3. Полупроводниковые детекторы
Полупроводниковые детекторы в ЯМ являются успешными конкурентами сцинтилляторов при детектировании излучений и визуализации распределения активности. Преимущества полупроводниковых детекторов (ПД) заключается в их высоком энергетическом разрешении и возможности создания на их базе систем визуализации с очень хорошим пространственным разрешением. Наилучшим из (ПД) по энергетическому разрешению является германий, однако ему для нормальной работы необходимы низкие температуры. Ряд других полупроводников, к которым относятся иодид ртути (HgI2), теллурид кадмия (CdTe) и теллурид кадмий цинк (CdZnTe) могут работать при комнатной температуре.
Полупроводниковые детекторы используются в ЯМ для обнаружения областей аномального усвоения радиофармпрепарата при хирургических процедурах и эндоскопии. Относительно недавно на их на их базе разработаны разнообразные матричные детекторы, обладающие высоким пространственным разрешением. В этом разделе на основе материалов обзорных работ [4,5] анализируется физика (ПД) и их применение в ЯМ.
3.2. Физика полупроводниковых детекторов
Для оценки достоинств и недостатков применения ПД в ЯМ, полезно рассмотреть принцип их работы. Рассмотрим два варианта. В первом, наиболее простом, но не дающем количественной картины процесса, принцип работы ПД напоминает принцип работы жидкостной ионизационной камеры. Он иллюстрируется на рис. 2.18,а.
Рис. 2.18. Схематические диаграммы работы полупроводниковых детекторов
В твердых кристаллических телах носителями электрического заряда являются электроны и дырки. В обычном состоянии свободные электроны и дырки практически отсутствуют. Взаимодействие γ-излучения с полупроводником приводит к образованию высокоэнергетичных электронов ( и позитронов при эффекте парообразования). Эти электроны часть своей энергии теряют на ионизацию материала полупроводника, в результате которой в полупроводнике образуются свободные электроны и положительно заряженные дырки. Энергия образования одной электронно-дырочной пары, w, в первом приближении не зависит ни от типа ионизирующей частицы, ни от ее энергии, и также как и в газе является параметром вещества. Напряжение смещения, приложенное к детектору, создает электрическое поле, которое вызывает перемещение электронов к положительному электроду и дырок к отрицательному. Транспорт зарядов создает ток внутри детектора и изменение потенциалов на электродах, что возможно мониторировать во внешней электрической цепи.
В идеальном полупроводниковом детекторе отклик зависит линейно от поглощенной энергии излучения и не зависит от положения точки взаимодействия фотона внутри кристалла детектора.
Второй подход к описанию работы ПД основан на зонной теории твердого тела (см. также раздел 2.2). В твердом теле в отличие от изолированных атомов энергетические уровни, соответствующие структуре электронных оболочек атомов, расширяются и накладываясь друг на друга, образуют непрерывные энергетические полосы (зоны). В результате электроны коллективно используются атомами. Такие энергетические зоны, соответствующие орбитам в структуре оболочек изолированного атома, могут оказаться заполненными, частично заполненными или пустыми (орбиты могут иметь два, один или ни одного электрона). На рис. 2.18,б схематически показаны две из многих энергетических зон полупроводника или изолятора: валентная зона заполнена электронами; зона проводимости пустая.
Приложение электрического поля к изолятору не создает движения зарядов, так как в валентной зоне отсутствуют свободные места, куда могли бы переместиться электроны. Соответственно нет электронов и в зоне проводимости. В хороших проводниках (металлах) на дальних орбитах имеются неспаренные электроны, что соответствует наполовину заполненной зоне проводимости. При приложении электрического поля эти электроны могут двигаться свободно, так как имеется много свободных мест.
