом усили-
теле Canberra-2020 [141], показанная на рис. 7.8, а. Сиrнал после
дифференцирующеrо звена поступает на фильтр низких частот,
выполненный на двух активных RС фильтрах 2 ro порядка и
одном RС фильтре l ro порядка. Операторное выражение
передаточной функции Bcero фильтра имеет вид
К(р) == (р+а )(p+a+jb )(p+a jb )(;+a+2jb )(p+a 2jb )(р+4а) '
причем a 1,2/то и b 0,8/To'
Длительность сформированноrо импульса около .5то, а
Кп.ш 1,14.
Рассмотрим теперь схемы формирования с дифференциро-
ванием на линии задержки. Хорошие пара метры этих схем
известны давно [142], тем не менее по ряду причин (несовер-
шенство линий задержек, трудности переключения постоянных
времени и др.) практически они используются мало.
Простейший такой формирователь ЛЗ + RC состоит из
дифференциатора на линии задержки и однократноrо RС интеr
ратора. При оптимальной длительности сформированноrо
прямоуrольноrо _ импульса и постоянной времени RС цепи,
равными 1,29т о , К п . ш такой схемы формирования равен 1,10,
однако длительность импульса довольно большая: 7,310 и
10,2т о на уровне 0,1 и 0,01 % соответственно. К п . ш типа 1/1
характеризуется величиной 1,15, дефицит амплитуды при
181
I
I
U(t)t /'\
.I.U(t)
t
1
........r
а)
Тз
U(tJf j
,U{t)
ТМ ZTM t
ТМ = Тлз = 1, 29'1:'0
Т лз = Тз= 1,1'3'1:0
K=e 1
б)
1
t
ЯО
.:::z:.
U1t J LA
и(t) .
t
е)
Рис. 7.8. Времяинвариантные фильтры;
а квазиrауссов фильтр на основе двух активных фильтров; б фильтр ЛЗ+RС c
оrраничением длительности спада импульса; в фильтр с квазитреуrольной формой
импульса, полученной путем суммирования трех квазиrауссовых импульсов А, Б, В,
r форма выходноrо импульса, Д. форма идеальноrо треуrолыюrо импульса, RI""R3
весовые резисторы; ,'. трансверсальный фильтр на основе лииии задержки, Rо соrласую
щие резисторы; R 1 "" Rn весовые резисторы
Те == 0,2т о составляет 4,13 %. Основной недостаток TaKoro фор
мирователя большая длительность импульса.
Интересный вариант получения KopoTKoro импульса форми
рователя с линией задержки предложен в. [143], rде по сути дела
182
используется такой же прием, какой был использован при
переходе от бесконечноrо к конечному CUSP. Здесь за основу
берется формирователь ЛЗ + RC, выходной сиrнал KOToporo
раздваивается, причем один сиrнал поступает на один вход
аналоrовоrо сумматора, а друrой задерживается, ослабляется,
интеrрируется и подается на друrой вход сумматора. В
результате на выходе формирователя (см. рис. 7.7,6) получается
сиrнал, нарастающая часть KOToporo точно воспроизводит
передний фронт исходноrо сиrнала, а спад существенно короче.
При этом сиrнал довольно близок к симметричному. Кп.ш
TaKoro сиrнала, равный 1,125, лишь HeMHoro ухудшился по
сравнению с исходными, зато длительность импульса ста-
ла 2,58.0 вместо 1 О, 17.0' Если последовательно включить
второй сумматор, на два входа которото подать ослабленный и
задержанный сиrналы, то можно получить плоскую часть на
вершине и таким образом достиrнуть нечувствительности к
изменениям времени собирания. ECTeCTB HHO, что при этом Кп.ш
несколько увеличивается.
Интересно, что такой прием укорачивания длительности
импульса позволяет.с HeKoToporo момента после максимума
вообще скомпенсировать до нуля спадающую часть исходноrо
импульса L3 + RC. Это облеrчается тем, что спад происходит по
'Экспоненте. Однако полученный таким образом несимметрич
ный, обрезанный импульс будет хотя и коротким, но с плохими
шумовыми свойствами, так как резкий спад сильно увеличивает
последовательный шум.
(В [143] показано, что можно укоротить, сделать бо
лее симметричным квазиrауссов импульс, например, типа
CR+(RC)4. Это дает Кп.ш== 1,18 вместо исходноrо Кп.ш== 1,16, а
длительность импульса при этом сокращается до 3,9.0 вместо
7,51:0' Практическая реализация такой схемы довольно сложна,
так как для вычитания требуется формировать два квазиrаус-
совых импульса.)
(лЗ)2+RС (треуrольный СИl'нал)
Давно известен способ формирования треуrольноrо импуль
са при помощи двух линий задержек и RС интеrратора. В этом
случае после nepBoro дифференцирования получается однопо-
лярный, а после второrо .биполярный прямоуrольные им-
пульсы. Если последующий RС интеrратор имеет постоянную
времени MHoro больше длительности Тлз, то форма выходноrо
импульса практически не отличается от треyrольной, правда,
при этом ослабление' сиrнала велико ( ;:::; Тлз ) И ero нужно
'tRC
компенсирова'tь соответствующим усилием.
Треуrольная форма сиrнала имеет шумовые паr.аметры,
очень близкие к CUSP. Нетрудно показать, что Mp==t2/3) Ты и
183
... "-::' -_.. ...--
M s ==2/TM' rде Тм время достижения максимума треуrольноrо
ИМпульса, откуда.
кп.т==А== 1,075,
а
Тлз(опт)== J 2/ .O== 1,73.0'
Сумма трех квазиrауссовых импульсов (треyrольный сиrнал)
В [144] предложена схема формирования треуrольноrо
импульса без линий задержек. Она состоит из трех квазиrауссо
вых формирователей с разными амплитудами, длительностями
и формами импульсов, выходы которых поступают на. CYMMa
тор и таким образом синтезируется импульс, близкий к
треуrольной форме (рис. 7.8, в). Вершина этоrо импульса слеrка
закруrлена, как у всякоrо квазиrауссовоrо импульса, и это
значит, что дефицит у TaKoro импульса будет слабо выражен.
Но К п . т и длительность при такой форме лучше, чем у
квазиrауссовых импульсов. По оценке авторов, К п . т ';:::! 1,1.
Конечно, переключение постоянных времени TaKoro фильтра не
очень просто, так как требуется изменение шести номиналов
(резисторов или конденсаторов), но в случае очень большой
заrрузки, для чеrо и создавался этот фильтр, это вполне
оправдано.
Трансверсальные фильтры еще один способ получения сиr
налов треуrольной формы. В этом случае биполярный прямо
уrольный импульс снимается с общей шины, соrласованной на
обоих концах линии задержки или кабеля, а интеrрирование ocy
ществляется интеrратором на операционном усилителе, на выходе
KOToporo образуется треуrольный импульс [234].
Принцип трансверсальных фильтров позволяет формировать
и сиrналы, близкие к форме CUSP. ДЛЯ этоrо используется
линия задержки (ЛЗ) с мноrими выводами, с которых сиrнал
снимается через весовые резисторы или конденсаторы на вход
операционноrо усилителя (рис. 7.8,2) с резисторной или емко-
стной обратной связью. С выхода этоrо ОУ снимается
выходной сиrнал с формой, определяемой весовыми элемента
ми. Чтобы не было отраж ний в ЛЗ, сопротивления весовых
резисторов (или конденсаторов) должны быть существенно'
больше, чем волновое сопротивление ЛЗ. Входной сиrнал в
этом случае может быть любой формы, например с экспонен-
циальным спадом.
Разновидностью рассмотренной схемы формирования явля
ется фильтр, в котором в качестве ЛЗ используют приборы с
зарядовой связью (ПЗС).
184
7.6. Времявариантные формирователи
Из рассмотрения формирователей с постоянными во Bpe
мени параметрами следует, что стремление обеспечить MaK
симальное подавление шумов в спектрометре часто приво
дит к снижению быстродействия, так как для снижения
шума весовая функция (выходной импульс) формировате
ля должна быть однополярной, протяженной во времени.
Для устранения этоrо противоречия используют формиру
ющие цепи с переменными во времени параметрами. PeaK
ция сп ктрометрическоrо тракта на шумовые и спектромет-
рические сиrналы в этом случае различна как по BpeMeH
ному масштабу, так и по форме. В отличие от систем
с постоянными параметрами, для которых знание их им
пульсной характеристики (выходноrо импульса) означает и
знание основных свойств электронноrо тракта спектрометра,
сведения о свойствах спектрометра с времявариантными
формирователями импульсов MorYT быть получены лишь
из знания весовых функций и импульсных характерис
тик системы в целом и ее составных частей времяин
вариантной и времявариантной (их всеrда можно вычле
нить). Для иллюстрации сказанноrо, а также для полу-
чения ряда общих выводов, относящихся к свойствам время
вариантных систем формирования, целесообразно paCCMOT
реть несколько примеров формирователей, чьи характеристики.
в отношении подавления шума (К п . ш ) лучше, чем у рас-
пространенных квазиrауссовых, а в ряде случаев выше и
быстродействие. Для большей наrлядности выберем четы
ре формирователя с рядом совпадающих свойств. Это Bpe
мяинвариантный формирователь с дифференциатором на ЛЗ
и RС интеrраторе [(ЛЗ)+(RС)] и три время вариантных
формирователя, два из которых построены на ЛЗ дифферен-
циаторе и управляемом RС интеrраторе, а третий на ос-
нове СR дифференциатора и стробируемоrо «идеальноrо»
(по структуре, разумеется) интеrратора. Для удобства cpaB
нения этих формирователей пренебрежем оптимальными co
отношениями между постоянными (временами) дифференци .
рования и интеrрирования, а шкалу времен «выразим» в
единицах времени достижения максимума, т. е. положим,
что Td=='C d == Ти=='С и == Т м , rде Тd время дифференцирования
на ЛЗ; 'Сd постоянная времени СR дифференцирования;
Т и длительность интеrрирования стробируемым идеаль
нь,м интеrратором; 'Си постоянная времени интеrрирования
RС-интеrратором.
Рассмотрим структурные схемы упомянутых формировате
лей, диаrраммы импульсов в характерных точках, импульсные
характеристики и весовые функции.
185
1. Формирователь I(ЛЗ)+(RС)]. Ступенчатое напряжение,
поступающее с выхода идеализированноrо зарядочувствитель
Horo lIредусилителя (ЗЧП), дифференцируется на линии задерж-
ки, затем интеrрируется RС интеrратором (т и == T d ). Как будет
показано ниже (см. табл.), уровень шума с таким формирова
телем в спектрометре оказывается лишь на 10% ВЫШе, чем с
оптимальным. Что касается быстродействия, то параметр
ero интервал наложений Т Н в данном случае велик:
Т И == Ти"п == Т" + т и ( lп 0,001) 7,91 Т".
2. Времявариантный формирователь на основе дифференци
рующей ЛЗ и стробируемоrо RС-интеrратора (рис. 7.9). Отличие
структуры и функционирования рассматриваемоrо формирова
теля от преДЫДУllIеrо заключается в том, что интеrрирующая
емкость Си зашун lирована нормально замкнутым электронным
ключом ЭК с нулевым внутренним сопротивлением. Под
действием внешнеrо управляющеrо сиrнала ЭК размыкается на
время действия на входе RС ИНl erpaTopa. сформированноrо
линией задержки прямоуrольноrо импульса. По окончании ero
ЭК вновь замыкается и ПРОИСХОJ{ИТ быстрый разряд СИ'
Диаrраммы сиrналов приведены на рис. 7.9, б.
Процесс получения весовой функции спектрометра с таким
формирователем заключается в следующем. В спектромет-
ре вычленяем времяинвариантную и времявариантную части
(рис. 7.9, а), отдельно находим весовые функции для каждой из
частей. Напомним, что весовая функция описывает реаКцию
системы в заданный, фиксированный на оси времени момент на
входные воздействия в виде Б импульсов, прикладываемых ко
входу исследуемой схемы в различные, предшествующие MOMeH
ту измерения моменты времени. При определении весовой
функции времявариантной части следует зафиксировать на оси
времени моменты, коrда изменяются параметры схемы. Весовая
функция Bcero спектрометра находится затем как свертка
весовых функций составных частей. Заметим, что во МlIоrих
случаях удобно использовать преобразование Лапласа, так как
операции свертки соответствует простое перемножение изобра-
жений сворачиваемых функций. Поскольку преобразование
Лапласа определено на временном интервале 0+ 00, то в
выражениях для W(t) необходимо перейти от времени t к
времени е, которое определяется как 0== TM 1. С учетом Toro,
что 1 в W(1) изменяется от 00 до Т м , получаем следующие
определения 9: при 1== 00 9==+00; при 1==0 9==Т м , при 1==Тм
9==0. Таким образом, 0==0++00.
На рис. 7.9, в иллюстрируется процесс получения весовой
функции системы. Из диаrраммы I/I видно, что все 8 импульсы,
имеющие место при 00 < t < О, не вызывают никакой реакции
стробируемоrо RС-интеrратора, поэтому W BB на этом интерва
186
8Рб'/t1яцн8ариантнан '(асть 8ремя8ариантнан '(асть
--= » I '01( »
I
Б\
I
I C"I
I r L
1 ) т I
) I От схемы
а I упра8ления
h i t ;k1
TIIf о ТМ
I w..lt 1
Т... О ТМ 2Т м JT M
:ш
6 / 6 ) h1 r)
S( h ) (' м
'- "':i (t.:! z)
............-=-:.....---:.... --==
о ТМ 27м JT M
I € нтер6ал ФУНl<циониро6а
ниJI BB UHmeZpamopa
А
р
От преаусuли
телн
t A
О ТМ 2Тм
.
о
ТМ
2Тм
Ф+Тк!
О. Т... 2Тм TM
"'8В
1 1
r ..........-----
о Т" 2Тм TM О Т'"
6) w\.,.w .
TM О ТМ
TM
W ( 8) k
о Тм 6) 2Т м
I
2 Т,.,
I
3Т,.,
t
л
Jo
t
I!Z
2Тм
JT M
t
I
2Тм
у
I »
JT M t
Jl[
I
JT M 8
Рис. 7.9. 8ремявариантный формирователь на основе дифференци,рующей линии
задержки и стробируемоrо RС-интеrратора:
а блок-схема формирователя; б формы импульсов в точках А, Б, В, Т; в
построение весовой функции времявариаитиоrо фильтра
187
ле равна О. (В отсутствие ключа указанные 8 импульсы имели
бы отклик, и это приводило бы к ненулевым значениям WBB на
указанном интервале, как показано пунктиром на диаrрам-
ме IV). Полная весовая функция W(t) (диаrрамма V) получает
ся сдвиrом во времени диаrраммы Il относительно IV, пере-
множением при каждом значении относительноrо сдвиrа пере-
крывающихся частей функции W ви и W BB И нахождением путем
интеrрирования площади под функцией с произведения.
Сравнивая диаrраммы 1 и VI, можно увидеть, что импульс
ная характеристика и весовая функция существенно отличны
друr от друrа. Если бы w(e) совпала по форме с h (t), то в
спектрометре был бы резко увеличен вклад последовательноrо
источника шума из за большоrо значения производной W' (9).
Этот фильтр, очевидно, обладает стационарной весовой
функцией; быстродействие определяется значением Т== 2Т';".
3. 8ремявариантный формирователь на базе ЛЗ-дифференциа
тора и RС интеrратора со сбросом (147]. Структура этоrо
формирователя совпадает с предыдущей, но электронный ключ
нормально разомкнут. Замыкание ero осуществляется на KOpOT
кий интервал времени по окончании прямоуrольноrо импульса
на входе интеrратора, соответствующие временные диаrраммы
приведены на рис. 7.10. Все аналоrовые сиrналы на рис. 7.10
совпадают с приведенными на рис. 7.9. Отличие лишь в лоrике
управления эк. Рассмотрим весовую функцию спектрометра.
Она будет отлична от предыдущей из за Toro, что RС интеrра
тор в этом случае представляет собой устройство с бесконечной
«памятью» на предысторию: любой 8 импульс шума, возник-
ший при CIJ <t< Т м , вызывает реакцию RС интеrратора,
хотя и бесконечно малую при t CIJ. Весовая функция
RС интеrратора со сбросом для одиночноrо импульса совпа-
дает с показанной пунктиром на рис. 7.10, в, ее свертка с
прямоуrольной весовой функцией времяинвариантной части
дает весовую функцию спектрометра, полностью совпадающую
с весовой функцией времяинвариантноrо формирователя про-
тотипа. ,
Особенности рассматриваемоrо формирователя проявляются
в том случае, коrда в спектрометре действует последователь
ность импульсов, причем достаточно уже двух сиrналов
(рис. 7.10, а). Кратковременное замыкание эк по оконча
нии предшествующеrо импульса «выключает память» на преды
сторию и устраняет. влияние предшествующих началу изме
ряемоrо импульса шумовых сиrналов, т. е. модифицирует
весовую функцию времявариантной части (рис. 7.1 О, в).
Это при водит К изменению суммарной весовой функции
* Это значение Т и обусловлено прямоуrольной формой сиrнала на выходе
ЛЗ дифференциатора. Для таких сиrналов Т и ==2Т имп (см. разд.7.5). .
188
h (t)
Пре8щест8ljЮЩUЦ /"" Измеряемый
u.мпульс / u.мп'lЛЬС
2TM , TM О ТМ а) t
h ss (t т-м;z)
hss(t+ 7;JZ) hBB (t) Моменты
" "I\ сброса
I '-.J ':::1: '":! "- UHmezpamopa
I ,...... ...... .....
.::::-
2TM TM О ТМ t
5)
W S8
ДЛЯ оаu.НОЧНО7.0
. u.мпtjльса ....
TM О ТМ t
6)
w
Для оВuночно'lО
импульса
....
..........
......
2TM TM О ТМ t
'е)
Рис" 7.10. Нестационарность весовой функции времявариантноrо формировате
ля на основе ЛЗ дифференциатора и RС интеrратора со сбросом:
а измеряемый и предшествующий импульсы; б сброс интеrратора в моменты t O и
t Т м; в весовая функция времявариантной части формирователя; е изменеНИе суммар-
ной весовой функции от предшествующих импульсов
спектрометра (а следовательно, и к изменению отношения
сиrнал/шум).
Из диаrраммы рис. 7.1 О, а следует, что даже бесконечно
малый интервал между началом измеряемоrо импульса и
окончанием предшествующеrо не приводит к взаимному их Ha
ложению, интервал наложений, следовательно, равен Т Н == 2Т м'
4. Формирователь (CR) + стробируемый идеальный интеrратор
(рис. 7.11). В исходном состоянии электронный ключ ЭК]
разомкнут, а ЭК2 замкнут. С приходом спектрометрическоrо
импульса на вход формирователя под действием сиrнала
управления оба ЭК переходят в противоположное состоя
ние: ЭК] замыкается, а ЭК2 размыкается на время (==.0' По
истечении этоrо времени ключи возвращаются в исходное
состояние.
189
3lf1 В Вых.
1F4'
От схемы
упра8ления r
] r
I 1 b( 1 .у
: ................................
А
I I I I
О Т" 2Т" 3Т" О Т", 2Т", Л"
и W' 1
1 Л И
I I
О О Т'" 2 Т'" JT",
и
1 YII
I I
О Т" 2Т", JT" 2T" T" О Т" 2Т" JT,.
] Л "'(8i
r
I I
О Т" 2Т" 3Т,. О Т", 2 Т", JT"
о) 8)
Рис. 7.11. Формирователь CR + стробируемый идеальный интеrратор:
а структурная схема фильтра; б форма импульсов в точках А, Б, В, F; в получение
весовой функции
Весовые ФУНКЦИИ стробируемоrо «идеальноrо» интеrратора
и формирователя в целом показаны на рис. 7.11,6.
В этом случае, очевидно, нестационарные эффекты, связан
ные с работой времявариантной части спектрометра строби
pyeMoro ИДеальноrо интеrратора, отсутствуют. Память строби
pyeMoro интеrратора не более протяженная, чем импульсная
характеристика спектрометра в целом Wвз (t), поэтому если два
импульса на выходе следуют один за друrим, то существование
первоrо из них (при t<O) не может изменить несуществующую
«память» интеrратора на предшествующие времени t == О шумо-
вые о-импульсы.
190
Особенность рассматриваемоrо спектрометrическоrо форми-
рователя заключается в ином. Если на выходе вслед за пер-
вым импульсом появляется друrой (показан пунктиром на
рис. 7.11,6), то ero амплитуда будет искажена наложением.
Действительно, к моменту / == ТМ окончания первоrо спектро-
метрическоrо импульса экспоненциальный импульс на входе
строБИРlемоrо «идеальноrо» интеrратора спадет до величины
U==e t M==e 1::::0,368. Амплитуда BToporo импульса, пришед
шеrо на вход интеrратора в / Т м , будет увеличена на остаток
первой экспоненты, т. е. на величину и == е 1. Эту же добавку
получит амплитуда импульса на выходе. Если положить, что
допустимы искажения амплитуд импульсов в пределах 0,1%, ТО
второй импульс может появляться не ранее, чем экспонента от
первоrо спадет на входе интеrратора до 0,1 % максимальной
амплитуды. Этот интервал находится из уравнения е т И/Т м ==
==10 3, т. е. Тн== ТмlпlО 3==6,9IТм, С учетом сказанноrо в
практической схеме соотношение постоянной времени диффе-
ренцирования Т д и времени интеrрирования выбрано иным:
Т и /Т д ==2,9 (табл.7.2). Для большей наrлядности полученных
результатов они сведены в табл. 7.2, там же помещены данные
практических схем.
Анализ данных табл. 7.2 сравнительных характеристик при-
водит к следующим выводам:
1) действительно, как было ранее отмечено, по выходному
импульсу спектрометра с время вариантным формированием
импульсов сложно что-либо сказать о коэффициенте превыше-
ния шума, так как h (/) и w(/) существенно различны [сравним,
например, w(/) в rрафах 2 и 4]; более Toro, быстродействие
спектрометрическоrо тракта также не может быть связано
олнозначно с формой и длительностью импульсной характерис-
тики системы (сравним интервал наложений в условном
масштабе в rрафах 2 и 4);
2) формирователь на линии задержки и RС-интеrраторе со
сбросом прелельно прост в реализации. Он близок по своим
пара метрам к наиболее совершенным, имеющим треуrольную и
оrраниченную СUSР форму весовой характеристики, однако
ero К п . ш . возрастает с ростом статистической заrрузки (е
уменьшением среднеrо интервала между импульсами), хотя и
остается меньшим, чем для лучших квазиrауссовых фильтров.
Для правильной оценки свойств спектрометра с времява-
риантным формированием следует руководствоваться следую
щим положением [148]: если спектрометр может быть представ-
лен в виде времяинвариантной и последующей времявариантной
частей, то: 1) ero весовая функция стационарна при изменении
статистической заrрузки в том случае, коrда длительность
весовой функции времявариантной части не превосходит дли
тельности импульсной характеристики системы в целом (дли-
191
2
l1(сrР.ЩиJt)
1
l1(t) (ЛЗ).л,..(стр.RС)и.
.J
t О Т", t
l1(crp.IrC;;/t) W вз
о Т... 2Т... t 1 1
"
1',
I '....
I
T... О Т.. t О Т'" t
\с)
N
Номер
т а б л и ц а 7.2. Характеристика формирователей
Формирователь и ero h (1)
Хаrактеристики в условном масштабе
Наиболее протяженная h(l)
Весовая функция врем.явариантной
части W BB
Нет
'(')
о т... zr.. 1:
I1(RС)И (t)
1
о
..
..,
I
....
'"
.......
:с;
...,
Номер ФормирОватель и ето h(t) Характеристики в условном масштабе Характеристика реальных
формирователей
Весовая фуикция спектрометра Т. t.(T.) t./t. К о . ю . Т.
W (t)
1
'M 7,91 Т.. 1,28't o 1,04 1,098 10,17't o
о Т.. ZT.. 't ZT.. T.. О Т.. t
.
,
2 /1\
'м / (АЗ).,(..,.,,). . ,
2T.. T.. а Т,.. t
, 2 Т.. 1,72't o 1,04 1,102 3,58'to
о Т.. ZT.. 't
I .
2T.. T.. О Т..
'f
Номер
Формирователь и ето h(t)
Характеристики в условном масштабе
Наиболее протяжениая h(t)
3
'
'I'! и..r"J.,''''
о т.. zr.. t
.,0 Т..
h(t)
" 1
l'
I '.....
I ....
T..
о
4
t
ZT.. t
hI" k
1 (СК) А
О Т.. ZT.. t
h{t)
1
,
,
,
"-
............
...............
-2 Т..
T..
о
Т..
2Т.. t
Вecoвu функция времявариавтиой
части W вв
о Т.. t.
W ВЗ
1
о
Т.. t
W(t)аз
1
о Т.. t
W(t).з
1
О Т.. t
Номер Формирователь и ero h(t) Характеристики в условном масштабе Характеристика реальных
формирователей
Весовая Фуикция спектрометра Т. Т.(Т.) т../т.. К о . т . Т.
WE(t)
,
3
М'! V1'A'r"J.,'" 2Т.. 1,28т.о 1,04 1,098 2,ббt о .
ZT.. T.. О Т.. 1;
о Т.. 2Т.. 1;
1,126
ZT.. T.. О Т.. t
4
h J vT'''' J
ZT.. T.. О Т.. 1;
6,91 Т.. (0,5т. о ) 0,94 1,136 3,45т. о
о т..' ZT.. 1;
ZT.. T.. О Т.. 1;
.
VI
тельности выходноrо сиrнала спектрометра); 2) вероятность
наложений спектрометрических импульсов определяется обыч
ным образом той из частей спектрометра, чья импульсная
характеристика наиболее протяженная во времени.
Данные табл. 7.2 подтверждают сделанный в [148] вывод.
Таким образом, исчерпывающие сведения о спектрометрических
свойствах фо мирователя содержатся в весовой функции спект-
рометра W(t), весовой функции времявариантной части спект-
рометра WB.BJt), импульсной характеристике всей истемы h(t)
и импульснои характеристике времяинвариантнои части. По
совокупности этих характеристик можно сказать, стационарна
ли весовая функция спектрометра, либо отношение сиrнала к
шуму зависит от статистической заrрузки.
Следует обратить более пристальное внимание на оценку
быстродействия спектрометра с времявариантным формирова
телем. До сих пор бытует ошибочное мнение о том, что весовая
функция спектрометра с времявариантным формирователем
является настолько универсальной характеристикой, что с ее
помощью можно характеризовать не только свойства системы в
отношении шумов, но и быстродействие. Источник TaKoro, в
общем, HeKoppeKTHoro подхода лежит в забвении исходных
положений, принятых при введении понятия «весовая функция».
rоворить о том, что весовая функция может взвешивать два
или более сиrнальных () импульсов, нельзя уже потому, что она
введена для оценки веса шумовых () импульсов. Если () импульс
понимается как сиrнальный, то своим появлением он вызывает
изменение параметров формирователя, ero вес в пиковом
значении импульса на выходе равен 1. Иначе, на каждый
импульс детектора rеперируется своя весовая функция. Ут-
верждать, что весовая функция показывает, с каким весом
входят наложенные сиrналы в амплитудное значение измеряе-
Moro (рассматриваемоrо), означа т что-либо одно: или эти
накладывающиеся импульсы шумовой природы, либо для
весовой функции следует иметь два разных определения для
анализа вклада шумов и для анализа наложений, либо в
неявном виде полаrается, что анализируемая система время
инвариантная. В последнем случае W(t) линейно связана с h (t)
и, действительно, с ее помощью можно оценивать наложения.
Сравнение формирователей 1 и 4 в табл. 7.2 в условном
масштабе времени, имеющих идентичные весовые функции,
свидетельствует: оценку быстродействия (максимальной средней
частоты неналоженных импульсов) более корректно проводить
по наиболее протяженным во времени импульсным xapaKTe
РИС1'икам системы.
Рассмотрим еще два показательных случая это сочетания
времяинвариантноrо фильтра и линейноrо про пускателя, от ли-
чающиеся их порядком следования.
196
hI;
в отсутстдие лп
./.
......
.....
.....
t , t
hJ(T..,) 5)
h z (Т..,)
h,(T..,)
TM О t
о)
t
а)
Рис. 7.12. Времяинвариантный формирователь +
нормально закрытый линейный пропускатель:
а форма выходноrо импульса; б, в построение весовой
функции формирователя
Формирователь ((ЛЗ) 2 +(НС)ОО +ЛП] это формирователь,
содержащий времяинвариантный формирователь, например, ,
треуrольных импульсов, рассмотренный в предыдущем разделе,
и нормально закрытый линейный пропускатель. Практический
интерес к этому случаю заключается в следующем: для
изменения амплитудных распределений выход спектрометра
подключается ко входу амплитудно цифровоrо преобразовате-
ля, на входе которor'о обычно имеется линейный про пускатель
(ЛП), предотвращающий влияние последующих сиrналов на
процесс преобразования амплитуды данноrо импульса в цифро
вой код. Используют разн.ые режимы ЛП: в первом случае ЛП
нормально открыт и закрывается после достижения входным
импульсом пиковоrо значения на время преобразования АЦП,
во втором ЛП нормально закрыт и открывается после
превышения импульсом на входе HeKoToporo уровня, а затем
закрывается сразу же по достижении входным сиrналом
пиковоrо значения. Возникает вопрос, не влияет ли режим
работы ЛП на отношение сиrнала к шуму за ЛП на входе
собственно АЦП? Ответ можно получить из рис. 7.12, б, rдe на
диаrрамме показаны пять случаев взаимноrо расположения
треуrольных импульсов, обусловленных шумами, и BpeMeHHoro
интервала, в течение KOToporo ЛП открыт (показан прямоуrоль
ником). Из этой диаrраммы отчетливо видно, что факт
открывания ЛП никак не влияет на значение импульсноrо
отклика h i в (== Т М ' Весовая функция строится обычным
образом: откладываем на оси ординат значения импульсноrо
отклика в t == Т м на воздействие в соответствующий момент
197
от
пfN!"JU С /LлитfМ1f
./
лп
f1 (t)"U'''X(t)
.
8peA-fRUн6а,uантНbll1
lpориuро6атель
а)
/'
5 * :!
5)
t/r...
8)
tjT",
8)
tj™
О)
I '
" I I
z 1 О 1 Z J
tjT..
е)
Рис. 7.13. Формирователь, содержащий линейный пропускатель и последующий
времяинвариантный фильтр с биполярной импульсной характеристикой:
а структурная схема формирователя; б, в импульсная характеристика н весовая
ФУНIЩИЯ времяинвариантной части; c HeKOTopыe из шумовых б-импульсов; д суммарная
весовая функция вcero формирователя; е время открытоrо состояния лннейноrо
пропускателя
времени. Как видно из диаrраммы, полученная весовая функция
ничем не отличается от весовой функции времяинвариантноrо
формирователя, предшествующеrо линейному пропускателю.
Очевидно, что при устремлении момента открытия ЛП в минус
бесконечность картина не изменится. Если же момент открытия
ЛП сместить вправо, то изменится лишь импульсная характе-
ристика спектрометра.
Таким образом (при заданном блоке детектирования,
разумеется), независимо от лоrики работы ЛП отноше
ние сиrнала к шуму непосредственно на входе АЦП пол-
ностью определяется характеристиками спектрометрическоrо
формирователя. .
198
Этот пример еще раз демонстрирует, что быстродейст-
вие спектрометра определяется быстродействием той из со-
ставных частей системы, чья импульсная характеристика на-
иболее протяженная (в данном случае это времяинвариантная
часть).
Формнрователь, содержащий нормально закрытый линейный
пропускатель н последующий времяинварнантный формнрователь
(с биполярной импульсной характеристикой) (рис. 7.13). Данная
комбинация привлекает внимание по двум причинам. Во-пер-
вых, биполярный сиrнал с идентичными положительной и
отрицательной частями при прохождении через разделительные
СR цепи не дает динамическоrо смещения, что сильно упрости-
ло бы построение линейных усилителей, а BO BTOpЫX, такой
биполярный сиrнал имеет точку пересечения нуля, положение
которой не зависит от амплитуды импульса, «привязываясь» к
ней дискриминатором, можно получать информацию о точном
времени появления импульсов. Существенным недостатком
времяинвариантноrо биполярноrо формирования спектрометри-
ческих импульсов является резко увеличенный уровень шума
против случая, коrда в том же спектрометре использован любой
униполярный формирователь. Так, формирователь (2 хЛ3+RС)
характеризуется Кп. ш. == 1,52 [149], а самый простой униполяр-
ный (СR+RС).:...Кп.ш.==1,36. Ухудшение отношения сиrнала к
шуму при биполярном формировании практически исключило
ero применение в ППД-спектрометрах.
ЛП на входе может при определенных условиях, не изменяя
импульсной характеристики, обеспечить униполярную весовую
функцию Bcero спектрометра. попыаемсяя синтезировать нуж-
ную весовую функцию (рис. 7.13, д). Чтобы получившийся
времявариантный формирователь обеспечивал высокое отноше-
ние сиrнала к шуму на своем выходе, весовая функция
спектрометра должна быtь достаточно полоrой, чтобы не
давать в точках переrиба больших rtроизводных. На диаrрам-
ме рис.7.13,6 показана импульсная характеристика время-
инвариантноrо фильтра. Соответствующая весовая функция
(рис. 7.13, в) является просто «зеркальным отражением» h (/ ),
задеРЖ JIНОЙ на ТМ относительно плоскости «зеркала», уста-
новленноrо при /== Т М ' Здесь полаrается, что сиrнальный
Б импульс, подлежащий измерению, возник при /==0.
Единственная возможность воздействия на исходную весо-
вую функцию, которая предоставляется с применением линей-
Horo про пускателя, это запретить про хождение тех из предшест-
вующих моменту измерения амплитуды сиrнала шумовых
Б-импульсов (а в данном случае мы полаrаем, что на входе
формирователя действуют Б импульсы шума и сиrнала), кото-
рые дают нежелательный вклад в шумовое напряжение при
/== Т М '
199
--
На диаrрамме рис. 7.13,? отмечено несколько характерных
позиций шумовых () импульсов, а на диаrрамме рис. 7.13, в
одноименными номерами указаны те точки исходной весовой
функции, которые ими обусловлены. Видно, что нашим целям
отвечает кусок весовой функции, начиная от (== 2TM дО
1'== + Т м' Это означает, что в период 00 < « 2 Т м лп должен
быть закрыт, тоrда соответствующие шумовые импульсы не
участвуют в формировании новой весовой функции. ЛП
открывается точно при (== 2TM И должен оставаться в этом
состоянии по крайней мере до ( + Т М ' Момент возвращения
ЛП в исходное, разомкнутое состояние некритичен, так как
шумовые импульсы, возникающие после (== Т м , вклада в шум
при (== Т м , естественно, не дают.
Заметим, что на входе ЛП Moryт действовать и не
обязательно () импульсы шума и сиrнала. Важно, чтобы они
были значительно короче, чем характеристика на диаrрамме
рис. 7.13, б. Нормальное функционирование спектрометра с
подобным формирователем требует, к сожалению, предвари-
тельноrо знания момента прихода сиrнальноrо импульса (здесь
он взят для (== О), что не всеrда леrко реализовать. Если
запускать ЛП от caMoro сиrнальноrо импульса, т. е. при (==0,
то в этот момент весовая функция будет иметь точку разрыва,
что характеризует резкое возрастание вклада «последователь-
Horo» шума.
Отметим, что с тех пор, как появилась идея получать с
помощью линейных про пускателей для биполярных формирова
телей униполярную весовую функцию (и соответствующую ей
величину отношения сиrнала к шуму) [149], блаrодаря разра
ботке эффективных устройств стабилизации исходноrо уровня в
собственно амплитудных измерениях отпала нужда в биполяр
ном формировании, которое к тому же характеризуется
большим интервалом наложений. Однако для получения сиrна-
лов точной временной отметки, в частности для запуска
некоторых времявариантных формирователей, используют так
называемые схемы со следящим пороrом, rде сиrнал на входе
дискриминатора фактически биполярный. Применение здесь
рассмотренной техники может увеличить точность временной
привязки сиrналов.
Рассмотренный при мер поучителен и в том смысле, что он
еще раз демонстрирует определяющее ВЛИЯJше временной
характеристики, а не весовой функции на вероятность и степень
искажения амплитудных значений импульсов из за наложений.
Без линейноrо про пускателя интервал наложений Т Н равен:
Тимп==6Т м . Наличие про пускателя, вдвое уменьшающеrо дли-
тельность несовой функции, никоим образом не снижает
вероятности на. южений во времяинвариантной части, поскольку
без режектора ЛП обязан срабатывать на каждый сиrнальный
200
импульс, а импульсная характеристика hви (! ) осталась неизменной.
Сравнение двух последних формирователей позволяет интер
претировать роль ЛП в них следующим образом: нормально
закрытый линейный про пускатель на выходе времяинвариант
Horo фильтра управляет прохождением на выход импульсной
характеристики, а поставленный на вход весовой функции
исходноrо спектрометра.
Заметим, что предыдущие примеры были взяты преимущест
венно для демонстрации особенностей времявариантных форми
рователей, хотя приведенные в них схемы довольно широко
использовались. Однако большее признание в настоящее BpeM
получили схемы, к рассмотрению которых мы переходим.
Формирователи типа (квазиrауссовый фильтр) + сии
Появление и использование таких времявариантных форми-
рователей обусловлено, в первую очередь, стремлением изба
виться от значительноrо баллистическоrо дефицита, характер-
Horo для rамма спектрометров с большеобъемными Gе ППД и
серийными усилителями с квазиrауссовым формированием.
Друrие достоинства носят конструктивный характер. Система
проста в реализации: достаточно соединить любой серийный
спектрометрический усилитель со специальным модулем стро-
бируемоrо идеальноrо интеrратора (СИИ). На базе СИИ леrко
реализуется стретчер, т. е. преобразоватеЛЬ Iюрмализатор фор
мы спектрометрических импульсов, превращающий произволь
ную форму импульса на входе в квазипрямоуrольную на
ВЫходе, а также режектор наложений [150].
Принцип работы формирователя достаточно прост (рис.
7.14). В исходном. состоянии линейные пропускатели ЛП] и
ЛП2 закрыты, а идеальный интеrратор находится в режиме
масштабноrо усилителя с коэффициентом передачи К« 1.
С появлением квазиrауссовоrо спектрометрическоrо импуль-
са по сиrналу временной привязки открывается Л П] (и 4 ),
интеrратор пеl?еводится в рабочий режим «идеальноrо» интеr-
рирования (и 6)' Время нахождения Л П 1 в открытом состоянии
выбирается не меньшее, чем максимальная длительность по
основанию импульса квазиrауссовоrо фильтра Ти Тимп.r.. По
окончании времени Т и ЛП] переходит в исходное закрытое
состояние, а интеrратор «хранит» амплитудное значение напря
жения еще в течение времени \ Твых, коrда открыт ЛП2,
формирующий выходной стандартный по форме импульс.
Далее сбрасывается интеrратор и закрывается ЛП2.
Блаrодаря условию Ти Т ИМП . r . при колебаниях длительности
импульса тока ППД и колебаниях амплитуды сиrналов на
входе СИИ (при неизменном полном заряде QщIД) амплитуда
сиrнала и 3 остается стабильной.
Очень просто осуществляется режекция наложений с pac
сматриваемым формирователем: если в течение времени ТВ
201
Рис. 7.14. ФОРМИIюватель типа «ква-
зиrауссов фильтр + СИИ»:
а структурная схема формирователя; б
временнЫе диаrраммы в отмеченных точках
1 6
на ВХОД лоrичес-
Koro устройства поступает
еще один импульс, то закры-
вается ЛЛ1, «сбрасывается»
интеrратор и блокируется от-
крытие ЛЛ2. В том случае,
коrда второй импульс возни
t кает в период Т вых фор-
мирования ВЫХОДНоrо им
пульса, блокируется открытие
ЛЛ].
Анализ шумовых свойств
.. Ф
t paccMoTpeHHoro ормировате
ля частично содержится в
[126], в более полном виде в
работе [151], автор которой
рассмотрел шумовые свойства
t конфиrурации, включая и обу
словленные действием l/f шу
ма (ЭШИ), в зависимости от
кратности интеrрирования в
квазиrауссовом формировате
Ле. Иа основании данных
[151] можно привести таблицу
основных сравнительных xa
рактеристик формирователей
с СИИ (табл. 7.3). Но преж
де сделаем несколько заме
чаний.
I Протяженность весовой
функции времявариантной час-
6) t ,ти СИИ равна Тв, и на оси
7.3. Сравннтельные характеристикн формнрователеii типа
квазнrауссов вмнульс+СИИ
а)
J/
11
I
I
! \
I I
I
I
t o
J
JJ. Т..
J
JI
cj
Таблица
..
t
" к". .. Л и . OD ,. Л't.опт (Кп.ш)1ff л. и Ти/'t о
1 1,125 3,16 0,482 1,437 3,2 3,05
2 1,164 2,55 0,645 1,539 2,6 3,29
3 1,193 2,30 0,751 1,573 2,3 3,45
4 1,216 2,18 0,825 1,607 2,2 3,60
5 1,235 2,05 0,895 1,639 2,1 3,67
6 1,250 1,95 0,957 1,661 2,0 3,73
Примечание. л.. Т_/Тр, Tp/'to'
202
времени е эта функция представляет собой прямоуrольный
импульс длительностью Т И ' СИИ обладает также наиболее
протяженной во времени импульсной характеристикой (прямо-
уrольный импульс с длительностью Т И + Т вых ), Отсюда следуют
выводы:
1) весовая функция* спектрометра в целом стационарна (в
силу ранее сформу лированноrо положения, см. с. 191);
2) интервал наложений определяется удвоенной длитель
ностью рабочеrо периода СИИ, т. е. Т и ==2(Т и + Твых).
Анализ данных. таблицы и сведений по чисто квазиrаус
совым формирователям (см. разд. 7.2) показывает, что введение
в состав формирователя СИИ помимо устранения баллисти-
ческоrо дефицита резко увеличивает быстродействие спектро-
метра, так как в последнем случае квазиrауссовы предвари-
тельные формирователи используются в режиме существенно
меньших постоянных формирования, чем без СИИ. Так, для
четырехкратноrо квазиrауссова импульса Т Н == 6,35't o , для шести
KpaTHoro T H ==6,06't o против Т 4)==З,6'tо, И т 6)==З,73'tо. Платой
за увеличение быстродействия и устранение баллистическоrо
дефицита является возрастание К п . ш . и (Ки.ш. )1/1: для четырех-
KpaTHoro квазиrауссова импульса, например" Ки.ш. =-1,168, а
(Кп.ш, )1jf== 1,28 против к !n. == 1,216 и (Кп.ш. ) == 1,607.
Общий вывод таков: с учетом Toro, что в спектрометрах с
большеобъемными Gе-ППД основной вклад в собственное
разрешение электроники дают традиционные источники белоrо
шума, а также велик вклад статистики преобразования энерrии
фо-тонов в электронно дырочные пары, применение рассмотрен-
Horo формирователя оказывается в большинстве случаев пред
почтительным перед классическими квазиrауссовыми формиро-
вателями.
Формирователи иа осиове диффереициатора иа линиях задержки и
стробируемоrо <<идеальиоrо» нитеrратора типа, [(ЛЗ)диФ + (СИИ)J
Формирователи данноrо типа потенциально приrодНЫ для
всех видов ППД-спектрометров: при использовании в raMMa-
спектрометрах с их поМощью леrко устраняется баллистический
дефицит, в рентrеновских спектрометрах они предпочтительны
из за низкоrо К и . ш , (К и . ш )1/1 и относительно BbIcoKoro быстро-
действия. Их предельные параметры рассмотрены в [125, 126,
152]. Упрощенная структура формирователя и диаrраммы
сиrналов показаны на рис. 7.15. Лоrика работы формирователя
· Весовая функция W I (О) леrко находится как свертка
n. ( о ) . ( nе )
Wraycc(O) , ехр и wсии(е) I(е) I(е ти),
n. Тр Тр
rде О Тм t Ти t; n число RС интеrраторов; Тр время достижения пико-
Boro значения сиrналом ква;зиrауссова формирователя.
203
достаточно проста. Поступающие от зарядово чувствительноrо
предусилителя спектрометрические импульсы в виде ступеней
напряжения преобразуются времяинвариантной частью форми-
1 J *
лпz
aJ
" 'LJ .............
..
", U' 1т '1
I J
", 1 I I
I ТМ
"' 1 I о
I
I
I ТМ I
"S U' Т и I
'1 I
I
I
I
"' u I
I
I ..
", ! Т ВЫХ
О ..
о)
Рис. 7.15. Формирователь на основе дифференциатора на линии задержки и
стробируемоrо идеальноrо интеrратора:
а структурная схема формирователя; б временные диаrраммы в отмеченных точках
1 7 .
204
рователя ЛЗ дифференциатором в прямоуrольные импуль
сы. СИИ идентичен рассмотренному ранее совместно с raycco-
вым формирователем, функционирование аналоrовой части
также аналоrично. Некоторые отличия в рентrеновских спектро
метрах (коrда отсутствуют флуктуации времени собирания)
вносят в режим работы лоrическоrо устройства: наличие в
тракте импульса с почти не зависящей от амплитуды длитель
ностью по основанию (имеется в виду сформированный на ЛЗ)
позволяет идентифицировать факт наложения по изменению
этой длительности. Как показано ниже (см. rл. 10), это
расширяет динамический диапазон амплитуд, в котором эф
фективно режектируются наложения. Здесь факт наложения
обнаруживается по истечении времени Тлз, в ответ на удли
нение импульса с ЛЗ блокируется открытие ЯЛ2 и сбрасы
вается интеrратор. Эта же лоrика может использоваться
для режекции импульсов с чрезмерно большим временем
нарастания при работе с большеобъемными ППД. Выбором
Т и > Тлз устраняется баллистический дефицит, одновременно
модицифицируется весовая функция спектрометра, которая
представляет собой результат свертки прямоуrольных весовых
функций Wлз(t) и Wсии(t). В том случае, коrда Тлз==Т и ,
длительности обеих весовых функций равны и WI: (! ) пре
дставляет собой равнобедренный треуrольник. Если Т и > Тлз, то
WI:(t) трапеция с протяженностью вершины, равной разности
времен ТВ Тлз. В обоих случаях весовая функция стационарна, ,
поскольку Wсии не превышает по длительности hсии, а в си
лу прямоуrольности hсии интервал наложений ТВ для спектр6
метра с таким формирователем равен удвоенной длительнос
ти активной. работы СИИ: ТВ == 2 (ТВ + Твых ).
Важнейшие спектрометрические характеристики, полученные
из данных [125, 126], сведены в табл. 7.4.
Если сравнить табл. 7.3 и 7.4, то преимущество формирова
теля с ЛЗдвф очевидно. Среди реализуемых формирователей
ЛЗ + СИИ уступает по своим характеристикам лишь оrрани
ченному СUSР формирователю. Отметим, что при широкой
известности характеристик этоrо формирователя последний
используется лишь в незначительном числе разработок. Объяс
нение кроется в технической сложности реализации ЛЗдвф и
укоренившемся с середины 60-х rодов общем мнении о том, что.
