OPTIMALIZACE ELEKTRONICKÉ TRASY

ČESKOSLOVENSKA SPEKTROSKOPICKÁ SPOLEČNOST Plti ČSAV odborná skupina instrumentálních radioanaíytických metod ČESKOSLOVENSKA KOMISE PRO ATOMOVOU ENERGII

K o l í n - říjen 1974

W e r e g r e t t h a t s o m e of t h e p a g e s in t h e m i c r o f i c h copy of this report may not be up to the proper legibility standards even though the best

possible

copy was used for preparing the masterfiche

ČESKOSLOVENSKA SPEKTROSKOPICKÁ SPOLEČlíOST PÍÍI ČSAV Odborná skupina i n s t r u m e n t á l n í c h radioanslyticlcých metod ČESKOSLOVENSKA KCiilSE PHO ATOMOVOU EHERGII

Sborník přednášek ze semináře

O P T I M A L I Z A C E TRASY

P 'R O

S P E K T R O M E T H I I

Z í ;5 E 11 1

K o l í n -

E L E K T R O N I C K É G A Li A

říjen

1974

tflSJP Praha 5, Zbraslav

Sborník přednášek ze semináře pořádaného Československou spektroskopickou společností při CSAV a Československou komisí pro atomovou energii v říjnu 1974 v Kolíně Vydalo Ústřední informační středisko pro jaderný program Praha 5 } Zbraslav, prosinec 1974 Editor ing. Zdeněk Kosina Vedoucí publikačního oddělení ing. Oldřich Suchánek Vydání první - 110 str. Neprodejná účelová publikace - 100 výtisků

052 35

- 2-

Obsah sborníku: stránkai Předmluva

j

Josef SILAR: Princip funkce a výsledné parametry polovodičových detektorů na bázi Si a Se

5

Miloš VIDEA: Optimální spektrometrioká trasa pro nízké četnosti impulsů.

26

3ohdan..SPACEK: Zesilovací řetězec spektrometru při vyšších četnostech zpracovávaných impulsů

51

Zdeněk XOSINA: Rušení spektroraetricfcého signálu sítovým brumem a apůsoby jeho omezení

61

Zdeněk KOSINA: Potlačení Jevů způsobených driftem zisku zesilovacího řetězce

71

Miloš VIDRA.: Údržba polovodičového detektoru a predzesilovafie

80

Josef SILAR: Specifické problémy scintilačni spektrometrie gama

92

«. 3 ••

ř.tyšlenka uspořádání sonináře o elektronice spektrometrické aparatury vzriikla při závěrečné diskusi na konferenci o instrumentální aktivační analyse, konané v červnu tohoto roku •/ Mariánských Lázních. Podnět k ní dalo vystoupení několika účastníků, kteří tehdy projevili zájem účastnit se semináře, na němž by se ve stručnosti dozvěděli, jgk si počínat při konkrétním návrhu spektrometrieiíé aparatury z hlediska volby a optimálního nastavení Jednotlivých Jejích elektronických článků. Přípravy semináře se ujal stávající organizační výbor, Jení píisval k odborné spolupráci několik členů skupiny instr. • radioanalytických metod 5SS3, kteří se ssiněnou problematikou Již delší dobu profesionálně zabývají. Při přípravě tématické náplně byl uplatňován předpoklad, že účastníky semináře budou pracovnici sice vysoce kvalifikovaní v oborech instrumentální aktivační analýzy, zaměření vsak svojí specializací tak, že užívání a tím spíše pak ladění elektronické aparatury je pro ně více nutným zlem ^ ž předmětem vlastní pracovní náplně či dokonce záliby. Vyplynulo odsud, áe primární pozornost Je nutno věnovat otázkám nikoliv snad zajímavým z hlediska elegance elektronického řešení Jednotlivých obvodů a dílčích celků spektrometru, ale takovým problénům, s nimiž se střetává uživatel při volbě a nastavování Již hotových přístrojů. Aby bylo možno vtěsnat program semináře do jediného přednáškového dne, bylo dohodnuto omezit Jeho tématiku Jen na spektrometrii záření gama, Jež pravděpodobně zajímá nejširší okruh účastníků. Dalším omezením Je předpoklad, že všschna zařízení, o nichž bude v přednáškách hovořeno, Jsou po funkční stránce v bezvadném stavu. Osnova semináře neobsahuje proto diagnostiku poruchy přestože neni pochyb, že právě tato činnost hraje při laděni aparatury ninoliv zanedbatelnou úlohu.

- 4 Formálně je předkládaný sborník rozdělen do sedrai kapitol, věnovaných diskusi jevů, jež nejvýznamnější měrou ovlivňuji energetické rozlišení sciiUilačnich a zejména pak polovodičových spektrometrů záření j-;atna. Pozornost je věnována z tohoto hlediska jednotlivým součástem aparatury (od deceiitoiu po tvarovací zesilovač), v nichž se informace o energii detekovaného kvanta gama jeví v analogové formě. Z pojednání jsou vědoraé vypuštěna číslicová zaíízení určená > akumulaci, případně přenosu spektrometrických dat (analyzátory, počítače, magnetopáskové jednotky apod.), jez při správné funkci nemohou -aama energetické rozlišení výsledného spektra podstatně ovlivnit. účelem této krátké předmluvy bylo formulovat zásady, které byly autorům vodítkem pri přípravě přednášek. Již v průběhu organizace semináře bylo zřejmé, že s ohledem na obsažnost problematiky bude výběr optimalizačních kriterií nutně neúplný a při vší snaze o maximální užitečnost přece jen výsledkem subjektivních názorů poměrně úzkého autorského Kolektivu* Všichni, kdo se na přípravě jednotlivých témat podíleli, budou v tomto ohledu vděč: ~ za jakékoliv věcné připomínky, které je možno spolu s případnými dotazy adresovat přímo do jejich rukou.

Editor

- oPrincip funkce a výsledné parametry polovodičových detektorů na bázi Si a Ge . Rř7Dr

Josef

8 : 1 a r

C3c

Katedra lékařské fyziky a nukle^ r'i mediciny LFL UK, Praha

Analogicky k ionizační koaoxe plněné plynaři můšene docta'j detektor ionizujícího aáxeci, naaradime-li plynovou n-vplň krystalickou látkou, která ná charakter polovodiče s vhodným. parametry. Energeticko úrovni, elektronů v ideálníra Krystalickém polovodivén: materiálu nůšeme povazovat a a analogické úrovně slektronů ve velmi veliké nolekule, obsahující velmi velký počet volné vázaných elektronů* Tyto vázané elektrony normálně zaplňují všechny energetické hladiny této velké molekuly (tav. valecčni pás), které ; j £ O U energeticky pod urči^m pásem energií, kterému říkáme zakázaný pás; v tomúo energetickém pásu nemá uvažovaná molenula energetické hladiny pro elektrony. Nad zakázaným pásem jsou ovňeTB dalši energetické hla3inyf tvoxící tzv. vodivostní pás. Hladiny vodivostniho pásu jsou při nízkých teplotách soustavy neobsazené. Na tyto hlařiny se mohou elektrony z valenčri— ho pásu dostat po obdrženi energie např. termickými pochody nebo ionizačními pochody. Analogem ionizace molekuly plynu, to js odtržení elektronu od zbytku molekuly, je u polovodičových materiálu přeskok elektronu z valenčního pásu přes zakázaný pás do vedivostniho pásu. Analogem volného elektronu odtrženého od molekuly plynu ionizačním pochodem je elektron, který cbsadil některou z hladin vodivostniho pásu.