Полупроводник представляет специальный случай изолятора, в котором разность энергий между валентной зоной и зоной проводимости, называемая шириной запрещенной зоны, достаточно мала, так что тепловые эффекты могут временами случайно переводить электроны из валентной зоны в зону проводимости. При наложении электрического поля такие электроны могут перемещаться точно также как в проводнике. Вакансии, образующиеся в валентной зоне, тоже могут участвовать в проводимости. В валентной зоне под действием электрического поля электроны могут переместиться в соседнюю вакансию, производя другую вакансию в первоначальной орбитальной локализации. Появившиеся вакансии или дырки двигаются в направлении обратном направлению движения электронов, т.е. ведут себя как положительные заряды. Поэтому в физике твердого тела дырки имеют такую же реальность, как и электроны, хотя и с другими свойствами. Дырочный ток в валентной зоне и электронный ток в зоне проводимости имеют одинаковый знак, так как движутся в разных направлениях. Эти токи складываются числено.
Как описывалось выше, при взаимодействие γ-излучения с веществом полупроводника образуются электроны с высокой энергией (много больше w), назовем их первичными. Эти электроны при движении в веществе теряют значительную долю своей энергии (20 – 35 %) на ионизацию среды, создавая каскад вторичных электронов, часть которых имеет еще достаточно энергии на дальнейшую ионизацию. Оставшаяся энергия первичных электронов переходит в тепло в форме колебаний кристалла, называемых фотонами. Образовавшиеся электроны и дырки временно, до тех пор они движутся к своим электродам, увеличивают проводимость полупроводника.
Так как число образующихся электрон-дырочных пар линейно зависит от поглощенной энергии, ПД имеют линейный отклик. Кроме того на образование одной электрон-дырочной пары требуется от 3 до 6 эВ, что в
10 раз меньше, чем энергия, идущая на образование пары ионов в газе (
34 эВ) или суммарная энергия, идущая на высвечивание светового фотона в сцинтилляторах (
30 эВ), причем только
50 % из этих фотонов вырывают электрон с фотокатода сцинтилляционного детектора. По этой причине полупроводниковые детекторы обладают во много раз лучшим разрешением, чем газовые и сцинтилляционные детекторы.
В области энергий, представляющих интерес для ЯМ, основными процессами взаимодействия γ-излучения с веществом являются фотоэлектрическое поглощение и комптоновское рассеяние (строго говоря, некогерентное рассеяние). Фотоэлектроны создают в аппаратурном спектре фотопик (рис. 2.19), а "комптоновские" электроны, получающие часть энергии от рассеянного фотона, образуют также как и в сцинтилляционном детекторе непрерывное распределение с максимальной энергией (Eβ)max, определяемой формулой (2.4), т.е. не попадают в фотопик. Чем выше атомный номер вещества ПД, тем меньшее число фотонов испытывает комптоновское рассеяние.
Не попадает в фотопик также часть фотоэлектронов, которые покидают кристалл детектора, отдав только часть своей энергии. Такие процессы утечки имеют место и в сцинтилляционных детекторах, но в ПД они более серьезны из-за их существенно меньших размеров.
Энергетические спектры для 99mTc показаны на рис. 2.19 для трех детекторов: высокой чистоты германиевый детектор, иодид ртути и теллурид кадмий цинк. Германиевый детектор работает при температуре жидкого азота, а два остальных при комнатной температуре. Вклад комптоновских электронов в спектр в германиевом детекторе
42 %.
Небольшой пик на рис. 2.19,а в районе 115 кэВ связан с утечкой характеристического излучения Cd и Te (К-линия). Большой горб в области промежуточных и низких энергий обусловлен захватом ловушками носителей заряда. Этот эффект представляет серьезную проблему для всех ПД, работающих при комнатной температуре.
Спектр детектора HgI2 является хорошим для ПД, работающих при комнатной температуре. Энергетическое разрешение равно 3,2 % на линии 140 кэВ. Пики в районе от 58 до 72 кэВ связаны с утечкой характеристического излучения (К-линия ртути). Основной пик при 140 кэВ асимметричный, что является следствием захвата носителей заряда.