качество современных линий задержки с сосредоточенными па
Таблица 7.4. Осиовные характеристики формирователя ЛЗдиф+СИИ
W(t) Кп.ш Tm/to T./t o (Кп.w)l/f T./t o
Треуrольная 1,075 1,73 1,73 1,177 3,46
Т апециевидная 1,121 1,63 1,83 1239 3,66
р
205
раметрами не позволяет реализовать формирователь с ши
роким диапазоном Т лз (от долей до десятков микросе-
кунд). В rл. 10 показано, что эти сложности вполне успеш-
но преодолеваются и настолько, что стал возможным про-
мышленный выпуск рентrеновских спектрометров с этим фор
мирователем.
Времиварнавтный формирователь Кандиа (131, 153 1561
Впервые этот формирователь описан в 1967 r. [131] и
получил название по фамилии ero автора К. Kandiah. Форми-
рователь Кандиа является ядром широко известноrо в настоя
щее время своими характеристиками харуэллскоrо процессора
(по месту разработки Harwell, Великобритания). Причины
широкой ero известности стаНоВЯiСЯ ясными из рассмотрения
характеристик спектрометра с этим формирователем.
Упрощенная структура аналоrовой части формирователя
Кандиа приведена на рис. 7.16 [156]. Она представляет собой
дальнейшее развитие спектрометрической системы со строби
руемым идеальным интеrратором и с СR дифференциатором
[13]), рассмотренной выше (см. рис. 7.11). Отличие заключается
в том, что СR дифференциатор стал стробируемым и с нулевой
постоянной времени в исходном 'состоянии, а на входе
СR дифференциатора размещен RС интеrратор со сбросом.
Формирователь Кандиа работает совместно с зарядово
чувствительным предусилителем (ЗЧП), у KOToporo возможен
быстрый разряд емкости обратной'связи СО внешним сиrналом.
В частности, в [156] это был так называемый предусилитель с
дискретной импульсной оптической обратной связью.
Электронные ключи ЭК] и ЭК2 показаны на рис. 7.16,а в
состоянии, соответствующем отсутствию спектрометрических
импульсов.
Ступенчатое напряжения U 1 ОТ ЗЧП поступает на RС интеr-
ратор с постоянной времени "C==Rl С 1 , rде преобразуется в
нарастающее напряжение U 2 . Одновременно с возникновением
ступенчатоrо импульса и 1 размыкается ЭК2, а СИИ перево-
дится в режим интеrрирования. Время интеrрирования равно
Т и + Т ВЫХ , rде Твых длительность нормализованноrо по форме
выходноrо импульса. Стробируемый СR дифференциатор C2
ЭК2 выполняет также функцию линейноrо про пускателя, что
обеспечивается постоянной времени "ССН ==0 при замкнутом ЭК2
и "С СН == 00 при разомкнутом. Время нахождения Э К2 в
разомкнутом состоянии равно Т и (и 6)' По окончании yCTaHOB
ленноrо времени интеrрирования СИИ ЭК2 возвращается в
исходное замкнутое состояние, чем изолирует вход СИИ,
ЭКl замыкается на время восстановления ТВ. Нормально
закрытый линейный про пускатель ЛЛ формирует прямоуrоль
206
5
) .
То + т.ы
Jd.t
r l о СИИ
'-----v-----" _ С1 y)p. K2 I
беJI>/нерцuонныu I L J
усuлuтеЛl> ЭК2
RC UHтeZpaтop БуферНI>/й. 'ёR:'aU Ф а )
со СОрОСОМ усuлuтеЛl> .
u' u l ,
,
1,
I .
.
У 2 ! I
' ,.
.
.t
t
"' ! I А-
"' 1 1" · iт
"' ! I
I 1< Т8 I
I
I
U' U. ТМ »1
U 'LJ. тм + T8ы I
t
:.
t
t
t
ji f
t
I [ ' :.
.! Тэа.щ . _
о)
t
Рис. 7.16. Времявариантный формирователь Кандиа:
а структурная схема формирователя; б временнЫе диаrраммы в отмеченных точках
1 7
207
I .
АнаЛИJUруемый
импульс I
I
I
/'1
/ I ЛреlJшестОУЮЩщl
,;,; v импульс
..../
l' 78
73
о
I
W(t)
t
а)
о
Т и
t
5)
Рис. 7.17./0пределение интервала наложений спектромет-
ра Кандиа (а) и весовая функция спектрометра (6)
ный выходной импульс длительностью Т вых ' Одновременно с
закрытием ЛЛ по окончании Т вых сбрасывается в исходное
состояние ЗЧП импульсом света, rенерируемым лоrическим
устройством (на рис. 7.16 не показано). Поскольку ЭК] в это
время замкнут, то напряжение на выходе RС интеrратора
спадает с постоянной времени .'1, в несколько раз меньшей, чем
't l' Цикл восстановления исходноrо среднеrо потенциала на
выходе RС интеrратора и на выходе СИИ равен ТВ'
Весовая функция спектрометра с формирователем Кандиа
(рис. 7.1 7) существенно более протяженная, чем импульсная
характеристика, поэтому в спектрометре возникает нестацио
нарный шум, резко увеличивающий К п . ш с ростом статисти
ческой заrрузки [153]. Поэтому вслед за импульсом восстанов-
ления U S вводится защитный интервал Тз. Если следующий
спектрометрический импульс возникает в период Тз, то он
режектируется, поскольку этот сиrнал сильно размыт шумами,
при этом защитный интервал продлевается.
Форма весовой функции спектрометра с процессором KaH
диа приведена в [153] (рис. 7.1 7):
( ) ( I! 1 t e I/t ) Т
W 1 ==аТ и T+ e 1 для 0::;;1::;; и;
I! и I!
( ) 1! I+e /
W 1 ==аТ и е l t 1 для Т::;; 1::;;0;
I!
(7.24)
W ( I ) ==aT 1! I+e e T'/.1 'e m (/+T,)/t 1 для I T
и I! '" з'
rде а времеНн<iя константа С1'робируемоrо идеальноrо ин
TerpaTopa.
208
Исходя из лоrики работы харуэллскоrо процессора (рис. 7.16
и 7.17, а), можно определить интервал наложения Т Н . Очевидно,
что для реrистрации импульса не должно быть попаданий
сиrналов в ППД в течение времени Т" ТВ и Т Н В предшествую
щем периоде и не должно быть BToporo сиrнала в течение Т и
интеrрирования даННоrо импульса [при пBx l/TH Тн.эф Тн+
+ ТВ + Тз (см. rл. 10)]:
Т и ==2Т н + Т в + Тз.
Первоначально, соrласно [153], в харуэллском процессоре
использовались следующие соотношения между основными
параметрами:
" 1 ==0,5Т в ; Т з =='С 1 ==0,5Т и ; J.l ==2; т== 10; ТВ == 7; 'Сl ==0,35Т н ,
Результаты специально выполненных расчетов шумовых
свойств для одиночноrо сиrнала и пары импульсов, разделен-
ных минимально допустимым временным интервалом, сведеныI
в табл. 7.5.
Для стационарноrо случая Т Н рассчитан из условия, что
«сброс» RС интеrратора отсутствует, а следующий сиrнал
может поступить лишь после спада напряжения на выходе
RС..интеrратора к уровню 0,1 % амплитудноrо значения.
Резкое возрастание К и . ш с 1,016 до 1,5 заставило разработ-
чиков в последующем изменить соотношения параметров так,
чтобы ценой незначительноrо возрастания стационарноrо К и . ш
добиться более низкоrо ero значения в нестационарных усло
виях при одновременном уменьшении интервала наложений,
т. е. возрастании скорости счета неналоженных событий по
выходу.
Результаты расчета шумовых характеристик BToporo Ba
рианта харуэллскоrо спектрометра с новыми соотношениями
между параметрами (т== 15; 'С 1 ==0,75 Т Н ; Т з == Т и ; J.l== 1,333;
Т в ==0,523 ТВ) также приведены в табл. 7.5. Величина т выбрана
нами равной 15, так как автор [156] указывает лишь, что
IO<m<20.
В заключение отметим, что наличие стробируемоrо идеаль
Horo интеrратора СИИ в простейшей структуре формирователя
(рис. 7.16) не избавляет от возможноrо баллистическоrо дефи-
цита, поскольку на входе СИИ не используется времяинва-
риантное формирование импульсов по длительности. Друrой
интересный момент обнаружен автором работы [133]. Оказы-
вается, что формирователь Кандиа весьма близок по степени
подавления l/f-шумов к оптимуму: (Кп.Ш)l/f 1,006. При этом
можно ожидать, что с ростом статистической заrрузки (Ки.шЬ/!
становится еще ниже и компенсирует возрастание К и . ш . ОЬъ-
яснение этому может быть такое. Если рассматривать время-
инвариантнь{е формирователи с теми же весовыми функциями,
209
14 26
.-.
Т а б л И ц а 7.5. Шумовые свойства двух варнантов харуэллскоrо процессора
Условие М, М, (Т.)ОПТ
Первый варнант
Стационарный 2,182/Т и 0,489Т. 2,112'to
случай
Пара импу ль- 7,460/Т и 0,459Т и 4,033'to
сов на мини-
мальном ИН-
тервале
Второй вариант
Стационарный 1,885/ Т и 0,605 Т И 1,765't o
случай
Пара импуль 2,534/ Т И 0,581 Т И 2,088't o
сов на мини
мальном ин-
тервале
к ТВ
П.W
1,016 6.27', }
1,500
1,033
1,110
6,22" }
что у формирователя Кандиа в случаях, показанных на
рис. 7.16, б, то возрастание Ms и одновременное снижение Мр
свидетельствуют о смещении полосы пропускания времяин-
вариантноrо формирователя в сторону более высоких частот.
Вследствие обратной зависимости N 1)1 от частоты cpeДHe
квадратичное значение шума от 1 /] источника на выходе
формирователя оказывается ниже, а в силу нормированности на
единицу W(t) отношение сиrнала к шуму будет возрастать.
Возможны даже случаи, коrда (К п . Ш )1/1< 1 для формирователя
Кандиа, поскольку CUSP формирователь не оптимизировался в
отношении шума 1/1 (табл. 7.6).
7.7. Сравнительные характеристики формирующих цепей
В данном разделе приводится сводная информация обо всех
формирователях, времяинвариантных и времявариантных,
представляющих наибольший интерес. Характеристики фор-
мирующих цепеЙ представлены в виде табл.7.6, в которую
включены следующие формирователи: .
1. СR+п(RС) формирователи с СR дифференцированием и
RС интеrрированием при п == 1,4 и 00 (raycc).
2. Л3+RС, (Л3+RС)оrр формирователь с дифференциро-
ванием на линии задержки (Л3) и RС интеrрированием и такой
же формирователь, но с оrраниченной длительностью спада.
3. 2Л3+RС с двукратным' дифференцированием на Л3 и
R C интеrрированием.
4. CR+ j; CR+RC+ f; CR+4(RC)+ f фильтры с предва-
рительным CR или Сй. + п (RС) формирователем и последую-
щим стробируемым идеальным интеrратором.
210
5. лз+ J фильтр с дифференцированием на линии за-
держки и последующим стробируемым идеальным интеrра-
тором.
6. лз + RC eTp фильтр с дифференцированием на ЛЗ и
последующим стробируемым RС интеrратором.
7. ЛЗ+RС+ЭК фильтр с дифференцированием на линии
задержки с последующим RС интеrратором со сбросом.
8. Два варианта фильтра, используемоrо в спектрометре
Кандиа.
Для перечисленных фильтров в таблице даются следующие
количественные параметры:
Кп.ш коэффициент превышения шума, показывющий,, во
сколько раз отношение сиrнала к шуму с данным фильтром при
оптимальной длительности сформированноrо импульса хуже,
чем возможное отношение сиrнала к шуму с идеальным
формирователем без оrраничения на длительность импульса, но
при одинаковых источниках последователыюrо и параллель
Horo шума на входе усилителя. Идеальный формирователь
представляет собой соrласованный фильтр типа CUSP, опи-
санный в разд. 7.2.. .
(КП.Ш)llf коэффициент превышения шума типа 1/!, пока
зывающий, во сколько раз отношение сиrнала к шуму 1/1 с
данным фильт]?ом хуже, чем с фильтром CUSP.
Мр == f l W(t )J2 dt коэффициент, характеризующий для дaH
Horo фильтра относительный вклад параллельноrо шума,
действующеrо на входе усилителя.
Ms== J[W'(t)J2 di коэффициент, характеризующий для дан-
Horo фильтра относительный вклад последовательноrо шума.
ТВ интервал наложений или длительность наиболее про-
тяженной из импульсных характеристик фильтра, определяю-
щие вероятность наложений импульсов друr на друrа и, значит,
максимальную заrрузочную способность при работе с данным
фильтром. Т Н выражена в единицах 1'о оптимальной постоян-
ной времени дЛЯ CR RС фильтра. Длительность импульсов с
экспоненциальным спадом дается на уровне 0,1% максимальной
амплитуды.
D баллистический дефицит амплитуды, параметр, харак-
теризующий уменьшение амплитуды импульса при увеличении
времени собирания Те от нуля до 0,21'0 (линейный фронт).
'ф), W(t) формы выходноrо сиrнала и весовой функции.
rлядя на табл. 7.6, невольно возникает вопрос, а нужно ли
знать параметры TaKoro большоrо количества формирователей,
тем более что по К п . ш они отличаются не очень сильно? Но
дело в том, что в разных применениях формирователей
значение отдельных параметров неодинаково, поэтому выбор
фильтра для конкретной задачи может быть сделан только на
основе совместной оценки ряда свойств. В частности, сущест
211
Таблица 7.6. Сравннтельные
Тип формирователя К о . ш К п . шl / f Т.(о,I%) М. М,
CR+n(RC)n{ 1,359 1,359 10,2't o 1, 85Т м 1,85/Т м
1,164 1,280 6,27't o 0,90Т м 2;04 / ТМ
1,120 1,254 5,26't o 0,477Т м 3,30/ Т м ==
== 1,25/'t o
ЛЗ+RС 1,098 1,150 10,24't o 0,90Т м 1,62/Т м
(ЛЗ+ RC)orp 1,125 2,58't o
2ЛЗ + RC 2Тм 2 1,16
1,075 1,177 3,46't o == 1 16't o
RC oo 3 ' ТМ '( о
CR+n(RC)+ { о 1,136 0,89Т м 1,87/Тм
Т4 1 1,125 1,437 3,05't o 0,83Т м 1,93/Тм
+ J dt. 4 ],216 1,607 3,60't o 0,70Т м 2,28/Тм
О
1.93<0 1,121 1,239 3,66't o 2Тм 2 1,16
ЛЗ+ J +O 2't ==
о 3 ' о ТМ '( о
== 1,34't o
ЛЗ+RС стр 1,102 3,58't o 0,678Т м 2,177 /ТМ
ЛЗ+RС+ЭК 1,098 1,150 2,66't o 0,90Т м 1,62/Тм
1,126 0,678Т м 2,177/ Т м
Кандиа (Харуэлл) 1,033 1,006 0,605Т м 1,885/Т м
1,11 6,22't o 0,581 ТМ 2,534/Тм
212
t и
характеристики формирователей
t./t и
D, % (при Tc Весовая функция W(t) Лите
0,2to) h(t) Форма импульса ратура
1't'0
О,378т о
О
1,29т о
Т и == ТМ Тм/ 3
Т==Т==
1,52't'0 '
Т==Т==
1,80т о
1,72't'0
1,29't'0
(Т и ) опт==
== 1, 765т о
1 0,166
1 0,291
1 0,33 (п==20)
1,04 4,13
2,89
/
о
1,04
1,04
k
--. // / \ п=4
а z " 6 tj"o
..... .Jfз+Rс)оrр
......../ Х ЛЗ+RС
.....--',... "," I \ ,.
о 1 Z J "
,// ,
] 1 О 1 Z J "
п='"
I// X ' ,
I ,
, // ,
z 1 О 1 Z J
/ "
, , / / "
] 1 О 1 Z
'
/ ,
/ ,
/// , "
] 1 О 1 Z
/I "
,.,..." / \
/
..... """
* J 2 .1 О 1 Z
/ ,k, ../l
... J ," """ \ [ , L
т,.щ IJ 1 Z 3 4
[133]
[134 ]
[143]
[125]
[126]
[151]
[125]
[126]
[125]
[147]
[131 ]
[153
156]
213
венную роль при этом иrрают особенности и сложности
практическоrо выполнения Toro или иноrо фильтра, не отра-
женные в табл. 7.6.
Можно выделить три основных области использования
формирователей с полупроводниковыми детекторами.
1. Применения в спектрометрах для детекторов с очень
большой емкостью в условиях очень высокой заrрузки, коrда
длительность импульса должна быть минимальной. Основной
вклад при этом вносит последовательный шум. Критерием
выбора формирователя в этом случае служит произведение
М, . Т Н ' Как и следовало ожидать, наилучшей формой весовой
функции для этоrо случая является треуrольная, для которой
М, . Т Н самое минимальное, равное 4. Для всех остальных
формирователей это произведение выше. Например, дЛЯ CR
RC формирователя этот показатель качества равен 18,9, а для
rayccoBa фильтра 6,58.
Следует отметить, что Кл. ш, приведенное во втором столбце
для оптимальноrо случая, конечно, для данноrо примера не
имеет смысла. На rрафике К л . ш (л) (см. рис. 7.4) область
рассматриваемоrо применения находится слева вверху, rде
оптимальное формирование при заданной длительности CMЫ
кается с кривой зависимости К л . ш (л) для треуrольной
формы.
Каким образом реализована треуrольная форма весовой
функции, не имеет значения. Это может быть времяинвари-
антный фильтр 2Л3+RС при RC'--HX) или формирователь,
описанный в разд. 7.5, в котором треуrольный импульс полу
чается суммированием трех квазиrауссовых импульсов. Но это
может быть и времявариантный фильтр, содержащий линию
задержки и стробируемый идеальный интеrратор.
Несколько отличается от paccMoTpeHHoro случай, коrда
детектор на входе усилителя имеет большую емкость и нет
особых требований по заrрузке, т. е. длительность импульса
оrраничена не очень жестко. При этом также доминирующую
роль иrрает последовательный шум, и, чтобы ero уменьшить,
импульс желательно сделать подлиннее. Реально в этом случае
возникает оrраничение не на длительность импульса, а на время
достижения максимума, 1'. е. момента измерения Т М ' Опти-
мальное формирование при такой постановке вопроса рас-
сматривал ось в разд. 7.3. Примером TaKoro формирователя
можно считать широко используемые в физике высоких энерrий
аналоrовые процессоры для кремниевых телескопов. Основное
требование в таких системах на основе спектрометрической
информации ,за короткое время выработать управляющий
сиrнал, триrrер для запуска друrих более сложных детекторов.
, 2. Очень широкая область использования формирователей
для ae дeTeKTopOB с большим объемом. При этом существен-
214
ную роль иrрают почти все параметры фильтров: шум,
заrрузочная способность, баллистический дефицит. Заметный
вклад вносит не только последовательный, но и параллельный
шум, поэтому К л . ш должен быть близок к оптимальному
значению. Однако сильное влияние времени собирания диктует
необходимость введения плоской части на вершине весовой .
функции. По-видимому, лучшими для этой области исполь
зования являются времявариантные фильтры, позволяющие
наиболее просто формировать плоскую часть. .
3. Наконец, область использования формирователей для
рентrеновских спектрометров с кремниевыми и rерманиевыми
детекторами небольших размеров. Здесь нет сильноrо влияния
времени собирания и все усилия направлены на достижение
минимальных шумов. Постоянные формирования выбираются
из условия равенства вкладов параллельноrо и последователь-
Horo источников шума. Однако при высокой разрешающей
способности от современных рентrеновских спектрометров
требуется и достаточно высокое быстродействие, т. е. низкое
значение К л . ш должно достиrаться при конечных длительностях
сиrналов (интервалов наложений). Характеристики реальноrо
формирователя должны в этих условиях быть близкими к
характеристикам оrраниченноrо СUSР формирователя. В Ha
ибольшей степени этому соответствует формирователь Кандиа
(см. рис. 7.4), который помимо прочеrо имеет низкий К л . ш 1/[
(почти на 25% лучше, чем в обычно используемых квазиrаус
совых фильтрах). Если учесть, что в современных рентrеновских
спектрометрах доля I/.fшума составляет. около половины
общеrо шума, то в ряде случаев этот формирователь стано-
вится предпочтительным.
rлава 8
МАЛОШУМЯЩИЕ ПРЕДУСИЛИТЕЛИ ДЛЯ ппд
8.1. Общие замечания
В предыдущих rлавах рассмотрены формирующие цепи,
определяющие необходимую полосу пропускания спектромет-
рическоrо усилителя. Предусилители, выполняя свою основную
функцию ' усиление малых сиrналов, снимаемых с детектора,
одновременно создают шумовые импульсы. Интенсивность
шумовых источников в первую очередь определяется rолов-
ными усилительными приборами, их рабочими и температур-
ными режимами. Поэтому в данной rлаве приводится краткая
характеристика шумовых свойств полевых и биполярных
215
транзисторов. В rлаве даны по возможности простые коли-
чественные соотношения для оценки шумовых вкладов различ
ных источников. Рассмотрены также схематические принципы
построения малошумящих предусилителей, так как они в
значительной мере определяют заrрузочную способность, ста-
бильность и друrие параметры. Приведены современные (Ha
илучшие) достижения по энерrетическому разрешению и
быстродействию для разных ППД.
8.2. Шумовые свойства полевых ТРl,lнзисторов
Как уже отмечалось, шумовые свойства усилителей в первую
очередь определяются rоловными усилительными приборами.
В настоящее время в качестве таких малошумящих приборов
чаще Bcero применяют кремниевые плоскостные полевые TpaH
зисторы [157, 158], поэтому их шумовые свойства следует
рассмотреть отдельно.
Тепловой шум канала в большинстве областей применения
полевых транзисторов является основным источником шума.
Более Toro, этот источник шума связан с механизмом caMoro
усиления и поэтому принципиально неустраним. Все остальные
источники шума в полевом транзисторе так или иначе
обусловлены несовершенством исходных материалов и техно-
лоrией изrотовления.
Тепловой шум канала, как явствует из caMoro названия,
вызывается тепловым возбуждением носителей заряда.
Соrласно Ван дер Зилу [159], шумовой ток канала равен
'K==4kTG Af, rде G проводимость канала. Этот шум поле-
Boro транзистора принято характеризовать эквивалентным
последовательным шумовым сопротивлением Rs, величина
KOToporo леrко определяется из формулы для . к:
Rs == (2/3)(1/ S),
(8.1)
rде 8 крутизна полевоrо транзистора в рабочей точке.
Учитывая, что сопротивление OTKpbIToro канала R K == 1/8,
можно сказать, что тепловой шум канала по своему вкладу
эквивалентен включению последовательно с затвором сопро-
2
тивления Rs == R K .
3
На первый взrляд может показаться странным, что шумовое
напряжение канала, действующее в выходной цепи, т. е. между
истоком и стоком полевоrо транзистора, оказалось включен-
ным почти полностью во входную цепь исток затвор.
Объяснение состоит в том, что канал зна чительной своей
частью включен во входную цепь. Ведь затвор не сосредоточен
216
около истока, а распределен вдоль канала от истока до стока.
Именно на основе распределенной модели транзистора и
получено выражение для шумовоrо тока канала.
При увеличении напряжения смещения на затворе крутизна
полевоrо транзистора уменьшается и соответственно увели-
чивается эквивалентное шумовое сопротивление. Смеще-
ние затвора в положительную сторону опасно тем, что
открывает прямой ток затвора и создает дополнительный
шум. Следовательно, для получения в полевых транзисто-
рах с р п переходоМ минимальноrо последовательноrо со-
противления необходимо выбирать напряжение смещения на
затворе около нуля.
Однако на практике не всеrда придерживаются этоrо
правила. При работе с мощными полевыми транзисторами на
первое место выдвиrается требование экономичности. Напри-
мер, транзисторы типа КП903 при нулевом смещении имеют
настолько большой ток стока, что возникает проблема тепло-
отвода. Кроме Toro, теоретически можно показать [158], что
отношение крутизны к току S / [с при увеличении смещения
непрерывно возрастает. Реально это отношение максимально
при некотором промежуточном смещении между нулем и
напряжением отсечки. Практическое значение данноrо факта
состоит в том, что путем параллельноrо включения двух
полевых транзисторов с некоторым отрицательным смещением,
при котором отношение крутизна ток стока максимально,
можно получить такую же большую величину крутизны, как и
при нулевом смещении затвора; но с меньшим суммарным
током стока.
Заметный шумовой вклад в последовательное шумовое
сопротивление полевоrо транзистора вносит сопротивление
вывода истока R и , которое представляет собой омическое
сопротивление части канала, примыкающей к истоку и не
охваченной действием затвора. Ясно, что желательно иметь R и
как можно меньше, но получить ero близким к нулю по
технолоrическим причинам не удается. По измерениям [160]
значение R и для маломощных полевых транзисторов не так уж
мало и может составлять десятки ом. Отрицательное влияние
этоrо сопротивления наиболее сильно проявляется при нулевом
смещении на затворе, коrда крутизна максимальна, а эквива-
лентное шумовое сопротивление минимально (и это обстоя-
тельство тоже rоворит в пользу работы не при нулевом
смещении).
Если рабочие частоты не. очень высокие, шумовой вклад
сопротивления R и можно учесть, суммируя ero с Rs:
1
R s ==0,67 s +R и .
217
На основании этоrо эквивалентное последовательное шумовое
сопротивление можно считать равным сопротивлению канала,
Т.е. Rs==I/S.
Тепловой шум канала является частотно-независимым бе-
лым шумом, поэтому очень часто (особенно в областях, не
связанных с ядерной физикой) данный шум. характеризуют
приведенным ко входу среднеквадратичным шумовым напря
жени ем е п , отнесенным к единице полосы пропускания:
== J4KTRs '
у,1!
Например, для Rs== 100 Ом и Т==300 К fiI == 1,3 HB/jfЦ.
В спектрометрических устройствах вклад тепловоrо шума
канала удобнее выражать в единицах заряда или энерrии для
всей частотной полосы пропускания, определяемой форми-
рующими цепями. .
Эквивалентный шумовой заряд, соответствующий этому
шумовому вкладу, равен [124, 125]
(8.2)
+00
. a: == e; C2 J [W'(t)J2 dt.
о
Подставив в эту формулу весовую функцию W(t) для тре-
уrольной формы и дЛЯ CR RС формирования, найдем:
4kTR s C
<J ==
qJт:.
для импульса треуrольной формы, у KOToporo ТМ время
достижения максимума, а длительность в основании 2 Т м' и
<J q == 0,96 4k C (8.5)
У Т м
дЛЯ CR RС формирования с 't==CR==RC== Т М ' Например, при
Rs== 100 Ом; Т==300 К; С=='25 пФ и т м == 1 мкс cpeДHeKBaдpa
тичное число электронов <J q ==205. Эквивалентный шумовой
заряд для треуrольной формы несколько выше, чем дЛЯ
CR RС формирования (при одинаковом т м )' и это не удиви
тельно, так как в последнем случае длительность импульса
( '" 1 О Т м) существенно больше.
Энерrетический эквивалент последовательноrо шума (для
СR==RС==т: о ) можно выразить следующей формулой:
1/2ASi ( B) С.(пФ) Rs(OM)
ПЕ кэ
155 Т(МКС)'
(8.3)
(8.4)
(8.6)
218
кп '307Ж "ц
КП90'3А,6
2N 4861 А
'1z ш J 'r=CR=RC
;1 Ч . то злектрон
10
8
6
If
Z
О 100 200 '300 400 500 БОа С,nФ
Рис. 8.1. Зависимость эквивалентноrо шумовоrо заряда для полевых
транзисторов КП307Ж х 4, КП903 и 2N4861A
Усилительные и шумовые параметры для некоторых ма-
лошумящих полевых транзисторов приведены в табл. 8.1 [161,
162]. Экспериментально снятые зависимости эквивалентноrо
шумовоrо заряда для транзисторов КП307Ж х 4, КП903 и
2N4861A приведены на рис. 8.1 [163].
Шум тока затвора связан с дробовым эффектом проте
кающих в этой цепи постоянных токов. Это обратный ток
р п перехода затвор канал (/зк) и токи утечки (табл. 8.1).
При положительных смещениях затвора возникает прямой ток
затвор сток и шум тока затвора создается двумя составля
ющими 7[; == 2qe (I з + / зt.) /1! [даже если суммарный постоянный
ток, протекающий через затвор (Iз +/з ), равен нулю].
Этот источник шума включен параллельно входным элект
родам транзистора и ero величину принято характеризовать
эквивалентным параллельным шумовым сопротивлением Rp,
т а б л и ц а 8.1. Параметры малошумящих полевых транзисторов
Тип транзистора S. мА/В eп>HB/JfЦ R" Ом С,., пФ 1,., пА iп,фА/JfЦ
КП 307Ж 4 8 3,06 250 125 4 100
2N4416 4 3,06 250 2,4 5 16,5
2SК161 8 1,96 125 4 5 14,1
U431 10 1,72 100 4 5 16,9
2N6550 40 0,87 25 35 20 61,1
КП 903Б 50 130 20 8 18 105
219
. причем
R p == 2 4kT , rде Iз==II;'I+II I.
Qi,
На частотах выше 1 мrц необходимо учитывать наведенный
шумовой ток затвора, не связанный с дробовым эффектом. Он
вызывается тепловым шумом канала из за емкости затвор
ка нал е зс и может быть определен / по формуле [159]
i == ())2 е;с / s. в обычных спектрометрических измерениях вклад .
наведенноrо шума незначителен.
Шумовые свойства полевых транзисторов при охлаждении 1164 169)
Очень важная особенность полевых транзисторов воз-
можность работы при rлубоком охлаждении, причем именно
при охлаждении полевые транзисторы с р п переходом имеют
лучшие шумовые свойства. Это объясняется тем, что при
оптимальном охлаждении крутизна транзистора возрастает, а
ток затвора уменьшается.
Крутизна полевоrо транзистора линейно связана с электри-
ческой проводимостью канала () == !lпq е' rде !l подвижность
носителей; п концентрация носителей в канале. ,Около ком-
натной температуры концентрация носителей слабо зависит от
температуры и крутизна изменяется с температурой как !l{T),
слабо увеличиваясь с охлаждением. При rлубоком охлаждении
до температуры жидкоrо азота подвижность начинает падать
из за рассеяния носителей на примесях, но самое rлавное
резко падает концентрация носителей. В результате максимум
крутизны кремниевых полевых транзисторов наблюдается в
диапазоне 77 100 К, после KOToporo крутизна резко падает до
нуля. Максимальное увеличение крутизны по сравнению с
комнатным значением составляет I,8 2 раза.
Ожидаемое уменьшение последовательноrо шума при ох-
1
лаждении можно оценить по формуле е; ==4kTR/J.f==4kT !J.f
s
Поскольку температура уменьшается в 4 раза, а крутизна
возрастает в 2 раза, эквивалентное шумовое напряжение должно
уменьшиться в 2,8 раза. Экспериментальные данные, однако,
этоrо не подтверждают. В [164] теоретически и эксперимен-
тально показано, что при охлаждении эквивалентное шумовое
сопротивление увеличивается от Rs== 1 / s при комнатной тем-
пературе до Rs == 8/ s при 77 К. Такое ухудшение шумовых
свойств объясняют эффектом «тепловых» носителей неким
локальным HarpeBoM области канала в режиме около насы-
щения. Ухудшение Rs при охлаждении не означает, что совсем
нет улучшения последовательноrо шума. В диапазоне зоо
200 К изменение Rs не очень сильное и увеличение крутизны
преобладает, в результате эквивалентное шумовое напряжение
220.
(или наклон зависимости шума от емкости) сначала YMeHЬ
шается, а затем возрастает. Экспериментально получено мак-
симальное уменьшение последовательноrо шума в 1,5 1,8
раза.
Параллельный шум, вызванный током затвора, при пони-
жении температуры уменьшается более эффективно. При этом
можно считать справедливым известное соотношение: обратный
ток диода, в данном случае ток затвора, уменьшается в 2 раза
при каждом изменении температуры вниз на 1 О К. В действи-
тельности это соотношение выполняется HecTporo и лишь при
температурах, не слишком сильно отличающихся от комнатной
(ЗОО 250 К). При rлубоком охлаждении более заметную роль в
образовании тока затвора и ero шума иrрает эффект размнcr:-
жения носителей в области перекрытоrо канала, cBoero рода
предпробойные явления между затвором и каналом. Экспери-
ментально обнаружено [165], что обратный ток затвора резко
возрастает, если на сток охлажденноrо полевоrо транзистора
подать напряжение более 8 1 О В. Это указывает на то, что
рабочее напряжение на стоке не должно превышать 5 В.
Очень информативными являются выходные характеристики
полевоrо транзистора, снятые с высокоомным резистором,
включенным последовательно в затвор [160, 166]. Такие
характеристики, приведенные на рис. 8.2 для транзисторов
КП З07Ж и КП зозr, наrлядно показывают момент возникно
вени я ударной ионизации: для транзистора КП З07Ж 6 В, дЛЯ
КП зозr 8 В. Кроме Toro, сравнение с обычными выходными
характеристиками (без резистора в цепи затвора) дает воз
можность оценить ток затвора из соотношения /1I c == SIзR з , rде
/1I c разница токов стока в режимах BbICOKooMHoro и низко-
oMHoro затвора, и выбрать оптимальное напряжение смещения
на затворе. Следует помнить, что требуемое напряжение
смещения зависит от тепловоrо сопротивления, т. е. от Toro,
как смонтирован полевой транзистор, как осуществляется
теплоотвод от Hero. Если тепловое сопротивление большое, то
оптимальное смещение находится в отрицательной области.
При низком тепловом сопротивлении оптимум смещается к
нулю. .
Шумы типа 1ft Шумовые свойства полевых транзисторов в
значительной степени определяются шумами типа I/I Харак-
терной особенностью является то, что их вклад в общий шум
почти совсем не зависит от постоянных времени формирующих
цепей. Оказывается [1 67 1 69], что шумы типа 1 / I также MorYT
быть подразделены на параллельный и последовательный.
Параллельный шум, так же как и шум тока затвора,
проявляется особенно заметно при комнатной температуре и
при малой емкости детектора. При охлаждении интенсивность
таких шумов уменьшается.
221
;
!t
IcT,MA
40
НП307 Ж
30
20
10
О
I ст , М А
30 НП3Dзr
20
10
О Z Ч
(J 1l = 0,2 8
о,Ч
О,б
0,8
18
IJcu., 8
1J,u. = 0,2 В
о,Ч
О,б
0,8
18
6
8
10
12
14
16
18 Ucu., 8
Рис. 8.2. Выходные характеристики транзисторов КП307 и кпзозr,
измеренные в режимах низкоомноrо и BblCOKoOMHoro затвора при
температуре 1700 С
В отличие от этоrо последовательный шум типа 1/1 при
охлаждении не только не уменьшается, но даже увеличивается,
образуя характерные пики при некоторых температурах. Ти
пичные зависимости последовательноrо шума полевых TpaH
зисторов от температуры показаны на рис. 8.3 [169]. Физиче
ский механизм возникновения 1/1-шума до сих пор недостаточ-
но ясен.
8.3. Шумовой вклад BToporo и последующих каскадов
предусилителя
Основной источник шумов предусилителя первый каскад,
так как он усиливает самые слабые сиrналы. По мере усиления
входноrо сиrнала действие шумов последующих. каскадов
ослабевает. В связи с этим шумовым свойствам BToporo
каскада обычно уделяют меньше внимания. Однако, если в этих
каскадах используются не очень малошумящие элементы,
например операционные усилители в интеrральном исполнении,
222
en,HB/ r\
4,5' I -.
\ 1кrи,j \
\ I \
3,5 \ i \
\ /3'
2,5 \.\ / ,{\\\
\ / '/20 \.
\ i j ;,, ......,_
\\../, //100 .
;"
" .....
1,5
0,5
100
140
260
180
zzo
ЗОD Т, К
Рис. 8.3. Зависимость последовательноrо шума типа
1/1 полевоrо транзистора от температуры на частотах
1, 3, 20 и 100 кrц
их шумовой вклад в энерrетическое разрешение может OKa
заться весомым. Влияние последующих каскадов определяется
усилительными параметрами и схемой включения первоrо
каскаДа. С целью сравнительноrо анализа ниже рассматри-
ваются три схемы (рис. 8.4), в каждой из которых вторые и
(последующие) каскады взяты одинаковыми и их шумовые
свойства представлены эквивалентными последовательным и
параллельным шумовыми сопротивлениями R s2 и R p2 , а первые
каскады включены С00тветственно по схеме с общим истоком
(ОИ), с общим затвором (аЗ) и общим стоком (ОС). При этом
считается, что шумовые параметры первоrо каскада R s1 и R p1
не зависят от схемы включения. Это доказано, например,
в [159].
Рассчитаем эквивалентные шумовые параметры усилителя с
учетом шумовоrо вклада вторых каскадов [2, 170]. Для этоrо
используем раЗБИТЫЙ в [171] метод приведения шумовых
источников к одному эквивалентному источнику.
Схема с общим истоком (ОИ ОЭ). Определим сначала
суммарный шумовой ток, действующий на выходе первоrо
каскада:
Пл2 ==4kT [ ( 51 ) 2+ R s1 SI +- + +RS21 УВЫХ1 + Y11212 J f1f
R pl У д + У lll Rc R p2
Здесь в R p1 включены все входные шумовые источники первоrо
каскада: обратный ток детектора, ток затвора, резисторы
смещения; Уд проводимость детектора, равная jroС д , У l11 ,
У l12 BXOДHыe проводимости первоrо и BToporo каскадов
соответственно. Выходная проводимость первоrо каскада равна
223
+
8ых.
+
Рис. 8.4. Эквивалентные схемы BXOД
ных каскадов предусилителя:
а ОИ+ОЭ; б ОЗ+ОЭ; в ОС+ОЭ
У 1 У + У + Y3C(Sl У зс ) '"
вых не зс
. Уд+У 1ll
1 1 8 Сзс
+ + 1 '
R i Rc С
о)
Раздели в вс е члены Bыpa
жения для I?;й на 8!, найдем
эквивалентное шумовое после
довательное сопротивление
для двух каскадов:
R ои R ( 1 1 ) 1
5 == 51 + + 2+
Rc R p2 S 1
+R52 ( + + сзс ) 2, (8.7)
l SlRc С
Вых. rде С суммарная емкость на,
входе, равная емкости дeTeK
тора и входной емкости TpaH
зистора; Сзс емкость зат
BOp CTOK; 8 крутизна; Ri
внутреннее сопротивление
полевоrо транзистора, причем
11== SR i .
Рассмотрим численный пример. Пусть 81 == 5 мА/В; R 51 ==
==0,67/81==133 Ом; Ri==lO кОм; Rc==I кОм; С зс ==3пФ; С==15 пФ;
r
R 52 ==i+rb== 100 Ом; R p2 ==2 re== 5 кОм (о шумовых параметрах
биполярных транзисторов смотри разд. 8.5), тоrда соrласно
(8.7):
R ОИ == 133+ (l+0,2)'10 З + 100 ( 1 / 50+ 1 / 5+3 / 15 ) ==223 Ом.
5 (5 '10 З)2
Последовательное шумовое сопротивление с учетом BToporo
каскада существенно больше, чем для одноrо полевоrо TpaH
зистора (R 51 == 133 Ом). Чтобы шумовой вклад BToporo каскада
уменьшить, необходимо использовать в первом каскаде полевые
транзисторы с высокой крутизной.
Параллельное шумовое сопротивление при учете BToporo
каскада остается без изменений.
Схема с общим затвором (03+03). Эквивалентное после-
довательное шумовое сопротивление в этом случае описывается
следующей формулой [170]:
224
О)
( 1 1 ) ( 1 1 ) 2 ( 1 1 1 ) 2
R '==Rs1 + R+R s+ +Rs2 + 8 R + . R С '
с р2 1 JЮ, J.t 1 1 с Jю с
(8.8)
при условии, что емкость детектора достаточно велика,
1
ыC» . Сопротивление примерно такое же, как в предыдущем
R.
случае. Особенность каскада с общим затвором состоит в том,
что ero входное сопротивление мало (около 1/ S), тем не менее
параллельный шум собственно транзистора по прежнему опре
деляется шумовым сопротивлением J!.p1' таким же по величине,
как в каскаде с общим истоком. uднако из формулы (8.8)
видно, что шумовые источники на выходе транзистора
( + ) ( ) 2 можно считать включенными на входе каскада,
Rc R p2 юС 1 ( 1 ) 2
так как они неотличимы от параллельноrо шума
R p1 юС
первоrо каскада. Физически это объясняется тем, что коэффи-
циент передачи по току в каскаде 03 близок к единице. Таким
образом, параллельный шум в этом случае существенно
увеличивается:
1 1 1 1 1
== + + + .
R з R p1 R и Rc R p2
Схема с общим стоком (ОС).
R OC R ( 1 1 ) 1 R (1 1 1 С зи . с ис ) 2
s == ,1 + + 2+ ,2 + + +Jro
R и R 2 81 J.t 8 1 R.. с 81
В отличие от предыдущих схем шумовой вклад от R s2 здесь
может быть значительным. При достаточно большой емкости
детектора (С» С,и) эквивалентное шумовое сопротивление
равно сумме. шумовых сопротивлений первоrо и BToporo
каскадов:
R C== R s1 +RS2+ / + ) RS1+Rs2'
ЩR И R p2
(8.9)
Увеличение R C при С» С зи в этой схеме вполне понятно, так
как коэффициент усиления по напряжению истоковоrо повто-
рителя близок к единице. При малой емкости детектора
положительная обратная связь через емкость С зи приводит к
частичной компенсации входной емкости, при этом амплитуда
входноrо сиrнала ВО'3растает и влияние шума BToporo каскада
уменьшается.
Сравнивая три схемы . включения первоrо каскада, можно
сделать вывод, что по шумовым свойствам наиболее пред-
225
15 26
..
б'q
Рис. 8.5. Зависимость эквивалент
Horo шумовоrо заряда от емкости
детектора для трех включений пер
Boro каскада предусилителя
почтительным является Kac
кад с общим истоком. При
малой емкости детектора
можно использовать исто
ковый повторитель. Bxoд
ной каскад с общим затво
С д ром (общей базой) можно
рекомендовать только в слу-
чае большой емкости дeTeK
тора. Примерная зависимость эквивалентноrо шумовоrо заряда
от емкости на входе для трех включений первоrо каскада
показана на рис. 8.5.
Каскодная схема (ОИ + ОБ). Эта комбинация каскадов с
общим истоком и общей базой на входе малошумящих
предусилителей практически используется, пожалуй, чаще Bcero.
Как известно, в этой схеме (рис. 8.6) из за низкоrо входноrо
сопротивления каскада ОБ сильно ослаблено действие проход
ной емкости С эс и поэтому л€rче достиrается высокое устdй-
чивое ,усиление сиrнала. Шумовые свойства каскодной схемы
примерно соответствуют каскаду с общим истоком. Следует,
однако, обратить внимание на то, что наrрузкой каскада с
общей базой обычно является не резистор, а динамическое
сопротивление коллекторноrо перехода. Полный дробовый шум
такой токовой наrрузки может внести существенный вклад в
последовательное шумовое сопротивление всей каскодной cxe
мы. В [I 72], специально посвященной анализу шумовых свойств
токовых наrрузок, показано, что полный дробовый шум
коллекторноrо тока наблюдается только в том случае, если нет
сопротивления в эмиттерной цепи. При введении резистора R э
порядка 5 кОм (рис. 8.6) шум токовой наrрузки уменьшается
примерно в 10 раз (при сохранении постоянноrо тока коллек-
тора).
Последовательное шумовое сопротивление каскодной схемы
с токовой наrрузкой можно определить по следующей формуле:
ОИ+ОБ 1 [ 1 1 1 1 1 ] ( 1 1 С,с )
R. ==Rl+ + + + + +R2 + + 2
· Si RCl R p2 R c2 Rp3 Rp4 · J.tl SlRcl С
(8.10)
1 1 2q 1 '
(причем , IС4 TOK транзистора Т 4 ).
Rp4 10 4kT
Шумовой вклад второй секции предусилителя. Ero леrко
найти из формулы (8.7), подставив значение емкости обратной
226
n
IIRcZ
Выход
«
!
0.)
R.z Т2
TJ
Rp'f Rcz Rp3 R
н
t
о)
Рис. 8.6. Каскодная схема ОИ + ОБ и ее эквивалеНТlfые шумовые источники
связи зарядовочувствительной секции предусилителя СО (вместо
проходной емкости первоrо каскада):
R!+II RsI+ R sII ( у (8.1 1)
(здесь RSII последовательное шумовое сопротивление второй
секции предусилителя).
1
,.
8.4. Схемотехиика и характеристики зарядово-чувствительныx
предусилителей
Зарядово-чувствительный предусилитель (рис. 8.7) состоит из
собственно зарядово чувствительной секции, отличительным
признаком которой является емкостная обратная связь с выхода
на вход, и выходной секции, между которыми включена
дифференцирующая цепь с компенсацией полюса нулем (С2, R2,
R3). В данной rлаве рассматривается только зарядово-чувстви-
тельная секция. Выходная секция представляет собой усилитель
напряжения с резистивной обратной связью, имеющий доста-
точно мощный каскад, чтобы работать на соrласованный
кабель, если это необходимо. Принципы построения таких
секций рассматриваются в следующей rлаве, посвященной
спектрометрическим усилителям. Очень часто, впрочем, в
предусилитель включают только зарядово чувстnительную
секцию, поэтому и мы в дальнейшем под словом предусилитель
будем подразумевать только зарядов о-чувствительную секцию
(если специально не oroBopeHo).
Структурная схема зарядово-чувствительной секции. Нес-
мотря на большое мноrообразие схем зарядово-чувствительных
227
t
т
UBbJ]«(t)
Рис. 8.7. Структурная схема зарядово чувствительноrо предусилителя
предусилителей, почти всеrда в них можно выделить три
составных части, отм ченные на рис. 8.7 римскими цифрами:
1. Входной каскад, который в наибольшей степени опреде
ляет шумовые свойства Bcero предусилителя. Чаще Bcero это
каскад с общим истоком (эмиттером), J(ОТОРЫЙ усиливает
входной сиrнал и одновременно ero инвертирует. Ток стока
подается на транзистор через индуктивность (вместо резистора),
чтобы исключить дополнительный источник шума. Эта индук-
тивность, однако, должна быть достаточно большой, чтобы не
создавать заметноrо дифференцирующеrо влияния на сиrнал.
Поэтому, если крутизна полевоrо транзистора достаточно
высокая, вместо индуктивности обычно используют резистор.