- 6 -

Elektron ve vodivostnívn pásu a díra ve valenčnim pásu siohou být rso ústí e děny na elektrody pomocí elektrostatického pole obdobně jako elektrony a kladné ior:.ty v ionizačních konorách. Z praxe výroby polovodičových detektorů je znárao, 2e základní podmínkou pro'moánost výroby dobrých detektoru jsou vysoce kvalitní, homogenní monokrystaly. Operace, jako Jsou opracování povrchu» difúze, driftování, naparováni elektrod, pouzdření atd., nemohou zásadně zajistit dobré výsledné parametry, pokud ,je používáno monokrystalů, a nevhodnými vlastnostmi; obráceně nevhodný postup opracování může způsobit, že i z kvalitních krystalu jsou vyrobeny detektory s podprůměrnými parametry. Polovodičové materiály vhodné pro výrobu kvalitních polovodičových detektorů, musí splňovat radu podmínek; nejzávaznější a nich lze chrnout do následujících bodů: 1. co .nejmenší hodnota průměrné energie £ , nnfcné k tvorbě páru elektron - díra. Část energie £ se spotřebuje k převodu elektronů 2 valenčního pásu do vodivostního a zbytek se rozptýlí ve formě tepla v materiálu. Z tohoto hlediska by byly vhodné materiály s malými šířkami zakázaného pásu; 2. materiál musí obsahovat co nejnenši počet volných nositelů náboje při pracovní teplotě. Proud, který vznikne soustředěním tohoto náboje na elektrody, způsobuje rozptyl a překrytí signálního náboje. Proto Jsou vhodná materiály se širokou zónou zakázaného pásu. Přípustná hodnota termicky generovaného proudu v objemu detektoru je menší než 10 ' A; pro některé apli' kace je řádově menší} 3« materiál nesmí obsahovat větší koncentraci záchytných center, schopných udržet elektrony nebo díry vzniklé ionizačním účinkem. Tento požadavek redukuj'e výběr materiálů prakticky na skoro.dokonalé monokrystaly, u nichž koncentrace nečistot je menší než 10""°. Většina materiálů, se širokým zakázaným pásmsm

- 7zpravidla obsahuje hluboká zúchyfctiá centra a nepřipadá proto v úvahu. Pravděpodobnost záchytu je dána dobou života nositelů náboje, což je průměrná doba, po Kterou nositel existujs ve volnem sjtavu, než je zachyceny 4. rekombinace děr a elektronů mučí být během sběru signálního náboje co nejmenší. V krystalech dochází k r&kombinaci především při záchytu na energetických úrovních blízkých stíedu zakázaného pásu. Hekonbinace souvisí s počten volných nábojů. Hlavním zdrojem termicky generovaných elektronů do vodivostního pásu v polovodičích je postupný proces, nielitron je nejdříve vybuzen, z valenčcího pásu do záchytných center v blízkosti středu zakázaného pásu a odtud dále do vodivostního pásu. ířekocbinace v polovodičích je charakterizována dobou života nositelů náboje a je třeba, aby její hodnota byla velká ve srovnání z dobou sběru signálního nábojej • 5. ztráty náboje efekty záchytu a rexombinace závisí na době sběru náboje, Ideálně by měla být její hodnota velmi malá, což předpokládá, aby pohyblivost.elektronů a děr krystalovou mříží byla vysoká- Bychlost pohybu nositelů závisí na intenzitě elektrostatického pole v detektoru a proto materiál musí snášet vysoké napětí, aniž vzaiká ionizace nárazem. Omezení hodnoty pracovního napětí je ve většině případů dáno spíše povrchovými jevy než vlastním materiálem; 6. další požadavky na materiál jsou dány druhem nnkMéániáo .záření, které chceme detekovat. Eapř. pro lehké částice, jako jsou elektrony, je z důvodu zpětného rozptylu nutno používat materiálů s nízkým atomovým číslem; pro detekci aáxení gama naopak s vysokým atomovým číslem a velkou hustotou. Vážným, problémem při výrobě kvalitních krystalů je redukce počtu záchytných center v materiálu. Tato mohou vznikat vlivem nečistot neb© nedokonalostí, krystalu'- vakancemi, dislokacemi atd.

- 8 -

Pravděpodobnost aáchytu pro elektrony nebo díry na táchco aáchytných centrech inúae být značné růsná. Záchytná centra podminuji rekombisiaci náuoje a êneroviní náboje. Zachytávají-li díry nebo elektrony a zachycený nositel není snadno anovu excitován, hroraačií se elektrický náboj uvnitx krystalu a může ovlivnit sběr signálního nácoje. To 33 svlá-í výrazné při nízkých teplotách* Tomuto jevu říkáme polarisc.ee detektoru. \ Ze současných komerčně dostupných materiálů splňují uvedené podmínky nejlépe monokrystaly Si a Ge, jejichž výroba byla po dlouhou dobu zajišťována a zdokonalována pro výrobu polovodičových elektronických prvků - diod a tranzistorů; via tab. č. 1. Ostatní polovodičové materiály, Jako Jsou napf. CdS, CdSe, CaAs, CSi a další, Jsou dostupné v daleko horší kvalitě; velká koncentrace záchytných center daná poiuchami krystalické r.iížky vede k polarizaci detektoru a omezení sběru signálního náboje. Si a Ge atomy Jsou 4-mocné a tvoří se sousedními atomy vazby obsahující dva elektrony, což vede ke stabilní krystalické struktuře. Při velmi nízkých teplotách jsou všechny valenční elektrony vázány a monokrystaly se chovají jako izolátory. Při vyšších teplotách je určitý počet vazeb uvolněn termickou excitací; tvoří se volné elektrony a díry. Volný elektron je v mříži pod vlivem elektrostatických polí atomů mříže. Připojíme-li vnější napětí na krystal, dochází k pohybu elektronů směrem ke kladné elektrodě. Pohyb elektronů v připojeném poli charakterizujeme, pohyblivostí /Ue, která je dána vztahem v,

= EÍU„ , kde va je průměrná rychlost elektro-

nu ve směru elektrického pole E«

_

Q

—

Tabulka čV 1 - Fyzikální.parametry monokrystalů křemíku a germania

Parametr

Křemík

Germanium

grupa periodické soustavy prvků atomové číslo — 2 atomová váha - A atonová váha stabilních izotopů - A

28, 29, 30

krystalická struktura

kubická typu

70, 72, 73, 74, 76 kubická typu diamant

mřížková konstanta

5,42 2

5,557

IV b 14 26,09

IV b

32 72,60

diamatib

22

2 2

4,9S.1O

4,41.10

bod tání

1,420° C

936° C

bod varu

2 500° 0

2 825° C

lineární koeficient teplotní rozfcažnosfci

4,2.10~6/° C

6,1.10"6/°0

počet atomu na cm'" hustota (pil 300° K)

teplotní vodivost

C,20cal/cm/s/°C

0,14cal/cm/s/°C

dielektrická konstanta šířka zakázaného pásu (při 300° K)