Рис. 2.19. Энергетические (аппаратурные) спектры создаваемые источником 99mTc в полупроводниковых детекторах: а) германиевый детектор (Orteg-100 HPGe) диаметром 1,0 см и толщиной 0,7 см с энергетическим разрешением 0,54 % при 140 кэВ и температуре 77оК, пик вблизи 20 кэВ является К-линией 99mTc, плато ниже 50 кэВ обусловлено комтоновскими электронами; б) детектор HgI2 площадью 0,045 см2 и толщиной 0,05 см с энергетическим разрешением 3,2 % при 140 кэВ (асимметричная форма фотопика связана с захватом носителей). в) детектор CdZnTe размером 1×1×0,3 см толщиной с энергетическим разрешением 5 % при 140 кэВ. Структура ниже фотопика обусловлена, главным образом, захватом носителей заряда ловушками (адаптировано из [4])
Разрешение CdZnTe значительно хуже, но примерно в два раза лучше, чем у сцинтилляционных детекторов. Промежуточное положение по энергетическому разрешению между германиевым и CdZnTe детекторами занимает HgI2 детектор. В настоящее время на рынке появились ПД из CdTe и CdZnTe, обладающие энергетическим разрешением, лучшим, чем HgI2 детектор.
3.3. Захват носителей заряда
Захват ловушками носителей заряда сильно ухудшает рабочие характеристики ПД, работающих при комнатной температуре. Как видно из рис. 2.19 горб в спектре CdZnTe детектора и хвост фотопика создаются электронами, образующимися, в основном, при фотоэлектрическом поглощении фотонов. Смещение амплитуды импульсов относительно фотопика происходит вследствие "плохого" транспорта носителей заряда, захватываемых ловушками. Комптоновское рассеяние фотонов также создает часть спектра ниже фотопика. Эти события можно было бы отсечь, задав узкое окно дискриминации вокруг фотопика. Однако, так как в непрерывную область ниже фотопика попадают из-за захвата и фотоэлектроны, то они не будут зарегистрированы, что приводит к уменьшению фотоэффективности детектора.
Захват зарядов происходит в местах дефектов кристаллической структере, включающих вакансии и атомы примесей. Ловушки имеют неравномерное распределение по объему кристалла. Их энергетические уровни расположены в промежутке между валентной зоной и зоной проводимости. Носители заряда могут захватываться на эти уровни, отдавая энергию в форме световых фотонов или вызывая вибрацию кристалла.
Взаимодействие фотонов с веществом происходит всем объеме детектора, и если захват носителей заряда является неравномерным по объему, то это приводит к ухудшению энергетического разрешения.
3.4. Теорема Рамо и индукция сигнала
Появление изолированного носителя заряда внутри ПД вызывает изменение потенциала на электродах детектора, даже если они находятся на удалении от заряда. Сигнальный электрод обычно поддерживается при фиксированном потенциале соединенным с ним усилителем. Появление в ПД носителей заряда приводит к образованию на этом электроде за счет связи с усилителем поверхностного заряда, называемым индуцированным сигналом. Электронные цепи считывания данных ПД, как правило, включают усилитель с интегрированием, который сохраняет заряд, эквивалентный поверхностному заряду на сигнальном электроде, на емкости обратной связи. Расчет величины индуцированного заряда достаточно сложен, но имеется упрощающая проблему теорема Рамо [5]. Согласно теореме индуцированный сигнал на электроде, создаваемый единичным носителем заряда, образовавшимся в точке x внутри полупроводника, равен
 (2.13)
где e – единичный заряд; W(x) – весовой (взвешенный) потенциал в месте появления заряда.
Если носитель заряда движется, то на сигнальном электроде появляется индуцированный ток, величина которого изменяется в соответствии с S(x). Весовой потенциал вводится для упрощения вычислений и не имеет физического смысла. Если сигнальный электрод находится под единичным потенциалом, а другие электроды заземлены, то для плоского ПД толщиной L весовой потенциал равен W(x) = x/L. Таким образом, электрон, стартующий с катода и проходящий расстояние L, вкладывает в сигнал единичный заряд. Такой же вклад создает дырка, проходящая путь от анода к катоду. Если транспорт носителей заряда свободный, то заряд, созданный при взаимодействии фотона с плоским ПД, появляется как сигнал на электродах.