П. Каскад или несколько каскадов, усиливающие без по
ворота фазы. Такой каскад (каскады) имеет низкое входное и
высокое выходное соrротивление, т. е. является усилителем
тока. Низкое входное сопротивление, являющееся наrрузкой
полевоrо транзистора, необходимо для Toro, чтобы уменьшить
влияние проходной емкости транзистора. Выходное сопротив
ление вместе с высокоомным входным сопротивлением сле
дующеrо каскада образуют высокоомную наrрузку Rl, необ
ходимую для получения большоrо коэффициента усиления (без
обратной связи) всей зарядово чувствительной секции. Кроме
Toro, наrрузка Rl вместе с емкостью Сl (обычно это
паразитные емкости расположенных рядом транзисторов и
друrих элементов) служит доминирующим интеrрирующим.
звеном, которое необходимо для обеспечения устойчивости
усилителя с обратной связью.
В простейшем случае роль TaKoro усилителя тока выполняет
каскад с общей базой, при этом не всеrда достиrается
требуемый коэффициент усиления, в связи с чем в современных
схемах между полевым транзистором и каскадом с общей базой
обычно включают дополнительный усилитель тока K j , пока-
занный на рис. 8.7 квадратом. Этот усилитель должен быть без
228
инверсии и достаточно широкополосным, чтобы не было друrих
интеrрирующих звеньев, сравнимых с доминирующей постоян-
ной времени.
III. Выходной каскад зарядово чувствительной секции,
обеспечивающий соrласование высокоомной наrрузки усилителя
тока и наrрузки следующих каскадов. Это может быть просто
повторитель напряжения. Чаще, однако, применяют более
сложные схемные комбинации, которые помимо соrласования
решают еще одну задачу обеспечить низкоомный путь про-
хождения коллекторноrо тока каскада с общей базой.
Некоторые из таких схематических решений будут рас-
смотрены ниже.
Таким образом, зарядово чувствительная схема, если ее
рассматривать без обратной связи, представляет собой ин
версный усилитель напряжения с большим коэффициентом
усиления и с одним доминирующим полюсом, т. е. не что иное,
как операционный усилитель. Введение конденсатора обратной
связи СО с выхода на вход усилителя превращает ero в
идеальный интеrратор, так что амплитуда выходноrоимпульса
напряжения пропорциональна площади входноrо импульса
тока, поступающеrо из детектора, т. е. входному измеряемому
заряду Q:
'ЗJ
U 2 (t)=;=L! iд(t)dt==LQ,
(8.12)
rдe L коэффициент преобразования или, как ero еще назы
вают, зарядочувствительность.
Резистор обратной связи Ro выполняет две функции: 1) осу-
ществляет обратную связь по постоянному току и, таким
образом, поддерживает режимы всех транзисторов внутри
схемы в заданных rраницах; 2) разряжает конденсатор СО с
постоянной времени .0 == RoC o после каждоrо отдельноrо или
rруппы входных импульсов, стремится возвратить выходной
потенциал к исходному нулевому уровню и этим обеспечивает
определенную заrрузочную способность усилителя.
. Вместе с тем резистор Ro подключен к входу, вносит
дополнительный шум и поэтому нежелателен. Кроме Toro, эти
обычно очень высокоомные резисторы имеют плохую частот-
ную характеристику, что не позволяет точно выполнить
компенсацию полюса нулем (в цепи C2R2R3) и существенно
ухудшает заrрузочные возможности схемы. В связи с этим
разработано MHoro зарядово чувствительных схем без резистора
обратной связи, в которых режимы транзисторов поддержи-
ваются с помощью специальных схем восстановления. Частично
эти вопросы будут рассмотрены ниже.
Зарядово-чувствительность и передаточная характеристика
зарядово-чувствительной схемы. Входная емкость зарядово-
229
чувствительной схемы состоит из емкости детектора С Д '
входной емкости полевоrо транзистора Сп. Т и большой дина-
мической емкости за счет обратной связи СО (I + К), так что
суммарная емкость на входе усилителя равна СДИН==С Д +
+ Сп.т + СО (I + К). Входное сопротивление равно Ro/ К.
Увеличение емкости и входной проводимости объясняется
тем, что каждому изменению входноrо потенциала схемы
соответствует в К раз большее изменение потенциала проти
воположноrо знака на' друrих концах СО и Ro и ток, который
идет в эти элементы, будет в К раз больше, чем в случае, если
бы дрyrие концы СО были бы просто заземлены. Но это и
означает, что эффективная емкость в К раз больше Со, а
входное сопротивление в К раз меньше Ro.
Измеряемый входной зарЯД Q выделяется на входной
емкости С, образуя входной импульс напряжения, который
усиливается в К раз. Таким образом, амплитуда выходноrо
импульса напряжения равна U 2 ==(Q/С д ии)К, откуда зарядоВО
чувствительность равна
L== к . (8.13)
С д +С п . т +С о (К+l)
Если коэффициент усиления К» (С д + СП. Т) / С О' то L == 1/ С о и
и 2 == Q / со, т. е. зарядово qувствительность определяется только
пассивным элементом конденсатором Со, который может
быть выбран достаточно малым и стабильным.
Резистор Ro вместе с конденсатором СО определяет пос-
тоянную времени .0 == RoC o , с которой выходной импульс
спадает после Мqксимума, так что переходная характеристика
U2(t)==(Q/Co)e t/'to и если .0».' rде 't постоянная времени
формирования OCHoBHoro усилителя, то величина Ro на заря-
дово чувствительность практически не влияет.
Выбор коэффициента усиления без обратной связи К. Исходя
из неравенства К»С/С О и принимая С/С о ==10..;-.30, можно
считать приемлемым К== 100..;-.300. Это верно, если все вели-
чины, Входящие в формулу (8.13), стабильны.
Чаще, однако, приходится учитывать непостоянство емкости
детектора и температурную нестабильность caMoro коэффици-
ента усиления К.
Как известно, емкость поверхностно барьерных детеrпоров
обратно пропорциональна квадратному корню из напряжения
смещения детектора Е см . Если это напряжение по какой-либо
причине (нестабильность источника .смещения, температурный
уход обратноrо тока детектора и др.) изменится на величину
дЕсм> это вызовет изменение зарядово чувствительности LlL.
Допустим, что
А Е /Е 1 0/ !!..L !!..Е см 1
Ll см CM /0, тоrда ( А ) '
L Е"", 2 1 + К.,
230
rде ==Co/c. и если мы хотим, чтобы изменение зарядово-
чувствительности не превышало Io 4, фактор обратной связи
1 1
1 +K должен быть не менее 50. Имея в виду, что 13== -7- ,
10 30
необходимый коэффициент усиления K 500-7-1500.
Температурная нестабильность зарядово чувствительности
[соrласно формуле (8.13)]
1 dL 1 ( 1 dK ) 1 dC o
L dT == I+K K dT СО dT '
(8.14)
Из этой формулы видно, что нестабильность коэффициента
усиления уменьшается в 1 + K раз, а нестабильность конденса-
тора Со, как и следовало ожидать, входит в формулу без
изменения, так как конденсатор является элементом обратной
связи. Температурная нестабильность коэффициента усиления
вызывается изменением крутизны входноrо полевоrо транзис
тора, режимных токов, динамических наrрузок и пр. Особенно
сильно это про является в предусилителях, не охваченных
обратной связью по постоянному току. Как было показано в
разд. 8.2, при охлаждении полевоrо транзистора с 300 до 100 К
крутизна изменяется примерно в 2 раза, значит, температурная
нестабильность усиления составляет
dK ==O 5' IO 2.
KdT '
Температурный коэффициент конденсатора обычно сущест
венно меньше, примерно 5. 1 О 5.
Чтобы суммарная нестабильность зарядово чувствительнос-
ти существенно не отличалась от этой величины, необходимо
1 +K 100 и K 1000..:.. 3000.
Передаточная функция с учетом инерционности усилителя.
Предыдущее рассмотрение показало, что коэффициент усиления
без обратной связи желательно иметь как можно выше, причем
до сих пор мы считали усилитель безынерционным. Однако
увеличение К всеrда связано с оrраничением быстродействия.
Из структурной схемы зарядово чувствительной сеКЦИI!
(рис. 8.7) очевидно, что К == SK;Rl. Наиболее простой способ
повышения усиления связан с увеличением наrрузочноrо сопро
тивления Rl, а это означает, что необходимо учитывать
постоянную времени .1 ==RICl, характеризующую инерцион-
ность усилителя. Отсюда возникает вопрос. Каким образом
изменятся свойства зарядово чувствительной секции, если Rl и
.1 будут увеличиваться бесконечно?
Для расчета передаточной функции используем ШИрОКо
применяемый в теории цепей матричный метод [172, 173].
231
в схеме зарядово-чувствительной секции выделим три
узловые точки 1,2 и 3 (см. рис. 8.7) и составим для нее матрицу
проводимост й:
I
р(Сп.т+С д ) + Zo О
Zo
I YI== S21 1 О , (8.15)
+рС1
Rl
( + ) 1 1
Zo +
R i Zи R. Zи
I
rде 1/20== l/Ro+pC o .
Каждый элемент матрицы У тп (m HOMep строки; п HOMep
столбца) представляет собой I1РОВОДИМОСТЬ между точками т и
п, взятую с отрицательным знаком, а элементы с одинаковыми
индексами проводимости соответствующей узловой точки на
землю, с положительным знаком. Например, У З1 проводи-
мость между точками 1 и 3, Узз проводимость В точке 3 на
землю, причем Ri выходное сопротивление выходноrо каска-
да; 2 и внешнее наrрузочное сопротивление.
Для определения передаточной функции зарядово-чувстви-
тельной секции используем rOToBoe выражение для 'отношения
выходноrо напряжения к входному току U 2 (р) /i 1 (р) [172] (имея
в виду, что i 1 (P)==pQ(P) И L(P)==U 2 (P)/Q (Р)==Р(U 2 (P)/i 1 (Р»:
и 2 (р) 13
i l (P) '
rде t\ и t\13 детерминант и минор У матрицы,
t\== [ p (С п . т + С д ) + J ( + ) ( +РС1 ) +S ( + ) +
Zo R j Zи Rl Zo R j Zи
+ Б ( l +РС1);
t\13== s ( + ) + ( +pcz ) .
R i Zи Zo Rl
У . 1 1 ,1 С
читывая,. что + » +р о' т. е. прямая проводимость
R j Zи Ro
через цепи обратной связи очень мала, получаем
и 2 (р) Ro
il(P) 1 ( С CIRl+CRo ) 2CICRo'
+р oRo+ SRl +р
Принимая также, что. K==SR1»C/C o и К»С1 R1/CoRo, Ha
ходим
232
I
\
i
L (P) == и2(Р) ==2 . РЯоС о .
Р . (р) С ( CCl ) .
11 о (l+рС о Я о) l+p.
CoS
Поступление на. вход предусилителя заряда Q описывается
операторным выражением Q (р) == Q/p; отсюда выходное напря
жение равно
и (Р ) ==я. RoC o . (8.16)
2 СО ( CCl )
(l+pC o R o) l+p c o S
Этому операторному выражению во временной области соот-
ветствует форма выходноrо сиrнала зарядово чувствительной
секции. Она описывается двумя экспонентами. Спадающая
экспонента имеет постоянную времени ТО == Ro Со. Время Ha
растания сиrнала определяется друrой экспонентой с постоян-
ной времени т н == CIC/C;oS, величина которой обычно на
несколько порядков меньше то, Нетрудно заметить, что
происхождение постоянной времени т н связано с доминирующей
постоянной времени Т 1 == Rl Cl, так как
'(H== RlCl == CCl . (8.17)
1 +K СО SC o
SR1
С
Если в схеме имеется дополнительный усилитель тока с
усилением K i , постоянная времени нарастания T будет еще
меньше:
, 1: н ССl
TH '
К; SK;C o
Здесь, однако, следует отметить, что в реальных предусили-
телях на время нарастания сиrнала MorYT оказывать влияние
дрyrие возможные полюсы, связанные с инерционностью,
например, дополнительноrо усилителя тока, выходных мощных
транзисторов и пр. При этом форма нараС'l'ания сиrнала из
монотонной может превратиться в колебательную. Анализ
предусилителя, в котором время нарастания определяется тремя
полюсами, приведен в [174].
Входная проводимость зарядово-чувствительной секции. У ВХ
при заданной У матрице определяется формулой У IIХ ==d/Y 22 ,
которая леrко преобразуется к виду
К(р)+1 ( )
У ВХ == 20 (р) + Р С д + С П : Т .
П Ф K(p) SRl И
одставляя в эту ормулу
!+pRlCl
z Ro
o l+pC o R o'
233
/.,= C1R O
S
СО
СОК Ro
К
Рис. 8.8. Эквивалентная схема входной про
водимости зарядово чувствительной секции:
R, L эквивалентиые входные сопротивление и
индуктивность; Ro, Со резистор и конденсатор
Ro обратной связи; S крутизна полевоrо транзисто-
ра; Сl емкость, шунтирующая динамическую
натру:жу зарядово-чувствительной секции
получаем
у 1" С..!...
BX 1 Сl + R CIR +р 0+ R .
+ +p о
РСоК CoS К S
Эквивалентная схема входной проводимости показана на
рис. 8.8. Как видно, два слаrаемых входной проводимос-
ти представляют собой проводимости собственно емкости
и резистора обратной связи, а два друrих проводимость
за счет действия обратной связи. Оказывается, что при уче-
те инерционности усилителя (емкости С1) конденсатор об-
ратной связи СО создает на входе не только большую
динамическую емкость СОК, но еще и активное сопротив-
ление Cl/CoS, включенное последователыfo с динамической
емкостью. То, что это активное сопротивление образуется не
резистором, а реактивными элементами, позволяет назвать это
сопротивление холодным [175, 176], имея в виду, что ero
шумовой ток меньше, чем у обычноrо резистора, оно как бы
охлаждено.
Резистор обратной связи Ro на входе инерционноrо усилите-
ля создает низкоомное входное сопротивление Ro/K и последо-
ва тельно с ним индуктивность L э == С 1 Ro / S.
Возникновение активноrо сопротивления и индуктивности во
входной проводимости У ВХ физически объясняется инерцион-
ностью усилителя. Если бы быстродействие последнеrо было
неоrраниченным, то, как уже отмечалось выше, каждому
изменению потенциала на входных концах Ro и СО соответство-
вало бы в К раз большее MrHoBeHHoe изменение выходноrо
потенциала (на друrих концах Ro и со), Но в силу инерцион
ности усилителя выходной потенциал запаздывает относительно
входноrо, и ток, текущий в конденсатор СО и резистор Ro,
вначале существенно меньше. Это запаздывание тока и отраже-
но на эквивалентной схеме дополнительными резистором и
индуктивностью.
rлядя на эквивалентную схему входной проводимости
(рис. 8.8), видно, что в перnый момент после прихода входноrо
импульса тока эффективно действуют только входная емкость
С и дополнительное сопротивление Cl/C o S, создавая, таким
234
(8.18)
образом, постоянную времени нарастания .Н== CCl/CoS, KOTO
рую мы уже получили ранее.
Выходные схемы зарядово чувствительной секции. Как уже
указыалось,, мноrие характеристики зарядово чувствительноrо
предусилителя улучшаются с увеличением коэффициента уси
ления без обратной связи к: стабильность зарядово Чувстви
тельности, величина динамической емкости, время нарастания и
др. Из структурной схемы зарядово чувствительной секции
(рис. 8.7) следует, что
K==SK j Rl,
(8.19)
причем эквивалентное наrрузочное сопротивление Rl равно
параллельному сое.n:инению выходноrо сопротивления каскада с
общей базой r K и входноrо сопротивления R ИХ выходной схемы
rR
зарядово чувствительной секции: Rl == . Отсюда
r.+R. x
К SK R.x R.x
== irK == Jlэ ,
r.+R.x r.+R.x
(8.20)
т. е. коэффициент усиления определяется эквивалентнь м коэф-
фициентом усиления входных каскадов Jlэ == SKjr K и делителем,
образованным R ИХ и r к' Типичной величиной выходноrо
сопротивления каскада с общей базой r к можно считать
200 300 кОм при токах, протекающих через этот каскад около
1 мА. (Для микрорежимных токов это сопротивление на
порядок более высокое, но частотные свойства транзистора при
этом существенно хуже, и это не всеrда приемлемо). Для
S == 5 мА/В, Jlэ == 1000 -7- 1500 даже без дополнительноrо усилителя
тока. Таким образом, достаточно высокий коэффициент усиле
ния К может быть достиrнут только при высоком входном
сопротивлении R ИХ выходной схемы. В этом входном сопротив-
лении должен быть учтен резистор или транзистор, через
которые проходит ток каскада с общей базой.
Если питание этоrо каскада осуществляется через один
резистор, то даже при источнике питания 20 В величина этоrо
резистора составляет Bcero 20 кОм и коэффициент усиления
будет мал.
Рассмотрим наиболее типичные выходные схемы.
1. На практике широкое применение нашла схема со
следящей обратной связью, в которой ток питания каскада с
общей базой проходит через два последовательно включенных
резистора, средняя точка которых непосредственно или через
конденсатор соединена с эмиттером (истоком) последующеrо
каскада.
Эквивалентная схема TaKoro включения приведена на рис. 8.9.
У-матрица данной схемы имеет вид
235
+.!. ( + .!. )
у== I3r R I3r R
( + *) 1 1 1 .
+ +
r R R и
(8.21)
Отсюда находим входное сопротивление схемы
1 1 1
+ +
R == ll r R R и
ах ( + .!. ) ( + .!. + ) ( + .!. ) ( + .!. )
pr R r R R и r R pr R
R+r(l+ )
RH Rи. . (8.22)
R+pr
За счет действия положительной обратной связи входное
сопротивление очень слабо зависит от резистора R, шунтирую
щеrо вход транзистора. Полаrая, например, R и == R == 5 кОм и
== 200, R BX == 200 . 5 кОм == 1 МОм, при этом сопротивление по
постоянному току (для питания каскада с общей базой) Bcero
1 О КОМ.
С учетом r K последнеrо транзистора входное сопротивление
существенно меньше: R X == R BX 11 r K == 230 кОм и коэффициент
усиления усилителя равен Bcero К==J.1эR х/(rк+R х)==650.
а)
236
31
,J,
I IR.
У
......
Рис. 8.9. Выходные
схемы зарядово чувст-
вительной секции:
а схема со следящей
обратной связью; б схе-
ма с положительной об-
ратной связью [177]; в
вторая схеМа с положи-
тельной обратной связью
[178]
2. Широкое распространение на практике нашла также схема
с динамической токовой наrрузкой, в качестве которой обычно
используют коллекторно базовый переход БИПОЛЯРНОI'О TpaH
зистора, а сиrнал с этой наrрузки снимают с помощью
эмиттерноrо или истоковоrо повторителя. Последний имеет
несколько большую входную емкость, потребляет большой
рабочий ток, поэтому при меняется реже.
Считая, что входное сопротивление определяется только
токовой наrрузкой '., получаем коэффициент усиления К == Jlэ/2,
что при S==5 мА/В и ,.==300 кОм дает К==750. Этот результат
очень сильно зависит от коллекторноrо сопротивления тран-
зисторов (так же, как и для предыдущей схемы). Обычно
величину ,. удается увеличить путем уменьшения тока транзис
торов, однако частотные свойства транзисторов и быстродейст-
вие схемы при этом ухудшаются.
3. Схема с положительной обратной связью (рис. 8.9, б)
[177] позволяет получить коэффициент усиления К == 00, так как
она создает на входе эмиттерноrо повторителя отрицательное
сопротивление, которое компенсирует Rих.
Чтобы показать это, составим У-матрицу данной схемы:
+2. 1
r r. r r
У== О 1 11 1
+ RJ + R2 '"
R2 '"
1 1 1 1
+ R2 +R
r R2 r н
1 1 1
+ r
r r. r
О 1
'"
'"
r R2
1 1 1
+
r R2 r R H
(8.23)
Входное сопротивление
R == ==
их .1 1 1 1
+
r. RB R2
1 1 2 1
Таким образом, при ...... == + (с учетом '. каскада с
R2 R2. r. /3Ян .
(8.24)
237
общей базой) входное сопротивление, а значит, и коэффициент
усиления К обращаются в бесконечность. При этом, к
R зз 1
сожалению, выходное сопротивление ИЫХ==Т ( 1 1 1 )
13 +
r. I3r и R2
также обр щается в беск нечность. Если выбрать R2> R2*,
можно наити приемлемыи вариант, например, при == 100;
R и == 2 кОм; r к == 200 кОм; R2* == 67 кОм и при R2 == 70 кОм полу
чаем R ИХ == 1,4 мОм, R ИЫХ == 14 кОм и К7000.
4. Очень часто используется друrая схема с отрицательным
входным сопротивлением ВЫХQДНОЙ схемы. Упрощенный вид
этой схемы и ее эквивалентная схема показаны на рис. 8.9, в
[178 J. Предусилитель, описанный в [! 79 J, также приводится к
этой эквивалентной схеме. У матрица в данном случае имеет
вид
1 1 1 1
/3r R /3r R
У== !+ 1
r r Rl /3r
2 1
r r r
(8.25)
и
RИХ 1 r 1 l '
+ + .
r. RR и Rl 13 2 r
rде rк коллекторное сопротивление каскада с общей базой.
Как видно, по характеру зависимости R ИХ (и R ИЫХ ) от R и и r K
такая схема эквивалентна предыдущей схеме с положитель
ной обратной связью. Возможно, что эта схема имеет пре-
имущество по быстродействию, так как в первой схеме
динамическое сопротивление шунтируется паразитными eM
костями двух транзисторов, а во второй только одноrо
транзистора.
Влияние переходноrо конденсатора на входе предусилителя.
На структурной схеме предусилителя (рис. 8.7) было показано
непосредственное подключение детектора к затвору входноrо
полевоrо транзистора. Такое соединение применяют практиче-
ски во всех рентrеновских спектрометрах. Однако в rермание-
вых детекторах большоrо объема один вывод обычно заземля-
ют внутри криостата, а на друrой сиrнальный вывод через
резистор смещения подают высокое напряжение. Поэтому
соединение детектора с полевым транзистором производят с
238
(8.26)
помощью переходноrо кон-
денсатора. На рис. 8.10 при-
ведены две такие схемы, ко-
торые отличаются местом
подключения конденсатора об
ратной связи. В первой схеме
он подключен параллельно pe
зистору обратной связи Ro, а
во второй к выходу преду
силителя и непосредственно
к детектору. На практике ис
пользуют и ту и друrую схе-
мы, поэтому возникает воп
рос, чем определяется выбор схемы?
Пользуясь матричным методом аналоrично выводу форму
лы (8.16), можно показать, что передаточные функции L (р)==
== и 2 (р) /Q (р) двух схем неодинаковы:
Рис. 8.10. Схема подключения KOHдeH
сатора обратной связи в зарядово чув
ствительной секции
С1
[ С .СIСд J R
L '" 1 Сl pC'R Р О+С' (к+ 1) о
(p) СIС д Сl+С д l+pC'R [ СIСд ]
С о + С'(К+l) l+р С о + С'(К+l) Ro
для первой схемы и
Uz(t)
СО
0.)
Uz(t)
5)
(8.27)
1 pC'R p(Co+ )Ro
L(P)== С Д l+pC'R ( С д ) Сl
С о + K 1 l+p С о + Ro
+ К+ 1 С'
для второй схемы. В обоих случаях С' == Сl + С Д '
Как видно из полученных выражений, форма выходноrо
сиrнала в обеих схемах определяется двумя экспонентами,
двумя дифференцирующими звеньями, причем постоянная вре-
мени основной экспоненты в первой схеме равна .01 RoCo, а
R С Сl П v
во второи схеме .02 О Ос' остоянная времени друrои
экспоненты, связанной с резистором питания детектора, в обеих
схемах одинакова: .==R(Сl+С д ).
Выходной сиrнал в обоих случаях экспоненциально спадаю
щий с отрицательным выбросом, причем величина выброса
примерно определяется отношением постоянных времени двух
экспонент ./.0' Нетрудно заметить, что это отношение во
239
(8.28)
второй схеме в (1 + ;) раз выше, чем в первой схеме. Если
задаться максимальной величиной отрицательноrо выброса,
допустим 10 3, то это накладывает 'оrраничение снизу на
величины R или С 1. Например, при С 1 == С д в первой схеме
необходимо выполнить условие R>20R o , а во второй схеме
R > 1 О Ro. Это очень жесткие, практически неприемлемые требо
вания. Если же переходный конденсатор С1 достаточно боль
шой, С1> IОСд> то схемы эквивалентны и в обоих случаях
R> 3Ro. (Если С1 == 00, то выброс равен О и оrраничение на R
исчезает). .
Указанные отличия двух схем можно объяснить и тем, что
динамическая емкость, т. е. емкость детектора С;ию при
которой происходит снижение выходной амплитуды в 2 раза, в
первой схеме равна последовательному соединению С1 и
(к+ II сО, а во второй схеме (к+ 1) со:
с* Cl(K+l)C o .
дин 1 Сl +(К+ 1) СО'
С;ИН2 ==(к + 1) СО'
(8.29)
Более высокая динамическая емкость
чивает меньшую зависимость от R.
Резюмируя все вышесказанное, можно сделать вывод, что
если емкость переходноrо конденсатора MHoro больше емкости
детектора, С1> IОСд> то формы выходноrо сиrнала двух
рассмотренных схем практически одинаковы. В этом случае
конденсатор обратной связи можно соединять непосредственно
с затвором полевоrо транзистора, т. е. использовать первую
схему. При этом отпадает требование высоковольтности KOH
денсатора. Если С1 С ю лучше использовать вторую схему, как,
например, в [180] при С д == 500 пФ рекомендуют С1 == 1000 пФ.
Заrрузочная способность зарядово чувствительных предусили-
телей с резистором обратной связи. В обычных импульсных
усилителях заrрузочная способность, т. е. максимальное число
импульсов, пропускаемых в единицу времени без искажения,
определяется длительностью выходноrо импульса. Чем короче
импульс, тем менее вероятно наложение импульсов друr на
друrа и тем, естественно, выше заrрузочная способность.
Отличительная особенность зарядово чувствительных предуси
лителей состоит в том, что длительность _ их выходных
импульсов очень велика. Обычная величина постоянной BpeMe
ни цепи обратной связи <о == RoC o около 1 мс, поэтому даже при
низкой частоте поступления входных импульсов (например,
1 кrц) будет происходить наложение импульсов друr на друrа.
При этом на выходе предусилителя можно наблюдать не
отдельные импульсы, а шумоподобный случайный процесс.
240
(8.30)
второй схемы обеспе
Само по себе наложение импульсов друr на друrа не является
причиной искажения импульсов, так как ПОQле прохождения
дифференцирующеrо звена на входе OCHoBHoro усилителя все
импульсы будут разделены друr от друrа, если только
временной интервал между ними не слишком мал. Однако, если
интенсивность входных импульсов, поступающих на вход
предусилителя, увеличивать, будет возрастать вероятность
MHoroKpaTHbIx наложений импульсов друr на друrа и, поскольку
линейный динамический диапазон выходных каскадов предуси
лителя оrраничен, часть наложенных импульсов может оказать
ся в нелинейной области и исказиться. Амплитуда таких
импульсов после дифференцирования не будет пропорциональ
ной входным зарядам, и это приведет к размытию спектраль
ной линии, ухудшению энерrетическоrо разрешения.
Для количественной оценки заrрузочнойспособности ис-
пользуют формулы Кэмпбелла [129]:
00 00
V ==п f S (t) dt ==п f g е t/todt == g п. о ==я.. 11;
со СО СО
о о
(8.31)
00
а == [ п f S2(t)dt J 1==g r;;;; ==я.. Б,
со -,/2 С о -,/2
о
rде V cpeДHee постоянное смещение выходноrо потенциала
зарядово чувствительной секции, обусловленное входным током
детектора, если детектор соединен с затвором полевоrо
транзистора непосредственно, без переходноrо конденсатора,
как показано на рис. 8.7 (обратный ток утечки детектора
обычно существенно меньше, чем ток, rенерируе мый ионизи
рующим излучением, поэтому ero не учитываем); 0':' cpeДHe-
квадратичная величина флуктуаций выходноrо напряжения;
11 коэффициент заrрузки, показывающий, сколько входных
импульсов в среднем укладывается в течение времени .0'
Как следует из первой формулы Кэмпбелла, увеличение
входной заrрузки предусилителя сопровождается пропорцио
нальным увеличением смещения выходноrо потенциала зарядо
во чувствительной секции. По существу, это есть результат
прохождения среднеrо детекторноrо тока i по резистору
обратной связи Ro. Допустим, что средняя энерrия реrистрируе
мых частиц составляет 1 МэВ, тоrда при входной заrрузке
п == 105 имп./с ток детектора составляет около 5 нА, и если
резистор обратной связи Ro == 1 rOM, то выходной потенциал
изменяется на 5 В. Иначе, увеличение выходноrо потенциала
можно объяснить как MHoroKpaTHoe наложение импульсов друr
241
(8.32)
16 26
на друrа за время 't o == RoC o . В данном случа амплитуда одноrо
ВЫХОДНQrо импульса при СО == 1 пФ равна Q/C o == 50 мВ, и он
накладывается 100 раз, так как 11 == п't o == 100.
Вторая формула Кэмпбелла определяет флуктуационную
составляющую выходноrо напряжения, которая для данноrо
примера равна о- == 350 мВ.
Необходимый динамический диапазон выходноrо каскада
включает в себя среднюю составляющую и, по крайней мере,
три стандартных отклонения: V + 30- == Q/C o (11 + 3 ) == 6 В.
ДЛЯ входной заrрузки порядка 300 тыс. имп./с (ври Е==
== 1 МэВ) диапазон линейноrо усиления необходимо увеличить
до 20 В, что, конечно, представляет определенные трудности.
Из формул Кэмпбелла видно, что при увеличении заrрузки
флуктуационная часть составляет все меньшую и меньшую
долю от средней величины. Например, при 11, равном 10, 100 и
300, она составляет соответственно 70; 21 и 12%. Исходя из
этоrо, в тех случаях, коrда измерение производится при
высокой И только постоянной заrрузке, среднюю величину
смещения на выходе можно скомпенсировать внутренними
реrулировками в предусилителе (это может быть сделано и
автоматически), так как при этом необходимый динамический
диапазон определяется только флуктуационной составляющей
O- , и это означает, что при той же величине и макс можно
допустить заrрузку в несколько раз выше.
Если детектор подключен к предусилителю через переход
ный конденсатор, то заrрузочная способность предусилителя
определяется только флуктуационной составляющей. Однако,
как было показано ранее, в этом случае емкость переходноrо
конденсатора должна быть достаточно большой. В противном
случае форма выходноrо импульса будет не cTporo однополяр
ной, и это не позволит ВЫIЮЛНИТЬ точную компенсацию полюса
нулем, при этом длительность импульса на выходе спектромет
рическоrо усилителя будет болыпе и заrрузочная способность
Bcero спектрометра ухудшится.
Заметное искажение формы выходноrо импульса предусили-
теля {;вязано с несовершенством резисторов обратной связи
[181). Экспериментально доказано, что все высокоомные
резисторы частотно зависимы, причем сопротивление с увеличе
нием частоты падает. В результате этоrо выходной импульс
предусилителя отличается от экспоненциальноrо, особенно
около вершины. Такой импульс также не поддается точной
компенсации полюса нулем в спектрометрическом усилителе, и
это вызывает расширение спектральной линии в основании.
IIредусилители без резистора обратной связи. Такие предуси-
лители возникли сначала для работы с рентrеновскими дeTeKTO
рами, так как в этом случае шумовой вклад резистора обратной
242
U 2 I t) I/\/'":lt )
/ /
UlЛ.,
ивых(t)
Рис. 8.11. Схема предусилителя без резиетора обратной связи для работы с
кремниевыми детекторами
связи особенно заметен. В последующие rоды предусилители
без резистора обратной связи все чаще стали использовать И
для y дeTeKTopOB. Это объясняется тем, что несовершенство
высокоомных резисторов, отмеченное выше, не позволяет в
полной мере реализовать заrрузочную способность спектро-
метров.
Различные варианты построения схем предусилителей без
резистора обратной связи рассмотрены, например, в [182].
Наибольший интерес представляют схемы с импульсными
системами восстановления заряда, в которых предусилитель
работает в циклическом режиме. Во время рабочей фазы
зарядово чувствительная секция имеет только емкостную обрат
ную вязь, при этом импульсы тока детектора интеrрируются
на входной емкости (входной заряд накапливается в основном
на конденсаторе обратной связи). Одновременно потенциал на
выходе зарядово чувствительной секции изменяется ступенчато
в противоположную сторону (рис. 8.11). Как только выходной
потенциал достиrнет предельноrо уровня, определяемоrо дина-
мическим диапазоном выходноrо каскада, сработает компара-
r тор, подключенный к выходу секции, по сиrналу от KOToporo
специальной схемой формируется импульс восстановления
потенциала на входе полевоrо транзистора. Таким образом,
весь заряд, накопленный во время рабочей фазы, должен быть
скомпенсирован зарядом противоположноrо знака во время
импульса восстановления.
Длительность рабочей фазы определяется максимальным
допустимым изменением выходноrо потенциала имаll. С И средним
током детектора, создаваемым сиrнальными импульсами: Т р ==
== UMaIl.CCo/пQ.
Например, для peHTreHoBcKoro спектрометра Е.у:::::: 5 кэВ;
243
имакс==2 В; СО ==0,2 пФ; п== 105 имп./с; I д ==пQ==2,5' IO l1 А и
Т р == 16 мс.
Длительность импульса восстановления должна быть как
можно короче, чтобы не вносить существенное мертвое время, с
друrой стороны, очень короткий импульс создает большой
выброс обратной полярности во время восстановления. И хотя
на это время обычно АЦП блокируется, импульс обратной
полярности может сильно переrрузить спектрометрический
усилитель. Выбор времени восстановления определяется KOHK
ретным типом спектрометра, способом восстановления и пр.
При работе с рентrеновскими детекторами для восстановле-
ния заряда обычно используют оптическое излучение от
светодиода непосредственно на открытый кристалл полевоrо
транзистора. Световой импульс, равный по длительности
импульсу восстановления, резко увеличивает ток затвора И
таким образом возвращает потенциал затвора в исходное
состояние. Некоторым недостатком TaKoro способа является
необходимость вскрытия корпуса полевоrо транзистора. С этой
точки зрения более практичной представляется схема [183], в
которой импульс восстановления (положительной полярности)
подают на сток полевоrо транзистора, при этом возрастание
тока,,, затвора происходит за счет ударноrо размножения
носителей.
Особая привлекательностъ схем с импульсным восстановле
нием состоит в том, что выходной сиrнал не содержит
спадающей. экспоненты (рис. 8.11), ц поэтому нет необходи-
мости в компенсации полюса нулем, нет проблем, связанных с
несовершенством резистора обратной связи. И хотя в таких
схемах неизбежно вводится мертвое время, равное длительности
импульса восстановления, результирующая заrрузочная способ-
ность получается выше, чем в схемах с резистором обратной
связи. Причем это оказывается справедливым не только для
рентrеновских, но и для rамма спектрометров, в которых
используют rерманиевые детекторы большоrо объема. Однако
проблема восстановления входноrо потенциала предусилителя В
последнем случае сложнее. Это связано с тем, что rенерируемый
в детекторе средниЙ ток существенно выше [несколько наноам-
пер (при Е== 1 МэВ и п== 105 имп./с)] и заряд на входе
предусилителя накапливается так быстро, ЧТ() отвести ero при
помощи рассмотренных выше способов не представляется
возможным. Поэтому при работе с rерманиевыми детекторами
для восстановления заряда к затвору полевоrо транзистора
подключают коллектор биполярноrо транзистора, который
управляется со стороны базы (или эмиттера) импульсом
восстановления. Емкость TaKoro транзистора (I 2 пФ) практи
чески не влияет на уровень шума, однако обратный ток при
комнатной температуре велик, поэтому транзистор охлаждается
244
вместе с полевым транзистором. Для работы при комнатной
температуре в качестве разрядноrо лучше использовать полевой
транзистор.
Предусилители с мrиовеииым восстановлением. Так названы
схемы восстановления [131, 156], в которых после каждоrо
входноrо импульса через некоторое время, равное длительности
импульса на выходе усилителя, на вход предусилителя подается
заряд, равный входному, но противоположной полярности.
Таким образом, на входе предусилителя формируется cTporo
прямоуrольный импульс, при этом компенсация полюса нулем
так же не требуется. Потенциально заrрузочная способность в
этом случае самая высокая. Практическая реализация TaKoro
способа, однако, затруднена тем, что сложно обеспечить
высокую линейность передачи компенсирующеrо заряда проти
воположной полярности, так как все необходимые для этоrо
приборы светодиоды, фотодиоды или транзисторы такой
линейностью не обладают.
В настоящее время предусилители с MrHoBeHHbIM BOCCTaHOB
лением используются, насколько нам известно, пока только в
харуэллском спектрометре [156].
Некоторые особенности построения предусилителей. Выше
были рассмотрены варианты выходных схем предусилителей.
Разнообразие используемых на практике схем про является
также в том или ином выполнении дополнительноrо усилителя,
включаемоrо между полевым транзистором и выходным
каскадом. Дополнительное усиление, вводимое этим каскадом,
увеличивает rлубину обратной связи и УЛУЧlllает ero xapaKTe
ристики. Простейшим усилителем тока без инверсии является
эмиттерный повторитель. Входное сопротивление у Hero дo
вольно высокое, IIОЭТОМУ в практической схеМе добавляют два
резистора: в коллектор R K и между базой и коллектором R кб ,
Такая местная обратная связь уменыllетT входное сопротивле
ние и улучшает быстродействие каскада. Без обратной связи
усиление по току К; равно , а с резисторами ОТНОlllению
Rкб/R к , Например, при ==200; R кб == 10 кОм и R K == 1 кОм Kj== 10,
т. е. уменьшил ось в 20 раз. Во столько же раз снизится входное
сопротивление и повысится полоса пропускания каскада (rpa
ничная частота усиления равна примерно 20/\3).
В пред усилителе [184] (рис. 8.12) дополнительный усилитель
тока состоит из двух транзисторов, охваченных' местной
обратной связью, что позволяет еще улучшить быстродействие
этоrо узла. Особенность этоrо предусилителя вывод быстроrо
сиrнала для BpeMeHHblx измерений через конденсатор Cl,
емкость KOToporo определяет доминирующий полюс предусили
теля. Такое ПОJJ:ключение BpeMeHHoro канала имеет некоторые
преимущества по сравнению с обычным выводом быстроrо
сиrнала после зарядово-чувствительной секции (параллельно
245
I C ",
+
Е
Рис. 8.12. Упрощенная схема пред
усилителя с быстрым выходом
энерrетическому выводу). В этом случае интеrрирующее дейст
вие доминирующеrо полюса на быстрый сиrнал устраняется.
В результате время нарастания сиrнала на выходе Т предусили-
теля с обычным полевым транзистором (8== 10 мА/В) COCTaB
ляет 2 3 нс, тоrда как на выходе Е оно ьбычно не лучше
10 20 нс. Малое время нарастания обеспечивает более высокое
временное разрешение. .
Особенностью предусилителя (рис. 8.13) [185], разработан
Horo для малоrабаритноrо переносноrо спектрометра, является
малая потребляемая мощность питания (300 мВт), это достиr
нуто в основном за счет специальноrо полевоrо транзистора,
работающеrо при малом токе стока. Кроме Toro, в схеме
предусилителя введен еще один каскад с общей базой.
Проrресс электронных изделий чаще Bcero связан с улучше-
нием качества компонентов и увеличением степени интеrрации.
По сравнению с бурным развитием цифровой техники качество
полевых транзисторов улучшается очень медленно. По видимо
му, технолоrические возможности уже достаточно исчерпаны и
поэтому идут часто по пути отбора отдельных экземпляров из
большоrо их количества.
Зарядо,ро-чувствительные предусилители по своей структуре
очень похожи на операционные усилители, составляющие
основу всех аналоrовых интеrральных схем. Тем не менее.
интеrральные зарядово-чувствительные предусилители пока не
известны. Фирма АМРТЕС [186] освоила производство rиБРИk
ных малоrабаритных зарядово чувствительных предусилителей.
Однако характеристики таких предусилителей пока невысоки, и
они ПрИrоДНЫ только для непрецизионных работ. Проблема
здесь, видимо, связана с плохим для интеrральной (и rибрид-
246
+128
ВI1/Х.
Рис. 8.13. Схема прсдусилителя с дополнительным каскадом с общей базой
128
ной) технолоrии сочетанием малошумящих входных и мощных
выходных каскадов предусилителя.
Решение этой задачи видится в разделении функций малошу
мящеrо и выходноrо усилителей. По-видимому, вполне возмож
но создание специальной интеrральной (или rибридной) схемы,
включающей усилитель тока без инверсии и выходную схему,
т. е. то, что следует в зарядово чувствительном предусилителе
после полевоrо транзистора. Соединение такой схемы с
отобранным мало:nумящим полевым ,\ранзистором обеспечит
высокие параметры, rибкость, компактность.
Некоторым приближением к такому комбинированному
варианту является схема предусилителя (рис. 8.14) с использова
нием интеrральной транзисторной сборки [187]. Высокое
динамическое сопротивление в точке доминирующеrо полюса
достиrается в ней за счет использования «ToKoBoro зеркала».
Предусилитель отличается малыми энерrопотреблением и
rабаритами.
8.5. Предусилители для ППД, используемых в физике
высоких энерrий
Как было показано в rл. 6, в последние десять лет очень
интенсивно развиваются методики с использованием кремние
вых детекторов в физике высоких энерrий (ФВЭ). Среди них
следует выделить уже достаточно широко используемые теле
скопы из тонких кремниевых детекторов, устанавливаемые на
247
Rc
Вх.
Рис. 8.14. Схема предусилителя с использованием интеrральной
транзисторной сборки
+128
+68
Вых.
R з
68
пучке частиц как «живые», активные мишени, и микростриповые
детекторы тонкие полосковые детекторы, близко расположен
ные на одной подложке. Кремниевые детекторы очень большой
площади (до 50 см 2 ) предложено [87] использовать в качестве
электромаrнитноrо, или адронноrо, калориметра. Общая осо-
бенность всех детекторов, реrистрирующих релятивистские
частицы очень алое энерrовыделение, примерно 28 кэВ на
длине 0,1 мм в кремнии. Это сразу накладывает жесткие тре-
бования на уровень шума предусилителей, которые используют-
ся с такими детекторами. Учитывая, что типичная толщина
кремниевых детекторов около 300 мкм, уровень сиrналов,
снимаемых с детекторов, получается примерно таким же, как
при реrистрации мяrких фотонов. Однако специфика заключает
ся в том, что в ФВЭ от ППД и усилителей к ним требуется
способность работать при максимально больших заrрузках, т. е.
предусилители должны отличаться высоким быстродействием.
Кроме Toro, детекторы дЛЯ ФВЭ, за исключением микрострипо
вых детекторов, имеют очень большую емкость. Эти обстоя
тельства выделяют такие предусилители в отдельную rруппу.
Сравнительная характеристика шумовых свойств биполярных
и полевых транзисторов. Указанные выше особенности предуси
лителей дЛЯ ППД Ф ВЭ быстродействие и большая емкость
определяют основное требование к rоловным усилительным
каскадам хорошие высокочастотные свойства и минимально
возможный последовательный шум. Общеизвестно, что этим
требованиям удовлетворяют биполярные транзисторы.
Шумовые свойства биполярных транзисторов, так же как и
полевых, в первом .приближении характеризуются последова
тельным И параллельными источниками шума.
248
Последовательный шумовой источник определяется током
на выходе транзистора и прямой проводимостью У21; причем
ulп/f..j== (;"22 == ( 2 Q / X ) 2 ==4kTRs и эквивалентное последовательное
, У 21 1/,э
шумовое сопротивление Rs == r э /2, rде r э сопротивление эмит
тера, которое очень слабо зависит от частоты.
Параллельный шумовой источник определяется базовым
током транзистора 1б' Это эквивалентно действию шумовоrо
сопротивления Rp параллельно входу транзистора, причем R p ==
==2Рr э . Нетрудно заметить, ч:rо эквивалентное шумовое сопро
тивление в 2 раза больше входноrо сопротивления транзистора.
Реальные транзисторы имеют ряд неучтенных в этой шу
мовой модели особенностей, .rлавные из которых следующие:
1. Наличие сопротивления базы rб'
2. Зависимость от частоты, вследствие чеrо входное
сопротивление и Rp резко уменьшаются с частотой.
Шумовой вклад rб можно учесть приближенной формулой
'э ( ыСд ) 2 'э ( Сд ) 2
R == +rб +rб
s 2 ыС д +У ll 2 СД+С ВХ
Шумовое напряжение от rб как бы делится между BXOД
ной проводимостью Уl1 И емкостью детектора С Д ' При
малой емкости детектора вклад от rб мал и R s ==r э /2. Ha
оборот, при большой С Д почти все шумовое напряжение от
rб выделяется на входном сопротивлении транзистора и
Rs == r э /2 + rб'
Несколько труднее учесть в:rIИяние ВХОДR()rо сопротив
ления транзистора и зависимость от чаСТОТl I. Эти эффекты
при водят к дополнительному дифференцированию сиrнала на
входе.
Расчет с учетом указанных эффектов [2] показывает, что
отношение сиrнала к шуму при этом ухудшается. Однако если
при менять высокочастотные и сверхвысокочастотные биполяр
ные транзисторы, то' эфф(:кты зависимости от частоты
оказываются менее .существенными, чем влияние rб, особенно
при средних и повышенных токах эмиттера, так как с
увеличением тока r э падает, а rб остается постоянным и
оrраничивает минимаЛhнУю' величину Rs.
Напомним, что в полеЧJ;,IХ транзисторах последовательное шу
мовое сопротивление определяется только крутизной (Rs I/S).
Например, измерение шума полевых транзисторов КП903Б с
высокой крутизной (S 50 мА/В), проведенное в [163], дает
R sn . T . ==20 Ом.
Результаты экспериментальноrо измерения базовоrо сопро
тивления ряда биполярных транзисторов приведены в табл. 8.2
[188].
249
Налицо очень большой раз
1 " брос по rб. Видно также, что если
отобрать экземпляры с наимень
шим rб и принять l э == 1 мА
(r э /2==I2,5 Ом), то последова
тельное шумовое сопротивление
Rs == 32...,.. 42 соответствует луч
шим полевым транзисторам, но
при .существенно меньшем по
требляемом токе.
Наrлядное сравнение шумовых свойств биполярных и
полевых транзисторов проведено в [189, 190] и иллюстрируется
рис. 8.15, на котором области предпочтительноrо применения
Toro или друrоrо типа прибщюв I10казаны на плоскости
Cд ТМ (емкость детектора время обработки) для двух
значений , равных 50 и 100. rраницей разделения двух
областей являются приведенные На рис. 8.15 кривые. Выше
кривой меньший уровень шума ДаюТ полевые транзисторы,
ниже биполярные. Как видно, при высоком быстродействии,
т. е. при минимальном времени обработки (Т М 50), а также
при увеличении емкости детектора биполярные транзисторы
предпочтительнее полевых.