12

12

1,106 eV

0,57 eV

průměrná energie na dvojici elektron—díra

3,66 eV

2,95 eV

hustota nositelů v materiálu (bez příměsí) při 300 E v 1 cm 2

, , ^

2,4.1G 15

- 10 Tabulka 5. 1 -

pokračováni

Parametr

Křemík

Germanium 7, 7,

r.-jstota íiosifeelu v materiálu-, •'bez příměsí) p ř i T°K v 1 cm->

i- 3 2,e.aoXo!r 5450
A

i- 5 ?,7.1Cr:? 2T 4350 e —a—

pohyblivost elektronů při 300°C

1 JSOcmVviB

3 9C0CB5/V.S

pohyblivost děr při 3C0° C

480 cm2/V.s

1 900 cm2/7.s

pohyblivost elektronů při T°E (uěřeno v teplotním oboru °íQ pohyblivost děr při T°X

9 2,5 2,x.lO .T (160-400° K) 2,3.109 T~27

,o l r 7 „,-1,66 4,9.10 .3? (IOO-3OO0 K ) 0 99 T~ 1,05.10

měrný odpor mafc.eriálu (bez pííměsí) při 3C° K

2,3ilO-;' ohm.cm

r

4/ ohm.cm

Kladně nabité díry zůstávají ve valencnín pásu a mohou se též volně pohybovat v elektrostatickém poli; gejich pohyblivost /U^ je definována stejně jako u elektronů. Sečteme-li proudy dané elektrony a děrami, viaíme, že měrný odpor materiálu je dán vztahem:

(ne /%

fn

K

n

= měrný odpor = počet děr v cnr = počet elektronů, v

- 11 -

e = náboj elektronu V čistém materiálu n = /uh

L

js pro Ge i 45 Ohm . cn, a pro Si ± 230 . 1 0 5 Ohm . cm při teplotě 3C0° E.

Pohyblivost nositelů náboje závisí na teplotě; u čistých krystalu je dána především srážkami e vibrující mřížkou krystalu; ss snížením teploty pohyblivosti nositelů vzrůstá; viz obr. č. 1« V praxi nelze dosáhnout zcela 5istého materiálu. V případě Ge lze vyčistit materiál natolik, že počet atomů příměsí v 1 cm^ odpovídá 1 cizímu atomu na 5 • 10 atomu germania. Eři této koncentraci je elektrická vodivost materiálu za pokojové teploty dána pfedevšiin termicky generovanými páry elektrondíra v germaniu; počet párů elofctron-díra produliovaných nei5istotarai je menší. Výsleůlrj technologických postupů zaváděné v posledních letech pro čištění suroviny a tažení Ge krystalů ukazují, že mohou být vyrobeny tirystaly s koncentrací nečistot hluboko pod 10 cizích atomů v 1 crr. Aby vodivost křemíku nebyla dána převážně elektricky aktivními nečistotami za pokojové teploty, musela "by .jejich koncentrace klesnout na 10 atomů v 1 cnr, což je joden afcoro nečistoty na 5 . 10 atomů křemíku. Takové čistoty nelze dosud'známými postupy dosáhnout. Z uvedených důvodů musíme pracovat s materiály, jejichž vodivost je ovlivněna nositeli náboje zavedenými nečistotami v křemíku něho germaniu, především v oboru nízkých teplot; viz obr. č. 2. Elektricky aktivní nečistoty jsou prvky s valencí 5 nebo 5,

- 12 -

liteře mohou nahradit atomy liřemiku nebo germania v mřížce. Fodle valančního modelu můžeme předpokládat, že 5"^! valenční atotny nahraziMÍ atom křemíku ve čtyřsi:!: vazbách, zatímco pátý elektron je- jen slabě vázán k atomu působením Coulombova pole. Toto pžitahování je však velmi slabé, vzhledem k tomu, že dielektrická konstanta krystalu Si je'12 a Ge - 16. Při pokojových teplotách je nadbytečný elektron termicky vybuzen do vodivostního pásu. Tak dostáváme volný elektron a kladnou díru v blízkosti cizího atomu. Takové nečistoty nazýváme donory a protože elektrická vodivost v tčchto materiálech je dána především negativním nositelem náboje, materiál označujeme n-typ. Náhradou atomu kfetniku 3-VElenčním atomem (B, AI, Ge, In) vznikají volné díry a fixovaná centra s negativcím nábojem. Materiál má vodivost p-typu a nečisioty nazýváme akceptory. ¥ blízkosti atomů nečistot - donorů se tvoři diskrétní energetické hladiny. V pásovén energetickém modelu jsou energetické hladiny donorů rozloženy v aakásanóin pásu Si nebo Ge v blízkosti vodivostnxho pásu) akceptory tvoří energetické hladiny v blízkosti valenčního ±jásu, viz obr. č. 3 a tab. č. 2. Tabulka č. 2 -

Prvek

Typ nečistoty

bor

hliník galium indium fosfor arzén antimon lithium

Nečistoty v gernaniu a křemíku

akceptor — " — ti

_

ti

_

donor .

_ ~ —

ti _ " _ ti _

intersticiálně

Ionizační energie v Si v Ge 0,045 0,057 0,065 0,16 0,044 0,049 0,039 0,033

0,0104 0,0102 0,0108 0,0112 0,0120 0,0127 0,0096 0,0093

- 13 Takové donory a akceptory jsou snadno termicky ionizovány. Některé prvky, jako jsou Au u křemíku nebo Cu a Ni v germaniu, zavádějí akceptory nabo donory v blízkosti středu zakázaného pásu a některé s nich (např. Au, 3?e» Ce, iTi) mohou tvořit akceptory nebo donory podle toho, jaké místo obsadí v mřížce krystalu• Z hodnot koncentrace volných nositelů náboje v čistých materiálech při pokojových teplotách 3C0° K - 1,5 . 10 /cn? pro Si a 2,35 • 10 */cur pro Ge vyplývá, áe použiti současného komerčně dostupného Eateriálu Si a Ge v zapojení £ funkci obdobných ionizační komoře s elektrodami bez usměrSovacího účinku (tzv« homogenní detektory) vede k detektorům s velkým šumovým proudem, a to i při chlazení na velni níské teploty. , Uvážíme—li» že doba sběru náboje u 1 cis silného Si válec— ku při napětí 500 V je řádově 10 s, dostaneme pro absorbovanou energii rrkleární částice 1 MeV průměrný proud řádově 10~°A (vzniklý náboj dělíme dobou sboru)# Aby bylo možno detekovat takové proudové irapulsy, rausí být hodnota suraového proudu procházejícího detektorem táhoá nebo nižšího řádu; jinak šrnuové impulsy dané fluktuacemi proudu mohou dosahovat výšky signálních irapulsů* Pro účinný sběr nositelů nábojů, musí být intenzita elektrostatického pole v krystalu řádově 10/V/czfi nebo větši, Z toho vyplývá požadavek na měrný otipor použitelného materiálu cca io" ohm . cm nebo větší. Takový odpor lze v současné době dosáhnout pouze u vysoce kompenzovaného Si materiálu, chlazeného na velni nízké teploty. Kompenzační nečistoty, tvořící velký počet záchytných a rekombinačních center, snižují však dobu šivota nositelů náboje na hodnoty 10 * až 10 s, způsobují polarizační efekty a snižují účinnost sběru náboje. Potíže se šumovým proudem u Si a Ge obchází využití tzv« přechodu p - n, které vznikají při vhodném spojení materiálu s opačnými typy vodivosti. V praxi se zajišíuje vytvoření pře-