В ПД, к которому приложен внешний потенциал, создается внутреннее электрическое поле, называемое приложенным полем. Это поле ускоряет носителей заряда, в то же время происходит их рассеяние на примесях или фононах. Общий эффект многих таких ускорений и рассеяний представляет собой случайное блуждание носителей заряда, смещенное в направлении электрического поля. Результирующая дрейфовая скорость v равномерна в направлении электрического поля и линейно зависит от его величины:
 (2.14)
где μ – константа пропорциональности, называемая подвижностью дрейфа.
Формула (2.14) справедлива для рабочих режимов большинства ПД, но при очень высоких полях скорость приближается к своему асимптотическому значению. Подвижность дрейфа отличается для разных ПД и зависит от количества примесей и от типа носителей заряда. При комнатной температуре транспорт заряда в ПД часто определяется процессом захвата на дефекты в кристаллической решетке. Захват носителей также является случайным процессом и количество зарядов убывает по экспоненциальному закону:
 (2.15)
где τ – время жизни до захвата.
Обычно для конкретного ПД время жизни для электронов и дырок разное и зависит от чистоты кристалла и его однородности. Для плоского ПД сигнал определяется расстоянием, проходимым зарядом, поэтому для данного типа носителей сигнал S в зависимости от подвижности и захвата заряда равняется
 (2.16)
где S0 = eN0; t – время, меньшее или равное времени движения заряда до электрода.
Зависимость амплитуды импульса от времени, нормированная на единичный носитель заряда, показана на рис. 2.20.
Рис. 2.20. Зависимость амплитуды импульса от времени для единичного носителя заряда с учетом, с подавлением и без учета захвата носителей. TR – время переноса заряда
Для γ-излучения, создающего при взаимодействии в среде одинаковое количество электронов и дырок на расстоянии x от катода, нормированная величина сигнала равна
 (2.17)
где ограничения на время транспорта равны  и  . Для более продолжительного времени, когда перенос всех зарядов завершится, имеем:
 (2.18)
где λe = μeγeEи λh = μhγhE – длины захвата.
Вообще говоря, фотоны взаимодействуют в ПД на разных глубинах. Ценность уравнения (2.18) в том, что оно показывает на сильную зависимость сигнала в плоском детекторе от глубины взаимодействия x. На рис. 2.21, основываясь на уравнении (2.18), демонстрируется форма модельного амплитудного спектра в плоском детекторе при допущении, что вся энергия, передаваемая при взаимодействии фотона в среду, поглощается в точке взаимодействия. Из-за этого допущения процесс захвата расставляет иначе события, которые были бы в противном случае в длинном низкоэнергетическом хвосте фотопика. Полезно сравнить реальные спектры на рис. 2.19 с модельными на рис. 2.21.
3.6. Коррекция захватов
В настоящий момент используются два подхода к решению проблемы захвата носителей заряда. Первый заключается в сборе дополнительной информации о сигнале во временном интервале и соответствующей корректировке отрицательного влияния захвата на амплитуду сигнала. Во втором подходе применяется специальная конфигурация электродов, которая подавляет отрицательный эффект захвата на величину сигналов. В обоих случаях решение проблемы основывается на том факте, что у большинства полупроводников, обладающих существенным эффектом захвата носителей, произведение подвижности на время жизни (μτ) для разных типов носителей сильно отличается. Например, у выпускаемого в настоящее время детекторов CdZnTe (μτ) для электронов на два порядка выше, чем для дырок. В тоже время из уравнения (2.17) однозначно следует, что временная зависимость сигнала в плоском детекторе сильно зависит от μτ для каждого носителя и от глубины взаимодействия. Если толщина детектора равна 1 см, то характерная длина до захвата электрона оказывается много большей, в то время как характерная длина до захвата дырки оказывается много меньшей, чем толщина детектора.
Рис. 2.21. Модельный энергетический спектр для λe/L = 10 и λh/L = 0,1, 0,6, 2 и 10 при падении фотонов на отрицательный электрод и однородным взаимодействием по глубине в предположении, что вся энергия, передаваемая в среду фотоном, поглощается в точке взаимодействия
|
Скачать 9.62 Mb.