Как известно, при большо"й емкости детекторов снижение
шума достиrают путем параллельноrо включения нескольких
полевых транзисторов. При этом крутизна отдельных TpaH
зисторов складывается и общее ШУМОВQе сопротивление YMeHЬ
шается. Оптимальное число параллельно включенных TpaH
зисторов п находят из примерноrо соотношения: СУММ:1рная
входная емкость всех транзисторов равна емкости детектора
(пСих == С д ), которое называют соrласованием емкостей. Оказы-
Тм,нс
250
200
150
100
50
О
ft = 100
ПолеВой.
тран:щстор
а)
; tf
а
ft = 100 ,
f3 = 50
. >
160 Gд'ПФ
'10
80 120
б)
Рис. 8.15. Области предпочтительноrо
применения полевых или биполярньtх
транзисторов:
С" емкость детектора; Т м максимальное
время обработки сиrна.1а; коэффициент уси-
ления биполярноrо траюистора по току: a
для случая. коrда сравниваются один полевой И
один биполярный транзисторы; б коrда и по-
левые и биполярные транзисторы включены
параллельно друr друrу И подобрано их опти-
мальное число
т а б л и ц а 8.2. Базовое сопротивление биполярных
траН1ИСТОРОВ (188) .
Транзистор '6, Ом Транзистор '6. Ом
КТ3127А 20. 30 КТ372А 40 80
КТ382А 25 45 КТ355 80 200
П329Б 30 140 КТ363А 80 200
КТ371А 60 140 КТ316 340 440
250
д
вается, что и для биполярных транзисторов параллельное их
включение дает при большой емкости детекторов уменьшение
шума, однако эффективность этоrо ниже. Последнее следует из
рис. 8.15,6, rде на плоскости Cд TM показаны rраницы
предпочтительноrо применения биполярных или полевых TpaH
ЗИСТОРОЕ, Коrда и те и друrие включены параллельно и
подобрано оптимальное их число. Как видно из рис. 8.15, б,
область использования биполярных транзисторов заметно cy
зил ась в сторону меньших Тм, причем она почти совсем не
зависит от величины емкости детектора.
Примеры практической реализации предусилителей дЛЯ ППД ФВЭ.
1. Предусилители для телескопа из кремниевых дeTeKTopOB
мишеней работают, пожалуй, в наиболее сложных условиях:
низкий уровень сиrнала, большая емкость детекторов (сотни
пикофарад), высокое быстродействие, т. е. малое время обра
ботки (TM 100 нс), чтобы сформировать быстрый триперный
сиrнал. Для этой задачи, в [191] использовали зарядово чувст
вительный предусилитель с полевыми транзисторами типа
2N6550 и SFB5885, имеющими высокую крутизну (S>20 мА/В).
Дифференцирование сиrнала осуществл'яли непосредственно в
зарядово чувствительной секции и затем формировали короткий
импульс треуrольной формы, у KOToporo время достижения
максимума равно Т м . При этом время нарастания предусилите-
ля, которое было показано в разд. 8.4, равно C1C/SC o ,
соизмеримо со временем обработки Т м , поэтому изменение
времени нарастания, в частности от температурноrо ухода KPy
тизны S, может привести к изменению амплитуды выходноrо
импульса. Чтобы это предотвратить, разомкнутый коэффициент
усиления секции стабилизирован при помощи дополнительной
резистивной обратной связи по постоянному току с выхода
секции в исток полевоrо транзистора. В результате время
нарастания предусилителя определяется резисторами в цепи
обратной связи и не зависит от крутизны. Зависимости
энерrетическоrо разрешения от емкости детектора приведены на
рис. 8.16 для двух значений Тм, равных 100.И 500 нс.
2. При использовании микрополосковых детекторов, учиты
вая их большое количество и высокую плотность располо ения,
основное требование к предусилителям состоит в простоте
схемы, компактности, малой потребляемой мощности. Для это
ro, наllример, разработана [192] rибридная сборка, состоящая
из четырех одинаковых предусилителей на биполярных СВЧ
транзисторах. Схема предусилителя состоит из усилительной
«двойки» с параллеЛЬRОЙ обратной связью, причем в цепи об
ратной связи стоит резистор Ro == 1 О кОм. Это означает, что'
схема представляет собой токовый усилитель с низким входным
сопротивлением RBX==Ro/K, rде К коэффициент усиления,
равный около 200. Оценка показывает, что для релятивистских
251
частиц амплитуда импульсов
тока, снимаемых с полосковых
детекторов, составляет около
150 нА. Суммарный шум TO
KOBoro усилителя (Ji 20 нА,
причем значительную долю
(I О нА) в нем составляет шум
резистора обратной связи.
Иное решение предусилителя для микростриповых детекторов
предложено в [193], в которой в зарядово чувствительном пред
усилителе использован полевой МОП транзистор BF992 с крутиз
НОЙ S == 15 мА/В и rраничной частотой усиления около 1 rrц.
Схема предусилителя приведена на рис. 8.17. Два полевых TpaH
зистора, расположенных в одном корпусе, образуют каскодную
пару, а в выходной схеме используется дифференциальная пара.
Шумовые характеристики предусилителя приведены на
рис. 8.18. Как видно, в широком диапазоне постоянных форми
рования от 1 до 10 мкс среднеквадратичный шумовой заряд при
емкости С д == 22 пФ составляет (Jq 300 электронов.
1/ZtJS., кэВ
60
'10
20
о
100 200 300 ЦОО сд,пФ
+68
8B
RO
G"Cj,' элек"'рон
500
С д =22nФ
I A = Ц м А
250
I A = О, 5 м А
О 1 2 j Ц 5 6 7 8 '1:, мкс
252
Рис. 8.16. Зависимость энерrетическо
ro разрешения от емкости детектора
для двух значений времени обработки
сиrнала Ты, равных 100 и 500 HC
Рис. 8.17. Схема предусилителя с по
левыми МОП-транзисторами
Рис. 8.18. Шумовые характеристики
предусилителя с полевыми МОП
транзисторами
3. В калориметрических устройствах (см. rл. 6) емкость
ППД может составлять Cд 3 нФ, поэтому основное требование
к предусилителю в этом случае малый наклон зависимости
шума от емкости. Для этоrо в предусилителе применили
полевой транзистор с высокой крутизной 2SK147, с которым
при емкости С д == 1,3 нФ получили энерrетическое разрешение
а Е == 17,6 кэВ, т. е. наклон шумовой характеристики 13 эВ/пФ.
rлава 9
СПЕКТРОМЕТРИЧЕСКИЕ УСИЛИТЕЛИ
9.1. Основные характеристики и состав современных
спектрометрических усилителей
Из названия этоrо функциональноrо элемента электронноrо
тракта спектрометра следует, что основное назначение спектро
метрическоrо усилителя (СУ) формирование аналоrовых им-
пульсов, поступающих от зарядово чувствительноrо предусили
теля с одновременным усилением их ДО уровня (в пределе до 5
или 10 В), обеспечивающеrо нормальную работу последующеrо
амплитудно цифровоrо преобразователя (АЦП). Чтобы экспе
риментатор Mor адаптировать ППД спектрометр применитель
но к конкретным условиям измерений, в спектрометрическом
усилителе обычно предусматривается возможность изменения в
достаточно широких пределах коэффициента усиления и пос
тоянных времени формирования .ф'
СУ в силу неидеальности электронных компонентов, на
которых они построены, MorYT быть источниками целоrоряда
поrрешностей, искажающих результаты измерений с ППД спек
трометром. Значения этих поrрешностей, как правило, rаранти
руются изrотовителями.
Функциональные возможности спектрометрических усилите
лей и cBoiic I ненные им поrрешности отражаются в перечнях
основных "lpaMeTpoB, обычно приводимых в каталоrах.
К числу их принято относить: 1) тип спектрометрическоrо
фильтра, диапазон постоянных времени формирования и Bpe
менные параметры импульса на выходе; 2) спектрометрические
характеристики (зависимости энерrетическоrо разрешения и
положения центра тяжести, пика фотопоrлощения или reHepa
TopHoro в аппаратурном спектре в зависимости от статистиче
ской заrрузки по входу при разных .ф; 3) диапазон реrулирова
ния коэффициента усиления; 4) приведенный ко входу шум при
разных .ф и коэффициентах усиления; 5) устойчивость к
амплитудным переrрузкам время восстановления параметров
253
после переrрузки заданной кратности; 6) интеrральная линей
ность коэффициента усиления и линейный диапазон выходных
амплитуд; 7) температурная стабильность коэффициента усиле
ния; 8) температурная стабилыюсть исходноrо уровня напряже
ния на выходе СУ; 9) вспомоrательные и сервисные устройства
и их параметры.
Отметим, что в технической документации на усилители
перечень параМетров rораздо шире. Здесь, однако, достаточно
оrраничиться приведенными параметрами, так как для наших
целей показа основных принципов построения СУ их вполне
достаточно, дополнительные параметры в большей степени
характеризуют технолоrию изrотовителя и качество применяе
мых комплектующих изделий.
Предельные спектрометрические свойства усилителя опре
деляются, естественно, используемым в нем спектрометри
ческим фильтром (см. rл. 7), а возможность соrласования
с произвольными блоками детектирования (ППД + пpeдycи-
литель) и АЦП при разных спектрах источника излучения
диапазоном изменения коэффициента усиления (или коэф
фициента преобразования, если в СУ применен времявариант-
ный формирователь), который, в свою очередь, зависит в
основном от числа усилительных секций и усиления каждой из
них.
Таким образом, можно rоворить о том, что три первых
параметра спектрометрическоrо усилителя должны быть лишь
функцией назначения СУ и не зависеть от схемной реализации.
Искусство разработки структуры спектрометрических усилите
лей и схемотехники их элементов как раз и состоит в
обеспечении этой инвариантности. Все остальные параметры, за
исключением после,l,неrо, являются показателями поrрешностей
конкретных реаЛИ1аций как структуры, так и ее элементов.
К настоящему времени установился типовой состав СУ. В
качестве спектрометрическоrо формирователя в серийных уси-
лителях чаще Bcero используются разные варианты квазиrауссо-
вых фильтров, построенных, как ripавило, на основе операцион
ных усилителей. Собственно усилительные секции реализуются
на дискретных, rибридных или интеrральных операционных
усилителях. Очень важное значение имеет то, как распределены
в усилителе секции спектрометрическоrо формирователя и
собственно усилительные секции (нередко их функции совмеща
ются), а также способ реrулирования коэффициента усиления.
Нецрименной составной частью современных СУ являются
устройства стабилизации исходноrо уровня, позволяющие yc
транить температурные и временные дрейфы напряжения на
выходе усилительных секций, но одновременно являющиеся
источниками поrрешностей при ПОВl?Iшенных статистических
заrрузках.
254
Наряду с отмеченными в состав спектрометрических усили
телей все чаще включают так называемые инспекторы наложе-
ний (т. е. устройства распознавания факта происшедшеrо
взаимноrо перекрьпия во времени импульсов) или даже
режектор наложений (т. е. не только схему инспекций наложе
ний, но и схему для блокировки выхода СУ на время
наложения). Становятся привычными устройства автоматиче-
ской установки пороrа временной при вязки (измерители уровня
шума), схемы, облеrчающие измерение статистической заrрузки
на входе и выходе усилителя, схемы формирования СИl\налов
MepTBoro времени и т. п.
Наиболее подробно рассматриваются вопросы, связанные со
схемотехникой и принципами построения усилительных секций
и стабилизаторов исходноrо уровня, так как от их решения во
MHoroM зависит структура спектрометрическоrо усилителя.
Инспекторы (режекторы) наложений и сервисные устройства
описаны в последнем разделе настоящей rлавы при paCCMOTpe
нии структур и характеристик наиболее интересных разработок
серийных СУ, а также в rл. 1 О, посвященной следующему
уровню развития спектрометрических систем аналоrовым
процессорам.
9.2. Усилительные секции, способы реrулировки усиления
в спектрометрическом усилителе
Влияние усилительных секций Щl основные параметры СУ и
ero структуру чрезвычайно велико. Достаточно сказать, что
типичный современный СУ модели 572 (фирма ORTEC)
обладает диапазоном реrулирования коэффициента усиления
D MaKc == 1500 -7- 1; нестабильностью коэффициента усиления менее
:tO,OI %/ос; интеrральной нелинейностью коэффициента усиле
ния в диапазоне амплитуд :t 10 В Ев:::;'; :t0,05%; постоянными
времени формирования Т Ф в пределах от 0,5 до 10 МХС [139].
Совокупность этих достаточно высоких характеристик обес
печивается применением усилительных секций со структурами
типа операционных, ставшими с середины 60 x rодов rосподст
вующими [177]. Секции типа «двойка» и «тройка» ныне иноrда
при меняются лишь в усилителях для временных измерений, rде
допустима интеrральная нелинейность несколько процентов,
зато требуется субнаносекундное быстродействие.
Помимо характеристик усилительных секций, о которых
речь пойдет ниже, качество СУ зависит от способа реrулирова
ния коэффициента усиления в цепочке усилительных секций.
Пусть, например, используется самый примитивный способ .
аттенюация сиrнала на входе СУ. В этом случае при одном и
том же спектре амплитуд на выходе предусилителя отношение
сиrнала к собственному шуму спектрометрическоrо усилителя
255
ухудшается прямо пропорционально увеличению коэффициента
аттенюации из за Toro, что сиrнал, поступающий на вход
первой секции, аттенюируется, а приведенный ко входу этой
секции шум не изменяется (он увеличивается при приведении ко
входу BcerO СУ). В силу отмеченноrо недостатка этот способ
реrулирования усиления применяют лишь как дополнительный
к двум друrим, имеющим самостоятельное значение на практи-
ке: реrулирование усиления путем отключения усилительных
секций и изменение параметров цепей отрицательной обратной
связи (ООС) в секциях на операционных усилителях. Каждый из
этих способов имеет свои слабые и сильные стороны. Целесо
образно их сравнить, ориентируясь на «идеальную» модель
спектрометрическоrо усилителя, в которой при изменении
коэффициента усиления остаются неизменными следующие
характеристики: приведенный ко входу СУ уровень шума, время
нарастания сиrнала на выходе (при выключенном фильтре или
минимальных постоянных формирования), динамический диапа
зон амплитуд по выходу (или максимальная амплитуда), время
распространения сиrнала (это бывает важно, если в СУ
использовать времявариантное формирование спектрометриче
ских импульсов). Сравнение трех способов с точки зрения этих
показателей следует из табл. 9.1 при условии, что все секции
усиления идентичны, минимальный коэффициент усиления равен
1, между усилительными секциями нет формирующих цепей.
При выборе способа реrулирования коэффициента усиления
в СУ помимо пара метров отдельных усилительных секций и
отмеченных в табл. 9.1 факторов приходится принимать во
внимание и необходимость компактноrо размещения спектро
метрическоrо формирователя; устройств, повышающих устойчи-
вость усилителя к сиrналам, превышающим линейный диапа
зон; вспомоrательных и сервисных устройств. В итоrе наиболее
часто применяются комбинированные способы реrулирования с
преобладающей ролью способа, oCHoBaHHoro на изменении
шубины ООС в rруппе секций. Это влечет за собой и
унификацию самих усилительных секций. Обзор базовых усили
тельных секций содержится в [194].
Общие требования к универсальной усилительной секции
включают, во первых, условие, чтобы лоrарифмическая ампли-
тудно частотная характеристика (ЛА ЧХ) была однополюсной,
или, по крайней мере, наклоны ее не должны превышать 20 дБ
на декаду частоты. Такая секция устойчива при всех коэффи
циентах усиления, на ее основе леrче реализуются активные
фильтры и схемы с изменяющимся от уровня сиrнала коэффи-
циентом усиления (пороrовые усилители, усилители оrраничите
ли). При равных величинах доминирующеrо полюса и усиления
с разомкнутой цепью ООС однополюсная секция более широко
полосная, чем двухполюсная, а при равных временах HapaCTa
256
Таблица 9.1. Зависимости показателей усилителей от способов реrулирования
коэффициента усилеиия при Кус 1 7 К макс
Способ
реrулиро-
вания
Шум, приве Время на-
денный ко растания
входу на выходе
Аттенюатор Возрастает
на входе С'у в К макс
Аттенюатор Возрастает
внутри СУ в Кмахс/К!
Отключение Не зависит
каскадов
Изменение
цепи ООС
Диапазон
амплитуд
на выходе
и вых. макс
Время
распростра-
нения
п римечания
Не зависит Не зависит Не зависИ1 Применение оп
равдано, коrда
в предусилитель
встроена секция
усиления. Кус
K! . Кат' К2' rде
К ! коэффициент
усиления секций
до аттенюатора;
Кат коэффи
циент передачи
аттенюатора
Недостатки:
1. Большое число
усилительных
секций.
2. Сложные схемы
коммутации.
3. Реrулировка
усиления «плавно»
должна осуществ
лятьея аттенюа-
тором или ООС
Независит 1. п число уси
лительных секций.
2. При малых Кус
возможна «коле
бательность» пе
реходной xapaK
теристики или
потеря устойчи
вости
То же
Уменьша-
ется при
уменьше
нии Кус
Возрастает То же
в ;rп раз
при К мин 1
Падает в
К ! раз
Не зависит
То же
То же
Уменьша
ется при
уменьше
нии Кус
ния С замкнутой ООС в однополюсной достиrается меньшее
время установления переходной характеристики. Друrим обще
принятым требованием является то, что «разомкнутое» усиле
ние должно быть более 104. На практике это обеспечивает
интеrральную нелинейность менее 0,1 %. Время нарастания при
Кус == 1 О -;.- 16 и апериодическом процессе установления должно
быть не более 50 100 нс (в спектрометрах с поверхностно
барьерными детекторами бывает необходимо иметь время
нарастания не более 10-;.-20 нс), а приемлемой скоростью
нарастания может считаться l1и/1J.t == 200-;.- 100 В/мкс при BbIXOk
ных амплитудах до 5 10 В. Допустимый приведенный ко
входу дрейф уровня по постоянному току составляет 20
50 мкВ/ОС при входных токах секции 1 10 мкА (лишь в
257
17 26
отдельных применениях необходимы I BX ::::; О, 1 нА). Приведенный
ко входу среднеквадратичный уровень шума в СУ с rayccoBbIM
формированием при т ф == 1 мкс не должен превышать 5
10 мкВ. И последнее. Число настраиваемых в секции парамет-
ров не должно превышать одноrо двух, включая выходной
уровень и устойчивость.
До появления в последние rоды интеrральных микросхем,
удовлетворяющих перечисленным требованиям, наибольшее
распространение в отечественных и зарубежных спектрометри
ческих усилителях получила так называемая схема Милларда
Блэлока [195]. Ее основу составляет каскадная дифференциаль
ная пара на биполярных или полевых транзисторах и «токовое
еркало» в коллекторах каскадов с общей базой. Недостатками
этой схемы следует считать сложность юстировки (для получе-
ния дрейфа исходноrо уровня не более 50 MKBjOC, к операциям
коррекции устойчивости и установки нулевоrо потенциала на
выходе добавляется установка равенства токов через транзисто
ры дифференциальноrо rоловноrо каскада); невысокую повто
ряемость параметров для разных экземпляров секций, что
характерно для люБыIx схем на дискретных элементах.
Появившиеся широкополосные микросхемы операционных
усилителей, например К544УД2, КI54VДЗ, свободны от этих
недостатков, однако им свойственны друr'ие. Во первых, это
касается быстродействия. В лучшем случае время нарастания в
них составляет 50 100 нс, а частота единичноrо усиления
11 == 20..,.. 25 мrц (в схеме Милларда Блэлока при COOTBeTCT .
вующих транзисторах достижимы 11 == 100..,.. 200 мrц, время
нарастания Т и ::::;3..,..IО H C). Повышенный уровень шума xapaKTe
рен для микросхем К544УД2. Спектрометрический усилитель с
квазиrауссовым фОР1\!иrователем при Т Ф == 1,6 мкс характеризу
ется уровнем шума (И ш)1/2 14,3 мкВ эф , если секции построены
на микросхемах К544У Д2А, а при переходе в rоловной секции
на схему [195] шум падает до 4,7 мкВ эф [194].
Большинство преимуществ дискретных и интеrральных
операционных усилительных секций соединяются в двухканаль
ных структурах или в секциях с параллельным каналом [194].
Наиболее универсальными являются те из секций с парал
лельным каналом, в которых быстрый усилитель схема
Милларда Блэлока, а объединение быстроrо и медленноrо
каналов реализовано без частотноrо их разделения, путем
суммирования токов в полюсе быстроrо канала (рис. 9.1).
Точкой соединения быстроrо и медленноrо каналов служит
точка а. R б и С б динамическое сопротивление и суммарная
емкость на входе эмиттерноrо повторителя; SM и Sб крутизна
преобразования напряжение ток в медленном и быстром
усилителях соответственно. Опера торный коэффициент передачи
для конфиrурации на рис. 9.1,6 имеет вид
258
I
Вх.
+
8х.
+158
а)
+88 xVD +ВВ
Вк ПТ1 ПТ2 80
+ 60
'f0
za
+158
, ;;pыa --.
I УСllЛllтель !
I
.
1 C I
}jj
I
I
I i1еiJленныц I
L .!!..C I1!!!..e ...J
5)
(Z71КfjV:м/ К fjТК м ) 1
I (ZffТ: Т'
. I
I I
I I
I I
f, ru,
,а)
158 fJ)
Рис. 9.1. Двух канальная базовая усилительная секция:
а ПРИllципиальная схема (A1-KI59HТlB, А2-К544УД2А); б эквивалентная схема;
в вариаllТ rоловноrо каскада на полевых транзисторах; 2 лоrарифмическая амплитудно
частотная характеристика
К(Р) == Кб (р) + КМ j, ) == (Кб + К М ) Х
Х [ I +P ( ) TM /(1 +ртб)(I +рТ м ),
Кб+К М
rде
Кб (р) == Sб R б /( 1 + РС б R б ) == К б /( 1 + РТа );
к (p)== == КМ
М 1 +P't'M 1 +РСБК Б (l+й't'м)(1 +р't'б)'
259
+и см
Вых.
ВХ.
\
V1
0.)
70
БО
50
'10
JO
20
10
1
Р2 = б дБ
о
102 103 10'1 10 S 106
о)
Рис. 9.2. Двухканальная усилительная секция с электронным управлением Кус:
а структурная схеМа; б лА ЧХ, обеспечивающая фиксированную верхнюю частоту J.
Наклоны ЛАЧХ (рис. 9.1,2) не превышают 20 дБ/дек., если
«нуль» располаrается между двумя полюсами. Это достиrает-
ся с помощью резистора Rz (рис. 9.1, а) путем изменения.
величины К М '
На рис. 9.2 показана модификация двухканальной усилитель
ной секции, в которой синхронно с изменением параметров цепи
ООС изменяется разомкнутый коэффициент усиления переклю
260
чением дифференциальных пар А 1 и А 2 дЛЯ сохранения
неизменным петлевоrо усиления ( KE). Этим достиrается
постоянство времени нарастания при двух коэффициентах
усиления с замкнутой цепью ООС (в данном случае Кос 1 ==
== I! l == 16; Кос 2 == 1/ 2 ==2) за счет постоянства верхней частоты
полосы пропускания с замкнутой связью. Такой способ реrули-
рования усиления, реализуемый в двух, трех секциях СУ,
позволяет избавиться от применения аттенюаторов. В [194 ]
приводится также схема, предназначенная для осуществления
плавной реrулировки усиления проrраммным путем за счет
умножающеrо цифроаналоrовоrо преобразователя К572ПА1,
включенноrо в цепь ООС двухканальной секции.
Данные табл. 9.2 позволяют оценить шумовые свойства спект
рометрическоrо усилителя с rayccoBbIM формирователем (БУС2 97)
в зависимости от постоянных формирования и типа усилительных
секций. Вследствие суммирования коэффициентов усиления обоих
каналов происходит некоторое ослабление приведенноrо ко вхо-
ду шума по сравнению с секцией на микросхеме 544У Д2А.
ИЗ табл. 9.2 можно сделать практические выnоды о том, что
применение микросхем К544У Д2А допустимо лишь в секциях,
которым предшествуют друrие, низкошумящие. Из Toro факта,
что преобладающий вклад в шумы двухканальной секцtш
вносится интеrральным ОУ, следует необходимость применения
иных, более низкошумящих микросхем, например К154УД4,
шум которых в полосе o 1 мrц составляет лишь 20 мкВ.
Заканчивая краткое рассмотрение секций усиления, следует
отметить, что единственный недостаток двухканальных секций
по сравнению с дискретными и интеrральными секциями по-
вышенные rабариты. Путь преодоления создание rибридной
микросхемы быстроrо усилителя.
т а б л и ц а 9.2. Шумовые свойства усилвтельиых секций при квазиrауссовом
формироваиии сиrиалои (194)
Постоянная вре- Приведенный ко входу шум, мкВ
мени формиро
вания 'ф' м:кс Быстрый Медленный уси Секция с пар ал- Секция с парал-.
('д t. ,ф) усилитель; литель (м/с, лельным каналом лельным каналом
Кос ==4; К544УД2А); на базе, м/с, на базе, м/с,
T. 20 нс Koc 4; T. 75HC К544У Д2А в мед- К544УД1А; к;,с",,4;
ленном канале; T. 20 ас
Koc 4; T. 20 нс
12,8 1,6 5,6 4,7 4,2
6,4 2,3 7,6 6,8 4,8
3,2 3,2 10,3 8,8 5,3
1,6 4,7 14,3 14,0 6,0
0,8 6,4 20,7 20,0 7,0
0,4 7,1 34,4 33,7 9,4
02 8,1 40,0 36,3 15,2
261
9.3. Сравнительный анализ ,стабилизаторов исходноrо уровня
Появление в составе электронных спектрометрических трак-
тов таких устройств, как стабилизаторы исходноrо уровня,
обусловлено некоторыми причинами. Измерение энерrии KBaH
тов (частиц) излучения с ППД спектрометром сводится в итоrе
к измерению амплитуды импульсов на выходе усилителя с
помощью аналоrо цифровоrо преобразователя (АЦП). Совре-
менные АЦП преобразуют в 1 o 14 разрядный цифровой код
амплитуды импульсов, лежащие в пределах от нескольких
десятков милливольт до + 5 -7- + 1 о В (относительно ну левоrо
уровня спектрометра). Низкий уровень амплитуд на выходе
зарядово чувствительных предусилителей (см. rл. 8) заставляет
для достижения приемлемой точности использовать СУ с
коэффициентом усиления до 3000, содержащие несколько
усилительных секцИЙ. Возникает проблема связи усилительных
секций между собой и выхода усилителя со входом АЦП.
ЛJOбая температурная или долrовременная нестабильностъ
исходноrо уровня будет выражаться как флуктуирующая добав-
ка к амплитудам измеряеfl:1ЫХ АЦП импульсов.
В 60-х rодах между выходом усилителя и входом АЦП
включали разделительную СR цепь с ПОСтоянной времени
.CR » Т ИМП ' Такая разделительная цепь устраняет влияние
смещений исходноrо уровня на результаты измерения ампли
туд, но при повышенных статистичеСких заrрузках СR цепь
становится источником сдвиrа и уширения- пика амплитуд
Из за возникающеrо динамическоrо сдвиrа и ero флуктуаций
(рис. 9.3).
Дело в том, что если 'на входе СR-цепи действует cTporo
униполярный импульс, то после прохождения ее у импульса
образуется экспоненциальный выброс противоположной поляр
ности С постоянной времени спада .сп == .CR == CR. Амплитуда
этоrо выброса И О в первом приближении равна: ио ИМ Т ИМП /
.CR' rде Им амплитуда спектрометрическоrо импульса. Если
действует последовательнрстъ спектр<?метрических импульсов,
то происходят MHoroKpaTHbIe наложения последующих сиrналов
на протяженные выбросы от предыдущих. Основные xapaKTe
ристики образующеrося процесса описываются формулами
Кэмпбэлла [129 ]
00
Идин==пвхS Иое l/tспdt==пвх.сп И О ;
о
(9.1)
00
Q' 2 == п S И 2 е 2t/t сп dt == п. х . И 2
ДИН ВХ О 2 СП о.
о
(9.2)
Заметим, что в общем случае возникающий процесс HerayccoB.
Искажения первоначальноrо амплитудноrо спектра проявляют-
262
AY 'M
jJ и ди "
ЛА...
а) А!\ t
t
о)
Рис. 9.3. Влияние разделительной СR цепи на исходный уровень, относительно
KOToporo измеряются амплитуды импульсов:
а суперпозиция постоянноrо (медленно изменяющеrося) смещения и последовательности
спектрометрических импульсов на входе СR-цепи; б, последовательность спектрометриче-
ских импульсов на выходе СR-цепи, искаженных динамиqеским смещением ида.
ся в том, что монопики смещаются в сторону меньших
амплитуд в среднем на И дин , а форма их становится отличной
от rауссовой. Максимальные отклонения измеренных амплитуд
MorYT быть оценены через неравенство Чебышева [129]:
вероятность Toro, что отклонение процесса, изображенноrо на
рис. 9.3, б, от среднеrо значения И дин на величину больше, чем
О'дин' будет меньше, чем 1/ 2. Для rayccoBa процесса вероят
ность отклонения на 3,00' составляет лишь 0,25%, а на
3,50' 0,05%. Здесь же соответствующие вероятности составля
ют 11,1 и 8,2%. Увеличение .CR в несколько раз сохраняет
величину И NН (поскольку возрастание .CR компенсируется
снижением И о в такое же число раз), но снижает величину
среднеквадратичной флуктуации О'дин' При п ВХ » 1/. сп в соответ-
ствии с центральной теоремой теории вероятности профильтро-
ванный пуассоновский поток спектрометрических импульсов
переходит в непрерывный rayccoB случайный процесс [129] с
соответствующим уменьшением максимальных отклонений aM
плитуд импульсов от среднеrо значения. Поэтому и выrодно
иметь .сп как можно больше. Для практических целей необходи
мую величину .сп (см. рис. 9.3, б) можно определить из условия:
Идин+3,50'дии 0, (9.3)
т. е. среднеквадратичная флуктуация должна быть настолько
малой, чтобы в положительную сторону укладывалось не менее
3,50'дин (99,95% флуктуаций). Подста вляя вы ражения для И дин И
О'дии В (9.3), получаем п ВХ .сп З,5Jпвх .сп !2 0, откуда
.сп 2,5/п вх . (9.4)
Для п ВХ == 102 имп./с, например, .сп 0,25 с. Наряду с условием
(9.4) необходимо, чтобы И дин не превышало заданной величины,
например 0,1% Им' Отсюда п ВХ 10 3/Тимп,
Друrой крайностыо является использование разделительной
СR цепи с малой постоянной времени .CR < Т м , rде ТМ время
достижения сиrналом пиковоrо значения на входе. При этом
263
условии образуется биполярный импульс с равными площадями
положительной и отрицательной полуволн и суммарной дли
тельностью, почти равной' первоначальной. К моменту возник
новения следующеrо сиrнала разделительная цепь успевает пере
зарядиться, и динамическое смещение не возникает. Однако та'"
кой прием в ППД спектрометрах недопустим из за Toro, что при-
водит к резкому возрастанию вклада шума «последовательно-
ro» источника (растет Ms) и общему возрастанию К п . ш до
К п . ш ?;; 1,5. Одновременно резко возрастает баллистический де-
фицит.
Третья возможность заключается в применении СR цепи с
компенсацией полюса нулем (см. rл. 7, 8). Их применение
оправдано, во первых, при экспоненциальной форме импульсов
и последующем спектрометрическом формирователе, реализуе
мом не более чем на одной двух усилительных секциях;
BO BTOpЫX, при небольшом общем усилении усилителя и
соответственно малом числе усилительных секций, так как в
противном случае необходимо применять ряд цепочек, что
усложняет настройку СУ.
ДО сих пор рассматривалось применение пассивных СR цепей
для устранения напряжения смещения и ero дрейфа. Их недостатки
отмечены. Известщ,I попытки преодоления недостатков простых
СR разделительных цепей применением активных схем [196, 197].
В [196] дастиrнуто эффективное увеличение постоянной времени
"CCR при умеренных значениях емкости конденсатора и сопро .
тивления резистора. Интересны результаты, полученные в [197]
(рис. 9.4). Здесь последняя усилительная секция, выполненная на
операционном усилителе аУl спектрометрическоrо усилителя,
охвачена rлубокой оос по постоянному току через идеальный
интеrратор на аУ2. Общая формула для коэффициента передачи
линейной системы с отрицательной обратной связью имеет вид
К (p) К60С(р) ( 9 5 )
о.с 1 + (p)K60C (р)' .
rде К бос комплексный коэффициент передачи при разомкнутой
обратной связи; (р) комплексный коэффициент передачи
сиrнала обратной связи с выхода на вход.
Здесь
к R2 1 Ко
бос Rl 1 +p't o == 1 +p't o '
rде "Со постоянная времени усилительной секции на аУ] с
обратной связью через R2 и Rl; (p) 1/р"Си коэффициент
передачи идеальноrо интеrратора. Учитывая, что "Со "С ю можно
переписать (9.5) в виде
К (p) р'tи/К о (9.6)
ос 1 +p't o 1 +р'tи/К о .
264
Второй сомножитель в
(9.6) представляет co
бой операторное' Bыpa
жение для коэффициен
та передачи (изображе
ние импульсной xapaK
теристики) обычной
разделительной СR це
пи с постоянной Bpe
мени 't' == СиR и / Ко. Таким образом, усилительная секцИя с
интеrратором в обратной связи эквивалентна той же усилитель
ной секции и последовательно включенному с ней простому
СR дифференциатору. При этом чем выше коэффициент пере
дачи по постоянному току усилительной секции, тем ниже
эффективное значение постоянной времени СR дифференциато
ра. Единственное преимущество рассмотренной конфиrурации
по сравнению с обычной СR цепью заключается в том, что она
позволяет застабилизировать уровни по постоянчому току У
rруппы усилительных секций, входящих в спектрометрический
усилитель.
Можно показать, что простой RС интеrратор, включенный в
обратную связь секции, ,эквивалентен цепи с компенсацией
полюса нулем.
Таким образом, применение линейных времяинвариантных
схем, какими являются разделительные СR-цепи и усилительные
секции с интеrраторами в обратной связи, не решает задачу
фиксации исходноrо уровня на выходе спектрометрическоrо
усилителя при повышенных статистических заrрузках. Возникла
потребность в разработке специальных устройств стабилиза
торов исходноrо уровня СИУ, первым из которых, по-видимо-
му, был нелинейный стабилизатор Робинсона [198], называе
мый еще восстановителем постоянной составляющей (ВПС), и
ero модификация ВПС Чейза Паоло [199]. Структурные
схемы этих стабилизаторов (рис. 9.5) весьма близки.
Рассмотрим режим работы, Kor да ключ S находится в
положении 2 режим ВПС Робинсона. В отсутствие сиrналов
токи reHepaTopoB ТТl и ТТ2 установлены так, чтобы i z == i3. При
появлении спектрометрическоrо импульса передним фронтом
ero запирается диод Дl, и весь ток ТТl переключается в Д2.
Током i z заряжается конденсатор С ь , и у выходноrо импульса
образуется скол вершины с наклоном 0== iz/C b , По окончании
импульса на входе, если напряжение, до KOToporo зарядилась
С ь , превышает отрицательный пороI', весь ток из Д2 переключа
265
Рис. 9.4. Активный СR диф
ференциатор на основе ИН
TerpaTopa в цепи обратной
связи
BbIxo{j,CY ....,
RZ I
I
I
Вх.
8ых.
'-...
I \
П2
Рис. 9.5. Стабилизаторы Робинсона [198]
и Чейза Паоло [199):
а структурная схема; б BpeMeHHble диаr
раммы
ется в Д 1, и происходит BOC
становление напряжения на С ь до
уровня отрицательноrо пороrа
V n . После этоrо вновь начинает
проводить диод Д2, и напряже
ние на выходе ВПС приходит к
нулю с постоянной времени
't B ==C b 2r d , rде rd дифференци-
альное сопротивление диода в
проводящем состоянии. Из
t рис. 9.5, б очевидно, что время
восстановления напряжения на
С ь тем меньше, чем ниже наклон
t . 0== i 2 /C b , При 0---+0 время восста-
новления также стремится к ну-
лю, однако при снижении i 2 и
увеличении С ь быстро растет постояШfая времени -ь, что не
позволяет увеличивать С Ь ' Включение операционноrо усилителя
(8 в положение 1) снижает величину пороrов (V p , V n ) И -ь
приблизительно в число раз, равное коэффициенту усиления
ОУ. При этом возможно достижение времени восстановления, в
пределе paBHoro длительности импульса Т ИМП на Выходе. Таким
образом, интервал наложений может принципиально быть
равным двум длительностям импульсов по основанию, т. е.
п МаКС == 1 /2Т имп ,тоr да как с СR разделительной цепью п МаКС
О,ООl/Тимп (при этом сдвиr центра тяжести пика амплитуд с
ростом пВХ не превышает 0,1 %).
Кроме стабилизаторов Робинсона и Чейза-Паоло существует
большое число друrих подобных устройств: Все мноrообразие
устройств стабилизации можно классифицировать так, чтобы
независимо от схемной реализации Toro или иноrо стабилизато-
ра выявить предел ero характеристик.
Классификация стабилизаторов исходноrо уровия (СНУ). Она
может быть представлена rрафически (рис. 9.6). Важнейший
признак деления стабилизаторов принадлежность к нелиней-'
ным или линейным времявариантным устройствам. Такое
деление впервые было проведено в [200]. Нелинейные СИУ
исторически появились первыми и известны под названием
восстановителей постоянной составляющей (ВЛС). Часто лю
бые стабилизаторы называют восстановителями, хотя линейные
времявариантные стабилизаторы по сути своей работы в
отличие от ВЛС не восстанавливают постоянную составляю-
щую, а предотвращают ее смещение. Линейные времявариант
266
8х. Св
и6х
и 6ых
'V n
'lj,
о)
8ых.
СНУ
По тШ7У схем По cmp!fKmype
t t t t
ЛослеiJо8ательные ОхtJать/8ающuе
дЛС две
/(омпенсаЦIJонные
Рис. 9.6. Классификация' стабилизаторов исходноrо уровня
ные стабилизаторы (ВВС) иноrда называют стробируемыми
СR дифференциаторами, чем отражается тот факт, что данный
класс СНУ базируется на СR дифференциаторах с изменяемой
по внешнему импульсу управления ПОСтоянной времени. По
способу включения элемента памяти стабилизатора С ь после
довательно с выходом стабилизируемоrо усилителя либо как
емкость интеrратора в обратной связи стабилизируемой секции
наподобие изображенноrо на рис. 9.4 следует различать пос
ледовательные и охватывающие структуры СИУ. ДЛЯ исследо
вания предельных возможностей ВЛС и ВВС можно применять
эквивалентные схемы лишь с последовательно включенным
элементом памяти С ь . Охватывающие структуры СНУ так же,
Ka аналоrичные структуры СR дифференциаторов, в боль
шинстве случаев сводятся к эквивалентной последовательной
схеме. Однако с точки зрения схемной реализации последова
тельные и охватывающие структуры далеко не идентичны
вторые дают разработчику rораздо большее число степеней
свободы.
Стабилизаторы исходноrо уровня сильно влияют и на
быстродействие спектрометра, и на отношение сиrнала к шуму
в нем. Недопонимание сущности работы СНУ может свести при
разработке спектрометра к нулю ожидаемые преимущества от
использования прецизионных формирователей импульсов и
зачеркнуть усилия по улучшению друrих устройств электронно
ro тракта. К сожалению, как в зарубежной, так и в
отечественной литературе в вопросах системно о исследования
СНУ имеется определенный пробел. Ниже мы по пытались ero
заполнить. При изложении материала использованы [148, 200].
Нелинейные стабнлнзаторы нсходноrо уровня (основные свой
ства). Для рассмотрения функционирования различных типов
ВПС удобна эквивалентная схема [100], приведенная на рис. 9.7.
Положение ключей указано для исходноrо состояния, коrда
отсутствует как сиrнал, так и шум. Существует пять параметров
нелинейных СИУ: 1) постоянная времени 'ь для подпороrовых
сиrналов; 2) вносимый ВПС наклон переход ной характеристики
o==In/C b ; 3) коэффициент асимметрии А ==In/I; 4) положиiель
ный пороr срабатывания инспектора уровня V p ; 5) отрицатель
267
8х.
>
G Ip
sA
8ых.
/ V p Наклон о'
...L .......
О ----L-.-
"11. to
If
а}
5)
Рис. 9.7. Нешшеl1ные стабилизаторы исходноrо уровня:
а обобщенная эквивалентная функциональная схема; б реакция
впс на прямоуrольный импульс
ный пороr инспектора уровня V n . Случай б иллюстрирует
влияние перечисленных параметров на форму выходноrо им-
пульса при прямоуrольном сиrнале на входе в отсутствие шума.
С появлением в t==t o импульса на входе ключ Sl размыкается, а
S3 замыкается (для схемы Робинсона это соответствует
переключению тока в Д2). В течение длительности сиrнала на
входе (Т имп ==t 1 to) происходит заряд С ь отрицательным током
In, что создает наклон 8==In/Cb вершины импульса. Если к
моменту окончания импульса на входе спад вершины 8Т имп
превышает отрицательный пороr, то при t == t 1 замыкается S2,
размыкается S3, а Sl остается в прежнем разомкнутом
состоянии (переключение тока из Д2 n Дl в схеме Робинсона).
Если коэффициент асимметрии А > 1, то в отличие от обычной
схемы Робинсона достижение выходным напряжением величины
пороrа происходит не при t 2 , а при t'2, после чеrо ключи
возвращаются в исходное состояние: размыкается S2 и замыка
ется Sl. ВПС переходИТ в режим простой дифференцирующей
СR цепи, и спад напряжения к нулю происходит с постоянной
времени .ь'
Из рис. 9.':'/ следует, что при cTporo униполярных прямо
уrольных импульсах без выбросов для сокращения времени
восстановления уровня необходимо обеспечить: А> 1, .b O,
8 O. Чтобы стабилизация уровня осуществилась в условиях
максимально широкоrо спектра амплитуд, положительный
268
пороr V p должен CTpe
миться к нулю. Это же
способствует устране-
нию нелинейности для
импульсов непрямо
уrольной формы:. при
конечном времени нарастания импульса чем меньше ero
амплитуда, тем позже изменяется положение ключей и тем
раньше они возвращаются в исходное состояние. Это происхо
дит, во первых, из за меньшеrо времени превышения импульсом
положительноrо пороrа, а BO BTOpЫX, вследствие Toro, что
эффективное значение пороrов V p и V N В ВПС тем выше, чем
ниже крутизна фронта сиrнала на входе: Vр [зарrь, а ток заряда
[зар пропорционален С Ь и амплитуде сиrнала и обратно
пропорционален ero крутизне. Таким образом, возникает
оrраничение на -ь: если -b O' то Vp CXJ.
Нередки случаи, коrда спектрометрические импульсы из за
неверно выбранных BpeMeHHhIx констант в спектрометрическом
формирователе либо неточно настроенной схемы «компенсация
полюса нулем» имеют выбросы в противоположной полярно
сти. Если коэффициент асимметрии А> 1, то выброс укорачи
вается, но вслед за ним образуется друrой с rораздо большей
амплитудой и с той же полярностью, что и сиrнал (рис. 9.8).
Причина этоrо в большом заряде, накопленном на С Ь под
действием тока [р за время превышения выбросом пороrа V n .
Эффект можно устранить установкой А 1 либо увеличением
отрицательноrо пороrа V N .
Рассмотренные ситуации достаточно условны, поскольку
никак не учитывлсяя шум, действующий в спектрометре.
Обратимся теперь к случаю, коrда наряду с униполярными
спектрометрическими импульсами действует шум. Пусть поро-
rи ВПС V p и V n прсвышают уровень шума. Срабатывания
стабилизатора в этом случае происходят лишь с приходом
спектрометрических импульсов. Тоrда по отношению к шумо
вым импульсам восстановитель является простым СR диффе-
ренциатором. Весовая функция может быть определена из
эквивалентной шумовой схемы [148]. Действие reHepaTopoB
токов [n и Ip имитируется резистором RI (R L > R b ). Ключ S
замкнут вплоть до прихода спектрометрическоrо импульса при
t-==O (рис. 9.9, б). На время длительности импульса Т ИМП ключ S
размыкается и замыкается вновь по окончании сиrнала на
входе. Поскольку в рассматриваемом случае ВПС не реаrирует
на шумовые импульсы, то на отрезке времени t O W(t)
269
Рис. 9.8. Увеличение BpeMe
ни восстановления при пре
вышении выбросом nopora
V n асимметричноrо ВПС
I
I
lvp
о'
t
"'v.
п
"
....
"'7"
......
и аЫХ и ВХ
'= . ь 1 е*Ь е т имп/'L. Это co
впадает с весовой функцией
СR дифференциатора с 't'CR '=
'= "сь, за исключением множи-
теля е т имп/'L. Последний от-
ражает тот факт, что момент
измерения помещен не. в t '= О,
а в (,= Т ИМП И В течение
д.t == Т ИМП ПРОJ:lСХОДИТ разряд
емкости С ь с постоянной Bpe
мени 't'L,=CbR L (ключ S на
этом интервале разомкнут).
Для 8 импульсов, возникших
на интервале О t Тимп, ВПС
является также СR-дифферец
циатором, но из за разомкну-
Toro ключа S постоянная времени здесь 't'CR == "Си На отрезке
О t Т МП' следовательно, . имеем w(t)::::::
:::::: 't'L1"exp[ (Тимп+t)/'t'L]. На рис. 9.9 показана весовая функ-
ция спектрометра с формирователем на основе дифференциато
ра на линиях задержки и ВПС, полученная сверткой их весовых
функций. Включение ВПС, имеющеrо пороrи V p и V n выше
уровня шума, приводит, следовательно, к появлению, во-пер-
вых, биполярной суммарной весовой функции, а во-вторых, к
увеличению ее длительности против исходной, т. е. без стабили-
затора. Первое означает возрастание вклада последовательноrо
шума, а второе параллельноrо. Вместе эти факторы приводят
к росту К п . Ш ' Для наrлядности рассуждений мы выбрали
прямоуrольную форму спектрометрических импульсов. При
любой друrой униполярной форме сиrналов выводы сохраняют
силу. В [201] на примере простоrо CR + RC формирователя и
ВПС с R :::::: 00 С помощью корреляционноrо анализа показано,
что необходимо соблюдение условия "Cь (100+20)TM' rде
TM MOMeHT измерения амплитуды импульса после ero начала.
В спектрометрах с формирователями более качественными "сь
должна быть еще больше, однако быстродействие оказывается
уменьшенным.
Теперь пусть nОрО2И V n И V p ниже уровня шума, т. е. ВПС
срабатывает на каждый шумовой импульс. Если коэффициент
асимметрии А> 1 либо I УТ п 1=11 V p 1, то уровень на выходе даже в
270
/
СЬ
Bx.>---------I
8ых.
1 Т....
't'b. e 't'k
( ) 't'J.
, ;
1 Т....