- 14 chodu p - n difúzí např. donorových příměsí do Si r.eco Ge materiálu s malou koncentraci akceptorových příměsi; viz obr. č. 4. Akceptoiová a donorová centra ,;sou fixována v nřížce krystalu a nemohou se pohybcvat. Difuaí volných elektronů a děr ss vytvoří přechod dai\f rozložením vzniklého prostorového náboje, který brání dalši difúzi nositeli náboje. Tenká vrstva materiálu kolem přechodu je prakticky bez volných nositelů náboje a ná tsdy vysoký měrný odpor. Materiál p - typu obsahuje určitý počet volných elektronů a materiál n-fcypu diry, vznikající termickou excitací, elektronu do voáivostního pásu. V případě, že koncentrace donorových nečistot je značně větší než koncentrace akceptorových, ;?•? hustota rairoritních * eletetronů v p-materiálu vysoká ve srovnání s koncentrací minoritních děr v n-materiálu. V rovnovážném stavu ausí být počet elektronů procházejících v obou směrech týž a totéž platí i pro díry. Absolutní hodnota elektronového proudu bude však vzhledem k vyšší koncentraci donorú větší než proud daný děrami. •Vložiae-li na takový přechod napěti v závěrném směru, jsou volní nositelé náboje elektrostatickým polem odvedeni z určité oblasti kolem přechodu; v této oblasti jsou takřka acela plr5 ionizované, fixované donorové a akceptorové atony. Vsniklá oblast s vysokým měrným odporera tvoií citlivou vrstvu detektoru. Základní charakteristiky přechodu p - n při závěrném napěti jsou schematicky znázorněny na obr. 5. >• Znázorněné rozložení potenciálu odpovídá případu s vysokou koncentrací donorových nečistot a malou koncentrací akceptorových nečis.tot; prakticky celý spád napětí na přechodu je proto v p-oblasti. U kvalitních Si detektoru s p-n přechody jsou šumové proudy v závěrném směru řádově110 Á aa 10 ' A při pokojové tsplotě a pracovním napětí řádově 10 V/mtn*' Při chlazení. Ge detektorů na teplotu tekutého dusíku lze"snížit šumový proud

- 15 -

na hodnoty řádově až 10

A. u

Porovnáme-li tytc hoúnoty z proudy -..'lěřenýni homogenních do tes torů pfi stojcých pracovních teplotách, pracovnách napětích a ob.jeu.ech detektorů, viníme, že průchody p-n snižují šutr.ový proud protékající dettíiioren o ranoho řádů a unožňují ta!: registraci i nulo
kdo

f

je Tiiěrný odpor materiálu (0hm.cn) a V je prdcovní

napětí čt-fcektoru. Při pracovních napětích ::olcia 200 7 a doctupnéra ko.zerční-:i natailálu dostáváme hloubku c i t l i v é vrstvy do 0,3 rcr,. Podscatné zvětšení hloubky c i t l i v é vrstvy lze dosáhnou!; ícouipenzací elektricky alttivníci. nečistot, které tvoři energetické úrovně v zakázaném pásu materiálu. Prakticky všechny dosud vyrobené typy kvalitních Ge p-i-n detektorů jsou založeny na principu kompenzace akceptorových nečistot v monokrystalu germania ionty l i t h i a . Dokonale kompenzovaný -materiál má elektrické vlastnosti cateriálu bsz nečistot. Přimíšeniny, jejichž energetické úrovně l e š i v zakázaném pásu a snižují energetický rozdíl mezi valencním a vodivostním pásem, jsou e_lektricky neutralizovány a nepřispívají k sumovánu proudu. Šumový proud o'e dán tedy šířkou zakázaného pásu mezi nejvyšší úrovní valenčního pásu a nejnižší úrovní vodivostního pásu Ge. Kompenzovaný materiál má vysoký měrný odpor ve srovnání s hekompenzovaným; tlouštka kompenzované vrstvy určuje

tiousfcku

- 16 -

citlivóho objemu detektoru i při poměrně malém napětí vloženém na přechod v obráceném směru. Difundované Li na povrch monokrystalu Gs musí být transporto váno do suroviny ťak, aby ionty Li právě kompenzovaly akceptorovó nečistoty v c:jt&riálu. To se provádí pomocí elektrického pole - tav. driftem, kterým jsou kladno ionty Li (Li jo pii pokojových teplotách v krystalu Go zcela ionizováno) x^xitaho— vány k aáporné elektrodě. Rozpustnost Li v Ge j« ôměrné nízká, a proto musí být kompenzace prováděna pii zvýšené teplotě. i-Iilis vysoká teplota však způsobuje velký šuaovy proud v ipsteilálu a ten nepříznivě ovlivňuje potřebné rozložení koncentrace Li. Lieai oběma požadavky musí být volen kompromis; tsplota je volena poú 50° C. íspěch technologického postupu při výrobe spočívá v podstatě na dosažené hloubce kompenzované vrstvy, na účinnosti kompenzace,akceptorových nečistot a na mocnosti udržet materiál trvale v kompenzovaném stavv^ Zásadní podmínkou úspěchu výroby velkoobjjeniových Ge p-i-22 detektoru je dostupnost vycoce kvalitních monokrystalů Ge. Na koncentraci a druhu nečistot a na počtu poruch rafič, krystalu závisí rychlost driftu Li iontů; pxi nekvalitní'surovině je doba driftu neúnosně dlouhá nebo po určité době se postup iontů zcela zastaví. I při kvalitní surovině trvá driftování velmi dlouho *r (u vellioobjemových detektorů s objemem řádově úesítky enr někplik týdnů) a prakticky dosažitelná hloubka kompenzované vxsť~ vy v běžně dostupném materiálu je omezena na 10 — 15 sni« Snahou výrobců Ge p-i-n detektorů je proto zajistit takovou konfiguraci elektrod při driftu, aby během únosné doby driftu a při dostupných rozměrech monokrystalů byl kompenzován co největší objem monokrystalu. Konfigurace elektrod hot&vé diody může dále ovlivnit parametry detektoru, jako jsou svodový proutí a kapacita detektoru

- 17 -

při dauéni citlivém objemu. Prvni pokusy s úrifty Ge byly provedeny v tav. planparalelní konfiguraci obdobné způsobu používanému a Si* í;a jedno celo válcového int-ocu ja nadifundováno Li a drift iontů probíhá jtídnía směrem. Objem detektoru je v tomto případě dán hloubkou ko-npensovsné vrstvy a plochou čela. Největších citlivých objetaú Ge p-i-n detektorů a nwjlepšího využití suroviny bylo dosaženo v koaxiálním uspoxádéní elektrod. 7 koaxiální koiafiguraci s Jedním otsvřenýn koncem je difúze Li provedena do celého povrchu čtyřbokého hranolu krystalu Ge s výminkou jednoho čela. Záporný pól adroje proudu je připojen na střed tohoto lithiem nepokrytého cela. Kompenzace materiálu probíhá v radiálním i podélném směru, přičetiž intenzita elektrického pole a rychlost driftu a přibývající tlouštkou kompenzované vrstvy se zvyáují. Podle jakosti pouaité .suroviny, rozměru Krystalu a technologických podmínek ovlivňujících hloubku driftu abývá po ukoiičení driftu podél ot-i krystalu určitá část aekotipenaováného materiálu. ITekotnpenaovaná .část krystalu p-typu je necitlivá Část detektoru a představuje 3-25 # celkového objeisu detektoru. Vlivem r.estejné intenzity elektrostatického pole, dané konfigurací elektrod -a postupující nompenzeci. povrchových vrstev krystalu, dochází ke zvyšování spádu napětí - B.l. - podél dosud nekoapenzovaného jádra typu - p - "během driftu. To má za následek snížení rychlosti driftu u uzavřeného konce. Hekompenzované jádro má u velkoobjeraových krystalů charakteristický tvar; plocha průřezu jádra se směrem k uzavřenému konci zvyšuje. Vlivem nestejného průíezu nekorapelisovaného jádra je elektrostatické pole uvnitř citlivé oblasti detektoru nehomogenní a doba potřebná ke sběru signálního náboje se mění s místem