7:ь' е 't'L
t
1/'t'L
8)
е)
Рис. 9.9. Определение весовой Функ
ции впс с пороrами, превышающими
уровень шума:
а эквивалентная времявариантная линей
ная шумовая схема; б реакция на прямо
yrольный входной импульс; в . весовая
функция для впс момента времени ТЮМ
т ими ; 2 весовая функция для структуры
лз+ впс
t
отсутствие спектрометрических импульсов будет отличным от
нулевоrо. впс будет с цекоторым коэффициентом <<отслежи-
ваты> уровень шума. При А> 1 С Ь станет заряжаться преиму-
щественно током I f ' т. е. уровень сместится в положительную
сторону, при I V p I > V n 1, но А == 1 B отрицательную, так как С Ь
будет заряжаться в основном током In. Таким образом,
необходимо иметь А == 1 и I V p I == 1 V n 1.
Весовая функция ВПС при низких пороrах становится
несколько иной [43]:
W(t)== 'tLlехр[tl'tЬ Тимп/'tL] при CX) t O; (9.7а)
, 1
exp [ (Тимп+t)/'tL] при О t Тимп,
'L
(9.7б)
т. е. резко уменьшается амплитуда выброса на интервале
СХ) < t О. Таким образом, можно окончательно сформули
ровать следующие требования к параметрам ВПС: т ь » Т ИМП ;
A==I; IVnl==IVpl O; 8==Iп/Cb 0'
Стремление к нулю пороrов и наклона 8 необходимо, чтобы
время восстановления определялось преимущественно токами In
и 1 р' а не постоянной, Ь' В пределе ТВ == Т ИМП ' Точное равенство
нулю пороrов и наклона невозможно, иначе ВПС превратится в
обычный СR дифференциатор с постоянной времени 't CR =='L'
Поскольку В реальных ВПС 1 V p 1 == I V n 1>0, то в итоrе
флуктуации уровня определяются постоянной "сь, а нормальная
работа ВПС прекращается, коrда динамическое смещение
достиrает пороrа V N (наступает режим работы СR дифферен
циатора). Максимально допустимую статистическую заrрузку
можно оценить из следующих соображений. Пусть аналоrично
тому, как это было при рассмотрении СR цепей, I V p ' == I V N 1==
== IO 3 и макс , rде Uмакс амплитуда прямоуrольных импульсов.
Амплитуда экспоненциальноrо выброса от одноrо импульса
приблизительно равна: и макс Тимп/'t L . Из условия U ДИН == V N
получаем
U ТИМП 10 3 U
макс "Сьпмакс == макс или
'L
пмаксТимп== IO 3'L/'tb'
(9.8)
т. е. п макс в 't L/'t b раз выше, чем для СR дифференциатора с
't CR ==, ь' Величина d == п Т ИМП ' называемая в зарубежной литера-
туре циклом занятости (duty cycle), для симметричных ВПС
прIfнципиально не может превышать 0,5 или 50% (при порorах,
равных нулю, Т В == Т ИМП ' Т н ==2Т имп ). Применение асимметрич-
ных стабилизаторов, как отмечал ось, оправдацо лишь в
некоторых частных случаях, коrда отношение сиrнала к шуму
велико (?: 100), а сиrналы cTporo униполярны. Такие условия
271
!
существуют в rамма спектрометрах с охлаждаемым полевым
транзистором.
Линейные времявариантные стабилизаторы исходноrо уровня (ВВС)
По сути это стробитруемые СR дифференциаторы и представ
ляют собой схему на рис. 9.10, а [100], отличающуюся от схемы
рис. 9.9, а тем, что R L OO.
В идеальных условиях, коrда управляющие импульсы пол
ностью перекрывают во времени спектрометрический, динами-
ческий сдвиr, флуктуации исходноrо уровня отсутствуют, т. К.
полностью отсутствует заряд С Ь ' В реальных устройствах такая
ситуация достижима далеко не всеrда из за Toro, что пороrи
компараторов, используемых в качестве формирователя управ
ляющих импульсов, принципиально должны быть установлены
выше уровня шума. Это приводит, если не принять особых мер,
к запаздыванию сиrнала управления по ОТН6шению к началу
импульса на входе и к паразитному заряду С Ь в течение
времени достижения сиrналом уровня пороrа. Установка поро
rOB срабатывания внутри шумов недопустима из за Toro, что
ключ S практически постоянно будет разомкнут и ВВС
превратится в обычную СR-цепь со всеми вытекающими
отсюда последствиями. Существует и друrой довод в пользу
установки пороrов достаточно высокими. Для подавления
медленных паразитных выбросов или хвостов, связанных с
неточной настройкой спектрометрическоrо формирователя, He
обходим заряд хвостами С Ь ' фиксация этоrО заряда в момент
поступления следующеrо импульса в t == О на всю длительность
этоrо импульса и вычитание запомненноrо значения хвоста из
суперпозиции сиrнала и хвоста при t== Т М ' Так же работает и
ВПС, только Из за наличия токов Ip. и I n (либо R L ) к моменту
измерения максимума данноrо импульса часть запомненной в
t==Q амплитуды хвоста от предыдущеrо импульса теряется.
Отличие весовой функции ВВС от весовой функции ВПС с
пороrами, установленными выше уровня шума (рис. 9.9, в),
содержится лишь в частях, соответствующих интервалу времени
[0--:-- Т имп ] (рис. 9.10,2). Б-Импульсы, поступившие на вход ВВС
в этом интервале, не MorYT вызвать при t== Т имп какой либо
реакции (это не означает, что в этом интервале коэффициент
передачи ВВС равен О).
На рис. 9.]0, д пока ана суммарная весовая функция спектро
метра, содержащеrо ЛЗ формирователь в первом случае или
rayccoB во втором и последующий ввс.
Автором [200] обнаружены два неочевидных (в то время, во
всяком случае) свойства линейных времявариантных стабили
заторов.
Первое из них заключается в зависимости отношения
сиrнала к шуму на выходе спектрометра с ВВС от статисти-
272
ческой заrрузки даже в усло
виях, Kor да отсутствуют взаим
ные наложения спектрометри-
ческих импульсов. Это означа
ет, что весовая функция HeCTa
ционарна и зависит от интер
вала времени между предыду-
щим и последующим срабаты
ваниями ВВС, что иллюстри
руется рис. 9.11 [148] и следу
ет из Toro факта, что длитель
ность весовой функции ВВС
существенно превышает дли ,
тельность импульсной xapaK '
теристики. Характер нестацио
нарности весовой функции
ВВС следует из рассмотрения
ero реакцИИ на () импульс, поступивший в более раннем
периоде, чем срабатывает ВВС (рис. 9.11, а). При приложении
()-импульса ко входу СR лифференциатора, каким является ВВС
дЛЯ шумовых импульсов, образуется экспоненциальный выброс
с амплитудой I/. b , При ( Тимп Т инт размыкается ключ S, и
зафиксированное на С ь напряжение сохраняется неизменным,
«помнится» в течение интервала Т иит , пока постоянная времени
ВВС равна бесконечности. Затем вплоть до ( o продолжается
экспоненциальный разряд С ь . При ( o вновь размыкается S, и
оставшееся к этому времени на С ь напряжение фиксируется и xpa
нится до момента ( Т имп ' Окончательный разряд С ь заканчи-
вается при (> Т имп ' Пунктиром на этом рисунке показан вид peaK
цИИ ВВС в отсутствие последующеrо срабатывания, ВВС удлиняет
память стабилизатора на величину протяженности этоrо события.
Последовательно перемещая и 00 до ( Т имп момент
приложения () импульса и отмечая величину импульсной peaK
ции при t + т имп' получаем весовую функцию ВВС на оси
времени t (рис. 9.11). Для расчета шумовых характеристик
электронноrо тракта спектрометра, содержащеrо какой либо
времяинвариантный формирователь и ВВС, удобнее иметь W ввс
на положительной оси времени, чтобы воспользоваться пре-
образованием Лапласа. Для этоrо осуществляется переход от
времени t к времени е Тимп t. Весовая функция WBBC(e)
приведена на рис. 9.11, в.
Рис. 9.10. Вре явариантный стабили
затор и ero функционирование:
а эквивалентная схема; б. две формы
входных и выходных импульсов; в им-
пульс управления ВВС; ? весовая функция
ВВС; д весовые функции спектрометров с
различными формирователями и ВВС
18 2b
Вх.
>
СЬ
I
Вх. упр.
ФОРМЩJО
lJатель
упраВЛЯЮЩLlХ
ilМПУЛЬСОО
Rb
Упр.
и""=и..,,, 1 ' , J а)
B!.Z ::.I!!.b:!. L 1 J. .
t
а)
и упр
8 (ruMn) t
WsBc{t)
V'l:'ьТuып
Wz{t)
Вых.
.
t
о)
f
t
о)
8(t+t}
преiJшестtlующее
СООЫШlJ.е
i Тим" ТиНа
hSSC(t+-t'}
V?:b
Тимп
I WBBC(t)
I I б'(t Тu....п)
I I I
(TиH,T+TиM") TиHT D
t
а)
............--. ....... Ти.м"
1j'1:b
?: e т инт!t'ь
Ь 6 (0)1 W"c(6}
J Iимп L
О L..J.
Тинт", ,:Тимп .1
t
5)
..
8
fJ) i
Рис. 9.11. Нестационарность весовой функции ВВС:
а реакция ввс на ОДИНОЧНЫЙ о-импульс (импульсная характеристика) при наличии двух
срабатываний ввс; б весовая функция ввс W(t); в весовая функция W(e), е Тимп t
Совершенно очевидно, что нестационарность весовой функ-
ции будет наблюдаться и в спектрометре снелинейным
стабилизатором исходноrо уровня. Однако появление HeCTa .
ционарности в ВПС с симметричными пороrами срабатывания,
расположенными в шумах, оказывается менее заметным, по
скольку разряд С ь будет продолжаться и в течение предыдущеrо
срабатывания, хотя и с большей постоянной времени 'и чем без
Hero [148]. Импульсная реакция и весовая функция в этих
условиях приведены на рис. 9.12 в увеличенном по оси орди
нат масштабе. Пунктиром показаны импульсная реакция и
весовая функция для одиночноrо события на интервале
.6.t==O..;-. Т инт ' Здесь стоит еще раз обратить внимание на то, что
амплИтуда экспоненциальной части импульсной реакции и
весовой функции значительно ниже, чем дЛЯ ВВС: 1/1L вместо
1/1 ь'
Дрyrой эффект заключается в снижении с ростом статисти-
ческой заrрузки способности ВВС подавлять низкочастотные
колебания на выходе, например, с частотой сети. Существова-
ние этоrо эффекта вполне объяснимо. Для подавления низко-
частотных наводок С ь должна успеть зарядиться ею перед
началом спектрометрическоrо импульса, чтобы затем запомнен
ное на С ь напряжение вычиталось из суперпозиции сиrнала и
этой наводки. При возрастании п их интервалы времени между
импульсами, коrда S замкнут, а постоянная времени ВВС
конечна и равна 'ь, уменьшаются. Следовательно, до все
меньшеrо напряжения наводки успевает зарядиться С ь и все
большая ее часть проходит на выход.
274
h(t+t')
i! Тинт Тимп Тинт.о Т имп
t
'Z"b
а)
1/'Z"[.
w(t)
TUHT TuMn Тинт а
1j'Z"[.
t
5)
'Z"b
'Z"L
7:ь
"С[.
Рис. 9.12. Нестационарность весовой функции ВПС
с пороrами ниже уровня шума:.
а импульсная реакция впс; б весовая функция
Нечто подобное свойственно и ВПС, однако картина
оказывается сложнее. Заряд С Ь дО максимальноrо значения
наводки или хвоста здесь затруднен еще и тем, что ключ Sl (см.
рис. 9.7, а) практически постоянно разомкнут под действием
разно полярных шумовых импульсов, если пороrи размещены в
шумах. Отметим, что экспериментальных исследований на эту
тему не проводилось.
Сравнительный анализ свойств стабилизаторов исходноrо
уровня в зависимости от структуры (последовательной или
охватывающей) удобнее провести при рассмотрении нескольких
практических схем.
Практические схемы стабилизаторов исходноrо уровня
Среди нелинейных последовательных стабилизаторов лишь
изредка применяются ВПС Чейза Паоло [199] (см. рис. 9.5).
Наибольшее влияние на ero практически достижимые характе-
ристики оказывает операционный усилитель ОУ, предназначен-
ный для уменьшения пороrов срабатывания V p и V n . Без ОУ,
т. е. в режиме ВПС Робинсона, для сиrналов с достаточно
крутым фронтом (время нарастания Т нар « 'Ь) I V n 1==1 V p I 2 U d ,
rде Ud падение напряжения на диодах, смещенных прямым
током 0,1 мА. Для кремниевых диодов Ud (250-7-300) мВ,
jVрl==IVnl (500-7-600)мВ. Подключение ОУ не уменьшает.
пороrи в Ко раз, равное коэффициенту усиления с разомкнутой
обратной связью (ОС). Типично Ко == 104 -7- 2. 104.. Сказываются,
во-первых, оrраниченное время нарастания скорректированноrо
для работы со IОО% ной шубиной ОС ОУ, BO BTOpЫX, задержка
распространения сиrнала по ОУ. Так, дЛЯ ОУ типа 140УДl,
275
.
8хоО
от еенератора пачка
JLJL
.......
т имп
ОzраНIiЧliтепь
х2В
Рис. 9.13. Схема для изучения влияния характеристик операционноrо усилителя
на быстродействие ВПС Чейза Паоло: .
ЭЛ эмиттерный повторитель; ЭЛ} и ЭЛ2 КI59НТlВ
часто применявшихся в ВПС, THap 300 нс, Тз 25 нс. Оrрани
ченное Тиар приводит К росту пороrов с ростом крутизны
фронта сиrнала, Тз еще более увеличивает V p и V п , причем даже
при Т нар == О эффективные пороrи в первый момент равны 2 и d'
Таким образом, С ь в течение HeKoToporo времени после начала
импульса заряжается с постоянной времени 'ь' Третий фактор
связан с тем, что ОУ в схеме Чейза Паоло в течение
длительности импульса находится в оrраничении по выходу, из
KOToporo выходит с задержкой от десятЫХ долей до нескольких
микросекунд.
Таким образом, восстановление заряда на С ь после прохож
дения импульса начинается лишь по истечении этоrо времени.
Были проведены измерения [148] величин пвх.макс и d == п вх Т ИМП
по «пачке» сиrналов с разными типами ОУ. Структурная схема
измерений показана на рис. 9.13. На вход ВПС подавались
пачки импульсов с реrулируемым интервалом между ними.
Длительность пачки такова, что в ней должно содержаться не
менее 100 импульсов. С помощью осциллоrрафа наблюдалась
оrибающая пачки сиrналов на выходе. Эмиттерный повтори
тель ЭПl соrласует выход ВПС с низкочастотным входом
секции на ОУ. ЭП2 предназначен для компенсации напряжения
т а б л и ц а 9.3. Измереииая максимальная статистическая заrрузка ВП С
Чейза Паоло в зависимости от типа и режима ОУ
ТИП ОУ и режим работы
Параметр ВПС
Кl40YД1A
(Тн,р О,З мкс),
оrраничитель
выключен
Кl40YД1A
(Т н . р 0,3 мкс)
оrраничитель
включен
Дискретный ОУ
(Т н . р 20 нс),
о'.раничитель
включен
пBX.MaIC' кrц
d п...максТимп' 0/.
27
13,3
65
33,3
8О
40
276
1
А
Вх.
Рис. 9.14. Компенсационный нелинейный стабилизатор исходноrо
уровня:
l последняя секция усилителя; П интеrратор ос; III инвертор IKI;;>I;
/V .,вспомоrательный последовательный впс
смещения и ero дрейфа, вызванных подключением ЭЛ]. Оба
повторителя выполнены на интеrральной сборке транзисторов
KI59HTIB. Параллельный orраничитель в цепи обратной связи
устраняет амплитудную переrрузку ОУ. Некоторые результаты
измерений сведены в табл. 9.3.
Следует отметить, что в «идеальном» случае цикл занятости
составил бы 50, а не 40%. Это свидетельствует о влиянии
процесса наложения экспоненциальных выбросов с постоянной
времени спада .ь' При rауссовой форме импульсов с той же
длительностью IЮ основанию сильнее сказывается зависимость
пороrов срабатывания ВПС от быстродействия интеrральноrо
ОУ. Во втором случае, коrда подключен оrраничитель, пара-
метры быстродействия ВПС таковы: пвх.макс==58 кrц, d 28,5%.
Максимальная средняя частота неналоженных прямоуrольных
импульсов с Т ИМП == 5 мкс на выходе спектрометрическоrо фор-
мирователя равна 36,8 кrц, а с учетом наложенных событий
100 кrц. Естественно, что от ВПС требуется работоспособ-
ность при интенсивности спектрометрических импульсов до
105 имп./с, чтобы быстродействие спектрометра определялось
лишь формирователем. Еще большим быстродействием должен
обладать стабилизатор уровня, если импульсы на Hero посту-
пают от rayccoBa формирователя. Так, если вновь Т ИМП == 5 мкс,
то максимальная интенсивность не наложенных сиrналов по
выходу формирователя п МаКС == 73,6 кrц, а общая статистическая
заrрузка при этом равна 2. 105 имп./с. Лишь в отдельных,
отмеченных ранее случаях введением асимметрии можно до-
биться Toro, чтобы ВПС не снижал быстродействия спектро-
метра, определяемоrо формирователем.
277
.
Схема охватывающеrо ВПС, эквивалентноrо последователь-
ному стабилизатору типа Чейза Паоло, приведена в [202].
Она построена на основе активноrо СR дифференциатора с
интеrратором в обратной связи (см. рис. 9.4). Для перевода
этой схемы в режим ВПС на ВХQде интеrратора в ОС размещен
усилитель оrраничитель, уровни оrраничения KOToporo, при
веденные ко 'входу стабилизируемой усилительной секции,
определяют пороrи срабатывания впс.
В упрощенном варианте такой охватывающий ВПС [103]
ближе к нелинейному стабилизатору Робинсона (из за высоких
пороrов срабатывания диодноrо оrраничителя).
Нелинейный охватывающий (компенсационный) стабилиза-
тор исходноrо уровня [204] обладает несколько лучшими
характеристиками, чем ВПС Чейза Паоло и стабилизаторы
(202, 203]. Идеальный интеrратор в обратной связи стабилизи
руемой секции имеет в данном случае два входа. На один из
них поступает с выхода стабилизируемой секции сумма им
пульсной и постоянной (медленно меняющейся) составляющих
выходноrо напряжения ВПС, а на друrой одна лишь импульс
ная, но в противофазе с импульсной составляющей на первом
входе (рис. 9.14).
Выделение импульсной составляющей осуществляется вспо
моrательным последовательным стабилизатором (на ОУ4). На
инвертирующем входе ОУ2 происходит компенсация импульс
ной составляющей, а постоянная (медленно меняющаяся)
остается и обычным образом подавляется за счет большоrо
усиления по петле отрицательной ОС (ОУ] и ОУ2).
Преимущество компенсационноrо ВПС перед устройствами
типа [202 ] заключается в несколько уменьшенных динами
ческом сдвиrе и ero флуктуациях на выходе по сравнению с
последовательным ВПС. Пусть полярность спектрометрических
импульсов на выходе ВПС положительная. Динамический
сдвиr, образующийся во вспомоrательном стабилизаторе, при
водит к сдвиrу уровня на выходе в отрицательную сторону.
Если коэффициент передачи инвертора K?:-l, то по импульсным
составляющим баланс токов на входе О У2 нарушается и
происходит компенсация части динамическоrо сдвиrа, вызван
Horo вспомоrательным стабилизатором. Попытки достижения
полной компенсации динамическоrо сдвиrа при водят к возник
новению rенерации, поскольку в целом обратная связь в
конфиrурации становитСЯ положительной. К сожалению, KOM
пенсация сдвиrа осуществляется лишь в диапазоне допустимой
статистической заrрузки вспомоrательноrо ВПС Чейза Пао
ло. Как только ВПС перестает быть стабилизатором, вся
конфиrурация также теряет работоспособность.
То, что нелинейные стабилизаторы в ППД спектрометре
более друrих функциональных элементов оrраничивают быстро
278
действие, побудило к разработке линейных времявариаНТНЬJХ
схем стабилизаторов.
Последовательные времяварнантиые стабилизаторы
Один из первых ВВС этоrо типа описан в [205]. Структурная
схема приведена на рис. 9.15, а. Спектрометрические импульсы,
поступающие на вход стабилизатора, одновременно приходят
на входы собственно последовательноrо ВВС (С Ы , R bl , эк) и
устройства управления. Последнее содержит вспомоrательный
нелинейный стабилизатор Робинсона и формирователь управ-
ляющих импульсов 1, состоящий из двух компараторов,
Вх.
r
В
IП
II
и ) 1
. 7\ Л7\ Ж}"а".
t
и(Б)
О(8)
и макс
t.
t
Рис. 9.15. Последовательный время вариантный стабилизатор исходноrо уровня:
а СТРУКТУРl;lая схема; б диаrраммы сиrналов в выделенных точках схемы; / формиро-
ватель управляющих импульсов; IJ вспомоrательный ВПС Робинсона; II/ диодно
транзисторный электронный ключ
279
имеющих равные по модулю пороrи срабатывания V p и V п ;
выходы компараторов объединены по схеме ИЛИ. Вспомоrа-
тельный ВПС стабилизирует уровень на входе формирователя
управляющих импульсов. Динамическое смещение на входе
формирователя управляющих импульсов, обусловленное по
rрешностями ВПС Робинсона, при водит к эффективному воз
растанию пороrов срабатывания ВВс. Возрастание пороrов
увеличивает имеющийся паразитный заряд С ы с постоянной Ты
из за конечности пороrов, что приводит к возникновению
динамическоrо смещения по выходу стабилизатора. Это смеще
ние существенно меньше, чем по выходу вспомоrательноrо
ВПС, из за отсутствия заряда С ы в периоды, коrда импульсы
превышают пороrи срабатывания. Тем не менее максимально
допустимая статистическая заrрузка стабилизатора лишь незна
чительно превышает ту, которая характерна для ВСпомоrатель
. Horo ВПС, поэтому здесь лучше применять ВПС Чейза
Паоло.
Быстродействие можно поднять, если снизить эффективные
значения пороrов привязки, оставляя их выше уровня шума.
Для этоrо между точками А и С Ь1 следует ввести линию
задержки и последовательно с ней эмиттерный повторитель
ЭЛ2, а у импульсов в точке Вна ту же величину увеличить
длительность. Тем самым достиrается более полное перекрытие
во времени спектрометрических импульсов управляющими.
Тот же результат получается, если перейти к прямоуrольной
форме спектрометрических импульсов, коrда эффективное CMe
щение пороrов ВВС не изменяет длительность управляющих
сиrналов.
Друrая возможность заключается в том, чтобы отказаться
от вспомоrательноrо ВПС. ДЛЯ этоrо необходимо укоротить
аналоrовые сиrналы на входе формирователя управляющих
импульсов. В формирователе управляющих импульсов должен
быть при этом одновибратор с продлевающимся типом
формирования импульсов. Для одиночноrо сиrнала должен
формироваться управляющий импульс с длительностью Т УПР ==
== Тспектр' Появление на входе формирователя в течение цикла
формирования еще одноrо события должно удлинять управ
ляющий сиrнал на t == Тспектр. Такой модифицированный по
следовательный ВВС сохраняет работоспособность до тех пор,
пока входные спектрометрические импульсы не сольются в
сплошной случайный процесс (ВВС при этом перейдет в режим
СR дифференциатора с TCR OO).
Следствием укорачивания импульсов запуска является He
обходимость увеличения пороrов V p и V п из за возрастания
шума на выходе быстроrо канала. Так, при идентичной форме
сиrналов в медленном, спектрометрическом (точка А на
рис. 9.15) и в быстром каналах, а также при длительности
280
J
,
"
,
$
сиrналов, отличающихся в 10 раз, пороrи V и V" модифици-
pOBaHHoro ВВС необходимо увеличить в 2,24 раза против их
значений в исходной схеме. Это может привести к потере
стабилизирующей способности устройства при наличии в
измеряемом спектре импульсов малых амплитуд.
Идея охватывающеrо ВВС, которому свойственны все
перечисленные недостатки, несколько ранее была предложена в
[202]. Функционирование этоrо стабилизатора аналоrично рас-
смотренному. Отличие от схемы на рис. 9.4 заключается в том,
что на входе интеrратора в ОС стабилизируемой усилительной
секции размещен нормально открытый линейный пропускатель,
закрывающийся по внешнему управляющему импульсу на
время про хождения спектрометрическоrо импульса.
Интересная разработка комбинированноrо охватывающеrо
стабилизатора исходноrо уровня (СПУ) описана в [206].
Устройство (рис. 9.16) имеет два режима: а нелинейноrо
охватывающеrо стабилизатора с реrулируемой асимметрией (от
1 до 10) и б охватывающеrо линейноrо времявариантноrо
стабилизатора. К выходу стабилизируемой усилительной секции
А параллельно подключены сдвоенный компаратор с пороrами.,
V p и V", причем I V p 1<1 V" 1, и усилитель оrраничитель УО.
Выходы усилителя-оrраничителя, прямой и инверсный,
соединены со входами аналоrовоrо управления величинами
токов reHepaTopoB ТТ] и ТТ2 соответственно. Выход CДBoeH
Horo компаратора соединен со входами управления электрон-
ных ключей ЭКl и ЭК2, отключающих токи ip и i".
Рассмотрим первый режим работы впс. Он сводится к
тому, что под действием IIоложительноrо спектрометрическоrо
импульса, превышающеrо пороr УО (О, 4В), последний умень-
шает ток i" до нуля, а ip увеличивается до максимальноrо
значения ipMaKC == 120 мкА. В течение времени превышения
сиrналом пороrа УО идет заряд емкости С ь током ipMaKC' По
окончании импульса на входе под действием образовавшеrося
выброса отрицательной полярности у сиrнала на входе усили-
теля оrраничитеJIЯ происходит обратное переключение токов:
i р == О, i" == i"MaKC' причем возможны три значения i"MaKc: 120 мкА
(А==l), 360мкА {А==3) и I,2MA (А==10).
В этом режиме СИУ имеет то преимущество по сравнению с
друrими нелинейными стабилизаторами, что на время разряд
Horo цикла в предусилителе с импульсной связью можно
синхроимпульсом блокировать ТТ] и ТТ2 и этим предот-
вращать заряд С ь большим обратным током.
ВО втором режиме ВВС пороr устанавливается так, что
частота срабатывания от шумовых импульсов несколько
десятков rерц, пороr V" берется значительно более высоким в
расчете на то, что импульсы обратной полярности, связанные с
восстановлением заряда на емкости обратной связи в зчп,
281
Упра/Jление от зчп
(ip=D';- + 1ZDMKA)
ip
1. п
Рис. 9.16. Упрощенная структурная схема комбинированноrо стабили
затора исходноrо уровня [206]: I сдвоенный компаратор; i . в
диапазонах O... 120 мкА; 0... 360 мкА, O... 1,2 мА
превышают шум. Относительное положение пороrов сдвоенно-
ro компаратора и усилителя оrраничителя зависит от уровня
шума в спектрометре. В исходном состоянии, а также пока
действуют одни лишь шумовые импульсы, работа СИУ в
первом и втором режимах идентична.
При превышении спектрометрическим импульсом пороrа V
сдвоенноrо компаратора размыкаются электронные ключи ЭК!
и ЭК2. Конденсатор. С ь в течение времени превышения
сиrналом V p заряжается малым током защиты и,==О,5 мкА)
через резистор R,==22 МОм. Напряжение на С Ь за длительность
импульса на уровне пороrа не успевает измениться сколько-
нибудь существенно. После Toro как импульс на входе
компаратора станет ниже V p , ключи ЭК1 и ЭК2 вновь
замыкаются, и работа СИУ протекает далее так же, как в
первом режиме.
Особенность рассматриваемоrо BBC cъeM сиrнала времен-
ной привязки с выхода устройства, rде исходный уровень
стабилизирован, поэтому не требуется вспомоrательноrо ВПС и
отсутствуют связанные с ним оrраничения по быстродействию
(эффективное возрастание пороrа срабатывания). Но этот
способ управления ключами порождает эффект «паралича»
ввс. Так, если на С ь по каким-либо причинам оказался
отрицательный потенциал такой величины, что положительный
уровень на выходе стабилизируемой секции превышает пороr
компаратора, то в отсутствие спектрометрических импульсов
этот уровень будет сохраняться бесконечно долrо (в отсутствие
282
УпраВление от зчп
а 8ых.
Тз,р р
т
р лз
Рис. 9.17. Структурная схема охватывающеrо ВВС с защитой от паралича и
компенсацией временной задержки управления [43, 207]:
I неинвертирующий идеальный интеrратор; lI сдвоенный компаратор; ЛУ лоrическое
устройство .
токов утечки, разумеется), поскольку компаратором будут
разомкнуты ключи ЭК] и ЭК2 *. Для устранения паралича
схемы и введен защитный резистор, через который С Ь может
медленно восстановиться током до уровня, коrда сдвоенный
компаратор замкнет электронные ключи. .
Наличие тока i з позволяет рассматривать СИУ в режиме
ВВС как асимметричный ВПС с коэффициентом асимметрии от
240 до 2400. Быстродействие ero оказывается в соответ-
ствующее число раз выше, чем у ВПС с пороrами, превы-
шающими уровень шума. Реально, соrласно [206], ВВС
сохраняет работоспособность при «циклах занятости» d
пвхТ"мп до 100%. Естественно, что на реrулярных сиrналах
допустимое значение цикла занятости всеrда ниже 100%,
поскольку необходимы свободные интервалы для восстановле.
ния исходноrо состояния.
В рассматриваемом стабилизаторе принципиально паралич
не исключен. Высокий исходный уровень на выходе может
оказаться и отрицательной полярности. Он запомнится с
* Наиболее частая причина возникновения большоrо исходноrо потенциала
на Сь заряд С ь через открытые р п переходы подключенных к ней активных
элементов во время переходных процессов при включении питания. Друrая
причина кратковременное превышение максимально допустимой статистиче
ской заrрузки при изменении условий эксперимента.
283
Q I
а) 'Т п VL
--=--- ...:.. I
',1 T Tv;,
:У'М' ! -[ 1
5) : 1, Т пр I I I
1 1 1
111 I I
' Р ! l '
о) I ,1 I I :
.11 1 !fз I I
1, 1 I
LiJ Т ПР .12.т з I
о)
л
I I
I
Т пр = Т макс I I
'I I
I I I
'
1 I I ' t
1 1 I
I
:) I I
Т макс I I
I I
I
! I
.
t
t
.
.
t
.
...
-1-
Рис. 9.18. К вопросу о функционировании ввс:
l нормальный режим; ll «паралич»; а ,д диаrраммы сиrналов в характерных точках
ВВС
помощью компаратора, защищающеrо от импульсов BOC
становления ЗЧП.
Условие 1 V n 1;;::: 1 v р 1 для порorов сдвоенноrо компаратора
лишь уменьшает вероятность возникновения паралича.
Времявариа тяый охватывающий стабилизатор с защитой от паралича
и компенсацией «rулянию) временной привязкн
Этот ВВС (рис. 9.17) [43] является частью аналоrовоrо
процессора [207] (см. rл. 10). Стабилизатор [148] можно
рассматривать как развитие предыдущеrо СИУ, показанноrо на
рис. 9.16. В исходном состоянии 1 V n 1==1 V f 1, а частота шумовых
срабатываний компаратора п шум == 1 0..;.- 00 имп./с. Линейные
пропускатели ЯЛ] и ЯЛ2 нормально открыты. Постоянная
времени разделительной цепи 'СН;;::: 10..;.-100'b' В этом состояни
собственно ВВС по отношению к шумовым импульсам ведет
себя как времяинвариантный СR дифференциатор с постоянной
времени дифференцирования, равной соrласно (9.6) 'Ь=='и/Ко,
rде "и постоянная времени интеrрирования идеальноrо интеr
ратора; Ко коэффициент усиления по постоянному току
стабилизируемой секции.
284
Отличие работы рассматриваемоrо ВВС от предыдущеrо
заключается в следующем (рис. 9.18). С момента превышения
спектрометрическим импульсом любоrо из пороrов сдвоенноrо
компаратора через ЛУ (рис. 9.17) закрывается ЛЛ1 и пол
ностью изолируется от сиrналов вход идеальноrо интеrратора.
Блаrодаря линии задержки ЛП1 успевает закрыться раньше,
чем аналоrовый сиrнал появится на друrом конце Л3, в точке в.
По окончании импульса в точке а обрывается лоrический
импульс в точке б на Вх. 1 ЛУ. На первом выходе ЛУ импульс
продолжает существовать еще в течение времени 2 ТАЗ' чтобы к
моменту окончания импульса в точке в ЛЛ] оставался надежно
закрытым.
Факт возникновения паралича идентифицируется по времени
превышения сиrналом точке в а одноrо из пороrов сдвоенноrо
компаратора. Если длительность сиrнала на Вх. 1 ЛУ достиrает
HeKoToporo предела, т. е. Т ВХ1 ;;::: Т макс , то В момент равенства
возникает лоrический импульс на Вых. 2 ЛУ закрывается
ЛП2, прерывается сиrнал на Вых. 1, открывается ЛП1. Тем
самым происходит восстановление исходноrо стационарноrо
состояния стабилизатора.
То же происходит, коrда на Вх. 2 ЛУ приходит импульс
блокировки от зчп с импульсной связью.
Важен вопрос о том, как выбрать время Т макс' Из за
MHoroKpaTHbIx наложений MorYT образовываться ДЛИI1;ные
сиrналы суперпозиции нескольких спектрометрических им
пульсов. При малой величине Т макс такой rрупповой импульс
может восприниматься как паралич, а при большом неоправ
данно поздно начнется подавление паралича. В обоих случаях
по выходу спектрометра уменьшается статистическая заrрузка
(напомним, что если импульсы непрямоуrольные, то допустимо
частичное их перекрытие основаниями). Т макс поддается расчету.
В соответствии с выводами [208] наиболее вероятная длитель-
ность Т по основанию «rРУIJповоrо» импульса равна
T (ed l)/пBx, (9.9)
rде d==пвхТимп цикл занятости.
Среднеквадратичная флуктуация длительности rрупповоrо
импульса
О'т== J (e2d 2d l)/п вх ,
(9.10)
Полаrая, что при высоких статистических заrрузках, коrда
закон распределения должен быть близок к rayccoBY, находим
Т мш ;:::::Т+30'т, (9.II)
Так, при Т имп == 10 мкс И п ВХ == 105 щ\ш./с (d== 1) получаем
T== 7, М!С; 0';,\:=2J MKC; TMaKc==8 мкс. ДЛЯ ИМf1== 10 мкс;
пBx 2 10 (d 2). Т 32,0 мкс, O'T 35 мкс, TMaKC 138 мкс.
285
Рассмотренный время вариантный стабилизатор может
эксплуатироваться при d> 100% на статистических сиrналах и
при d 100%, если импульсы реrулярные. Некоторые резуль
таты испытаний спектрометра, в состав KOToporo входил этот
ВВС, содержатся в rл. 10. '
Появление времявариантных стабилизаторов исходноrо
уровня спектрометров, как отмечал ось, связано со стремлением
устранить основные факторы возникновения динамическоrо
смещения. Наиболее просто задача решается для прямоуrоль-
ных сиrналов.
Коrда импульсы имеют очень полоrие фронт и спад, а
длительность по основанию зависит от амплитуды, учет
задержки срабатывания ВВС и paHHero отпускания компара
тора, при водящих к заряду С h подпороrовыми частями спектро
метрических импульсов, становится затруднительным. Наихуд
шей с этой точки зрения формой спектрометрическоrо импульса
является СUSР форма с конечным временем достижения макси
мума. Начало TaKoro импульса должно определяться дополни
.тельной схемой временной привязки в быстром канале, а
окончание триrrером Шмидта с нулевым пороrом отпускания.
Такой ВВС будет характеризоваться повышенным пороrом
привязки из за более низкоrо отношения сиrнала к шуму во
временном канале по сравнению со спектрометрическим.
Друrая типичная в ППД спектрометрах задача стабилизация
уровня в той части спектрометрическоrо тракта, rде сиrналы
имеют экспоненциальную форму. Рассматриваемый ниже стаби
лизатор позволяет эффективно стабилизировать уровень, не
снижая быстродействия спектрометра.
Компенсационный стабилизатор исходноrо уровня усилителя
экспоненциальных импульсов
Идея этоrо стабилизатора [209] заключается в преобразова-
нии крайне неудобной экспоненциальной формы импульсов в
оптимальную для вспомоrательноrо СИУ прямоуrольную.
В основе схемы (рис. 9.19) лежит «охватывающий» стабили-
затор [204] (см. рис. 9.14). В основном канале обратной связи
дополнительно включена аналоrовая задержка АЗ, а в компен
сирующем канале инвертирующий преобразователь формы
импульсов и RС интеrратор с постоянной времени интеrрирова
ния, равной постоянной времени спада экспоненциальных
импульсов на входе стабилизатора.
Инвертирующий преобразователь формирует на своем BЫ
ходе короткие квазипрямоуrольные импульсы той же площади,
что и экспоненциальные сиrналы на ero входе. При квази
прямоуrольных сиrналах на входе вспомоrательный последова
тельный стабилизатор вносит минимальные поrрешности,
реализуя свои предельные возможности. Далее, RС-интеrра .
286
I
8х
а'
Вых.
:r:
v
I
I/J
у
v
IY
Рис. 9.19. Структурная схема компенсационноrо стабилизатора исходноrо
уровня для экспоненциальных импульсов:
1 стабилизируемая секция усилителя; II инвертирующий I1реобразователь импульсов;
1I1 неинвертирующий идеальиый интеrратор; IV RС-интсrратор; V вспомоrательный
последовательный стабилизатор
торо:"1 вновь формируются экспоненциально спадающие
импульсы с временем нарастания, равным длительности квази-
прямоуrольных импульсов (рис. 9.20). .
Задержка в основном канале выбирается так, чтобы на входе
идеальноrо интеrратора образовался биполярный сиrнал с
равными по величине площадями. Это дает нулевую реакцию
идеальноrо интеrратора по окончании биполярной импульсной
составляющей (при условии, что t'и»t'сп) И отработку стабили-
затором постоянной (медленно изменяющейся) составляющей,
поступающей на интеrратор обратной связи по основному
каналу.
Отметим особенности структуры стабилизатора. Если пре-
образователь формы импульсов обеспечивает униполярную
форму выходных сиrналов, управлять последовательным вспо-
моrательным ВВС можно непосредственно с ero выхода,
поскольку уровень здесь стабилизирован. В случае, коrда
постоянная времени .ь СИУ может быть существенно больше,
чем постоянная спада входных экспоненциальных импульсов,
можно отказаться от аналоrовой задержки в основном канале
обратной связи и от RС интеrратора в компенсационном
канале. Единственное условие при этом равенство площадей
287
У(а), l/(aJ {j(a )
V(a)
"(') 1 ".T S'",,,,"
/п"
ТЗ
и(о) т<!,
кий
..
t
..
t
t
..
t
t
импульсов на выходе всей конфиrурации и на выходе вспомоrа
тельноrо стабилизатора. Если постоянная '('ь стабилизатора
должна быть относительно малой, .ь IО't'сп (например, коrда
скорость дрейфа постоянной составляющей на выходе стабили
затора соизмерима с постоянной спада экспоненциальных
импульсов), то на величины времени задержки, длительности
прямоуrольных импульсов и коэффициент усиления преобразо
вателя формы импульсов накладываются жесткие условия
(рис. 9.20).
Первое из них, как и ранее, равенство площадей экс
поненциальноrо импульса на выходе стабилизатора U (а)
и квазипрямоуrольноrо сиrнала на выходе преобразова-
теля формы эпюра И(в), т. е. Uо.сп==КUоТф, rде K
коэффициент усиления преобразователя формы, а Т ф время
формирования или длительность прямоуrольноrо импульса.
Отсюда
I
,
8""ки т-
"М I Т. · ."
"(')
I + В+=tз
й
Рис. 9.20. Диаrраммы сиrналов в характерных
точках стабилизатора исходноrо уровня
К=='t'сп/Тф'
(9.12)
Второе условие накладывается на величину аналоrовой
задержки ТЗ' Оно вытекает из требования получений малой
длительности разностноrо сиrнала [эпюра и(д)], не превыша
288
./
ющей величины Т Ф ' Необходимое значение Тз получается из
условия равенства напряжений U(б) и U(z) при ( Т ф :
К [1 exp ( Тф/.сп)] ==ехр [ (ТФ + Т з /. сп )],
откуда
Тз==.сп [lnK + ln (1 Тф!.сп)] + Т Ф '
(9.13)
Обычная методика измерения спектрометрических xapaK
теристик стабилизаторов исходноrо уровня с помощью reHepa
тора статистически распределенных во времени импульсов и
мноrоканальноrо анализатора в данном случае, коrда импульсы
имеют экспоненциальную форму, неприменима. Во первых,
анализаторы не воспринимают остроконечные сиrналы, а
BO BTOpЫX, даже при абсолютно стабильном исходном уровне с
ростом входной заrрузки возникает динамическое смещение
из за наложений сиrналов. Задача леrко решается иным
способом. В том случае, коrда на выходе стабилизатора
возникает динамическое смещение (противоположной поляр
ности по отношению к полярности сиrналов), ero леrко
наблюдать с помощью вольтметра постоянноrо тока по выходу
«идеальноrо» интеrратора. С этой целью измеряется уровень на
выходе интеrратора в отсутствие импульсов reHepaTopa, затем
кратковременно подается статистическая заrрузка и наблю
дается изменение уровня напряжения на выходе идеальноrо
интеrратора, вслед за этим вновь измеряется стационарное
напряжение. Последняя операция требуется для Toro, чтобы
удостовериться в том, что измеренное смещение не было
вызвано дрейфом.
В [148] приведены результаты сравнительных испытаний
стабилизатора [209] в двух режимах: а) без преобразования
формы экСпоненциальных импульсов на входе вспомоrатель
Horo ВВС и б) с преобразованием экспоненциальных сиrналов в
прямоуrольные. При .сп==2,5 МКС и Т ф == 1 мкс на средней
частоте п ВХ == 1 05 l!c сдвиr уровня на выходе интеrратора
обратной связи составил в режиме a 76% к амплитуде
одиночноrо импульса, а в режиме б лишь 0,78%.
Отметим, что методика, по которой испытывался компенса-
ционный стабилизатор [209], в равной степени применима к
любым стабилизаторам охватывающеrо типа.
Специально для работы в составе paccMoTpeHHoro стабили-
затора был разработан и исследован простой последовательный
времявариантный стабилизатор [210], не требующий под-
стройки пороrов срабатывания в,функции от уровня шума на
входе компаратора.
Функционирование рассматриваемоrо низкоуровневоrо ВВС
(рис. 9.21) происходит в полном соответствии с тем, как
работает эквивалентное устройство по схеме (см. рис. 9.9, а) при
289
I Ч 26
'(
и",а.кс = :t 5 В
Л Вых.
V p =+50MB Vп= 50MB
К Н
К Н
о /f
1SLI
'Лg
15
...JL
Рис. 9.21. Упрощенная схема НИJкоуровневоrо времявариilНтноrо стабилизilТора'
исходноrо уровня:
l буферная секцИЯ; Il двухпорorовый компаратор; lll токовый переключатель;.ЭП
эмиттерный повторитель; ПТ полевой транзистор с р п-переходом
пороrах компаратора, размещенных внутри шумов. Шумовые
свойства определяются весовой функцией соrласно выражениям
(9.9). Характер нестационарности соответствует ситуации, пока
занной на рис. 9.12, т. е. в ;;L/"b ниже, чем в обычных ВВС из за
Toro, что срабатывание происходит практически на каждый
шумовой сиrнал.
На рис. 9.21 резистор R L служит целям подавления пара
лича, Rь устраняет выпрямляющее действие ВВС по отноше
нию к подпороrовым шумам, которое может возникнуть из за
разных значений сопротивления канала полевоrо транзистора
для двух направлений тока через Hero. Эмиттерный повтори
тель осуществляет следующую связь на затвор ПТ и этим
обеспечивает постоянство напряжения при изменяющейся
амплитуде сиrналов на входе. Постоянная ;;ь == С Ь (Rb+ Rg), rде
Rg == R пт , Буферная секция имеет высокое входное сопротивле
ние и устраняет шунтирование резистора R L входным сопротив
лением компаратора.
Низкоуровневый ВВС имеет определенные преимущества и
перед последовательными нелинейными стабилизаторами, и по
сравнению с традиционными времявариантными устройствами.
Перед первыми оно обусловлено принципиально большим
быстродействием компаратора, чем усилителя со 100% ной
обратной связью, из за отсутствия в компараторе элементов
частотной корреКЦИИ устойчивости. П реимущество по сравне-
нию с последовательными ВВС с пороrами, установленными
выше уровня шума, проявляется в тех случаях, коrда импульсы
имеют полоrие фронт и спад, а также в пренебрежимо малоМ
возрастании уровня шума с p CTOM статистической заrрузки.
290
Рис. 9.22. К вопросу о сравни-
тельных испытаниях стабилиза
торов исходноrо уровня:
а схема установки 'ы 'Ы
50 мкс; 'e/'b 500; ЭК ключ на
транзисторе КП312, компараторы
597СА1, объединенные по или; б
t форма одиночноrо импульса с BЫXO
да БУС-2-47 (Тимп 15 мкс по уров-
ню 1%)
С целью KoppeHHoro сравнения быстродействия спектро-
метра с тремя типами стабилизаторов в [148] были проведены
измерения на установке (рис. 9.22, а), обеспечивающей идентич
ные условия эксперимента для каждоrо из типов стабилиза
торов. reHepaTop статистически распределенных во времени
сиrналов обеспечивает формирование коротких импульсов с
реrулируемым в широких пределах «мертвым» временем (т. е.
временем, в течение KOToporo не возможна повторная выдача
сиrнала), за пределами KOToporo появление импульсов слу
чайно. Далее формируются экспоненциальные импульсы с
постоянной времени спада "сп == 50 мкс, которые поступают на
вход спектрометрическоrо усилителя БУС2А7 с постоянными
дифференцирования и интеrрирования "д == 1,6 мкс; "и == 0,8 мкс.
Специально вмонтированная в серийный усилитель реrули
руемая цепь компенсация полюса нулем обеспечивает практи-
чески униполярнуЮ форму импульсов на выходе с параметрами,
указанными на рис. 9.22,6 (к сожалению, из за емкостной связи
внутри усилителя присутствует небольшой выброс обратной
полярности с постоянной времени спада "сп 700 мкс). Для
исключения искажений амплитуд взаимными наложениями в
reHepaTope статистических сиrналов мертвое время установлено
равным интервалу наложений, т. е. 15 мкс. Постоянная времени
"сп==50 мкс для всех трех режимов работы. Электронный ключ
291
(енератор
статистическux
распределенных
80 8ремени
СЦfJнало8
r -: Низкоуро8не8ый. :ВС l
I Rl I
I I
I I
I I
I +20мВ I
I
,,1" I ,,2" компаратор I
l' 20MB I
L ...J
а)
8,Чмкс
7 8 9 10
о)
ЭК, выполненный на полевом транзисторе ПТ КП312 общий
как для режима обычноrо ВВС, так и для режима низкоуровне
Boro стабилизатора, а ВПС Чейза Паоло выполнен на
быстром операционном усилителе 544У Д2А. Пороrи низкоуров
HeBoro ВВС и ВПС Чейза Паоло установлены по+20 мВ.
В режиме классическоrо ВВС пороrи выбраны равными
+ 500 мВ, что соответствует уровню максимальных шумовых
выбросов в спектрометре с уровнем разрешения по кремнию
250 эВ и амплитудой спектрометрических импульсов 5 В при'
Е х == 5 кэВ. За критерий достижения максимальной статисти
ческой заrрузки принято появление сплошноrо распределения
амплитуд, так как это означает, что для части сиrналов СИУ
начинает вести себя как простой СR-дифференциатор.
Анализ полученных данных позволил сделать ряд выводов:
1. Все три типа стабилизаторов существенно увеличивают
быстродействие спектрометра с квазиrауссовым формирова-
телем, имеющим разделительную СR цепь.
2. Классический ВВС со стабилизатором Чейза Паоло на
входе компаратора, как было отмечено ранее, дает существенно
меньшие сдвиr и уширение пика, чем нелинейный стабилизатор,
однако максимальная статистическая заrрузка в обоих случаях
оказывается равной 20 кrц.
3. Низкоуровневый ВВС в условиях эксперимента обеспечил
вдвое большую максимальную статистическую заrрузку
(40 кrц) из за существенно более низких пороrов, чем В
классическом ВВС, и более BbIcoKoro быстродействия компара-
торов 597СА 1, чем интеrральноrо операционноrо усилителя в
ВПС Чейза Паоло.
4. Низкоуровневый ВВС, если принять во внимание практи-
ческую эквивалентность ero шумовых свойств и ВПС, факти-
чески во всех случаях может заменить нелинейные симметри-
ческие стабилизаторы.
Заканчивая рассмотрение стабилизаторов исходноrо уровня,
следует напомнить, что при выборе Toro Щ1И иноrо типа
стабилизатора нужно иметь в виду ту цену, которую прихо-
дится платить за стремление максимизировать один из показа-
телей. Так, самые быстродействующие стабилизаторы OXBa
тывающие и компенсационные ВВС оказываются и самыми
сложными в разработке, настройке и эксплуатации. Кроме Toro,
они привносят в спектрометр сильную з&висимость уровня
шума от статистической заrрузки. Отсюда следует вывод о том,
что их применение оправдано в относительно дороrостоящих
прецизионных спектрометрах, с достаточно высоким исходным
отношением сиrнала к шуму и rде кроме времявариантноrо
стабилизатора используются и друrие времявариантные устрой
ства. С друrой стороны, стремление достичь минимальных
rабаритов и максимальной простоты электронноrо тракта
292
спектрометра оБQрачивается тем, что максимальная статис
тическая заrрузка оrраничивается не спектрометрическим фор-
мирователем, а таким вспомоrательным устройством, как
восстановитель ПОСТОЯННQЙ составляющей. Низкоуровне-
вый времявариантный стабилизатор во мноrих случаях OKa
зывается весьма разумно компромиссным решением, а во
BpeMeHHbIx, наносекундных каналах он вообще вне KOHKY
ренции.
9.4. Современные структуры спектрометрических усилителей
Большинство выпускаемых промышленностью спектро-
метрических усилителей как с начала 70 x rодов, так и до
сих пор содержат в своей основе квазиrауссовы формирова-
тели, построенные на активных фильтрах. Об этом сви
детельствуют каталоrи ведущих зарубежных фирм: ORTEC,
СапЬепа, Schlumberger и др., специализирующихся в об-
ласти ядерной электроники, а также публикации в отечест-
венной печати. Среди показателей этих спектрометрических
усилителей за последние несколько лет изменились немно-
rие. Возросла стабильность положения центров тяжести пи-
ков при повышенных статистических заrрузках, что в пер-
вую очередь явилось следствием разработки новых клас-
сов стабилизаторов исходноrо уровня времявариантных диф-
ференциаторов. В какой-то мере на это повлияло и усо-
вершенствование спектрометрических фильтров, rДе возрос-
ла эквивалентная кратность RС интеrрирования, а значит,
при заданном времени достижения максимума уменьшилась
длительность по основанию спектрометрических импульсов
(см. rл. 7). В меньшей степени это коснулось зависимости
энерrетическоrо разрешения от статистической заrрузки, по-
скольку одновременно с уменьшением флуктуации исходно-
ro уровня возрос вклад нестационарноrо шума. Возросло чис-
ло вспомоrательных и сервисных устройств при одновремен-
ном снижении ширины модулей и энерrопотребления ре-
зультаты применения интеrральных и rибридных аналоrовых
микросхем.
Для иллюстрации некоторых особенностей современных
структур СУ рассмотрим усилитель фирмы ORTEC моде-
ли 572 (близкие структуру и параметры имеет СУ КА-234
[211]).
В структуре спектрометрическоrо усилителя 572 (рис. 9.23)
можно выделить собственно усилитель (секции А 17 АЗ); ак-
тивный спектрометрический квазиrауссов фильтр (СR диффе-
ренциатор с компенсацией полюса нулем на входе, актив-
ные фильтры нижних частот на А4 и А5, СR-формирова-
тель биполярноrо сиrнала на А7); дискриминаторы импуль-
293
.::..
R
Ic;
O,6R*
Кос=5
, .
CqJl
C z
fiR
р
} Вых. 'ОliП ОЛЯРНЫЦ
?Л3 .
Л, } Вых. f НliПОЛНРН6Ili
t
Bx. СУ
а)
I
L-
'
1 ';',
,
,ЩФ,
V' t'
-"l..r 1 J
о
....,
8bfxoiJ УНliПОЛЯрНЫЙ
...........8xoiJ оыстроео iJliCKpliMliHamOpa
..............п Вх
67: ф
' ]
Mepm(Joe (Jремя
I I
L ...J
НаложеНliе
о)
Рис. 9.23. Усилитель фирмы Ortec:
а структурная схема; б диаrраммы сиrналов
294
(\
сов со схемой установки пороrов срабатывания, лоrическое
устройство с инспектором наложений и стабилизатор исходноrо
уровня.
В усилителе используется комбинированный способ pery
лирования коэффициента усиления. Изменение КУС в 10 раз
осуществляется отключением секции на А2; в 15 раз изменением
rлубины обратной связи в секции АЗ, причем плавная реrули-
ровка усиления осуществляется здесь же в 3 раза. Емкость С"
служит элементом высокочастотной коррекции секции на АЗ
при максимальном коэффициенте УСИJ1ения, коrда «петлевое
усиление» секции минимально.
Для исключения возможноrо оrраничения в секциях АЗ А5
при высоких КУС за счет напряжения смещения в первой сек-
ции и постоянноrо потенциала на входе СУ приняты осо-
бые меры. На входе Аl предусмотрена компенсация входно-
ro уровня, осуществляемая вручную, а в секции на АЗ раз-
ные коэффициенты передачи импульсных сиrналов и постоян-
Horo напряжения. ПО постоянному току за счет конденсаторов
С СТ и резистора R CT обратная связь получается IОО% ной, а
К ПОСТ == 1. Такое разделение приводит к флуктуациям исходноrо
уровня. В усилителе КА234 смещение уровня по выходу
усилителя устранено нелинейным стабилизатором охватываю
щеrо типа.
Минимальный оперативно устанавливаемый коэффициент
усиления в СУ 572 равен 10. Кроме Toro, для получения Кус== 1
предусмотрены перемычки, запаиваемые H входе первой
секции.
Квазиrауссов формирователь описан ранее, схема ero тра-
диционна. Максимум выходноrо импульса достиrается через
2,2,ф после возникновения, rде 'ф постоянная времени
формирования. Длительность по основанию составляет 6,ф'
Постоянные формирования имеют значения 0,5; 1; 2; 3; 6;
10 мкс (в усилителе КА234, ориентированном на rамма диа-
пазон энерrий 'ф, равны 0,5; 1; 2 мкс). В обоих усилителях обе-
спечен единичный коэффициент передачи фильтров при всех
'ф' .
Здесь следует отметить, что для снижения уровня приведен
Horo ко входу шума СR дифференцирующую цепь с компенса-
цией полюса нулем лучше размещать за первой секцией, ее
усиление следует уменьшить, чтобы не сказывалось динами
ческое смещение из за наложений экспоненциальных импульсов
с 'СП == 50 мкс.
Биполярный сиrнал на выходе усилителя 572 может исполь
зоваться для получения временной отметки. Этой же цели
служит линия задержки в канале униполярноrо формирования.
Постоянная дифференцирования ,д изменяется синхронно с 'ф,
поэтому амплитуда на этом выходе не зависит от 'ф'
\
295
Инспекция наложений в описываемых усилителях осуще
ствляется традиционным способом (рис. 9.23,6). Быстрый отри
цательный сиrнал с выхода АЗ подается на вход быстроrо
дискриминатора Дб' пороr KOToporo задается мноrооборотным
потенциометром (в ручном режиме) или от схемы автомати
чес;кой установки пороrа, размещенных в устройстве установки
пороrов. По сиrналу с Дб запускается одновибратор коротких
импульсов (Т имп ==500 нс в СУ 572 и 200 нс В КА234) и
одновибратор MepTBoro времени (ОМВ). Короткие импульсы Дб
служат для измерения по ним входной статистической заrрузки.
ОМВ имеет лоrику запуска продлевающеrо типа, Т ИМП == 6't ф
равна полной длительности по основанию спектрометрических
импульсов. В том случае, коrда в течение времени, задаваемоrо
ОМВ, возникает еще один быстрый импульс, импульс ОМВ
продлевается еще на 6't ф , а по второму быстрому импульсу
формируется сиrнал Наложение с длительностью, также равной.
6't ф ' Этот импульс используется для блокировки последующеrо
амплитудно цифровоrо преобразователя. Из этой лоrики сле
дует, Что интервал занятости Тз в, таком инспекторе равен
полной длительности спектрометрическоrо импульса, равной
6't ф плюс время достижения максимума 2,2't ф , т. е. Т з ==8,2't ф .
Ранее показывалось, что для формирователей времяинвариант
ных, форма импульсов которых отлична от прямоуrольных,
т н == т НМП' однако для реализации Т н=:6 с: ф требуется усложнение
схемы инспектора наложений. Друrим недостатком этоrо
инспектора является повышенный уровень шума, а следо
вательно, и пороrа в канале временной привязки, что явля
ется следствием неоптимальноrо формирования быстрых им
пульсов. Эти вопросы более подробно рассмотрены в сле
дующей rлаве.
Стабилизатор исходноrо уровня, охватывающий выходную
секцию на А6, относится к классу линейных времявариантных.
Он содержит усилитель оrраничитель и схему выборки xpaHe
ния, которая в отсутствие импульсов находится в режиме
интеrратора, т. е. выборки, а при появлении спектрометри
ческоrо импульса переходит под действием импульса от
лоrическоrо устройства в режим хранения. Медленным дискри-
минатором (ДМ) определяется длительность спектрометрических
импульсов по основанию, ero сиrналы через лоrическое
устройство управляют схемой выборки хранения. Характерно,
что возможный паралич ВВС частично устраняется тем, что
внутри лоrическоrо устройства импульсы дм преобразуются в
линейно спадающие на входе одноrо из вентилей, чем
оrраничивается длительность выходноrо сиrнала этоrо вентиля,
поступающеrо на ВВс.
Заслуживает внимания принцип действия схемы автомати
ческой установки пороrоВ дискриминаторов. Схема представ
296
,
,
ляет собой инвертирующий пиковый детектор, рассчитанный на
работу с шумовыми импульсами отрицательной полярности
(сиrнал положителен). Она содержит последовательно включен-
ные компаратор МА 710 (52ICA2), однополупериодный выпря
митель сиrналов положительной полярности с RС интеrрато
ром (RC 3 с) и эмиттерный повторитель, выход KOToporo
через резистор в несколько ом соединен с инвертирующим
входом компаратора. Аддитивная смесь положительных сиrна
лов с шумами поступает через резистор 1 кОм на тот же
инвертирующий вход компаратора, а на неинвертирующий ero
вход задан потенциал + 10 мВ. В отсутствие шумов и сиrналов
под действием ООС на инвертирующем входе компаратора
устанавливается также потенциал 10 мВ, а на выходе повтори
теля, который служит выходом схемы, оказывается потенциал,
увеличенный в число раз, равное отношению резисторов ООС
пиковоrо детектора. В присутствии шумов, если они превы
шают исходный пороr, автоматически изменяемое пороrовое
напр-яжение увеличивается до величины, почти равной ампли
тудному значению шума. Влияние спектрометрических импуль
сов, точнее, фактора занятости d==пвхТимп, сказывается в
следующем. В течение их длительности шумовые импульсы
оказываются приподнятыми над нулевой линией, а емкость
интеrратора в это время разряжается. При d== 100% наступает
ситуация как в отсутствие шумов, пороr падает до исходноrо
значения.
Соrласно проспекту фирмы ORTEC, .спектрометрические
характеристики усилителя 572 в составе rамма спектрометра
таковы. При :w == 2 мкс центр тяжести пика фотопоrлощения. от
источника БО Lо (Е== 1,33 мэВ), расположенный на 85% шка-
лы спектрометра, сдвиrается на +0,024% *, т. е. на 320 эВ
при увеличении статистической заrрузки ко входу от 1 до
100 кrц, а ширина пика на полувысоте в этих условиях
увеличивается на 16% при исходном разрешении 1,8 юВ, т. е.
достиrает 2,1 кэВ. Максимальная статистическая заrрузка He
наложенных импульсов на выходе пвых.макс == 22,4 кrц дости
rается при статистической заrрузке на входе п ВХ == 61 кrц. Бо
лее детальные сведения об энерrетическом разрешении спектро
метров с усилителем 572 и с разными типами ППД, в частности
в условиях, коrда сказывается баллистический дефицит, приво
дятся В [212). '
В обоих усилителях широко используются интеrральные
аналоrовые микросхемы, а в СУ 572 еще и rибридные.
* Тот факт, что в условиях, коrда фактор занятости d 120%, пик
смещается вправо, не поддастся объяснению. При таком d любой ВВС, а
используемый здесь тем более, Ilереходит в режим простоrо СR дифференциа'rо
ра и дает отрицательное смещение. Опыт работы авторов с усилителями разных
фирм, включая и ORTEC, СВИ/l.етельствует о том же.
297
. . . . .
Блаrодаря этому усилитель 572 занимает лишь одну станцию в
крейте NIM (ширина панели 3,43 см), усилитель KA234 две
станции КАМАК (ширина панели 3,44 см).
В связи с появлением в практике физических экспериментов
достаточноrо числа большеобъемных rерманиевых детекторов
возникла необходимость cxeMHoro устранения баллистическоrо
дефицита. .
Наиболее простым в техническом отношении способом
оказался способ последовательноrо соеДинения квазиrауссова
формирователя и СИИ с временем интеrрирования Т И ' равным
или большим, чем полная длительность по основанию квази
rayccoBbIX импульсов. Свойства таких формирователей подроб
но рассмотрены в rл. 7. Напомним, что, rрубо rоворя,
параметры формирователя квазиrаусс + СИИ тем лучше, чем
ниже эквивалентная кратность интеrрирования в квазиrауссо
вом формирователе, т. е. чем он «хуже».
Фирма ORTEC разработала спектрометрический усилитель
модели 673, который представляет собой конструктивно
объединенные усилитель 572 и СИИ. В усилителе 572 дополни
тельно введена .ф == 0,25 мкс. Помимо отсутствия баллисти
ческоrо дефицита здесь достиrнуто улучшение и друrих показа
телей. При равных временах достижения максимума в усили
телях 572 и 673 квазиrауссовы импульсы в последнем сущест
венно короче (не менее чем в 3 раза), следовательно, при
равных статистических заrрузках ВВС работает при меньших
факторах занятостИ и дает меньшие динамические сдвиrи. Более
существен выиrрыш в передаточной функции усилителя. Интер
вал наложений равен здесь удвоенной длительности интеrриро
вания, которая, в свою очередь, равна максимальной длитель
ности по основанию квазиrауссова сиrнала. В итоrе достиrается
существенное сокращение интервала наложений Т И ' Действи
тельно, если дЛЯ СУ 572 Т 72==8,2.ф==7,73Тмакс, rде TMaKc Bpe
мя достижения импульсом максимхма, то дЛЯ СУ 673
Т 73==2Ти==2Тмакс' Отношение T 72/TH73==3,87, следовательно,
пвых.макс для усилителя 673 оказывается почти вчетверо большей.
Платой за устранение баллистическоrо дефицита и увеличе
ние передачи по заrрузке является ухудшение энерrетическоrо
разрешения спектрометра при низких заrрузках по входу за счет
возросшеrо значения К п . ш по сравнению с исходным формиро
вателем. В СУ 673 предусмотрен поэтому и выход квазиrауссо
вых сиrналов.
Заканчивая рассмотрение спектрометрических усилителей,
отметим, что комбинация, подобная усилителю 673, реализуется
на основе любоrо СУ с квазиrауссовым фильтром, если на
входе АЦП используется интеrральный стретчер, а не ампли
тудный либо имеется отдельный модуль типа селектор интеrра
тор, описанный в [150].
298
rлава 10
АНАлоrОВЬIE ПРОЦЕССОРЫ
10.1. Процессорный подход к обработке аналоrовых сиrналов
Появление аналоrовых процессоров (АП) центральных
устройств электронных трактов спектрометров ионизирующих
излучений, выполняющих заданный комплекс преобразований
аналоrовоЙ информации об энерrетическом составе и интенсив
ности измеряемоrо излучения, которая поступает в виде
электрических импульсов от блока детектироваНИЯ, законо
мерный этап в развитии спектрометрической аппаратуры.
Нередко АП осуществляют управление всем процессом анало
rовой обработки спектрометрической информации и взаимодей
ствием электронных устройств спектрометра.
ВозникновениfO процессорноrо подхода к разработке элект
pOHHoro тракта ППД спектрометров способствовали, с одной
стороны, постоянное стремлепие увеличить разрешающую
способность спектрометров, быстродействие, расширить функ
ционаЛЬНЬjе возможности, а с друrой существенный проrресс
в совершенствовании ППД и появление новой элементной базы:
полевых транзисторов, полупроводниковых диодов и триодов,
интеrральных аналоrовых и цифровых микросхем.
Действительно, если основные выводы теории оптимальной
фильтрации и обработки потоков спектрометрических импуль
сов мало изменились к настоящему времени с на Iaла 60 x
rодов, то аппаратура ППД спектрометров прошла за этот
период несколько стадий развития. Примерно до середины 60 x
rодов типичный серийный электронный ППД тракт содержал
ламповый предусилитель с резистивной об атной связью,
спектрометрический усилитель с простейшим t CR + RС)-фильт
ром, построенный на ламповых секциях «двойках» или «трой
ках», соединенных между собой по переменному. току. На
выходе преобразование амплитуды сиrналов в цифровой код
осуществлялось аналоrо цифровым преобразователем (АЦП),
построенным чаще Bcero по методу Вилкинсона * [21 1 ] с числом
каналов от 100 до 1000 при тактовой частоте, редко превышав
шей 10 мrц (время преобразования максимальной амплитуды в
цифровой код от 10 до 100 мкс соответственно). Более
быстродействующие АЦП поразрядНоrо взвешивания [212 ],
например, и друrие снелинейным алrоритмом преобразования
были неконкурентоспособными из-за высоких точностных по
rрешностей.
* Преобразование амплитуды импульса в пропорциональный временнои
интервал, заполнение JTOrO интервала импульсами тактовой частоты и подсчет
числа тактовых импульсов в интервале.
299
Типичное собственное энерrетическое разреlllение электрон
Horo тракта спектрометра peHTreHoBcKoro излучения составляло
от 1,5 до 2 кэВ, оптимальные постоянные времени формирова
ния из за относительно больших токов утечек в материале ППД
редко превышали 1 2 мкс, а самым медленным звеном в
спектрометре был АЦП. Реальные статистические заrрузки при
этих условиях не превышали 103 событий/с. В этих условиях
ППД спектрометр помимо блока детектирования, как правило,
содержал лишь спектрометрический усилитель с емкостными
связями между усилительными секциями и АЦП. Качественные
изменения произошли со сменой элементной базы, исполь
зуемой в электронных трактах. Появление низкошумящих
полевых транзисторов (ПТ) позволило резко уменьшить токи
утечки во входной цепи зарядово чувствительноrо предусили
теля (ЗЧП), особенно при охлаждении пт. За счет этоrо
УЛУЧlllИЛОСЬ энерrетическое разрешение, но увеличился относи
тельный вклад последовательных шумов и, следовательно,.
возросли оптимальные значения постоянных времени формиро
вания. Изобретение структур ЗЧП с оптическим и стоковым
механизмами восстановления заряда на емкости обратной связи
(см. rл. 8) усилило эту тенденцию. ПО мере снижения уровня
шума традиционных источников стала насущной проблема
фильтрации l/.fшумов, а это потребовало введения более
сложных спектрометрических формирова телей. Типичное энер-
rетическое разрешение при низких заrрузках в рентrеновских
спектрометрах стало приближаться к 160 1 90 эВ по линии
Ех== 5,9 кэВ и к 1,8+2,5 кэВ по линии Еу== 1,33 МэВ в спектро
метрах у излучения.'
Появление быстродействующих цифровых микросхем эмит
терно связанной лоrики позволило поднять тактовую частоту в
АЦП Вилкинеона дО IOO. 200 мrц, что соответствует макси
мальному времени преобразования Тпр. макс == 10+ 5 мкс при
числе каналов N == 1000. В последнее время появились серийные
АЦП с тактовой частотой 400 [213] и даже 450 Мfц [214].
С развитием интеrральной технолоrии стало возможным
создание и применение в прецизионных спектрометрах АЦП,
основанных на нелинейных принципах преобразования ампли
туды в цифровой код. В первую очередь это относится к
кодировщикам, основанным на поразрядном взвешивании.
Распространению таких АЦП в значительной степени способ
ствовал предложенный Е. rатти и друrими метод скользящей
шкалы [216] *. в настоящее время уже известны серийные
* Метод скользящей шкалы в АЦП позволяет снизить величину дифферен-
циальной нелинейности, т. е. неоднородность ширины каналов, с Е д 50+ 100%
до Е д 1 %, Т. е. достичь уровня, xapaKTepHoro для классических АЦП
Вилкинсона.
300
преобразователи, существенно более быстродействующие, чем
счетно имнульсные АЦП Вилкинсона. Так, один из АЦП
поразрядноrо взвешивания при числе уровней кванто1Jания
N == 8000 характеризуется дифференциальной нелинейностью
Е д < 1 % и временем преобразования Т ry> 5 мкс [217]. Такое Т ПР
соответствует эквивалентной тактовои частоте 1,6 rrц в пре
образователе счетно имriульсноrо типа.
Что касается спектрометрических усилителей (СУ), то в
связи с отмеченными изменениями в характеристиках ЗЧП и
АЦП стало необходимым существенно поднять максимальную
статистическую заrрузку в условиях, коrда для реализации
уровня энерrетическоrо разрешения, потенциально обеспечи
BaeMoro блоком детектирования, возросли оптимальные по
стоянные формирования.. В рентrеновских спектрометрах с
времяинвариантным формированием длительности импульсов
на выходе СУ ныне превышают 15 60 мкс, в у спектрометрах
5 10 мкс. В составе СУ или на ero выходе стало обязатель
ным включение стабилизатора исходноrо уровня (см. rл. ?),
причем все чаще стали использоваться времявариантные ти
пы стабилизаторов. Для увеличения максимальной статис
тической заrрузки по выходу усилителя ныне довольно широко
при меняются времявариантные спектрометрические формиро
ватели, тем более что некоторые из них оказываются бо
лее предпочтительными' в отношении подавления 1 / f шума
(см. rл. 7). . ,
Наряду с появивщимися изменениями в СУ изменился и
минимальный комплект блоков электронноrо тракта ппд
спектрометра. Увеличившейся вероятностью взаимных нало
жений спектрометрических имцульсов обусловлено включение в
число обязательных модулей спектрометра режектора наложе-
ний. Для снижения поrрешностей универсальных АЦП, связан
ных с запоминанием амплитуд удлиненных импульсов, в
высокоразрешающих рентrеновских спектрометрах с времява
риантным формированием сиrналов применяют так называе
мые стретчеры специализированные устройства «растяrива
ния» во времени вершины импульсов и стандартизации их по
форме (обычно формируется квазипрямоуrольный импульс
длительностью 1 мкс).
Совершенствование простейшеrо электронноrо тракта спект
рометра путем механическоrо дополнения ето времявариантным
стабилизаторо уровня, режектором наложений, стретчером
и т. п. очень скоро стало сдерживаться рядом трудностей и
противоречий.
Если каждое из отмеченных устройств выполнено в виде
отдельноrо функционально законченноrо универсальноrо MO
дуля, то С неизбежностью возникает дублирование некоторых
их составных частей. Например, каждый из них должен
301
содержать на входе и на выходе буферные каскады соrласова
тели ИМllедансов, устройства временной привязки, лоrические
устройства для управления модулем, интерфейсы для связи с
маrистралью КАМАК и т. п. ППД спектрометр, который co
держит указанные устройства в виде отдельных модулей
помимо значительной элементной избыточности и сложности в
эксплуатации, связанной с необходимостью взаимноrо соrласо
вания режимов отдельных модулей при изменении условий
эксперимента, в ряде случаев обладает более низкими значения
ми основных метролоrических характеристик, чем спектрометр,
обладающий теми же функциональными возможностями, но
выполненный в виде одното модуля. В последнем случае часто
удается минимизировать число электронных компонентов и тем
самым поднять надежность системы. В таком спектрометре, как
правило, используется единое устройство задания уровней
временной привязки к спектрометрическим импульсам, это
упрощает эксплуатацию спектрометрической системы. Более
важно, что для каждоrо функциональноrо узла' мотут быть
созданы оптимальные условия работы, в которых реализуются
ето предельные возможности и за счет этоrо улучшается вся
система. Ранее было показано, что шумовые характеристики и
стабильность ИСХQдноrо уровня в значительной степени зависят
как от типов спектрометрическоrо формирователя и стабилиза
тора исходноrо уровня, так и от их взаимноrо расположения
(см. rл. 7, 9). Эффективность режекции наложенных сиrналов
также зависит от места подключения режектора, точнее, от
формы спектрометрических импульсов в точке съема информа
ции на вход режектора. Линейность стретчера весьма суще
ственно зависит от формы и длительности спектрометрических
импульсов. Нередко высокой нелинейностью спектрометр обя
зан именно стретчеру. Совмещение стретчера с СИИ спектро
метрическоrо формирователя практически устраняет вклад в
полную нелинейность спектрометра той ero части, которая
обеспечивает стандартизацию формы импульсов. Этот перечень
может быть продолжен, однако целесообразнее рассмотреть
преимущества аналоrовых процессоров на конкретных приме
рах. Здесь следует отметить характерные признаки аналоrовых
процессоров. К числу аналоrовых (импульсных) процессоров
относят спектрометрические системы, обладающие следующей
совокупностью свойств:
1. Функциональная полнота при минимальной структурной
избыточности, конструктивном единстве и более высоких или
экстремальных точностных характеристиках по сравнению со
спектрометрическими усилителями с тем же видом форми
рования.
2. Централизованное управление оперативно изменяемыми
параметрами.
302
3. «Распределенность» функций между отдельными элемен
тами структуры и совмещение их отдельными элементами.
4. Наличие дополнительных сервисных устройств, обычно
отсутствующих в спектрометрических усилителях.
Отметим также и тот факт, что аналоrовые (импульсные)
процессоры чаще Bcero имеют в своей основе времявариантный
формирователь.
Естественно, что rраница между аналоrовыми процессорами
и современными спектрометрическими усилителями достаточно
условна. В связи со все более широким внедрением в практику
ядерноrо приборостроения аналоrовых интеrральных и rибрид
ных микросхем спектрометрические усилители по своей CTPYK
туре и функциональным возможностям приближаются к анало
товым процессорам. С друrой стороны, некоторые авторы без
должных на то оснований называют разработанные ими.
спектрометрические блоки процессорами, хотя на поверку это
не более чем конструктивно объединенные устройства «класси-
ческой» линейки модулей спектрометра.
.
10.2. Сравнительный анализ аналоrовых процессоров
Непосредственными предшественниками аналоrовых процес
соров (АП) были появившиеся в начале 70 x rодов спектромет
рические модули, соединяющие в себе стабилизатор исходноrо
уровня, инспектор (либо режеК1'ОР) наложений, стретчер, а иноrда
и экспандер устройства выделения окна амплитуд. Такие MOДY
ли применяются как с простейшими спектрометр ческими усили
телями (собственно усилитель и спектрометрический формирова
тель), так и с СУ типа рассмотренных 572 и 673. Ряд известных
фирм, специализирующихся в области ядерной электроники
(ORTEC, SchIumberger, СапЬепа и др.), продолжает их выпуск и в
настоящее время. Подобные модули, имеющие разнообразные
названия, выпускаются и в СССР. Это, например, уже
упоминавшиеся селектор интеrратор [150], блок аналоrовой
обработки спектрометрических импульсов [218] и др.
Первый в полном смысле этоrо слова аналоrовый процессор
был разработан К. Кандиа и др. [154]. Опыт оказался успеш
ным. Разработки в этом направлении были продолжены
[156, 219], а фирма United Scientific (Великобритания) освоила
серийный выпуск рентrеновских микроанализа торов, содержа
щИХ АП Кандиа. Остановимся подробнее на этих работах.
Харуэллские процессоры Кандиа. Свое название первый из
этих процессоров [154] получил по наименованию местности,
rде расположен центр ядерных исследований Великобритании
орrанизации разработчика прибора. В основе процессора лежит
спектрометрический времявариантный формирователь, имею
щий весовущ функцию, подобную так называемой оrраниченной
303
На ОосётаноОленuе преtJУСliлuтеля
3апрет
I I
I I C1 , I
L J
8ремя{Jарtшнтны;; спектрометРlL.чеСК/L/l СРОРМЩJOlJатель
Вых.
выхоа преDусuлuтеля
вхоа fJUCKpUMIL.HaтOpa схемы оiJнаружеНILЯ
а)
I
lI(О) t 1, >
1,'
1.'
,
'1 '"'
те I '6,
!1 ВыхоО ЛЗ
I.N
I
I
УпраtJленuе 81
'"; 7:1/Z0 /
I выхоа RC=UHтeepaтopa
I
''" 7f ВыхоО процессара
I выхоа сии
I тr I
I '" о I J1нтерtJал ОосстаноОленlL.Я
преiJусuлшпеля IL. интеератора
. I I .
T R 1",
..........
Тр
.1 J1нтерtJал (jащIL.
о)
. 1 ',
-.
.
l'
Рис. 10.1. Харуэллский процессор для спектрометрии peHтreHoBcKoro излучения:
а . структурная схема; б. временные диаrраммы
Режим 't j , МКС ТО, мкс TR' мкс T pr , мкс Т., мкс
А 15 20 18 20 58
В 33 44 23 44 111
304
СUSР форме. Уникальные в ряде отношений свойства этоrо
формирователя рассмотрены в rл. 7.
Напомним, что к числу их относятся низкие значения обоих
коэффициентов превышения шума и интервала наложений,
возможность исключения баллистическоrо дефицита.
А. Модифицированный рентrеновский вариант процессора *
[156] показан на рис. 10.1, там же приведена структурная схема
и времеННЬ1е диаrраммы работы спектрометрическоrо формиро-
вателя цеllтральноrо ортана процессора.
Спектрометрические импульсы поступают на вход процес
сора от rальванически подключенноrо зарядово-чувствитель
Horo предусилителя. На входе АП размещена усилительная
секция, имеющая высокий коэффициент подавления синфазной
составляющей. К одному входу ее подключен сиrнальный
кабель, ко второму кабель, сиrнальная жила KOToporo в
предусилителе не задействована. Этим достиrается подавление
внешних электромаrнитных помех, наводящихся на линию связи
между предусилителем и процессором.
Далее сиrнал разветвляется по четырем направлениям.
Запуск времявариантноrо формирователя осуществляется по
сиrналу схемы обнаружения спектрометрическоrо импульса. Эта
схема представляет 2 х (CR) + 2 х (RС) фильтр и последующий
интеrральный дискриминатор.
Постоянная времени фильтра (I или 2 мкс) И пороr
интеrральноrо дискриминатора выбираются из условия полу
чения максимальной чувствительности при допустимой частоте
срабатывания на шумовые сиrналы (обычно не более IООIЦ).
Узел быстроrо дискриминатора' осуществляет функции ин-
спектора наложений. Структурно этот узел аналоrичен схеме
обнаружения спектрометрических импульсов. Разница состоит в
том, что временная константа фильтра, используемая здесь,
равна 100 нс.
Параллельно указанным устройствам включены дискрими
наторы переrружающих импульсов. Они имеют пороrи сраба
тывания :t 750 мВ, а пороrи отпускания =+= 90 мВ и предназна-
чены для обнаружения переrружающих импульсов и контроля
процесса компенсации их (компенсация считаетСЯ законченной,
если остаточная амплитуда по модулю менее 90 мВ).
Четвертая цепь, в которую поступают спектрометрические
импульсы через входную секцию, аналоrовая Л3, выход
которой является входом собственно спектрометрическоrо
времявариантноrо формирователя. Наличие Л3 обусловлено.
необходимостью компенсировать время, необходимое для при
ведения спектрическоrо формирователя в исходное состояние по
* в первом варианте обратная оптическая связь с АП осуществлялась через
фотодиод, а не полевой транзистор.
305
20 26
сиrналу схемы обнаружения через устройство таймирования и
управления.
В цепи аналоrовой обработки спектрометрических импульсов
размещен нормально закрытый линейный пропускатель, форми
рующий выходной импульс стандартной прямоуrольной формы.
В харуэллском процессоре предусмотрена стабилизация.
выходноrо уровня так, чтобы он соответствовал нулевой
энерrии, а также отбор импульсов с амплитудами, лежащими в
окне одноканальноrо анализатора.
Работа АП происходит в соответствии с диаrраммами
рис. 10.1; б и лоrикой работы спектрометрическоrо формирова
теля (см. rл. 7). Если одиночный спектрометрический импульс,
поступающий с выхода зарядово чувствителвноrо предусили
теля в виде перепада напряжения, превышает пороr схемы
опознавания импульсов, последовательный ключ 81 размы
кается на фиксированное время, равное сумме электрической
длины ЛЗ (Т лз) и максимальноrо времени установления Т УСТ
сиrнала с выхода предусилителя. По истечении этоrо 'времени
ключ 81 вновь замыкается, размыкается ключ 83 и происходит
стандартным образом формирование спектрометрическоrо им
пульса. По окончании установленноrо времени формирования
То, если амплитуда сформированноrо импульса лежит в «окне»
одноканальноrо анализатора амплитуд, открывается выходной
линейный пропускатель на время 1 мкс, а ключи 82 и 83
замыкаются. На светодиод, оптически соединенный с охлаждае
мым полевым транзистором rоловноrо каскада предусилителя,
выдается импульс тока, пропорциональный накопленному на
емкости обратной связи С f заряду. Под действием импульса
света rенер руется ток затвора, компенсирующий заряд на С ! и
приводящии выход предусилителя к исходному значению.
Через заранее заданное время после замыкания ключа 82 он
возвращается в исходное разомкнутое состояние.. Для ис
ключения влияния нестационарных шумовых процессов на
последующий спектрометрический импульс вслед за импульсом
восстановления T R rенерируется интервал защиты. Появление
следующеrо импульса в этом интервале обнаруживается инспек-
тором наложений быстрым дискриминатором. При этом
немедленно замыкаются 82 и 83, блокируется открытие ЛП вых ,
выдается импульс тока на восстановление уровня' предусили-
теля, и все ПОВ,торяется. Если следующий спектрометрический
импульс возникает в течение времени формирования предыДУ
щеrо То, то режектируются оба события. Таким образом,
мертвое время АП, обусловленное наложениями, равно То +
+ T R + Тр, если наложение состоял ось в интервале защиты Тр, и
(TR + Т р ), если оно возникло на интервале формирования То.
Если возникший на входе процессора импульс превышает по
модулю 750 мВ, то по сиrналу одноrо из дискриминаторов.
306
:
переrружающих импульсов включается светодиод, потенциал на
выходе предусилителя приходит к уровню 90 мВ. Далее процесс
протекает так, как если бы на входе АП действовал сиrнал с
амплитудой 90 мВ, но ЛП вых блокируется.
В харуэллском процессоре предусмотрены режимы стабили-
зации начала преобразования и коэффициента преобразования.
Стабилизация начала преобразования сводится к подаче им
пульса управления на СИИ спектрометрическоrо формирова
теля, если образующийся на ето выходе сиrнал не соответствует
пороrу специальноrо дискриминатора, то выход интеrратора
смещается от специальноrо reHepaTopa типа диодноrо насоса.
Коррекция идет порциями, соответствующими 0,1 эВ. Частота
коррекций выбрана равной 600 rц при времени формирования
ТО == 20 мкс. Условием разрешения на проведение цикла KOp
рекцИИ нуля является отсутствие в это время спектрометри
ческоrо импульса. Если спектрометрический импульс возникает
во время проведения коррекции, последняя прерывается. Часто
та циклов коррекции сохраняется в этих условиях до заrрузок
по входу 5' 104 имп./с. Стабилизация коэффициента преобразо
вания осуществляется традиционным способом. При появлении
разбаланса в интенсивностях счета в двух «окнах», располо
женных на склонах одноrо из пиков измеряемоrо спектра
излучения, происходит изменение времени формирования То.
Дискриминаторы, задающие окна амплитуд и дифференциаль
ный интенсиметр системы стабилизации коэффициента преобра
зования в состав процессора не входят.
Устройством таймирования и управления rенерируются
вспомоrательные сиrналы, служащие расширению функциональ
ных возможностей процессора.
Сиrнал занятости ТВ равен по длительности полному
времени обработки одноrо спектрометрическоrо сиrнала: ТВ ==
== ТО + T R + Тр' Он предназначен для управления источником
излучения (если последний допускает внешнее управление, как, Ha
пример, импульсные рентrеновские трубки). По сиrналу занятости
блокируется источник излучения, и поток квантов на ппд оказы
вается квазиреrулярным во времени. В этом режиме снижается
интервал наложений и увеличивается максимальная статистичес
кая заrрузка по выходу п вых (рис. 10.2). Для точноrо измерения
внешним измерителем скорости счета статистической заrрузки по
входу устройство управления rенерирует сиrнал живоrо вре-
мени.
Помимо этоrо предусмотрен вход внешней блокировки АП.
Исriользование режима внешней блокировки бывает эффектив
ным, котда точно известен момент времени появления нежела
тельных импульсов. Мертвое время, связанное с режекцией их,
равно T R + Тр и почти не зависит от энерrии квантов,
соответствующих этим импульсам.
307
5
ё!
"" -;;;-4
;g",
"'
<S'c.:.J
"''''
""
)
""g 2
"'.",
t:J!fi.
ii5? fG ,
о
10
20 30 40 50 60
ЗаiЗр!/зка по tJxoiJy п ВХ, К r u,
110
J60
1SO
t::i
140
<i!5
'ЗО
t:;j 120
:>::
110
100
90
:::t
'{} 80
:::! 70
О, 1 0,20,30,5 1,0 2 J 5 10 203050 100
Статистическая заi3р!/зка по tJXOtJy,KrU,
55..мп Ех=S;ВкэВ 70= 20мкс --'
44
/
1reнepaтop 20
/
....
44
/ /l ,.,.
70
20
18 :::!
16
Х:::!
14
"''''
12
:::!
10 ;<j';:j
":5
8
6 !;1
">'"
4
"'
2
О
80
а)
о)
Рис. 10.2. Спектрометрические характеристики peHTrelloBcKoro варианта харуэл-
лскоrо процессора [155 J:
а передаточные характеристики по заrрузке в режиме А (То=20 мкс); б зависимость
энерrетическоrо разрешения от заrрузки; 1 . непрерывный источник; 2 импульсный
источник; 3 rрадииионное квазиrауссово формирование, Т мщ =20 мкс (расчет)
Некоторые результаты испытаний процессора с блоком
детектирования, содержащим Si(Li) ППд, приведены [156] на
рис. 10.2. Передаточные характеристики спектрометра с xapy
эллским процессором и обычным, непрерывным радиоактивным
источником демонстрируют почти двукратное преимущество по
быстродействию рассматриваемой системы перед традицион
ным спектрометром с квазиrауссовым формированием, rде
время достижения максимума Т макс == То == 20 мкс, а интервал
наложения ТВ == 120 мкс (рис. 10.2) *.
* Некоторое расхождение экспериментальной кривой на рис. 10.2, а с
расчетной зависимостью пBыx пвxexp [ пBx(2To+T+Tp)] связано с тем, что
при высоких заrрузках интервал наложений все в большей степени определяется
T R и Тр'
308
Применение управляемых источников излучения позволяет
еще более чем в 2,5 раза поднять быстродействие спектрометра
за счет «разравнивания» во времени квантов излучения и исклю
чения наложений.
Данные [156] свидетельствуют о том, что ухудшение
энерrетическоrо разрешения от статистической заrрузки по
входу (рис. 10.2, б) обусловлено преимущественно эффектом
возникновения и возрастания нестационарНоrо шума при
уменьшении среднето интервала времени между соседними
спектрометрическими импульсами с возрастанием интенсив
ности излучения.
Следует отметить, что и серийно выпускаемые спектрометры
с харуэллским процессором с учетом технолоrическоrо за
паса демонстрируют весьма высокую устойчивость к статисти
ческим заrрузкам и превосходное энерrетическое разрешение
(табл. 10.1). Последнее обстоятельство во MHoroM обусловлено
низким значением (К л . т )l/!' присущим используемому спектро
метрическому формирователю (см. rл. 7).
Помимо более высоких точностных характеристик, чем те,
которые свойственны стандартным спектрометрам с Si (и)
ППД, спектрометр с харуэллским процессором обладает еще
целым рядом преимуществ. Во первых, это. минимизированное
число opraHoB управления, которыми должен оперировать
пользователь: коэффициент преобразования rрубо и точно;
пороr схемы опознавания, настраиваеМЬ1Й под данный блок
детектирования лишь один раз, т. е. не являющийся opraHoM
оперативноrо управления; верхний и нижний ПОрОI'И OДHOKa
нальноrо анализатора (время формирования То оперативно не
изменяется, просто в Харуэлле процессор изrотавливается с
разными масштабами времени формирования варианты А и
В). BO BTOpЫX, блаrодаря жесткой взаимосвязи функциональных
устройств внутри процессора от пользователя не требуется
высокой квалификации для исключения типичных ошибок, воз
никающих при сопряжении отдельных электронных модулей.
Как свидетельство более разумноrо пользования электронной
элементной базы, реализованноrо при разработке харуэллскоrо
Таблица 10.1. Зависимость эиерrетическоrо разрешеиия по пику reHepaTopa .
1/2AreH И по лииии Ex 5,9 кэВ в спектрометре с процессором 2010 (фирма United
Scientific) от статистической заrрузки nвх и времеии формирования То
п... импj С
112/)."./112/).5.9' эВ/эВ, при ТО (МКС)
10 20 40
110/167 92/151 76/142
110/166 92/154 82/147
110/170 104/159 96/151
309
f
500
104
5.104
2l 26
процессора, может быть расценен тот факт, что при высокой
степени функциональной насыщенности (рис. 10.2) система
занимает лишь один модуль NIM с шириной панели 4М,
(135,2 мм).
Харуэллский процессор не лишен и некоторых недостатков.
Один из них связан со способом выделения информации о
наличии наложенных событий. В канале быстроrо дискримина
тора, осуществляющеrо эту функцию, как отмечалось, приме
нено биполярное формирование типа 2(CR)+2(RC) с посто
янной времени 'ф == 100 нс. Оптимальное значение 'ф. опт 1'0'
В единицах оптимальноrо времени формирования АП Кандиа
,фо==Т оопт /2,088*. Если положить, что Т Оопт ==20 мкс, то 'ф.опт==
==9,6 мкс. Д ля фильтра б ыстроrо дискриминатора тоrда к п . ш ==
== К п . ш . МИН J (a/a o +а о / а)/2== 1,52 J48 == 10,5. Таким образом, OT
ношение сиrнала к шуму на входе собственно быстроrо
дискриминатора (после фильтра) более чем на порядок ниже,
чем по выходу процессора. Минимальный пороr быстроrо
дискриминатора, следовательно, будет равен и пор. МИН 2,2 кэВ,
если на низкой заrрузке собственный электронный шум равен
110 эВ. Высокий пороr обнаружения наложений свойствен и
друrим системам, rде используется быстрый канал.
Друrой недостаток, вытекающий из структуры пр()цессора,
связан с тем, что в блоке детектирования из всех типов
обратной связи допустима только дискретная импульсная
оптосвязь.
Б. rамма 8ариант харуэллскоrо процессора. Этот процессор
служит основой спектрометров у излучения и заряженных
частиц (рис. 10.3.). Конструктивно электронный тракт состоит
из зарядово чувствительноrо предусилителя с импульсным
управлением через оптоэлектронную связь и четырех NIM MO
дулей (собственно процессор, быстрый АЦП, цифровой OДHOKa
нальный амплитудный анализатор, модуль измерителя CKO
рости счета и коррекции просчетов).
Ядром собственно процессора по прежнему является Bpe
мявариантный формирователь Кандиа. Отличия состоят во
временном масштабе констант формирователя и схемы обна
ружения, а также в типе формирователя на входе дискримина
тора обнаружения (СR}+(RС}фильтр, а не биполярный фор
мирователь, как ранее. Конкретные значения временных KOH
стант зависят от характеристик KOHKpeTHoI'o ППД, совместно с
которым используется тракт (поставляются вместе, оперативное
изменение времени формирования отсутствует). Во всех про
* в rл. 7 показано, что в стационарном случае для формирователя
харуэллскоrо процессора выполняется условие ToT(,':, . 1,7651:0' внестационарном
T3 2,0881:0'
310
9проllЛ8НU8 роэряiJuм
9проВлеНUfl
уриВнем
в помять
Рис. 10.3. Электронный тракт спектрометра у-излучения и заряженных частиц
на основе харуэллскоrо процессора [156 ]
,
цессорах время достижения максимума импульсом на входе
дискриминатора обнаружения равно 100 нс, время задержки Td
ЛЗ выбирается большим 200 нс. Время нахождения ключа Sl
в разомкнутом состоянии Те (рис. 10.1), отпускаемое на подав
ление баллистическоrо дефицита, может достиrать 0,7 мкс;
нижний предел Те определяется неравенством Те;?: Td == 200 нс.
Отношение времени формирования ТО к величине постоянной
времени интеrрирования Т 1 RС>интеrратора здесь выбрано
равным То/ Т 1 ==2 для всех значений То. Время восстановления
системы после окончания ТО удовлетворяет соотношению
T R ==0,35 То, защитное время Тр выбр но равным Т р == 1,5 ТО'
Таким образом, на реrистрацию неналоженноrо импульса
за тра чивается время Те + Т АЦП+ 2, 15 То, r де Т АЦП == (Ti Т о)
время запоминания амплитуды импульса на плоском участке во
входном устройстве АЦП (здесь не учитывается время преобра
зования АЦП). В случае наложения минимальное время,
связанное с режекцией, равно 1,15 То.