- 18 -

absorpce energie částice. Toto naní kritické pro zajištění dobré energetické schopnosti spektrometru., ale jev nepříznivě ovlivňuje rozptyl náběhu impulsů a dosažitelnou koincidenční rozlišovací dobu. Výhodou koaxiálního provedeni detektorů s jedniir. otevřeným koncem ve srovnání s planární konfigurací je omezení plochy průniku citlivé vrstvy s povrchem detektoru při zvyšování citlivého objemu detektoru. Objem detektorů může být zvětšován prodlužováním délky detektoru při .zachování plochy obnažené citlivé vrstvy. Svodový proud raůže být udržen na malé hodnotě; zvyšuje se však kapacita detektoru. Dosud největší citlivé objemy dosažené u koaáálního detektoru jsou pod ICO cnr; v průměru dosahované však jsou značně nižší. Omezení objemu je dáno pxedc-vším velikostí a kvalitou Ge monokrystalů a dosažitelnou hloubkou kompenzované vrstvy. Dosud se nepodařilo zjistit vatah sezi základními zjišťovanými parametry suroviny a tzv. driftovatelnosti surovin,/. Pro voltsý rozptyl v icorapenzovatelné hloubce vrstvy a komerční suroviny od téhož výrobce (n jznáffiějoi jsou americká firma Silvardj a belgická Hoboken) je nutno provádět experiac-ntální prověrku fcrystal od krystalu; je to drahý a časově náročný způsob. Přes tyto potíže nabízí i'ada firem Ge p-i-n detektory v planární*a koaxiální konfiguraci v širokém rozměrovém sortimentu, který nezaostává příliš za současnými špičkovými výsledky předních laboratoří. Je-li dosaženo čistoty odpovídající 10 cizích atomů v 1 ca^ Ge, je možno zhotovit Ge detektory se sílou citlivé vrstvy 1 cm bea driftu li. Tin odpadne řada potíží: 1.

sníží se poškození detektoru račiioakt. zářením - tin, že odpadne vysražování Id na poškozených místech mříže, čímž se stane Li elekcrieky neaktivní. Životnost detektorů se podstatně zvýší;

- 19 -

2.

sníží SČ záchyt nositelů náboje daný defekty způsobenými litinovými páry;

3.

není nutno chladit Ge decoktory při skladováni a zlepši so manipulační možnosti .

lyto výhedy nekOTnpenzovaných Ge detektorů rczSíří aplikační možnosti Ge detektorů. Současně Gs p-i-n detektory pracuji v režimu ionizační konory, to je bez vnitrního zesílení primárního náboje, uvolněného ionizující částicí. Energetická rozlišovací schopnost spektrometrů s Ge p-i-n detektory závisí preto jak na statistickém rozptylu párů elektron - díra, soustředěných na elektrody při absorpci určité energie v citlivém obj-smu dotektoru, tak na velikosti šumu generovaného detektorem a vstupními obvody vyhodnocovací aparatury. Chlazením na - 200° C lae snížit ternicky generovaný šum na zanedbatelnou hodnotu i při velkých citlivých občanech; problémem zůstává odstranění povrchového svodového proudu. Zavedení nábojově citlivých nízkošumových předzesilovačů s chlazenými tranzistory řízenými elektrostatic'iya polen snížilo - při malých kapacitních zátěžích - šum vyhodnocovací aparatury na hodnoty srovnatelné nebo nižší, než je šum detektoru. Teoreticky dosažitelná 'energetická rozlišovací schopnost Ge p-i-n detektorů měřená v polovině maxima f otopíku ( M H M ) v energetických eV jednotkách, je dána statistickým rozptylem:

kde S je energie záření gama v eV,

~ 20 -

£ = 2,96 * 0,01 eV je crůněrná energie potřebná c uvolnění páru elektron - díra a P - 0,1 je jjrúiněrná hodnota i'aro faktoru, udáváni pro Ge p-i-n de tok tory. Hodnota P určovaná, podle předcházejícího vztahu se snac;n4 liší podle autorů. a_ i jednotlivých v_orkú vyrobených touž tachnoloîi. V podstatě udává F pomér energie spotřebované v materiálu jinými pochody než ionizací k celkově absorbované enereii. Kdyby všechna absorbovaná energis Ge krystalu byla převedena na ionizaci, byla by hodnota P = 0; v pxípadě malé pravděpodobnosti ionizac-2 ve srovnáni k Jiným procesům bliaila by SÍ hodnota F-*l. V případě, že bychom nôhli zanedbat zhoráerá energetické rozlišovací schopnosti Ge p-i-n detektorů ŠUECJ, je hodnota í1 něřitiiera spektrooetrické kvality detektoru. Dosud není jasné, sda vsllcý rozptyl energetické rozlišovací schopnosti daný statistický:;: rozptyl SE U různých vzorků je dán parametry aateriálu nobo technologií výroby. U detsksorů vyrobísných z reálných krystalů může energetickou rozlišovací schopnost 5a p-i-n detektorů ovlivnit nedokonalý sběr uvolněné'.-o signálního náboje. Vlivem záchytných center dochází ke krátkodobému nebo dlouhodobému zachyceni D.OS.".telú náboje na centrech. To má za následek snížení výšky impulsů a roztažení fotopíku ke straně raenšich výšek nebo u krátkodobého .zachyceni (ve srovnání s derivační konstantou vyhodnocovací aparatury) zhoršení náběhu impulsů. K dosažení dobré energetické rozlišovací schopnosti Ge p—i—n detektorů je nutné, aby doba života nositelů náboje a časové konstanty vyhodnocovací aparatury byly podstatně větší, než je doba sběru nositelů náboje. Optimální podainky pro sběr náboje jsou tehdy, je-li elektrostatické pole v citlivé vrstvě detektoru horaogenni a elektrony a díry procházejí stejné vzdálenosti k příslušným elektrodám. U kvalitně provedených Ge p-i-n detektorů je mošno vkládat

- 21 -

na elektrodo' napěti I50 až 200 V" na 1 mn citlivé vrstvy; v taliových případech dosahuje rychlost nositelů náboje Saturn rační hodnoty cca 2 . 1C cm. s. Další zvyšováni pracovního napětí u homogenních detektorů nepřináší zlepšení.. Pohyblivost nositelů v Ge při 77° K je ivjvisli na kvalitě suroviny. U vysoce kvalitní suroviny byla nanšřsna táž hodnota 2,8.1QXcčK/Ws. pro oba druhy nositelů náboje, u špatné driftované suroviny iilesla pohyblivost nositelů náboje - pravděpodobně vysokou koncentrací kyslíku - na hodnotu 3 . lC^cm /V. s. iTamořené hodnoty doby potřebné k úplnému sběru uvclnšriého náboje jsou vlivem záchytu nositelů o cca 40 fs vetší, než odpovídá hodnotě 10 - 12 ns/sra vypočtené 2 udávaných hodnot rychlosti nositelů náboje. Převod fotonů gama na rychlé elektrony se děje v celém citlivém objemu detektoru. iiejr,. chleji ^sou na elektrony soustředěny iontové páry vytvořené ve střední čásci tiezi elektrodami detektoru; náběh Impulsu jj rychlý. Nejnepříznivější případě nastane, je-li foton garaa převeden na rychlý elektron blíako jedné elektrody} nositelé jedné polarity osou soustředěni v prakticky zanedbatelném časovém intervalu, zatímco nositelé opačně polarity musí proběhnout celou vrstvu materiálu mezi elektrodami; náběh je značně pomalejší; viz obr. Č. 6. ' ňozdíly mezi rychlými a pomalými náběhy impulsů jsou tím větší, čím je síla citlivé vrstvy větší a čím je intenzita pole v různých místech citlivého objemu detektoru rozdílBější* Z tohoto hlediska jsou výhodné planární detektory 3 tenkou citlivou vrstvou a nejméně výhodné koaxiální velkoobjeaové detektory s jedním otevřeným koncea. Dosažitelná hodnota a rozptyl náběhu impulsů v Ge p-i-n detektorech ovlivňuje jak energetickou rozlišovací schopnost, tak časovou rozlišovací schopnost spektrometrů v jednokanálovém nebo koincidenčním zapojení* •