В числе cxeMHO CTPYKTypHЫX отличий рассматриваемоrо
процессора отсутствие схемы быстроrо дискриминатора. Ero
функции выполняются схемой обнаружения. Время восстановле
ния схемы обнаружения после 1 ООО кратной переrрузки, изме
ренное по парным импульсам, равно 500 нс.
В [219] нет указаний на то, как осуществляется режекция
присутствующих в измеряемом спектре переrружающих им
пульсов. В случае априорно известноrо момента возникновения
переrружающих импульсов используется вход Запрет.
В этом варианте спектрометра несколько иначе, чем ранее,
осуществляется стабилизация начала преобразования и коэф
фициента преобразования. В комплект входит АЦП IIОразряд
Horo взвешивания со скользящей шкалой, имеющей время
преобразования Т пр == 1,8 мкс при числе уровней квантования
311
N ==4096 и Т пр == 12 мкс при N == 16382. Он также является
измерителем сдвиrа начала преобразования и изменения коэф
фициента преобразования. Последний стабилизируется обыч-
ным образом по одному из пиков измеряемоrо спектра.
Стабилизация начала преобразования имеет особенности. Ис
точником сдвиrа ну ля MorYT быть как электронные схемы
процессора в первую очередь СИИ, так и зарядово чувстви
тельный предусилитель. Ошибки, вызванные этими источни
ками, корректируются раздельно. Нижняя часть шкалы АЦП,
составляющая 1/200 часть от общеrо числа каналов, отведена
под измерение нуля спектрометра. С целью коррекции нуля
интеrратора вход процессора отключается от предусилителя,
при этом на интеrратор подается строб-импульс, и в случае
реrистрации вне заданноrо канала АЦП подается корректирую
щий сиrнал на интеrратор. При коррекции нуля спектрометра в
целом строб сиrнал подается на дискриминатор схемы обнару-
жения, осуществляется преобразование УРОВ!IЯ предусилителя в
импульсный сиrнал и кодируется ero амплИтуда. Сиrнал
коррекции прикладывается ко входу предусилителя. АЦП,
построенный по методу поразрядноrо взвешивания, позволяет
леrко получать корректирующие аналоrовые сиrналы. Оба вида
коррекции осуществляются периодически, в отсутствие сиrнала.
Интересны последствия разработки быстроrо специализиро-
BaHHoro АЦП. ПОМИМО Toro, что изменилась лоrика стабили
зации начала преобразования, стало возможным применение
чисто цифровоrо одноканальноrо анализатора (имеющеrо,
кстати, три независимо устанавливаемых окна). Точность
TaKoro анализатора существенно выше, чем классическоrо,
построенноrо на базе дифференциальных дискриминаторов.
Устройство коррекции просчетов, выполненное соrласно
[2201, позволяет про водить практически мrновенный учет
MepTBoro времени, что необходимо в таких применениях
спектрометра, коrда активность источника излучения за время
эксперимента может существенно измениться.
Следует обратить внимание на ТО, что недостатки, свой
ственные peHTreHoBcKoMY варианту харуэллскоrо процессора, в
rамма-варианте сказываются в значительно меньшей степени.
Так, соотношение времени формирования в основном спектро
метрическом канале процессора и в схеме обнаружения в
худшем случае: 5: 0,1 (ранее было 44: 0,1). С учетом К п . ш == 1,36
для (СR)+(RС)-фильтра схемы обнаружения леrко можно
показать, что отношение уровней шума по выходам этих двух
формирователей не превышает 1: 5. В ренпеновском варианте
такое отношение составляет 1: 17 при Т оопт ==44 мкс и 1: 10,5
при Т оопт ==20 мкс.
Что касается некоторых неудобств, связанных с примене
нием дискретной импульсной оптосвязи, то В rамма-диапазоне
312
1/2.1,к'зВ
2,8
2,6
2,4
2,2
2,С!
1,8
1,6
1 к ru,
1DKru,
1lМ1
)',,'.
" 6 0 Co (1,JJ М э В
.X"
9
2Ц1 Аm (5э,5К38J1 /
IlIЖ
IIIITIII
1DDKru, 1 Mru,
10мrц
Рис. 10.4. Зависимость энерrетическоrо разрешения от статистической
заrрузки по входу и энерrии у излучения (Т о ==0,5 мкс, Те == 0,7 мкс)
энерrий именно такая связь оптимальна. Коrда вклад одноrо
спектрометрическоrо импульса соизмерим с диапазоном дo
пустимоrо изменения уровня на выходе предусилителя, ин
теrральная импульсная оптосвязь, превосходно работающая в
рентrеновских спектрометрах, теряет смысл из за слишком
низкоrо процента живоrо времени. По тем же причинам
неэффективна стоковая инте!'ральная связь в предусилителе, а
дискретная стоковая связь трудно реализуема из за характер-
ных для нее амплитудных переrрузок предусилителя (см. rл. 8).
По этим причинам ранее была выполнена и друrая разработка,
rде ставил ась цель достижения максимальноrо быстродействия
[221]. Были достиrнуты рекордные по тому в емени результаты
при статистических заrрузках по входу до 1 О имп./с на линиях
Еу, равных 1,17 и 1,33 МэВ. rамма спектрометр на основе
харуэллскоrо процессора существенно превосходит по быстро-
действию и разрешающей способности друrие rамма системы и
до настоящеrо времени не имеет себе равных. Некоторые
результа ты испытаний по [219] приведены на рис. 1 0.4 и 1 0.5.
Ухудшение энерrетическоrо разрешения с ростом статистиче-
ской заrрузки во мнorом связано со снижением эффективности
обнаружения наложений из за значительных флуктуаций вре-
мени собирания в ППД (до 0,7 мкс) при пиковом времени
формирования 100 нс.
Аналоrовый процессор Лакаташа [222] может рассматри-
ваться как разновидность peHTreHoBcKoro харуэллскоrо процес-
сора. В отличие от Hero этот АП может работать совместно с
традиционными блоками детектирования, дающими на выходе
экспоненциальные импульсы. Принцип действия процессора
ясен из рассмотрения структурной схемы (рис. 10.6) и времен-
313
nВых
1001<ru,
101<ru,
.............
I
То 0,5 МКС
I 11
/ ........... 11
Л /' То = \.:!,4МКС
'/
'/'
/J 1\
1/
11<ru,
101< ru,
100 1< ru,
1Mru,
nВх
Рис. 10.5. Передаточные характеристики по заrрузке спектро
метра с харуэллским процессором [156] при разных То (Те==
==0,7 мкс)
HbIX диаrрамм в отмеченных точках схемы (рис. 10.7). Положе
ние электронных ключей Sl, ..., SЗ соответствует исходному
состоянию, в отсутствие спектрометрических импульсов xapaK
терные BpeMeHHble константы и BpeMeHHble интервалы имеют
прежние обозначения.
Усилители У 1 и У2 представляют собой, очевидно, rруппы
усилительных секций, А 1 и АЗ от дельные усилительные
секции. Взаимное расположение усилителей и спектрометри
ческоrо формирователя продиктовано необходимостью полу
чения низкоrо прЩ!еденноrо ко входу шума и линейности во
всем диапазоне статистических заrрузок.
Время вариантный дифференциатор представляет собой YKO
рачивающую цепь с компенсацией полюса нулем. Постоянная
времени спада выходноrо сиrнала может изменяться от
.1 ==RICl до .Sl ==Cl'Sl' rде 'Sl дифференциальное сопротив-
ление замкнутоrо ключа.
Устройство управления осуществляет функции временной
привязки, инспекции наложений, коррекции MepTBoro времени,
управления процессом формирования. Изодромный интеrратор
обладает действием, прямо противоположным действию YKopa
чивающей цепи с компенсацией полюса нулем, т. е, является.
удлиняющей цепью с компенсацией полюса нулем. Если S2
замыкается, то изодромный интеrратор переходит в режим
масштабноrо усилителя.
Линия задержки компенсирует задержку появления управ
ляющих сиrналов с устройства управления. Электрическая
314
длина линии не превышает длительности фронта входных
импульсов. Стабилизатор нуля выполнен по схеме выборки и
хранения, иными словами, это компенсационный времявариант
ный стабилизатор последовательноrо тина. Выборка уровня
производится перед началом спектрометрическоrо импульса,
затем в противофазе заполненное напряжение подается на
друrой вход изодромноrо интеrратера.
В качестве фильтра нижних частот в процессоре применен
крайне редко используемый RС интеrратор с линейно возрас
тающей во времени постоянной интеrрирования .Н' прини
мающей скачком в конце цикла изменения бесконечное
зна чение.
На аналоrовый выход процессора сиrнал поступает через
нормально закрытый линейный пр о пуск атель ЛП вых на S3 и
буферную секцию на операционном усилителе АЗ.
Временные диаrраммы (рис. 10.7) иллюстрируют поведение
системы в случаях,. коrда а) импульс удовлетворяет критериям
отбора (пришел l й импульс); б) 2 й импульс попадает в
интервал «защитноrо» времени Тр" rенерируемоrо вслед за I M
импульсом; в) два импульса разделены интервалом, меньшим,
чем время формирования ТО' ДО прихода ] ro импульса и в
течение времени формирования ТО времявариантный дифферен
циатор работает как обычная укорачивающая цепь с постоян
ной времени . ==RICl. Изодромный интеrратор до прихода
спектрометрическоrо сиrнала является масштабным усилите
лем, так как S2 замкнут. На интервале формирования ТО Аl
работает с разомкнутым ключом S2. Постоянная времени
.2 == R2C2 == Rl С 1, чем обеспечивается в TO Ke в ступенчатое
импульсное напряжение до окончания интервала формирования
То. Одновременно с началом формирования постоянная Bpe
мени интеrрирования .H(t)==R3{t)C3 начинает линейно изме
няться по закону .Н == .НО + t (см. эпюру И д). Спектрометрический
импульс на выходе интеrратора описывается до t== ТО формулой
Ur(t)==Uo ( I ) ' Т.е. имеет крутой фронт и медленно
'нО + t
нарастающую вершину.
В момент достижения t== ТО замыкаются ключи Sl и S2,
постоянная времени RС интеrратора принимает бесконечное
значение, выходной ЛП открывается. При этом у импульса на
входе времявариантноrо интеrратора формируется крутой спад,
на С3 продолжает сохраняться амплИтудное значение напряже
ния, а на выходе U е начинает формироваться выходной
спектрометрический импульс, Sl замыкается на 2 мкс, а S2
остается замкнутым до следующеrо рабочеrо цикла. По истече-
нии интервала Т ВЫХ постоянная времени .Н возвращается к CBO
ему минимаЛЬНGМУ значению, ЛП вых закрывается, а устройство
315
+
Ох.
Л3
'tO ROCl 'tB]t.
Рис. 10.6. Структурная схема процессора Локаташа
управления вырабатывает внутри себя защитный BpeMeH
ной интервал. Если устройство управления определяет, что в
интервале защиты появляется 2 й импульс, то на времявариант
ный дифференциатор выдается сиrнал переключения на малую
постоянную. При этом S2 остается замкнутым, управления на
R3 не выдается, ЛП вых остается закрытым, внутри устройства
управления вновь rенерируется сиrнал защиты.
Если вслед за импульсом, удовлетворяющим критериям
отбора (3 й импульс), в интервале ero формирования появляется
еще один (4 й импульс), то происходит сброс времявариантных
дифференциатора и интеrратора, изодромноrо интеrратора и
блокируется открывание ЛП вых ' Оба импульса из анализа
исключаются.
К сожалению, в [222] не указывается, в каком соотношении
находится .1 и .0 (постоянная белящеrо фильтра см. rл. 7),
каковы величины .иО и ТО в единИцах .0' Отмечено лишь, что
T pr == 2То. Основываясь на приведенных автором BpeMeHHbIx
диаrраммах (рис. 10.7), можно построить примерный вид
весовой функции (рис. 10.8). Автор считает, что к п . ш == 1,08,
однако ДЛЯ этоrо весовая фУНКЦИЯ на участке О... ТО должна
быть близкой к линейно спадающей либо rиперболической, а не
являться зеркальным отображением на этом отрезке импульса
на эпюре U r . Блаrодаря линейно возрастающей во времени
постоянной интеrрирования .Н == R3 (t) С3, действительно дости
rается требуемая форма весовой функции. Спектрометрический
формирователь в рассматриваемом АП относится к числу
времявариантных с плавно изменяемыми параметрами.
Интервал наложений для рассматриваемой системы,
очевидно, составляет: Тн==2То+ Tpr==4To (напомним, что
для харуэллскоrо процессора TH==2To+TR+Tpr==3,5To, а
к п . ш == 1,03 в стационарном и к п . ш == 1,10 внестационарном
случаях).
316
д
iJ I
8 8 RC lLHтeZpaтop
Можно соrласиться с автором [222] в том, что за счет
слабоrо изменения амплитуды импульса в течение То YMeHЬ
шается влияние BpeMeHHoro джиттера и rуляния временной
привязки на энерrетиqеское разрешение. Однако это влияние
оказывается большим, чем в харуэллском процессоре, а
реализация линейно изменяющейся константы интеrрирования
представляет значительные трудности из за отсутствия подходя-
щих электронных компонентов.
Спектрометр, содержащИй наряду с процессором блок
детектирования с импульсной интеrpальной стоковой связью и
Si(Li) ППд, показал следующие результаты. При ТО ==30 мкс;
Т r == 60 мкс исходное разрешение по линии 5,9 кэВ составило
150 эВ. С ростом статистической заrрузки по входу разрешение
монотонно ухудшается до 180 эВ при п ВХ == 5,5 .104 им. п!с.
Данные о смещении центра тяжести пика не приводятся.
Аналоrовые процессоры на базе спектрометрическоrо Формиро-
вателя (ЛЗ}д+СИИ. Высокие спектрометрические характеристики
таких аналоrовых процессоров обусловлены в подавляющей
степени уникальным сочетанием свойств лежаLЦеrо в их основе
спектрометрическоrо формирователя. Напомним, что к п . ш ==
== 1,075; (К П ,Ш)l/f== 1,18; T H ==3,46't o (см. rл. 7). Кроме Toro, форми
рователь позволяет леrко избавляться от баллистическоrо
дефицита установкой времени интеrрирования, большей, чем
время дифференцирования, на величину максимальной флуктуа-
ции времени собирания заряда в ППД. Друrой положительный
фактор прямоуrольная форма продифференцированных спект
рометрических импульсов, что почти всеrда способствует
достижению высокой стабильности исходноrо уровня в спектро
метре (см. разд.9.3). Практическая реализация потенциальных
возможностей формирователя, особенно в варианте, ориентиро
ванном на рентrеновский диапазон энерrий, длительное время
сдерживалась техническими трудностями, связанными с низким
317
и L :эо.
Uб L T R Трт> t
" ,,\ ""
ив 'r 1 r\ t
Ий :.
И е lJll А t
""
и, и р о t
:.
и t I 1i
е < TBЫX
t
РИс. 10.7. BpeMeHHbJe диаrраммы' работы nроцессора
качеством серийных линий задержки с сосредоточенными
параметрами. Кабельные ЛЗ нерационально использовать из за
больших rабаритов при МИI<росекундном времени.
На рис. 10.9 приведена структурная схема аналоrовоrо
процессора пятоrо поколения (разработка 1982 r.) АП ОО5 [223],
сохранившая основные черты АП ООI [224] и АП О02 [225 J.
rлавные отличия от прежних разработок подобных АП состоят
в управлении всеми оперативно изменяемыми параметрами от
ЭВМ по маrистрали КАМАК, а также в увеличенном числе
сервисных устройств, облеrчающих эксплуатацию. Остановимся
подробнее на особенностях структуры этоrо АП.
Реrулировка коэффициента усиления в линейном усилителе
осуществляется с помощью электронных ключей путем измене
ния пара метров цепей обратной связи трех секций усиления,
причем в двух ИЗ них синхронно изменяется разомкнутое
усиление. Секции имеют двухканальную структуру [194 J с
микросхемой К544У Д2 в медленном канале. Достоинства таких
секций усиления были рассмотрены в разд. 9.2. Укорачивающая
СR цепь с компенсацией полюса нулем имеет фиксированную
постоянную времени 'УК == 2,4 мкс И размещена не на входе АП,
как это принято делать (см. например схему усилителя 572), а
между 1 й и 2 й секциями. Этим достиrается снижение
приведенноrо ко входу усилителя шума за счет фильтрации
низкочастотных шумов 1 й секции. Динамический диапазон
амплитуд по выходу rоловной секции :t 12 В, что исключает
возникновение нелинейности в этой секции при статистических
заrрузках до 2. 105 I/c.
318
Последняя секция усилителя
охвачена времявариантным CTa
билизатором исходноrо уровня,
рассчитанным на экспоненциаль
ную форму спектрометрических
импульсов [209 J. Входящий в ero
состав последовательный низкоуровневый ВВС не требует
установки пороrов срабатывания выше уровня шума и измене
ния их в функции от действующеrо шума [210].
Линейный пропускатель ЛПперетр С двумя компараторами и
схемой управления представляет собой режектор переrружаю
ших импульсов [207]. Он действует по принципу отсекания
уплощенной из за переrрузки вершины ЭКСIlоненциальноrо им
пульса с последующим запретом на выходе АП импульса,
образованноrо спектрометрическим формирователем из OCTaB
шейся экспоненциальной части переrружающеrО'сиrнала. Этим,
во первых, исключается появление на входе OCHoBHoro ВВС
импульса иной формы, чем рабочие (а значит, и возможноrо
дополнительноrо сдвиrа). BO BTOpЫX, образуется возможность,
подавая через зарядово чувствительный преДУСИJJитель (ЗЧП)
заведомо переrружающие сиrналы, точно настраивать цепь
компенсации полюса нулем, наблюдая форму импульсов На
выходе OCHoBHoro ввс. Время нечувствительности АП после
начала K KpaTHO переrружающеrо импульса дается формулой
Тпереrр== . к1п(К 1)+Тф' rде .ук постоянная укорачивания в
усилителе, Т Ф время <рормирования на ЛЗ. ДЛЯ АП-005 при
K==IOOO Тпереrр==(Iб,5+Тф)мкс. .
Схемная реализация собственно спектрометрическоrо фор
мирователя традиционна дЛЯ ЛП описываемоrо типа. Устрой
ство дифференцирования на ЛЗ подробно рассмотрено в
[224 226 ]. Здесь отметим наиболее существенные моменты.
Разомкнутое включение ЛЗ в сочетании со съемом сиrнала в
виде тока, заряжающеrо емкости линии, увеличивает вдвое
длительность продифференцированнOlО импульса по сравнению
с электрической длиной ЛЗ. Преобразователь ток заряда
линии напряжение, выполненный по схеме изодромноrо ин
TerpaTopa на А2, практически полностью компенсирует действие
укорачивающей цепи в усилителе и в ЗЧП. Корректирующая
емкость Скор. на входе линий задержки устраняет возникновение
шлейфа вслед за сформированным импульсом [148] за ctJeT
дополнителыюrо СR дифференцирования в течение времени
распространения волны' ПО линии в прямом И обратном
319
Рис. 10.8. Примерный вид весовой Функ
ции спектрометра:
а случай одиночноrо события; Ii . влияние
предшествующеrо события в отсутствие блоки-
ровки в течение защИ1 HOI.O времени Тр
л
Тpr О то
W Hecr(t)
1
а}
t
5)
t
I
1:';. 'fOMKC
Линейный усилцтель
!! ус=в... 512,шаа Х 2)
СеКЦl1Я 1" , CR=iJl1t17. 'Секция 2 1 Секция 3
I I
К=2... 'f 'С хомп. ,/(=2...18,/(=2... В
I Р z I t
,'i:'=2,J,<MI<C I I
7:'=Z,4MKC
Лuнеi1н",i1 ' .....
iJиапазон t V /"
I ,
L J
/
ах.
ТЛJ=О'ZМКС
+
t
I Полярность
I
t
УстройстОо
а{}томатuческой
устаноВки
пороаоВ
п ВХ
>и ш
УПр. f( ус
сии
r
лп нт I иtJеал6НЫЙ
LL r l1нте8ратор
(норм.откр) со соросом
I
.JкспанIJер
fi -;--'
ОРО808ыи I Масштаонь/й
УСlLл'!..тель , УС/.lлцтель
K 1 K 1 ' 8
поров 0+2,5 I ..
Рис. 10.9. Структура процессора АП ОО5 с формирователем типа (Л3) + вве +
+ сии
направлениях. В ЛЗ дифференциаторе использованы шесть
ЛИНИй задержки типа ЛЗТ 2,0 мкс 600 Ом.
Основной стабилизатор исходноrо уровня реализован на АЗ.
В нем предусмотрена компенсация задержки управляющеrо
импульса и подавление «паралича». Подробное рассмотрение
этоrо ВВС содержится в разд. 9.3 (см. рис. 9.17). Роль пропуска
теля, блокирующеrо вход стабилизатора при возникновении
паралича, выполняет ЛПпереrр режектора переrружающих им
пульсов. Этот же пропускатель отсекает импульсы нерабочей
полярности, связанные с действием импульсной связи в ЗЧП.
Компаратор, управляющий работой ВВС, выполняет роль
схемы временной привязки по отношению к процессору в
320
2,5B
ra.:пePa о ЛJ
4+24MKC
Rr;r
I
J(омпарат.
( )и-мп.
Компарат.
(+)LLМП.
Восст. ВВС
ВВС
с JТOrLL)(oi1.
поilа{Jpенuя
параJТLLча
'1::j
("j
i;!
Блок от ЗЧЛ
ЛОрО8 СВ Л
ЛПВЫ)l.
(норм. занд.)
К=2
Вых.ЛЛ
ЛО8uчеСl<ое Упр. от дд
уст/70астОо до
u I<ДМДК uнmерtpецо ДнmUсо{JпаilеНLLЯ
..JL
Ма81.lсmраль I<ДМДК
целом. Пороr v срабатывания СВП устанавливается схемой
автоматическои установки пороrа, подключенной к выходу
усилителя. Этот пороr таков, что частота срабатывания СВП на
шумовые импульсы около 100 rц. От этой схемы задается
пороr компаратора положительных сиrналов (нерабочей поляр
ности) режектора переrружающих сиrналов, но большей вели-
чины, чтобы срабатываний ero от шумов не было. В отличие от
подобной схемы в усилителе 572 здесь не наблюдается
зависимости уровня пороrа от статистической заrрузки по
входу вплоть до 2. 105 I/c.
Построение остальных схем
блаrодаря трапециевидной форме
АП традиционно, однако,
импульсов с временем Ha
321
растания от 4 до 24 мкс на входе экспандера, последний не
вносит нелинейность, СВQйственную ему при прямоуrольных
импульсаХ здесь Еи 0,03%. Плавная реrулировка коэффи-
циента усиления в масштабном усилителе экспандера реали
зована в цепи ООС инвертирующей секции с помощью
умножающеrо ЦАП с дискретностью 1/256. Существенное
отличие АП 00I...АП 005 от друrих спектрометрических систем,
в которых используется СИИ, заключается в способе проведе-
ния нспекции наложений (рис. 10.10). Общепринятая лоrика
заключается в том, что параллельно с основным, медленным
спектрометрическим каналом действует быстрый, временной
канал. Далее, с помощью лоrических схем проверяется отсут-
ствие или наличие быстроrо импульса в заданном временном
интервале, равном времени формирования то, и если весовая
функцИjI спектрометра нестационарна, то дополнительно и в
защитном интервале. Сумму этих интервалов будем называть
интервалом инспекции наложений. Наличие быстроrо аналоrо-
Boro импульса в интервале инспекции означает, что произошло
наложение. Недостатки TaKoro способа отмечены выше. В
рассматриваемых аналоrовых процессорах из за достаточно
определенной длительности по основанию спектрометрических
импульсов, сформированных линиями задержки, оказывается
реализуемым друrой способ, дающий существенно более низкий
энерrетический пороr инспекции. При этом отпадает необходи
мость в быстром канале и в соrласовании между собой уровней
временной привязки в обоих каналах. Суть ПJ1имененноrо
способа инспекции состоит в сравнении длительности квазипря
моуrольных спектрометрических импульсов на уровне 110pori:l
схемы временной при вязки (СВП) с длительностью эталонноrо
импульса тз, rенерируемоrо по переднему фронту компаратора
схемы временной привязки. В случае превышения по длитель
ности импульсом СВП эталонншо импульса закрывается ЛП
СИИ на всю превышающую длительность, а интеrратор
сбрасывается. При этом выходной линейный пропускатель
остается в закрытом состоянии.
Для оценки минимальноrо энерrетическоrо пороrа схемы
временной привязки можно считать, что на входе СВП
расположен времяинвариантный спектрометрический формиро-
ватель типа (ЛЗ)R,.+(RС)и, rде ЛЗ дифференциатор узел диффе
ренцирования Ан, а RС интеrратор доминирующая RС цепь
в цепи от входа СВП ('RC Т д )' Несложный расчет реальноrо
К и . т TaKoro формирователя при условии, что время дифферен
цирования Т д == 1,73'0' т. е. оптимизировано для получения
предельноrо К и . т формирователя (ЛЗ)д+ СИИ, дает следующие
значения в функции от отношения п=='RС/Тд (табл.IО.2).
С учетом Toro что разрешающее время инспектора наложе
ний должно быть достаточно малым (для ренпеновских
322
8Х.АП
) l -=--:.:
'ex 4 0м/(с l
I <;;" .:::" ' v XBMbI т/ Qния
V cn = opoz сап V Во/Х. БВС
Тз
t
t
Вык.СИИ
n 1(1 t
1, I
11' ВЫХ.А n
11 ! ..
t
Рис. 10.10. Режекция наложенных импульсов в процессоре
с формированием на ЛЗ и сии
т а б л и ц а 1 0.2. Зависимость шумовых свойств каиала временвой привязки АП
от относительиой постояниой RС интеrрировавия
п 'RС/Тд.uпт (Т д , ппт 1,73'0) К п . ш (реальное) к п / К . П
0,5 1,15 1,07
0,4 1,20 1,12
0,3 1,28 1,20
0,2 1,47 1,37
0,1 1,91 1,78
0,05 2,57 2,39
применений 300 500 нс), приемлемым значением коэффициента
п можно считать п == 0,05. При этом собственное энерrетическое
разрешение в канале СВП лишь в 2,5 раза хуже, чем по выходу
323
250
10 225
..
.;- '/00
::s
:J:
...
175
...
...
'"
150
3амена ВЗС на. В пс\ f т/ II
f 6м/(с
",,)-'
2, i--
.......
250
225
200
175
150
10% Z 3 If 5 б 78 103 2 3 11 56 78 10'+ 2 3 4567 105
а) 3аZР!lз/(а,1/С
- 0,2
... 10
Е Q
"О- 0,15
... 0,1 6
:f <CJ
...
:с 0,05 Z
"'::! '"
:SS: О :S
"о 2 :J:
o,05 '"
6 oj'
о> 8- Ot1 ...
Ot'5 10 J,
10% Z 3 Ч 56 7 S 103 Z , 4 56 7 9 10'1 2 3 4 5 б 7 '1105
о) 3ацуз/(С1., 1 (с
2
10 Ч
8
6
5
...... Ч
::; 3
<t:>
о
>< 2
<;
"'"
CI 103
s:
I:!' 8
'" 6
.,
=» 5
...
'" ч
I:! 3
...,
2
./ I " I
/ ./ ""
6 МКС
.....
Т ф =12мкс
[/
1.41
1/
[7
10%
10% 2 ЗЦ5б78910 1 Z 3456791042 ,Ч56791О 5
8) 3aZPY3KQ 110 Входу, 1/с
Рис. 10.11. Спектрометрические характеристики процессора АП 002:
а зависимость энерrетическоrо разрешения от crатистической заrрузки; б поло
жеиие центра тяжести фотопика в функции от заrрузки; в передаточные функции
по заrрузке
24
спектрометрическоrо формирователя АП (сравним с COOTBeTCT
вующими данными для харуэллскоrо процессора, rде в наилуч
шем случае отношение составляет величину 5: 1). В реальных
условиях работы АП при энерrетическом разрешении 200 эВ по
линии 5,9 кэВ надежный запуск СВП происходит от импульсов
с амплитудой, соответствующей энерrии квантов Ех 500 эВ.
На рис. 10.11 приведены результаты спектрометрических
испытаний одной из ранних разработок АП рассматриваемоrо
типа . АП 002. Особоrо внимания заслуживает поведение про
цессора в зависимости от типа стабилизатора исходноrо уровня:
с охватывающим ВВС с подавлением паралича и с охватываю-
щим нелинейным компенсационным стабилизатором на основе
ВПС Чейза Паоло [204]. Кривые для Т ф ==6 мкс убедительно
свидетельствуют в пользу времявариантных стабилизаторов.
Ухудшение энерrетическоrо разрешения с ростом статистиче-
ской заrрузки во MHoroM есть следствие нестационарности
весовой функции спектрометра, привносимой ВВС (см. rл. 9).
Колебательный характер кривых, описывающих положение
центра тяжести пика фотопоr лощения, обусловлен неидеаль-
ностью соrласования линий задержки между собой из за техно-
лоrическоrо разброса и частотной зависимостью волновоrо co
противления линий с сосредоточенными параметрами. Оба фак-
тора приводят к появлению вслед за спектрометрическим импуль
сом, сформированным ЛЗ, разнополярных выбросов в течение
еще одноrо интервала Т Д ' Амплитуда разнополярных выбросов
составляет 1 3 % амплитуды полезной части. Блаrодаря малой
их длительности, а соответственно и площади, вклад этих
выбросов в смещение центра тяжести амплитудноrо распреде
ления на выходе СИИ не превышает десятых долей процента.
Существуют два радикальных пути повышения измеритель
ных характеристик спектрометра с рассматриваемым аналоrо-
вым процессором. Первый, и предпочтительный, заключается в
разработке новых, более широкополосных и с меньшим
те,хнолоrическим разбросом пара метров Л3, что одновременно
расширяет динамический диапазон измеряемых амплитуд. Дpy
rой заключается в том, чтобы вслед за каждым спектрометри
ческим импульсом вводить защитное время, подобно тому, как
это реализовано в рассмотренных выше процессорах. Такой
прием, во первых, улучшит энерrетическое разрешение спектро-
метра при повышенных статистических заrрузках, и, BO BTOpЫX,
уменьшится сдвиr центра тяжести амплитудноrо распределения
от заrрузки (рис. 10.11, б). Платой за повышение устойчивости к
частотным переrрузкам станет ухудшение передаточных xapaK
теристик (рис. 10.11, в) и падение максимальной статистической
заrрузки по выходу АП. В настоящее время при Т Н == 3,46.0'
п вых макс == 1/ е Т Н == О, 1 06. о 1, для peHTreHoBcKoro харуэллскоrо
, 1
процессора Т Н == 6,22. о, а п вых . макс == 0,06.0 . При защитном
325
Таблица 10.3. Зависимость эиерrетическоrо разрешеиия и сдвиrа центра тяжести
пика излучеиия с энерrией Ех 5,9 кэВ от статистической заl'РУ3КИ по входу и
времеии формирования Т Ф
п ., Т ф ,=24 МКС Т ф '= 12 МКС Т ф ,=4 МКС .
кr ц
РазреwеIlие, Сдвиr, Разреwение, Сдвиr, . Разреwение, Сдвиr,
эВ .% эВ % эВ %
1,7 180 О 187 О 227 О
5,0 182 O,O5 187 О
13 184 0,14 192 0,05
20 188 0,19 195 0,09 230 0,05
40 199 0,20 197 O,24
50 . 200 0,29 232 0,28
100 208 0,77 232 0,33
130 232 0,J4
150 ..J 232 +0,19
интервале, равном времени формирования (чтобы избавится от
сдвиrа пика), интервал наложений и максимальная статистиче
ская заrрузка станут: Т Н == 5,] 9т о , п вых . макс == 0,07] Та 1, т. е. быст
родействие TaKOro АП будет тем не менее на. 20% выше, чем
быстродействие процессора Кандиа.
Отмеченные меры особенно актуальны, коrда оптимальное
время формирования должно быть несколько десятков микросе
кунд. Данные, полученные с АП О05 [94], rде для увеличения Tw.
были использованы линии задержки на 2 МКС (6 шт.) вместо Лj
на 1 мкс, как ранее, свидетельствуют об этом (ср. табл. 10.3 при
т ф == 12 мкс, п вх >40 кrц и рис. 10.11, б). В обоих случцях линии
типа ЛЗТ-600 20 с р==600 Ом и числом звеньев 20.
В заключение следует подчеркнуть, что приведенные выше
параметры спектрометров с этими АП еще не MorYT считаться
предельными. О путях совершенствования было сказано выше.
В rамма спектрометрах, rде Тф 6 мкс, отмеченных проблем с
линиями задержки не возникает. .
До сих пор рассматривались системы аналоrовой обработки
и сортировки информации, поступающей от ППД блоков,
построенные на основе времявариантных спектрометрических
формирователей. Эти системы в полной мере обладают
совокупностью признаков аналоrовых (импульсных) процессо
ров. В меньшей степени это относится к спектрометрическим
системам, построенным на основе времяинвариантных форми
рователей. Тем не менее одна из таких систем, основанная на
формирователе с квазитреуrольной весовой функцией, не может
остаться незамеченной. Речь идет о разработке rоулдинrа с
сотр. [144].
Аналоrовый процессор с времяинвариантным формирователем
квазитреуrольных спектрометрических импульсов (144]. Собст
326
';i .ffJ:r I
(GM5IJ :;[}
I
I
I I Cm I
I
I Схема Оы50рка U хранения .J '
L.:.. ..................................................
I
t,MKC
а)
а
Z J 'f
/'х' /.........
',,/,....../ ......
л ...... , ......,
/ TZ ,/, ...... ...... 8ыхоtl ДП
"3 'f"
: ! 5bI cтpbIi1 tlискриминатор
а.... "1
111'
1111
аn "1
l' ,.
1111
2" "3
.. II
11 11
'fn
l'
1.
Схема опреiJеления fJерШUНhf
{
Сл.! I .
........
Сл.2 {
т2
I I
.
I
Полный t.lнтерfJал инспекции наложеншl
Т2 U Т2 I
.Jo./ J I
Т2 . ! . Т2 , ,
I запрет реёистрации
(трщаер режеКЦlLU)
.
J
5)
Т2
{ ..........J
СлJ 1.
сл.'f {
Рис. 10.12. Аналоrовый процессор на основе времяинвариантноrо формировате
ля квазитреуrольных импульсов:
а функциональная схема; б диатраммы режекции наложений
327
вен но спектрометрический формирователь, разработанный для
этоrо процессора, был рассмотрен ранее (см. rл. 7), поэтому
здесь интересно остановиться на орrанизации спектрометри
ческоrо тракта в целом. Структурная схема рассматриваемоrо
процессора приведена на рис. 10.12. Она достаточно проста,
однако имеет некоторые особенности.
1. Реrулировка усиления осуществляется изменением rлу
бины обрат ой связи в двух секциях. Как отмечалось, такой
способ оптимален в смысле сохранения диапазонов амплитуд
импульсов по выходу процессора и уровня, приведеннor'о ко
входу собственноrо шума. Дифференцирующая цепь размещена
на выходе 1 й секции (для снижения уровня низкочастотных
составляющих в приведенном ко входу шуме). Все секции
усилителя имеют оrраничители для сокращения времени BOC
становления после переrружающих сиrналов.
2. Друrая особенность АП отсутствие переключателей
постоянных времени формирования и цепи компенсации полюса
нулем в дифференциаторе (АП ориентирован на работу в
спектрометре с импульсной оптосвязью В блоке детектирова
ния). Это упрощает схему, так как ввиду сложности «квази
треуrольноrо» формирователя схема коммутации постоянных
времени формирования оказывается rромоздкой, но одновре-
менно приводит к потере универсальности процессора, что не
всеrда оправдано.
3. Запуск лоrики режектора наложений осуществляется по
сиrналу быстроrо дискриминатора, на входе KOToporo размещен
формирователь быстрых импульсов типа 2(ЛЗ)д+(RС)и, причем
'tи=='tRС» Т лз . Важно, что на входе формирователя импульсы
cTporo униполярные, близкие к треуrольным, их длительность
не зависит от амплитуды. Это обеспечивает, во первых,
независимость разрешающеrо времени быстроrо канала от
амплитуды (начиная с некоторой, большей пороrа, временной
привязки); BO BTOpЫX, треуrольный формирователь характери
зуется меньшим К и . т , чем 2(CR)+2(RC) или (CR)+
+ 2 (RС) формирователи, используемые в харуэллских процес
сорах. Следовательно, достижим более низкий энерrетический
пороr при том же разрешающем времени. При электронном
энерrетическом разрешении 189 эВ в основном, медленном
канале (время достижения максимума спектрометрическим
импульсом 4 мкс) энерrетический пороr во временном канале,
соrласно [144], составил: 3 кэВ для случая Т лз ==60 нс; 1,6 кэВ
для Т лз ==200 нс и 1 кэВ для Т лз ==450 нс. Разрешающее время
быстроrо канала для этоrо формирователя равно удвоенному
времени Т лз . Следует отметить как удачное решение о съеме
сиrнала временной при вязки на вход быстроrо канала до
усилительных секций с изменяемым коэффициентом усиления.
В итоrе настройка пороrа временной привязки требуется лишь
328
при первом совместном включении данных экземпляров блока
детектирования и процессора.
4. В рассматриваемом процессоре нетрадиционно решена
проблема построения линейноrо в широком диапазоне ампли
туд «стретчера». Вместо общепринятоrо пиковоrо детектора,
содержащеrо зарядный диод и емкость памяти, охваченных
линеаризующей отрицательной обратной связью с помощью
операционноrо усилителя, авторы [144] применили линейное
времявариантное устройство «выборки и хранения» со CTPYK
турой, показанной на рисунке. В. исходном состоянии элект
ронный ключ S разомкнут. Для запоминания на емкости
памяти С т амплитудноrо значения квазитреуrольноrо спектро
метрическоrо импульса приблизительно за 2 мкс до максимума
сиrнала лоrическое устройство вырабатывает импульс управле
ния, прерывающийся, если не было наложения на полезную
часть анализируемоrо сиrнала друrоrо импульса, в момент
максимума. Через 0,5 мкс после достижения максимума на
0,75 мкс открывается выходной линейный пропускатель, фор
мируя из квазитреуrольноrо прямоуrольный спектрометри
ческий импульс на выходе АП. С целью получения точной
временной отметки, отстоящей от максимума на cTporo
фиксированное время, снимается сиrнал с выхода 2 ro актив
Horo интеrратора, дифференцируется цепью Cz Rz и «дискри
минатором нуля» выдается момент пересечения нуля биполяр-
ным импульсом. Эта точка, очевидно, соответствует точке
максимума квазиrауссова импульса на выходе отмеченноrо
интеrратора, которая, в свою очередь, при всех амплитудах
равно отстоит от максимума выходноrо квазитреуrольноrо
импульса спектрометрическоrо фильтра (см. rл. 7). Здесь
уместно отметить, что детектор нуля стробируется лоrическим
устройством, запускаемым от быстроrо дискриминатора, поэ-
тому отсутствует необходимость в какой либо подстройке ero
при изменении коэффициента усиления.
5. Имеющийся в составе АП стабилизатор исходноrо уровня
выполнен как линейный времявариантный стабилизатор ox
ватывающеrо типа. Входящий в ero состав линейный пропуска
тель закрывается по импульсу одно вибратора полной длитель-
ности (спектрометрическоrо квазитреуrольноrо импульса, pa
зумеется): входящеrо в лоrическое устройство и запускаемоrо
по импульсу быстроrо дискриминатора. При появлении BToporo
быстроrо импульса, коrда одно вибратор еще не вернулся в
исходное состояние, сиrнал полной длительности на ero выходе
возобновляется.
Несмотря на то что в месте расположения ВВС имеет
место наивысшее отношение сиrнала к шуму, пороr cpa
батывания стабилизатора оказывается значительным (не менее
1 кэВ).
329
22 26
6. Коренное отличие рассматриваемоrо процессора от дpy
rих спектрометрических систем с времяинвариантным форми-
рователем сиrналов заключается не только в наличии ранее
неизвестноrо фильтра, но и в способе инспекции наложенных
событий и их последующей режекции. Среди довольно боль
шоrо числа известных способов режекции наложений (5 J
наиболее широко используют метод, основанный на анализе
существования быстроrо импульса, в интервале инспекции
наложений, равном длительности по основанию (если форми-
рователь времяинвариантный) анализируемоrо сиrнала. Такой
режектор крайне просто реализуем *. При появлении в указан
ном интервале быстроrо импульса срабатывает триrrер нало-
жений и блокируется прохождение обоих медленных импульсов
через линейный пропускатель на выходе стретчера. Для систем
со стробируемым интеrратором, как, например, харуэллские
процессоры, мертвое время режектора совпадает с интервалом
наложений Тю определенным в rл. 7. Если система время-
инвариантная и Время нарастания сформированноrо импульса
равно Т 1 , а время спада Tz, то Т м ==с,2Т 1 + Tz, а TH==Tl+Tz.
Таким образом, если спектрометрические импульсы симмет-
ричны, то проиrрыш по мертвому времени составлет 50%, а по
максимальной заrрузке не наложенных импульсов 33%. Впервые
на это несоответствие обратили внимание авторы [144] и
реализовали лоrику cBoero процессора таким образом, что
ТМ == Т Н (рис. 10.12,6).
Коротко лоrику режектора данноrо процессора можно
сформулировать так. Если в интервале инспекции а (от начала
импульса О до ero максимума) возникает быстрый импульс
начала сиrнала 1, то режектируются оба импульса О и 1. Если
быстрый импульс 2 возникает в течение интервала инспекции б
(от вершины импульса О до окончания полноrо интервала
наложений, paBHoro времени спада сиrналов Tz), то режекти
руется лишь импульс 2, а импульс О проходит на анализ. Во
всех остальных случаях режекция отсутствует. Традиционный
режектор запрещает реrистрацию обоих импульсов в случае 2, а
иноrда и импульса 3. К сказанному добавим, что запуск
интервала инспекции наложений для исключения самосовпа-
дений осуществляется по спадающей части по заданному
фронту импульса быстроrо дискриминатора.
В целом по рассмотренному процесс ору следует констати
ровать, что это далеко не ординарная разработка, хотя и не
лишенная отмеченных выше недостатков. Большинство из них
* в простейшем случае, коrда длительность спектрометрическоrо импульса
не зависит от амплитуды, кроме быстроrо дискриминатора необходимы линия
задержки Т, Т., одновибратор с «продлевающимся» типом формирования,
схема И и R S триrrер [227].
330
, ,
преодолимы, и можно ожидать появления последующих работ в
этом направлении.
В данной rлаве были рассмотрены наиболее прецизионные
аналоrовые процессоры, на примере которых нам хотелось
достаточно подробно ознакомить читателя с современными
структурными и схемными приемами построения подобных
спектрометрических систем и показать, что разработка их как
единоrо целоr.о в большинстве случаев приносит известные
преимущества в сравнении с традиционными наборами
спектрометрических модулей.
Мноrообразие аналоrовых (импульсных) процессоров, соз-
данных к настоящему времени, не исчерпывается рассмотрен-
ными выше. В этой связи можно отметить систему, описанную
в [228] и др.
10.3. Перспективы развития аналоrовых процессоров
Дальнейшее развитие аналоrовых процессоров, очевидно,
пойдет по двум основным взаимосвязанным направлениям. Оба
они имеют общую основу совершенствующуюся элементную
базу, в первую очередь быстродействующие прецизионные
интеrральные и rибридные операционные усилители, наборы
микросхем дЛЯ АЦП, быстродействующие микропроцессорные
наборы и, в частности, надежные постоянные проrраммируемые
запоминающие устройства (ППЗУ).
Первое направление носит в большей степени конструк-
торско технолоrический характер, чем научно исследователь-
ский. Оно связано с изменением схемотехники аналоrовых
процессоров В рамках устоявшихся к настоящему времени
идеолоrиЙ АП. Преимущества, обусловленные появлением и
использованием в АП быстродействующих операционных уси-
лителей, очевидны. Это повышение надежности аппаратуры и
стабильности (температурной и долrовременной) ее параметров,
повышение технолоrичности в производстве. Немало важно и
то, ЧТО при этом уменьшается энерrопотребление и rабариты, а
функциональные возможности возрастают. Примером Toro
MorYT служить усилители 450 и 572 фирмы ORTEC, первый из
которых выполнен преимущественно на дискретных элементах.
Спектрометрические характеристики этих усилителей близки,
при этом энерrопотребление СУ 572 вдвое ниже (6,5 Вт), чем у
450, занимая две станции в крейте NIM вместо трех, этот
усилитель дополнительно содержит устройство автоматической
установки пороr.ов и инспектор наложений.
Существенноrо улучшения параметров спектрометров можно
ожидать с появлением специализированных наборов микросхем
для спектрометрических АЦП, в первую очередь дЛЯ АЦП
Вилкинсона [21 1] с тактовой частотой 200 400 мrц; пораз
331
рядноrо взвешивания [212] со статистическим разравниванием
ширины каналов, временем преобразования 2 5 мкс при
N == 4096 и исходной дифференциальной нелинейности 1 o 20%;
параллельных АЦП с N> 512. Это позволит ввести АЦП в
состав АП и исключить перезапись аналоrовой информации из
интеrральнorо стретчера, которым фактически является СИИ
процессора, в амплитудный стретчер зарядноrо устройства
АЦП, построенный на основе пиковоrо детектора. В итоrе
достижима более высокая линейность спектрометра, особенно в
области малых амплитуд, rде поrрешности пиковых детекторов
универсальных АЦП особенно велики. Избежать увеличения на
время преобразования АЦП интервала наложений спектрометра
прn объединении АП с АЦП можно за счет параллельноrо
включения двух СИИ, работающих поочередно, структуры
большинства АП это допускают.
Проrрессу в ППД спектрометрии спосо'бствует и развитие
цифровых микросхем. Быстродействующие экономичные микро
процессорные наборы, включая ППЗУ, перспективны для co '
здания устройств внутримодульноrо управления АП, освоение
их разработчиками аналоrовой аппаратуры будет способство
вать увеличению удельноrо веса управляемых от ЭВМ по Ma
rистралям КАМАК Вектор аналоrовых процессоров. Потреб
ность в такой спектрометрической аппаратуре уже существует,
особенно в ведущих ядерно физических центрах и институтах.
Таковы, вкратце, перспективы развития аналоrовых процес
соров, если исходить только из возможностей, открываемых
совершенствованием элементной базы.
Друrая тенденция развития, существующая наряду с первой,
связана с разработкой и реализацией новых принципов, позво-
ляющих достичь качественных изменений характеристик АП и
ППД спектрометров в целом. Подробное рассмотрение возмож
ных путей их реализации с учетом уже проведенных поисковых
работ обширный вопрос, представляющий интерес для относи
тельно узкоrо Kpyra специалистов. Мы здесь оrраничимся пере
числением существующих проблем, укажем некоторые работы, в
которых достиrнуты обнадеживающие результаты, и попытаемся
сформулировать общую тенденцию дальнейших исследований.
Оценивая состояние разработок аналоrовых процессоров,
следует констатировать, что предельные возможности ППД-
спектрометров еще далеко не исчерпаны.
Первая проблема, лежащая на поверхности, связана со
стабилизаторами исходноrо уровня, ВХQДЯЩИМИ в состав лю
боrо АП (в харуэллских процессорах, например, роль стаби
лизатора уровня иrрает времявариантный дифференциатор на
входе СИИ). В разд. 9.3 показано, что стабилизатор любоrо
типа преобразует исходную весовую функцию спектрометра в
биполярную (чем увеличивается К п . Ill ), а BO BTOpЫX, HeCTa
332
'
ционарную, с возрастающим Кл. т при увеличении заrрузки
(точнее фактора занятости d). При этом времявариантные
стабилизаторы, самые эффективные при высоких статистических
заrрузках, являются источниками возникновения нестационар
ности шума в наиболее выраженной форме. Так, ВВС,
входящий в состав paccMoTpeHHoro АП 005, может увеличивать,
если не принять особых мер, Кл. т спектрометра с 1,08 до 1,7
[148] при d::::; 100%, т. е. в тракте почти на 70% может
увеличиваться уровень шума от традиционных параллельноrо и
последовательноrо источников. В ЭТОЙ связи следует заново
провести анализ перспективныx спектрометрических преобра
зователей, рассматривая их вместе со стабилизаторами уровня.
Особоrо внимания заслуживает вопрос о поведении (КП.т)l/f с
ростом статистической заrрузки. Далее возникает задача эф
фективноrо подавления нестационарных эффектов. Большие
возможности модификации весовой функции спектрометра
имеются на пути целенаправленноrо применения времява
риантных схем, в частности линейных пропускателей.
Обратившись ]( спектрометрии peHTreHoBcKoro излучения,
отметим, что в этой области очень актуален вопрос о
практической реализации формирователя, с которым спектро
метр характеризовался бы стационарной весовой функцией w,
совпадающей с оrраниченной СUSР-формой (она, как известно,
при заданной длительности обеспечивает наименьшее значение
К л . т по сравнению с любыми друrими w). Попытка реализации
такой весовой функции была предпринята Коеманом [123] с
помощью так называемоrо цифровоrо трансверсальноrо
фильтра. Идея этой системы заключается. в непрерывной
оцифровке случайноrо процесса, создаваемоrо взаимно нало
женными ступенчатыми импульсами на выходе предусилителя и
взвешиванием каждоrо последующеrо кода с таким весом, что
если провести обратное преобразование цифровых эквивалентов
в аналоr, то на выходе ЦАП образуется последовательность
симметричных относительно вершины спектрометрических
импульсов с заданной длительностью по основанию и BorHYTbIM
фронтом. Публикация этой работы относится к 1975 [., однако
с тех пор нет сведений о развитии этоrо принципа или промыш
ленном производстве таких спектрометров. По видимому, при
чина этоrо в чрезвычайной сложности. Дело в том, что кодиро
вание выбранных стробов осуществлялось за 200 нс каскадным
АЦП с N == 4096, а «взвешивание» цифровых эквивалентов CTpO
бов должно вестись цифровым процессором в реальном Mac
штабе времени. Такое быстродействие остается экзотичным и
по прошествии более чем десяти лет. В rамма спектрометрах, а
тем более в спектрометрах для физики высоких энерrий (rде.
типичные времена формирования не превышают нескольких сот
наносекунд), требуется еще более высокое быстродействие.
333
Интересная идея и теоретические модельные расчеты, от-
носящиеся к системе с оптимальным сочетанием быстро
действия и энерrетическоrо разрешения, содержатся в [230]. Это
спектрометрический формирователь, время формирования в
котором автоматически изменяется в соответствии с интерва-
лами между соседними импульсами тока ППД, чтобы избежать
взаимных наложений. К сожалению, предложенный способ
реализации набор формирователей с разными Т ф , исключает
ero применение.
Два варианта автоматической адаптации формирователей к
интервалам между импульсами были реализованы на'основе ана-
лorовоrо процессора АП 002 [231, 232]. В обоих случаях дос-
тиrнуто уменьшение эффективноrо интервала наложений в 2,5
раза при исходном, определяемом формирова телем (ЛЗ)д + ВВС +
+СИИ, Т н ==20 мкс (Т Ф == 10 мкс). Энерrетическое разрешение
спектрометра изменилось от заrрузки с 220 до 250 эВ при воз
растании п ВХ до 90 кrц * [231]. Эти формирователи не получили
в свое время распространения лишь из за Toro, что были вы-
полнены на дискретных элементах (разработки 1976 I979 п.).
Распространение в последние rоды источников синхротрон-
Horo излучения поставило В разрЯД актуальных проведение
трехмерных амплитудно временных измерений в peHTreHoBcKoM
диапазоне энерrий, rде традиционные способы временной OTMeT
ки с исключением амплитудноrо rуляния не rодятся из за
биполярности весовой функции. В этой связи становится насущной
разработка новых методов точной ПРИБЯЗКИ к импульсам ППД.
Несколько иноrо плана проблемы выдвиrаются спецификой
raMMa == спектрометрии. Здесь существенный фактор деrрадации
энерrетическоrо разрешения баллистический дефицит. Меры
борьбы с ним были описаны это введение плоской части на
весовой функции спектрометра, но это одновременно ухудшает
отношение сиrнала к шуму [напомним, что введение плоской
части с протяжеННОСТЬkJ 50/0 от основания исходной треуrоль-
ной w(t) приводит К росту К п . ш на 4%, а (Кп.Ш)lff на 5%].
Падение отношения сиrнала к шуму особенно ощутимо в
переходной области энерrий между рентrеновским и у диапа
зонами (lOO 300 кэВ), rде уровень сиrнала недостаточно
высок. Разумный компромисс может быть достиrнут с по
мощью адаптирующеrося (по форме весовой функции) к
длительности импульса тока ППД формирователя.
Таковы, на наш взrляд, основные перспективы развития
аналоrовых процессоров. Отметим, что решение сформулиро-
ванных задач на практическом уровне возможно именно при
процессорном, т. е. функционально завершенном, комплексном
исполнении спектрометрической системы.
,
... Данные npедставлены н: Ф. Школой.
334
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Дирilли Дж., Нортроп Д. Полупроводниковые счетчики ядерных излу-
чений: Пер. с анrл./ПОJ\ ред. В. С. Вавилова. М.: Мир, 1966.
2. Полупроводниковые детекторы ядерных частиц и их применение/
jЮ. К. Акимов, А. И. Калинин, В. Ф. Кушнирук, Х. Юнrклауссен. М.: ATOM
издат, 1967.
3. Кремниевые детекторы ионизирующих излученийjО. П. Федосеева,
Л. С. rаценко, о. В. Захарчук и др. М.: Энерrоатомиздат, 1983.
4. Резников Р. с., СеЛLДЯКОВ Ю. П. Промышленные полупроводниковые
детекторы. М.: Атомиздат, 1975.
5. Прикладиая спектрометрия с полупроводниковыми детекторамиj
jc. А. Балдин, Н. А. Вартанов, Ю. В. Ерыхайлов и др. М.: Атомиздат, 1974.
6. ВОЛLдсет Р. Прикладная спектрометрия peHTreHoBcKoro излучения: Пер. с
анrл. М.: Атомиздат, 1974.
7. Evan T./jNucl. lnstrum. and Methods. 1979. У.162, N 1. Р. 75 92.
8. Вылов Ц., Осиnенко Б. п., Чумии В. r.jjЭЧАЯ. 1978. т. 9. Выл. 6.
С. 1350 1459. .
9. Hansen W. L., Goulding F. S.jjNuc1. lnstrum. and Methods. 1964. У. 29, N 2.
Р. 345 347.
10. Kemmer J., Burger Р., Henck R.e.a.jjIEEE Trans. оп Nucl. Sci. 1982.
У. NS 29, N 1. Р. 7ЗЗ, 737. .
11. Cowley А. М., SZe S. M.jjJ. Appl. Phys. 1965. У. 36, N 10. Р. 3212 3220.
12. Walter F. J., Boshart R. R.jjIEEE Trans. оп Nuc1. Sci. 1966. У. NS 13, N 3.
Р. 189 197.
13. Torreiter А., Siffert P.//Proc. оС the Symp. оп Semiconductor Detectors for
Nucl. Radiation. Munich, 1970. Р. 107 118.
14. РеП Е. M.jjJ. Appl. Phys. 1960. У.31, N 2. Р. 291 302.
15. Кремний-литиевые детекторы ядерноrо излучения/с. А. Азимов,
Р. А. Муминов, С. Х. Шамирзаев и др. Ташкент: ФАН, 1981.
16. Рывкин С. М., Матвеев О. А., Строкаи Н. Б. и др./jЖТФ. 1964. Т.34;
1'& 8. С. 1535 1537.
17. РеЫ R. Н., Cordi R. с., Goulding F. S.jjIEEE Trans. оп Nuc1. Sci. 1972.
У. NS 19, N 1. Р.265 ,271.
18. rоликов В. М., Еrоmин И. Н., Жарrал Ч. и др.jjПрепринт ОИЯИ
1 И3 669. Дубна, 1980.
19. Девятых r. r., Флеров r. Н., Нечунеев Ю. А. и др.jjАтомная энерrия.
1985. т. 58. Вып. 4. С. 281 283.
20. Laegsgaard E.//Nucl. Instrum. and Methods. 1979. У. 162, N 1. Р. 93 1l1.
21. Саидуковский В. r. Препринт ОИЯИ 13-82 90. Дубна, 1982.
22. OWen R. В., Awcoak М. L.//IEEE Trans. оп Nuc1. Sci. 1968. У. NS-15, N 3.
Р. 290 ,297.
23. Lamport J. Е., Mason G. М., Perkins М. A.e.a.//Nucl. Iпstrum. and
Methods. 1976. У.143, N 1. Р. 71 76.
24. Tove Р. А., Falk K.jjlbid, 1964. У. 29, N 1. Р. 66 68.
25. Goulding F. S., Harvey В. G.jjAnn. Rev. of Nucl. Sci. 1971. У.25.
Р. 167 240.
335
I
,
,
26. Волков В. В. Ядерные реакции rлубоконеупруrих передач. М.: Энерrо
издат, 1982.
27. Osada S., Husimi К., Fuchi Y.e.a.jjIEEE Тrапs. оп Nucl. Sci. 1978.
V.NS 25, N 1. Р. 371 377.
28. Ют У., Ют с., Husimi K.e.a.jjNucl. lnstrum. and Methods. 1984. У. 226,
N:l. Р. 125 ,128; IEEE Trans. Nucl. Sci. 1980. V.NS 27, N 1. Р. 258 265.
29. Зорин r. Н., Кушнирук В. Ф./Приборы и техника эксперимента. 1972.
Вып. 3. е 57 59.
30. Еремин В. к., Даиенrирш С. r., Строкан Н. Б. и др./jФизика и техника
. .hолупроводников, 1974. Т. 8. Вып.) 3. е 556 560.
31. Еремин В. к., Строкан Н. Б., Тиснек Н. H.jjTaM же, 1974. Т. 8. Bъm. 11.
е 2224 2227.
32. Пятков Ю. В., Волков Н. r., Бялко А. А. и др.jjТам же, 1977. Т. 11.
ВЫП.ll. С. 2262, 2263.
. 33. Ломашевич С. А., Строкан Н. Б., Тиснек Н. И.((Там же, 1972. Т. 6.
ВЫП.7. е 1278 ,1282; Т.6. Выл. 11. С. 2247 2250.
. 34. Маковский Л. Л., Строкан Н. Б., Тиснек Н. И. и др. ((Там же, 1970. Т.. 4.
Вып. 11. С. 2157 2164.
35. A1khazov G. О., Komar А. Р., Vorob'ev А. A./(Nucl. Instrum. and Methods.
1967. У.48, N 1. Р. 1 12.
. 36. Siffert Р., СосЬе А., НоЬоо F.(jIEE Trans. Nucl. Sci. 1966. У. NS 13, N 3.
Р: 225 230.
37. Катков В. П., Крупман А. Н., Таксар П. М.((Физика и техника полу
проводников. 1971. Т. 5. Вып. 7. С. 1382 1386; 1973. Т. 7. Вып. 12, С.
2283 2288.
38. Strokan N. В., Lomashevich С. А., Makovsky L. L.e.a.IINucl. lnstrum. and
Methods. 1971.V.93, N 2. Р. 277 284.
39. Drummond W. Е., МоlI J. L.((Appl. Phys. 1971. У. 42. Р. 5556 5561; 1973.
У.44. Р. 4781 4787.
40. Волков Н. r., Пятков Ю. В., Крайнов В. П.((Экспериментальные MeTO
ды ядерной физики. М.: Атомиздат, 1975. Вып. 1. С. 49 52; Приборы и техника
эксперимента. 1974. Вып. 1. С. 245.
41. Зубарева А. М., Илиев с., Кушнирук В. Ф. и др.((Приборы и техника
эксперимента. 1978. Вып. 3. е 50, 54.
42. Маковский Л. Л., Строкан Н. Б., Тиснек Н Н.(jФизика и техника полу
проводников. 1969. Т. 3. Вып. 7. е 1097 1100; 1969. Т. 3. Вып. 5. С. 764 767.
43. Акимов Ю. к., rOpHOB М. r., rypOB Ю. Б. и др.//Приборы и техника
эксперимента. J 980. NQ 1. С. 69 73.
44. rOpHOB М. r., rypoB Ю. Б., Крыкаиова r. А. и др. Препринт ОИЯИ
13 82 621. Дубна, 1982. . .
45. Акимов Ю. К. Использование полупроводниковых детекторов в физике
высоких энерrий (обзор)//ЭЧАЯ. 1977. Т. 8. С. 193 219.
46. Баранов В. Ф. Дозиметрия электронноrо излучения. М.: Атомиздат,
1974. е 70, 108.
47. Goulding F. S.((IEEE Trans. оп Nucl. Sci. 1964. У. NS l1, N 3.
Р. 177 183.
48. White О., McDonald W.((Nucl. Instrum. and Methods. 1974. У. 115.
Р. 1 6.
49. Зинов В. r., Морозов В. А., Стеrайлов В. И. и др.((Препринт ОИЯЙ:
1 3 84 542. Дубна, 1982.
50. Akimov Уо. К., Andert К., Kalinin А. I.e.a.((Nucl. Instrum. and Methods.
1972. У. 104. Р. 581 585.
51. Moszinski М., Вengston B.(/Ibid, 1970. У. 80. Р. 233 238.
52. БоrдзелL А. А., Дука Зойоми А., Климаи Я. и др. ((Приборы и техника
эксперимента. 1984. Вып. 1. е 49 52.
53. Seibt W., Sundstrom К. Е., Tove Р. A.((Nucl. lnstrum. and Methods. 1973.
У.113, N 3. Р. 317 324.
336
54. Маковский Л. Л.jФизика и техника полупроводников. 1969. Т. 3. Вып. 5.
С. 741 747; Вып. 9. С. 1435, 1437.
55. f'iпсh Е. C.jjNuc1. Instrum. and Methods. 1974. У. 121, N 3. Р. 431 437;
1973. У. 113. N 1. Р. 41 45; 1979. У. 163, N 3. Р. 467 477; 1982. У. 198, N 3.
Р. 547 , 553.
56. Quaranta А. А., Taroni А., Zanarini G.jjNucl. Instrum. and Methods. 1969.
У.72, N 1. Р. 72 76.
57. Niede1 Н., Henschel Hjjlbid. 1980. У.178. N 1. Р. lЗ7 148.
58. Wi1kins В. D., Fluss М. J., Kaufman S. B.e.a.j/lbid, 1971. У. 92,. N 2.
Р. 381 391.
59. КаоСтап S. В., Steinberg Е. Р., Wilkins В. D.e.a.jjlbid, 1974. У. 115, N 1.
Р. 47 55.
60. Monlton J. В., Stephenson J. Е., Schmitt R. P.e.a.j/Ibid, 1978. У. 157, N 2.
Р. 325 331.
61. Кушнирук В. Ф., Харитонов Ю. П.jj Приборы и техника эксперимента.
1977. Вып. 4. С. 76 79.
62. Васильев А. М., Захарчук О. В., Федосеева О. П.jjТам же, 1971. ВЫП.4.
С. 74 77.
63. rоловин Б. М., Кушнирук В. Ф., Пермякова Л. A.jjTaM же, 1980. Вып. 1.
С. 74 77.
64. Кушнирук В. Ф. Препринт ОИЯИ lИ 1889. Дубна, 1978; Препринт
ОИЯИ 13 11933. Дубна, 1978.
65. Еремин В. к., Строкан Н..Б., Тисиек Н. Н./jФизика и теХlШlCа полу
проводников. 1976. Т. 10. Вып. 1. С. 58 62.
66. Heij"e Е. Н. М. Muon llux measurement with si1icon detectors оп the
CERN neutrino beams. CERN 83 06. 1983.
67. Александров А. А., Кушнирук В. Ф., Пятков Ю. В. и др.jjМетоды
экспериментальной ядерной Физики в исследованиях процессов и продуктов
деления. М.: Энерrоатомиздат, 1983. С. 33 38.
68. Sakai E.jjNucl. lnstrum. and Methods. 1982. У. 196, N 1. Р. 121 130.
69. Swierkowski S., Armanthrout С. A.j/ lEEE Trans. оп Nucl. Sci. 1975.
У. NS 22, N 1. Р.205 ,210.
70. Азимов С. А., Букки С. М., Муминов Р. А. и др./jАтомная энерrия. 1976.
Т. 40. Вып. 4. С. 346, 347.
71. Залетин В. М., Протасов И. Н., rолеиецкий с. П. и др.jjТам же. 1978.
Т. 44. Вып. 4. С. 360 363.
72. АркаДLева Е. Н., Маслова Л. В., Матвеев О. А. и др.jjДокл. СССР.
1975. Т. 221, М 1. С. 77 80; Физика и техника полупроводников. 1976. Т. 10.
Вып.7. С. 1278 1283. .
73. Shin S. Н., Niizawa С. Т., Pasko J. G.e.a.j/IEEE Trans. оп Nucl. Sci. 1985.
. У. NS 32, N 1. Р. 487 491.
74. Gospodinov М. М., Sweshtarov Р. K.jjBu1g. J. Phys. 1979. У.6, N 3.
Р. 316 323.
75. Дииодид ртути: получение, свойства, применениеjВ. А. rайслер.
В. М. 3алетин, И. Н. Ножкина и др. Новосибирск: Наука, 1984.
76. Залетин В. М., Кочеванов В. А., Ножкнна И. Н. н др.jjАтомная энерrия.
1982. т. 52. Вып.3. С. 193 ,195.
77. Lamonds Н. A.jjNuc1. lnstrum. and Methods. 1983. У. 213, N 1. Р. 5 12.
78. Dabrowski А. J., Szymszyk W. М., Iva"szyk J. S.e.a.jjlbid, Р. 89 94.
79. Nucl. lnstrum. and Methods. 1983. У.213, N 1. Р. 83 130.
80. Уа" den Вerg L., Whited R. C.j/IEEE Trans. оп Nucl. Sci. 1978. У. NS 25,
N 1, Р. 395 397.
81. Burger А., Roth М., Schieber M.j/Ibid, 1985. У. NS 32, N 1. Р. 556 558.
82. Ferbel T.//CERN Courier. 1982. У. 22. Р. 13.
83. Акимов Ю. к., Калииии А. И., Никитин В. А. и др.jЖЭТФ. 1965. Т. 48.
С. 767 769.
84. Беллини Дж., Фоа Л., Джорджи М.jjУсп. физ. наук. 1984. Т. 142.
С. 476 503.
337
]1.
.j
85. Акимов Ю. К. Сообщение ОИЯИ 1 6905. Дубна, 1973.
86. Akimov Уо. К., Komarov У. 1., Savchenko О. У., Soroko L. M.jjNucl.
Instrum. and Methods. 1960. У.7, N. 1. Р. 37 41. '
87. Barate R., Вопаmу Р., Borgeaud P.e.a.jjlbid, 1986. У. А235, N 2.
Р. 235 239.
88. Rancoita Р. G. Reprint lNFN j AE 83j7.
89. Шулек П., rоловин Б. М., Кулюкина Л. А., и др.jjЯдерная физика. 1966.
Т.4.. М 3. С. 564 566.
90. Si1icon Oeteetors fo1' High Energy Physics, Proc. of а Workshop held at
Fermilab. 1981, NAL, Batavia, USA.
91. Kohdo Т., е.а Contributed Papers for the 1984 Summer Study 011 Oesign and
Uti1ization of the Supercol1ducting Super Co1lider, Sl1owmass, Colorado, June
23 July 12, 1984.
92. К1аппеr R.jjNucl. Il1strum. al1d Methods. 1985. У. А235, N 2. Р. 209 215.
93. England J. В. A.j/lbid, 1981. У.185, N 1. Р. 43 49.
94. Heijne Е. Н. М., Jarron Р. Reprint CERN EP, 83 19.
95. IEEE Trans. Nucl. Sci. ]986. У. NS 33, N 1. Р. 51 135.
96. Nucl. Instrum. and Methods. 1985. У. А240. Р. 36 295.
97. Rancoita Р. G., Seidman A.jjIEEE Trans. Nucl. Sci. 1985. У. 32, N 1.
Р. 723 725.
98. Акимов Ю. к., Ван ЦжеНL ва, Сидоров А. И., Эпштейн М. И.j/Приборы
и техника ЭКСl1еримента. ] 966. М 2. С. 60 62.
99. Blanar G., Dictl Н., Dobbins J.e.a.jjNucl. Instrum. and Methods. 1982.
У.203, N 1 ,3. Р. 213 221.
100. Driel М. А., Уап Sens J. C.jjlEEE Trans. Nucl. Sci. 1984. У. NS 31, N 1.
Р. 83 85.
101. Grassmann Н., Lorenz Е., Moser Н. G., Vogel Н. Reprint MP1 PAEjExp.
Еl.136. Munchen, 1984.
102. Bakken J. А.е.а. Reprint CERNjEP 84 89.
103. АЬmе J., Biclcr СЬ., Marks J.e.a.j/Nucl. lnstrum. and Methods. 1984.
У.221, N 3. Р. 543 546.
104. Dietl Н., Elgen G., Fопsеса У.е.а. Reprint MP1 PAE/Exp. Еl.130.
М unchen, 1984.
105. Акимов Ю. к., Кузнецов А. с., Лексин r. А.jjПриборы и техника
эксперимента. 1956. М 2. С. 70 71.
106. Nakamoto А., Murakami Н., Doke T.e.a.jjNucl. Instrum. and Methods.
1985. У. А238, N 1. Р. 53 60.
107. rOpHOB М. r., rYPOB Ю. Б., Коптев в.п. и др.jjПисьма в ЖЭТФ. 1983.
Т.37. Вып. 11. С. 552 556.
108. Бахланов С. В., Попско Л. А. н др. Препринт ЛИЯФ 864, 1983.
109. Lyubimov У. А., Novikov Е. G., Nozik У. Z.e.a.jjPhys. Lett. 1980. У. В94.
Р. 266 268. .
110. Simpson J. J.jjPhys. Rev. 1981. У.О23. Р.649.
111. Дербин А. В., Попеко Л. А. Препринт ЛИЯФ 863, 1983.
112. ВеllоШ Е., Fiorini Е., Liguori C.e.a./jPhys.. Lett. 1983. У. 121В. Р. 72 76;
Reprint PRE 27780. Milano, 1984.
113. Саmр D. C.//Nucl. Instrum. and Methods. 1974. У. 117. Р. 189 195.
114. Coulding F. S., Lапdis D. А., Luke Р. N.e.a.j/IEEE Trans. Nucl. Sci. 1984.
У. NS 31.P. 285 299.
115. Caldwell D. О., Eisberg R. М., Grumm D. M.e.a.jjPhys. Rev. Lett. 1987.
У. 59. Р. 419 429.
116. ВылоВ Ц., Бруданин В. Б., rорожаикии В. М. и др. Сообщения ОИЯИ
P6 84 148, P6 84 149, Дубна, 1984.
117. Джиллеспи А. Б. Сиrнал, шум и разрешающая способность усилителей.
М.: А:rомиздат, 1964.
118. rуткии Л. с. Теория оптимальных методов радиоприема при флуктуа-
ционных помехах. М.: Советское радио, 1972.
338
,у
119. BaJdinger Е., Franzen W. // Adv. in electronics and electron physics. 1956.
V.8. Р. 255 315.
120. rоноровский И. с. Радиотехнические цепи и сиrналы. Ч. 1, 2. М.:
Советское радио, 1967.
121. Arecchi F. Т., Cavalleri G., Gatti Е. е.а. /1 Energia Nucleare. 1960. У.7.
Р. 691 698.
122. Вertolaccini М., Bussolati с., Cova S. е.а 11 Semiconductor nt1clear partic\e
detectors and circuits; procccdings of а cOllfercnce conducted Ьу thc subcommittee оп
instrumcnts and technique committee оп nuc]ear science; pubJication 1593; National
Academy of Science. Washington, D. С. 1969. Р. 523 535.
123. Коетап Н. 11 NucJ. Instrum. and Methods. 1975. У. 123. Р. 16] I67.
124. Konrad М. 11 IEEE Trans. Nuc\. Sci. 1968. У. NS-15, N 1. Р. 268 282.
125. Radeka У. 1/ lbid, N 3. Р. 455 470.
126. Radeka У. 1/ lbid, 197:2. У. NS 19, N 1. Р. 412 , 428.
127. Goulding F. S. 11 Nuc\. lnstrum. and Methods. 1972. У. 100, N 3.
Р. 493 504.
]28. Deighton М. О. 1/ lbid, У. 103, N 1. Р. ] ]2.
129. Тихонов В. И. Статистическая радиотехника. М.: Радио и СВЯ3Ь, ]982.
130. Nowlin С. Н., Blankenship J. L. 11 Rev. Sci. Instrum. 1965. У. 36. Р. 1830
1839.
13]. Kandiah К. Harwell, 1967. Report N AERE-R5019, 23.
132. Radeka У., Karlovac N. // Semiconductor nuclear particle detectors and
circuits; proceedings of а conference conducted Ьу the subcommittee оп instruments
and technique committee оп nuclear science; pubJication 1593; Nationa\ Academy of
Science. Washillgton, D. С. 1969. Р. 553 569.
133. Hatch К. 11 IEEE Trans. Nuc1. Sci. 1968. У. NS 15, N 1. Р. 303 314.
134. Sluters J. S. proceedings of Internationa1 Symposium оп Nuc\ear E\ectro-
nics. Paris, 1968. Rep. N 78.
135. Boie R. А., Hrisoho А. Т., Rehak Р. 1/ IEEE Trans. Nucl. Sci. 1981. У.
NS 28, N 1. Р. 603 609.
136. Орманджиев С. И. Сообщение ОИЯИ Р6-6052. Дубна, 1971. С. 13.
137. Nowlin С. N. // IEEE Trans. Nuc1. Sci. 1970. У. NS 17, N 1. Р. 226 243.
138. Spectroscopy Amplifer ORTEC, Model 450, operating Manual.
139. Зубарева А. М., Субботина r. r., Субботин В. r. Препринт оияи
13 4458. Дубна, 1969. С. 10.
]40. Андерт к., rаБРИЭЛL Ф., Калинин А. И. Препринт оияи ]3 7]25.
Дубна, 1973. С. 16.
141. Spectroscopy Amp1ifier CANBERRA, Model 2020, Operating Manual.
142. BIa10ck Т. У. 11 Rev. Sci. Instr. 1965. У.26. Р. 1448 ]459.
143. Taccetti N., Bocciolini М. 11 Nucl. Instrum. and Methods. 1973. У. 113,
N 1. Р. 69 75.
144. Goulding F. S., Landis О. А. 11 IEEE Trans. Nucl. Sci. 1983. У, NS 30,
N 1. Р. 301 310.
145. МШеr G. L., Robinson О. А. 1/ Ibid, ]975. У. NS-22. Р. 2022 2032.
146. Baertsch R. О. 11 lbid, 1977. У. NS 24, N 1. Р. 312 316.
147. Иrнатьсв О. В., Калинии А. И. Школа Н. Ф. /1 Препринт ОИЯИ 13-
12019. Дубна, 1978. С. 9.
V 148. И,'наТLев О. В. Исследование и разработка формирующих усилителей
для спектрометров с ППД peHтreHoBcKoro и мяrкоrо rамма излучений:
Автореф. дис. на соиск. учен. степ. канд. техн. наук. ОИЯИ. Дубна. 1980, 20 с.
149. Вlalock Т. У., Nowlin С. Н. // Rev. Sci. lnstrum. 1969. У.40, N 8.
Р. 1093, 1 ]00.
150. Андерт к., rаБРИЭЛL Ф., Калинии А. Т. и др. Препринт ОИЯИ Р13-
10110. Дубна, 1976. С. \4.
151. Murakami Н. 11 Nucl. lnstrum. and Methods. 1985. У. А234, N 1.
Р. 132 141.
152. Karlovac N., Blalock Т. У. 11 IEEE Trans. Nuc\. Sci. 1972. У. NS 19, N 1.
Р.
339
153. Deighton М. О. /1 Nucl. Instrum. and Methods. 1972. У.I03, N 1.
Р. 1 12.
154. Kandiah К., Stirling А., Trotman О. L. е.а. /1 Proceeding of lnternational
Symposium оп Nuclear Ekctronics. Paris, 1968. Р. 691 б9 15.
155. Kandiah К. High resolution spectrometer for use with l1uclear radiation
detectors 11 Nuc!. 1l1strum. and Methods. 1971. V. 95. Р. 289 300.
156. Kandiah К., Smith А. J., White G. А pulse processor for X ray spectro
metry with Si (Li) detectors 11 1ЕЕЕ Trans. Nucl. Sci. 1975. У. NS 22, N 5.
Р. 2058 2065.
157. Петухов В. М., Таllтыrин В. Н., Хрулев А. К. Полевые траизисторы.
М.: Советское радио, 1978.
158. Малин Б. В. Сонин М. С. Параметры и свойства полевых транзисто
ров. М.: Энсрrия, 1967.
159. Ван дер Знл А. Шум. Источники, описание, измерение. М.: Советское
радио, 1973.
160. Антонов А. В., СИНИIIИН В. Н., Субботин В. r. Препринт ОИЯИ 13-
10124. Дубна, 1976. С. 19.
161. Блуайе Д., Лепезан Дж., Вароко Е. /1 Приборы для научных исследо
ваний. 1985. NQ 9. С. 81 ,90.
162. Glasmacher А., Cessna J. R., Winkelnkemper W. /IIEEE Trans. Nucl. Sci.
1980. У. NS 27, N 1. Р. ЗО8 312.
163. Корытов А. В., Краснокутский Р. Н., Шувалов Р. С. 11 Препринт ИФВЭ
85 145. Серпухов, 1985.
164. К1аsseп F. М., Robinson J.'R. //1ЕЕЕ Trans. Nucl. Sci. 1970. У. ED 17.
Р.852.
165. Elad Е. 11 Ibid, 1972. У. NS 19, N 1. Р.403 422.
166. Синиции В. Н., rинзбурr Ю. Н. IIПриборы и техника эксперимента.
1986. М 5. С. 125 127.
167. Llaccr J. 1/ Proceedings of the 2nd ISPRA Nuclear Electronics Symposium.
1975. Stresa, Italy. Р. 47 65.
168. Llacer J., Meier О. F. 11 ШЕЕ Trans. Nucl. Sci. 1977. У. NS 24, N 1.
Р. 317 326.
169. Сох С. Е., Kandiah К. 11 Ibid, 1984. У. NS-31. Р. 465 469.
170. Калинин А. И. Автореф. дис. канд. техн. наук. ОИЯИ. 13 7904. Дубна,
1974.
v 171. Дементьев Е. П. Элементы общей теории и расчета шумящих линей
. ных цепей. М.: (осэнерrоиздат, 1963.
/72. Bilotti А., Mariani Е. 11 ШЕЕ J. SoJid-Stаtе Circиits. 1975. У. SC 10, N 6.
Р. 516 524.
173. Зслинrер Дж. Основы матричноrо анализа и синтеза. М.: Советское
радио, 1970.
174. Kar)ovac N., Mayhugh L. // 1ЕЕЕ Trans. Nucl. Sci. 1977. У. NS 24, N 1.
Р. 327.. 334.
175. Radeka У. // Ibid, 1974. У. NS-21, N 1. Р. 51 70.
176. Gatti Е., Manfredi Р. F. 11 lbid, 1978. У. NS 25, N 1. Р. 66 73.
177. НШ N. М., Allbrittion W. Р. 11 Nucl. Instrum. and Methods. 1969. У. 75,
N 1. Р. 18 29.
178. Radeka У. International Symposium оп Nuclear E1ectronics. Versai11es.
1968. Р. 46 1 46 28.
179. Цитович А. П. Ядерная электроника. М.: Энерrоатомиздат, 1984.
180. Howes J. Н., DеigЫоп М. О., Smitb А. J. 11 ШЕЕ Trans. Nucl. Sci. J984.
У. NS 31, N 1. Р. 470 473.
181. Goulding F. S., Walton J., Malone О. F. 11 Nucl. Instrum. and Methods.
1969. У. 71. Р. 273 ,290.
182. Lапdis О. А., Goulding F. S., РеЬ! R. Н. е.а. 11 ШЕЕ Trans. Nucl. Sci.
1971. У. NS 18, N 1. Р. 115 124.
183. А. С. 790191 СССР. Импульсный усилитель 1 А. И. Коссе, В. п. rима
нов, О. В. Иrнатьев и др. /1 Открытия. Изобретения. 1980. NQ 47:
340
184. Akimov Уо. К., Andert К., Kalinin А. 1. е.а. // ШЕЕ Trans. Nucl. Sci. 1972.
У. NS-19, N 3. Р. 404 420.
185. Britton с., Вecker Т. Н. // lbid, 1985. У. NS-32, N 1. Р. 36 40.
186. Nucl. Iпstrum. and Methods. ]986. У. А243, N 2, 3. Р.568У.
187. rOpH А. с., Демнн А. Б., Ильин Б. А. н др. // Вопросы атомной науки и
техники. Сер. Ядерное приборостроенис. 1985. Вып. 2. С. 58 63.
188. Краснокутскнй Р. Н., Курчанинов Л. Л., Тнхонов В. В. н др. Препринт
ИФВЭ 86 5. Серпухов, 1986.
189. Gatti Е., Hrisoho А., Manfredi Р. F. // ШЕЕ Trans. NпсJ. Sci. 1983. У.
NS 30, N 1. Р. 319 323.
190. Gatti Е., Manfredi Р. F. // Nucl. Instrum. and Methods. 1984. У.226.
Р. 142 155.
191. Gatti Е., Manfredi Р. F., Speziali У. // Ibid, 1984. У.226. Р 164 168.
192. Jarron Р., Goyot м. // lbid. У.226. Р. 156 ..161.
193. Bellini G., Angelo Р., lnzani Р. е.а. // Труды хн с:импозиума по ядерной
электронике. Дубна, 1986. С. 268 '272.
194. И,'натьев О. В., Шевченко Ю. А., Школа Н. Ф. Базовые усилительные
секции спектрометрических устройств (Обзор). Деп. в ВИНИТИ 24.10.85,
М 7423, 7424. С. 22.
195. Millard 1. К., Blalock Т. У. // ШЕЕ Trans. Nucl. Sci. 1970. У. NS-17.
Р. 307 325.
196. Андронов О. И., Бровченко В. r. // Приборы и техника эксперимента.
1974. М 1. С. 135 136.
197. Semple Е. R. // ШЕЕ Trans. 1972. У. NS 19, N 1. Р. 445 450.
198. Robinson L, В. //Rev. Sci. lnstrum. 1961. У.32, N 9. Р. 1057 ,1059.
199. Chase R. L., Paulo L. R. //IEEE Trans. Nucl. Sci. 1967. У. NS 14, N 1.
Р. 83 88.
200. Karlovac N., Blalock Т. У. // Ibid, 1975. У. NS 22, N 1. Р. 457 462.
201. ,Радека В. // При боры для науч. исслед. 1967. М 10. С. 38 44.
202. Patzelt R. // Nucl. Instrum. and Methods. 1968. У. 59, N 2. Р. 283 288.
203. East L. У. // Rev. Sci. lnstrum. 1970. У.41, N 6. Р. 1245 1246.
204. А. с. 531248 (СССР). Устройство стабилизации исходноrо уровня /
В. r. Субботин // БИ. 1976. М 37,
205. Bertolaccini М., Bussolati С. // Nuel. lnstrum. and. Methods. 1972. У. 100,
N 2. Р. 349 353.
206. «'airstein Е. // lEEE Trans. 1975. У. NS 22, N 1. Р. 453 466.
207. А. С. 752210 (СССР). Линейный спектрометрический усилитель /
О. В. Иrнатьев, Н. Ф. Школа, В. П. rиманов // Открытия. Изобретения. 1980.
N.1 28.
208. rольданскнй В. И., Куценко А. В., Пощорецкнй М. И. Статистика OT
счетов при реrистрации ядерных частиц. М.: Физматrиз, 1959.
209. А. с. 1014124 (СССР). Устройство стабилизации исходноrо уровня /
О. В. Иrнатьев, Н. Ф. Школа, А. И. Коссе, А. С. Максименко // Открытия.
Изобратения. 1983. N2 15.
210. А. с. 1173522 (СССР). Устройство стабилизацJlИ ИСХОДНОI'О уровня /
о. В. Иrнатьев, А. Д. Пулин, ю. А. Шевченко, Н. Ф. Школа // Открытия.
Изобретения. J 985. М 30.
Р 1. Акимов Ю. к., Динь Шн Хьен, Калннин А. И. // Приборы и техника
эксперимента. 1985. N2 3. С. 131 134.
212. Backer Т. Н., Gross Е. Е., Tramme\\ R. С. // ШЕЕ Trans. Nuc1. Sci. 1981.
У. NS 28, N 1. Р. 598 ,602.
213. Wilkinson О. Н. // Proc. Cambridge. Phi1. Soc. 1950. У.46. Р. 508 511.
214. Cottini с., Gatti Е., Svelto У. // Nucl. lnstrum. and Methods. 1963. У. 24.
Р. 241 242. .
215. Analog digital converter mod. 7166, Enertec Sch1umberger (Frans.).
Operating and Scrvice manual. _
216. Fast analog to digital converter mod. 8077. Catalogue Canberra Industries
lnc. ed.6, Р. 225 226.
341
217. 13-bit АОС mod. 3511. Technical data LeCroy Research systems
corporation.
218. Марченков В. В. 1/ Труды п Всесоюзноrо симпозиума по модульным
информационно вычислительным системам. М., 1980.
219. Kandiah К., White G. // ШЕЕ Trans. Nucl. SCL 1981. У. NS 28, N 1.
Р. 613 620.
220. Westphal G. Р. /1 Nucl. Instrum. and Methods. 1979. У. 163. Р. 189 196.
221. Kurz R. // ШЕЕ Trans. Nucl. Sci. [972. У. NS-19, N 3. Р. 418 422.
222. Лакаташ Т. 11 х Intemational Symposium оп NucJear EJectronics.
Dresden. 1980. Р. 204 208.
223. И,'натъев О. В., Лысенко А. В., Пулнн А. Д. н др. 1/ Труды УI
Всесоюзноrо совещания СИ 84. Новосибирск, 1985. С. ]97 199.
224. Иrнатьев О. В., Коссе А. И., Школа Н. Ф // Приборы и техника
эксперимента. 1980. М 6. С. 68 . 7(}.
225. Иrнатьеа О. В., ШКOJlа Н. Ф., Коссе А. И. // АМРА. Вып.26. П.:
Машиностроение, 1980. С. 100 11l.
226. Иrнатъев О. В., Школа Н. Ф. /1 Приборы и техника эксперимента. 1977.
М 4. С. 133 136.
227. Goulding F. S. //IБЕЕ Trans. Nucl. Scj. 1982. У. NS 29, N 3. Р. 1125
1141.
228. Балднн С. А., rубнн с. Ф., Терехов В. Н. / / Вопросы атомной науки и
техники. Сер. Ядерное приборостроенне. 1983. Выл. 2 (54). С. 34 40.
229. Maranesi Р. /1 Nucl. lnstrиm. and. Methods. 1981. У. 187. Р. 145 148.
230. Bertolaccini М., Bussolati с., Cova S. // lbid, 1968. У.61. Р. 84 88.
231. А. с. 743420 (СССР). Спектрометричец<ий усилитель / Н. Ф. Школа,
О. В. Иrнатьев. Ю. А. Шевченко // Открытия. Изобретения. 1983. М 6.
232. А. с. 803674 (СССР). Спектрометрический усилитель / Н. Ф. Школа,
О. В. Иrнатьев, ю. А. Шевченко // Открытия. Изобретения. 1982. М 5.
233. Heijne Е.Н.М., Нigon Е., Jarron Р. е.а. 11 Nucl. Instrum. and Methods .
1984. У.226. N. [. Р. 63 67.
234. Gatti Е., Мапfrеdi Р. F. Processing the signals from so[id state detectors in
elementary partic]e physjcs. La Rjvjsta de] Nuovo Omento. У.9. S.3. Bologna,
1986. Р. 146.
Оrлавление
Предисловие.............................................................................................................. 3
Часть 1
СВОЙСТВА И ОСОБЕННОСТИ ПРИМЕНЕНИЯ ПОЛУПРОВОДНИКО
ВЫХ ДЕТЕКТОРОВ ИОНИЗИРУЮЩИХ ИзлУЧЕНИИ............................. 5
r л а в а 1. Типы полупроводниковых детектороВ................................................ 5
1.1. Основные достоинства и этапы развития ППД................................ 5
1.2. Принцип действия ппд.......................................................................... 6
1.3. Детекторы для определения энерrии частиц...................................... 10
1.4. Координатно чувствительные детеКторы................................:.............. 25
1.5. !1E дeTeKTOpы... ....... . :..: ............. ............ ..... ... ..... ....... .., ........... ...... .............. 33
Слава 2. Амплитудный спектр в полупроводниковом детекторе.................. 48
2.1. Вводные замечания.......;........................................................................... 48
2.2. Индукция сиrнала в' полупроводниковом детекторе......................... 49
2.3. Амплитуда импульса при локализации носителей тока.................. 50
2.4. Влияние объемноrо заряда на амплитуду сиrнала........................... 51
2.5. Влияние прилипания на потери 3аряда............................................... 53
2.6. Функция отклика для собирания 3аряда............................................. 55
r лава 3. Спектрометрия с полупроводниковыми детекторами....................... 57
3.1. Основные положения....................................;........................................... 57
3.2. Схема формирования спектра................................................................ 59
3.3. Факторы, определяющие разрешающую способность....................... 63
3.4. Реrистрация y и ренпеновскоrо излучений....................................... 71
.3.5. Реrистрация заряженных частиц............................................................ 72
3.6. Использование вре Cl!НQЙ информации с ППД................................ 76
r л а в а 4. Особеииости спектрометрии тяжелых заряжеииых частиц............. 79
4.1. Вводные замечания................................................................................... 79
4.2. Плазменное время...........;;..................... ...:... ......................... ..... ............ '" 80
4.3. Амплитудный дефект.................. ... ...................... ....... ... ............... ... ......... 87
4.4. Мультипликация 3аряда........................................................................... 98
r л а в а 5. Детекторы иа основе полупроводников е широкой запрещениой
зоной.................................................................................................................... 1 03
5.1. Физические свойства.................................................................................103
5.2. Арсенид rаллия......... ...... ............ ........ ................ ...... '" ........... ............... ...\ 05
5.3. Теллурид кадмия......... ................ ............ ......... ...... ...... .............. .., '" ...... ...\ 08
5.4. Дииодид ртути......;'....................................................................................113
r лава 6. ППД в физике высоких эиерrий инейтрииной фнзике................l21
6. J. Общие 3амечания......................................................................................121
6.2. Исследование процессов рассеяния частиц в области малых lIере;,щ
ваемых' импульсов.... ..... .............. .................. .......................................... ..\22
6.3. Исследование KorepeHTHblx взаимодействий с ядрами......................124
6.4. Изучение процессов образования очарованных частиц.....................125
6.5. Прохождение релятивистских частиц через тонкие слои
кремния..... ............ ........................ ......... .............. ...... ............. .................. ..126
6.6. Полосковые детекторы..................................................................... ........129
6.7. Друrие координатные деТеКТоры...........................................................132
6.8. Установки с полосковыми детекторами..............................................135
6.9. Кремниевые детекторы в калориметрах.............................................. I :18
6.10. Кремниевые фотодиоды в сцинтилляционных калориметрах........140
6.11. Реrистрация у излучения........................................................................144.
6.12. ППД в физике нейтрино......................................................................145
343
Часть 2
МАЛОШУМЯЩАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ АППАРА ТУРА.................................... 152
r л а в а 7. О".,.има.1Jьиая фильтрация и формирующие цепи с"ектрометри
ческих усилителей. .......................................................................... ...... ............ 152
7.1. Общие 3амечания......................................................................................152
7.2. Спектральное представление щумовых источников и способы
выражения шумовых свойств усилителей.....................................................155
.7.3. Оптимальная фильтрация сиrналов........................................:..............159
7.4. Дискретное описание шумовых свойств усилителей. Весовая
функция.................................. .......................................... ...... ............ ............. ......... ..170
7.5. Формирующие цепи с постоянными параметрами............................I77.
7.6. Времявариантные формирователи.............. ................... .......... ............... J 85
7.7. Сравнительные характеристики формирующих цепей.......................210
r лава 8. Малошумящие предуснлителн дли ППД..........................................2f5
8.1. Общие 3амечания......................................................................................215
8.2. Шумовые свойства полевых транзисторов..........................................216
8.3. Шумовой вклад BToporo и последующих каскадов предуси
лителя. ....................................................................................................................... .222
8.4. Схемотехника и характеристики 3арядово чувствительных пред
усилителей................................................................................................................... 22 7
8.5. Предусилители дЛЯ ППД, используемых в физике высоких
энерrий......... ............................................................................................................. .247
r л а ва 9. С"ектрометрические уснлителн........................................................:...253
9.1. Основные характеристики и состав современных спектрометри
ческих усилителей................................................................................................... .253
. 9.2. Усилительные секции, способы реrулировки усиления в спектро
метрическом усилителе.........................................................................;................ .255
Q.3. Сравнительный анализ стабилизаторов исходноrо уровня..............262
9.4. Современные структуры спектрометрических усилителей.................293
r л ав а 10. Аиалоrовые процессоры......................................................................299
10.1. Процессорный подход к обработке аналоrовых сиrналов............299
10.2. Сравнительный анализ аналоrовых процессоров..............................303
10.3. Перспективы развития аналоrовых процессоров..............................331
Список литературы.................................................................................................. 3 3 5
..
...
;,--:
...
.
...
...
. ..
...
..
--
.
..
.
L.""5i
--
,.
--
I
.
I
I