- 22 -

Zatímco u plenárních detektorů s 1 cn hlubokou citlivou vrstvou a pracovním napětím 2 300 V Je časový interval kolen 5 na při 'j '.J diskriminační hlactině a. JO ns při 50 ?í ditikrim.i načni hladino, jo rozptyl u pravoúhlého koaxiálního cletíňctoru při pracovním napěti ?'j0 V od 7y 22c do 200 rus. 7 líoincicionónÍT-j zapj.jení se piotn používá rlitíLcri a co r-ujnižší úrovní, aby oyl oratzer- na 00 nejmenší míru časový interval daný řůznýra nábéhera Lrapul.sů. Fliv rozptylu náběhu impulsů Ge p-i~n dutsktorů na enorgetickou rozlišovací schopnost zaviti na poměxu 'nodnet nabá— hové doby inpulsu a hodnot diferenciální a integrální časové ônot.-infcy. Při rozptylu nábéhove doby od 50 do 100ns je příspěvek k rozptylu amplitud p i i l/US časových kointantách zesilovače kolem 0,5 keV pí L- zái«ni gatna s energií 1 tleV. Ive ji lepší hodnoty en&rgotické rcslišovací schopnosti pro Go p-i-n detektory s citlivýn ubJemem nad 10 cen jsou pro střední energie záření âr.a (S61 keV - 1,33 KeV) icolera 3,5 keY. Se zvětšováním objemu (a tím kapacity detektoru) se hodnota poněkud zhoršuja; Je proto výhodné používat předzesilovaěú s malýE stoupáním šumu r kapacitní zátěží. Vzhledem k relativně nízkému atomovému číslu a malým citlivým objemům současných Ge-p-i-n detektorů Jsou fofcoefekt a reabsorpce rozptýlených fotonů gano nízké a výsledná účinnosti v píku plné absorpce energie fotonů, gama rnalá. Kapr. pro detektory s 30 cm^ citlivým objemem byly pro uvedené energie naměřeny následující hodnoty; 511 keV 1,33 Me V 1,87 MeV

- 8,4 % - 3,1 % - 2,3 %

Fotopikove účinnosti koaxiálních Ge p-i-n detektorů s objeroem */ 50 cm jsou srovnatelné s hodnotami pro ZJaJ/Il/ krystaly o rozměrech # 38 mm :Í 25 nm. Fotopikove účinnosti lae avyáit pé.ralelnitn řaaenín několika detektorů. Vzhledem !i malé iiiřce fotopíkú Ge p-i-n detektorů je v Salt výška fotopíkú relativně vysoká, Tai: oapř. výška í'ctopiku detekčního systému sloveného ze čtyř paralelné zapojených koaxiálr.ích Ge p-ř±—n detektorů, s celkovým objeuem ISO cm-^ je pouse čtyřikrát nižší než výška fotopíkú naměřená s IíaJ/rl/ iirystalem o rozměrech 4 75 mni x ?5 HCJ (objem cca 330 cm^).

- 24 -

ZÓNA ČISTÉHO M*TEBULU; C i

Z O N A

OVLIVNÍM PfilMiSENINAMI

obr. 2

MfCHOO

toe

obr. I

a u l DO tua •* nozwtiM

005 001 V Li 020 £G - 0 735

Cu Au 0-25

°F? o 4 030

0-32 Co N Í

022

nnuoosA WUHCI MMOIHTIM olm raocMAzui ve MNUU « K * KUUOMTM CLonnom monrau-

Obr.3

Obr.

4

-MUMMTM OUtr ommouM moTi rott nkztjt vt •Mtnu KXC

- 25 -

N-TVP -DIFUSE DONORŮ

i

P-TVP

ROZLOŽENÍ

-VN

MASOJE

ELEK. POLE

POTENCIÁLU NOSITELŮ NÁBOJE

í

MiNORITNJ ELEKTRONY^

MINORITNÍ OÍRV OBLAST BEZ VOLNÝCH NOSITCLÚ NÁBOJE

obr 5

i

aiir tuxmm-oíu'

obr 6

'****

- 26 Optimální spektroraetrická trasa pro ní žité četnosti impulsů

Ing Miloš Vi d r a , jaderného výakumu, Sež u Prahy

Polovodičový detektor .jako zdro.i proudového signálu Základním zjeven, využívaným pro spektrometrieká něřeni záření X a gama s polovodičovými detektory, je proces úplné absorpce, při kterém je veškerá energie interagujícího kvanta spotřebována na tvorbu párů elektron- díra. Vlivem elektrického pole, které v polovodičovém detektoru vytváří přiložené napětí, vznikají v obvodu tohoco čidla dvě proudové složky, z nichž jedna je spůsobana pohybem der i^(*)» druhá pohyben elektrorit i e ( t ) . í;áboj akumulovaný za dobu I na v^stuprifth svorkách ástektoru je roven „,

(T) =/fih<*) * i e (t)J • dt

( i )

0 Abychom aohli považovat náboj (T) za. úněrny energii interagujícího X či gama kvanta, je nutné volit óobu T dostatečně dlouhou, aby byl sebrán elektrický náboj všech vytvořených dvojic elektron- díra v celém objemu detektoru. Splnění této podmínky je silně závislé na tvartl detektoru. U koaxiálních detektorů je následkem rozložení elektrickéhol pole

B ~ -~ intenzita v blízkosti pláště r H „,, iQinimálni, takže rychlost nosičů v =yu g h . B je zde nízká f,ue ^ je pohyblivost nosičů, tj. elektronů, a děr). Následkem pomalého pohybu těchto nosičů jsou příslušné proudové složky malé. Doba setrvání náboje v této oblasti je velká, takže roste i pravděpodobnost rekombinace

- 27 elekcronú a děr* Důsledkem tohoto jevu je prodlouženi doby trvání signálu a částečně ztráta náboje. U planárních detektorů, lede intenzita el. pole je konstantní ( E = U/d; U je napětí přiložené na decektor, d je tlouštka aktivní části detektoru), jsou proudové složky píibližně konstantní, takže celkový náboj na svorkách detektoru bude podlo (1)

kde T , 3V

je doba sběru elektronů resp. dč-r.

7 obvodu detektoru v tomto případě vznikají dvě proudové složky s obdélníkovými průběhy - obr. 1. U germaniových detektorů, které jsou chlazeny na teplotu kapalného dusíku, je velikost amplitud oroudú přibližně stejná, nebof pohyblivosti elektronú á děr jsou zhruba stejné í/U. .„ ss 3,5 • 10 cm /Vsec). / ej n

Vzhledem k tomu, že celkový náboj odpovídající procesu úplné absorbce je úměrný energii měřeného fotonu, je nutné jej bez ztráty převést na odpovídající impuls napětí, jehož zpracování je z elektronického hlediska nejsnazší. nábojově citlivý pêdzesilovač Vhoánýn obvodem, který splňuje uvedené požadavky, je tav. integrační zesilovač, většinou nazývaný nábojově citlivý zesilovač - iiCZ. Na obr. 2a je znázorněna jeho nejrozšířenější verze, tzv. nechlazený pxedzesilovač; R je pracovní odpor detektoru, Cj_s je kondenzátor pro oddělení vysokého pracovního napětí detektoru (obvykle 1000 + 2000 V) od vstupního obvodu aesilovače, R* je pracovní odpor. V důsledku signálového detektorového proudu i(t) vzniká na výstupních svorkách předzesilovače napětí

i

r*

uo (t) — £ «•— v* / j/

i(t) dt;

i C t ) dt;

i(t) prot < O = =O O pro

i C t )

,

( 2 )

- 28 -

kde CL. je zpětnovazební kondenzátor zesilovače. V případě i kdy t > T ^ , bude o

M "*

C&

f

uř*7"*G

{20

X

kde E„ je energie interagujícího fotonu (eV), w

je průměrná ionizační energie, potřebná k tvorbě jednoho páru elektron-díra (v? r.e~ 2,9 eV, w -,- — 3>6 eV při teplotě kapalného dusíku).

Elektrický signál dodávaný detektorem je však volni slabý, takže se výrasne uplatní všechny rušivé (sunové) zdroje. Na obr. 2b je náhradní zapojení předzesilovače*se zakreslenými hlavními proudovými a napěíovými zdroji šumu. Ukazuje se, ža příspěvky ostatních gumových zdrojů lza píi pečlivém výběru komponent vstupního obvodu předzesilovačs snížit na zanedbatelnou míru.. Ha výstupu líCZ vzniká užitečný signál iio Ct) , = A o . S o Ct)

(?)

AQ . . . amplitudová složka signálu, jež reprezentuje energii interagujícího kvanta, SQ ( t ) . . časový průběh signálu, jenž je superponován na šuniové napěti Ug ; tato napětí v oboru kruhových frekvencí ( tt) , CO +•
,

d uš2

= (

a

+ b /to

2

)

dtO

,

(4)

kde a, b jsou Icons ta ty aávislé na parametrech vstupních součástí píedzesilovače. Z detailního rozboru vyplývá, že signál na výstupu před.ze— silovače je silně ovlivněn šumem a že je proto nutné jej vhodně upravit.

- 29 -

Optimalizace poměru signál/šum Optimalizační proces .je cesta, kterou se snažíme ze signálu superponovaného na 5um získat maximální možnou informaci* Obvyklý postup analýzy spočívá v tom, že signál A S (i) roiiložíiae na nekonečný počet Diracových 0 - impulsu (VÍK obr. ? ) , kde

= AQ . s 0 (t). at

(5)

Pro všechny elementární impulsy se předpokládá, že rozptyl jejich amplitudy, jenZ je způsoben šumem, je stejný (siacionárni charakter sunu). Za tohoto předpokladu je ařejmé, že a hlediska signál-šum bude významnost o - impulsů s malou anplituctou malá. Pii odvozeni optimálního filtru je nutné pxikládafe imrjulsům s větší amplitudou větší váhu, inpuls&n s malou amplitudou váhu menší. Detailní rozbor optimalizace vede li požadavku, aby odezva filtru (který provádí tav. váhování signálu) na Diracův impuls S (*C ) byla zrcadlovým' obrazem signálu podle osy, která protíná časovou souřadnici v době T (obr. 3)» ?Iaxim„tlní infornaci dostaneme, jestliže TL. "• °* • Signály <J (t) jsou optiuálním filtrem £ ( T ) váženy podle velikosti jsjich amplitudy; čím je 5 (t) signál menší, tím menši informaci poskytuje. Využijeme-li veškerou informaci, která je obsažena v signálu, lze odtud pro optimální poměry signálu k šumu odvodit vztah

—

o.

kde S- ( U> ) = f S„(t) • e~J*"íyf .je spektrální hustota signálu (Pourierova transformace), i?o (tu) á» výkonová spektrální hustota šumu.

-

30 -

Realizovat filtr, který ay vyhověl rovnici (6), neni však technicky možné. Užitečnost tohoto vztahu spočivá pouze v tom, že udává nejvýše možný poměr signálu k šumu a umožňuje vatahovat k toto hodnotě spočítané, event, naciéřené hodnoty poměru signálu k Sumu skutečných, realizovatelných filtrů. ílktivnimu filtru, který by realizoval vztah (6), so někdy též říká CUSP filtr. V praxi se obvykle navržený filtr srovnává a CUSP fili.re:n pomocí tzv. CUSP faktoru CP. Hodnota QF je tfždy větší než 1; čím více se C51 přiblíží k jedné, tím je filtr kvalitnější. Blokové zapojení úplného signálového filtru včetně průběhů pulsních tvarů, a s výkonovou spektrální hustotou šumu je na obr. 4. Reálné filtry I?ejjednodušší realizací poměrně dosti účii.aiého filtru je kaskádní zapojení derivačního (C-R) a integračního (R-G) článku podle obr. 5a« Přenos derivačního článku (tj« poměr výstupního a vstupního napětí vyjádřený laplaceovou transformací) je

lede T 2 = R-i

...

časová konstanta derivačního obvodu.

Přenos integračního článku je =

kde i",= ^

7

C? ••• časová konstanta integračního obvodu.

Celkový přenos CR~RC filtru tedy bude

- 31 Přivedeme-li na vstup tohoto filtru signál ve tvaru jednotkového X// skoku

i

pale výstupní napětí z f i l t r u bude (p)

=

P (p)

. U o (p) S

u 2 (t)

(7)

Velikost efektivní hodnoty šumového napěti na výstupu filtru je dána vztahem n ?

kde

.)

je čtverec absolutní hodnoty frekvenčního přenosu CH~EO filtru, d ug je diferenciál šumového výltonu na vstupu filtru(viz rov.4). Optimální poměr signálu k šumu nalezneme maximalizaci poměru rovnice (7) a (8)

kde u 2 (tjj) á© maximální amplituda signálu na výstupu a filtru. Optimální poměr signálu k šumu obdržíme, splnirae-li pod-

minku

r

„R

O

=

X

= 2

do)

'íuto aproximaci si můžems dovolit, netooí časová konstanta rozpadu impulsu přicházejícího a předzesilovače leží obvykle v rozmezí 50/usee-l msec# liší se podle zapojení obvodu pro kompenzaci pelu nulou ve vlastním preúzesilovaci, který bývá umístěn meai vlastní nábojově citlivou Částí, predzesilovace a kabelovým zesilovačem.

a dále

y )

opt

Derivaojií článek nastavený na tuto hoanofcu působí juí;o tav. "vybělovací" f i l t r f nďcol frekvence alomu U>_ = l/*fr = = l-jr- 0° shodná s frekvencí alomu výkonové 3pektrilní hustoty. V místě tohoto zlomu (obr. 4- - šum. hustota roezi liCZ a P, Í P ) ) je výkon bílého šumu n.doj roven výkonu sunu —5 • flftO » tedy

a.dio = - V . duí => ur

= 11-^- = m

(10")

Na výstupu derivačniho článku je výkonová spektrální hustota konstantní pro všechny frekvence (obr. 4 - spektrální hustota šumu nozi obvodem J^ (p) a F.^ (p) )• Na základě předchozích vztahů lze odvodit pro CP-RC filfcj? vztah pro velikost poloSííky distribucs šunového napětí, který má významnou roli při návrhu spekfcromefcricfcého íeteaco z hlediska minimálního šumu. (FWHI.l)el = 3,3 . 1 0 1 9

2

+

* r:

(11)

k ... Boltamannova kďastanta (¥s/K) T ... absolutní teplota příslušíme komponenty (il) C. , . celková kapacita vstupu (pí1) tot T . . . Čaaová konstanta filtru (s) ellv va enfcn: ° êkv * ^ 3i- odpor vstupu (il) I ..o proud.vstupního obvodu (A) S .. transkonduktace(strmost)FSIu (A/V) Q ... kcnstanta reprezentující pracovní režim PSTU (obvykle 0,7 - 0,8) (ll) el .,elektronické rozlišení systému (eV) (Tento vztah platí pro případ použití předzesilovače s Ge detektorem).

- 33 -

Ze vstóhitr (11) vyplývá celá řada závažných požadavků., které je 'nutno mít na zřeteli, chceme-li dosáhnout co nejlepší rozlišeni epoktrometrické trasy: - minimální kapacita vstupu; tato Kapacita zahrnuje kapacitu detektoru, rozptylové kapacity přívodů a konstrukčních prvků, vstupní kapacitu tranzistoru, zpětnovazební kapacitu předzí;silovače, rozptylovou kapacitu izolačního kondenzátoru apod.,- maximální strmost polen řízeného tranzistoru, - minimální proud detektoru, minimální zbytkový proud lídící elektrody polem řízeného transistoru apod., - maximální pracovní odpor IL a zpětnovazební odpor E~ £ir.axi— malizace ja však vázána na proud detektoru a proud hradla - minimální teplota pracovních odporů, u FE3?u» Závislost rozlišovací schopnosti na tvarovací konstantě není monotónní* Pro aalé hodnoty t" převládá na výstupu šum reprezentovaný prvním členem pod odmocninou v rovnici (11); při vysokých hodnotách f pak převládá účinek druhého a třetího členu. Závislost rozlišení FV/HI.1 na T" (obr. j?b)

( C .>. kons canta) irytazuje minimum pro

kde

oC = —5-S2*. , fi= -_ &

m

""ekv

+ -,3__ ^

Tyto podmínky však vyjadřuji totéž co rovnice (10).

Cl3

i

)

- 34 -

Přiklad: pro %

=0,7.

k = 1,38 . 1 0 ~ 2 5

Ctot = 2 » 5 • 1 0 ~ 1 1 Sra I bude

F

( C

det * 1 C Př«

= 1,5 • 10" 2 A/V; = l d e t = 10~

10

A;

oC= 4,2.10~ 41 ,

"ls/K; T = 300 K ;

Hekv q

=

C

syst =

= 105jfL 1,6 . 1O~

5

»j

; 19

As

;

/S = 4,3 • 1O~ 3 ° ,

takže optimální tvarovaci konstanta bude pro "*

= 3,1 . ir~

s i

5/Usec

loto je hodnota, na které je i Pii praktických měřeních obvykle dosahováno optimální rozlišovací schopnosti. I když vateh (11) je dosti zjednodušený, dává poměrné dobré výsledky. Přestože byl odvozen pro filter typu CR-BC (jeden derivační a jeden integrační článek), á<3 ôané jej aplikovat i při gaussovském,připadne setnigaussovskéiB tvarování signálu. I v případě použití těchto složitějších filtrů., nepřekročí většinou chyba výpočtu deset procent. V běžné praxi neraá uživatel obvykle možnost zlepšit rozlišovací schopnosti systému, vyjma vyhledáni minima volbou tvarovacích konstant. lía druhé straně však může velmi snadno dojít ke zhoršení rozlišovací schopnosti, zpravidla nevhodnou (vysokokapacifcní) konstrukci spoje detektoru s předzesilovačem, znečištěním průchodek propojovacích konektorů apod. Ze vztahu (11) lze odvodit další významný vsfcah, udávající závislost rozlišovací schopnosti na vstupní kapacitě A. (FWHii)p

= £ A Cvstup

,

- 35 kde í. je přístrojová konstanta udávaná zpravidla v \ eV/pF í a pohybujíc! se běžně v rozmezí 20 až 50 ev/pF. 2ato závislost je užitečná k předběžnému stanoveni elektronického rozlišení systémuf anáne-li kapacitu detektorového systému Cj t ( t j . včetně parazitních kapacit). Výsledné rozlišení FVTCtotvypočteme ze základního rozlišení pí cd zesilovače F'¥HM2 (jež se u nachlazených pfedaesilovačů pohybuje v rozmezí 0,6 - 1,0 keV) a z přírůstku A(FWHM)p

Při volbě přetízesilovače musíme přihlédnout hlavně ke kapacitě použitého detektoru. U velkoobjemových Ge /Li/ detektorů, jejichž kapacita se obvykle pohybuje v rozsahu 10 - 20 pF, ge nutno použít předzesilovače s co nejmenší hodnotou £ , byi i s horším základním rozlišením. Mzkoenerp;etioké .systémy M vysokým rozlišením U detektorů s malým objemem, a tím i s malou vlaEtní kapacitou, vedla e-ssta k dosažení nejlepší rozlišovací schopnosti směrem postupného odstranění co největšího počtu komponent vstupního obvodu, snižováni teploty pracovních odporů a polem řízeného tranzistoru, zmenšení rozptylových kapacit na minimálně možnou hodnotu apod. Přirozenou cestou ke zlepšení rozlišovací schopnosti je umístěni komponent vstupního obvodu, tj. B_, H~, C^ , G f a polem řízeného transistoru (obr. 6a) společně s detektorem 2 v kryostatu. Zmenší se tím jednak rozptylové kapacity (zkrácené přívody), jednak teplotně závislé příspěvky šumu některých obvodo\rých komponent. V praxi se však tato modifikace neujala, zejména proto, že namísto běsné koaxiální průchodky vyžaduje poušít u kryostatu průchodky vícenásobné. K zajištění funkce je totiž nutno nžitíf předzesilovači oddělovací kondensátor C 5 s a dva pracovní odpory R a R f . Jestliže se raahc.dneinec

- 36 použít' vícenásobné jTŮGhodky, je výhodnější odstranit pracovní odpor detektoru H_ a izolační kondensátor C. a detektor zapojit podle obr. 6b. V souvislosti £ chlazením FETu je nutno podotknout;, 20 u většiny těchto prvků existuj*; pii určitém podchlasení optimum; další ochlazování vedu naopak ke zhoršováni rozlišovací schopnosti. Pfičina je v technologické skladbě výchozího krystalického materiálu vlastního tranzistoru* Z téchto důvodů bývá FET cbvykle umístěn na kvalitní izolační podložce a je buS "pfihiíván" (napz. pomocí Zenerovy diody), nebo je tato izolace svolena tak, aby při termické rovnováze dosáhla teplota poles řízeného tranzistoru právě teploty optima rozlišovací schopnosti. Jsou-li proudy detektoru dostatečně nízké (10 až 10~ 4 i) a je-li vybrán vhodný F5T a zpětnovazební odpor E-. lze s uvezapojením v oboru energií keV dosáhnout rozlišovací schopnosti systému koleni 200 eV. *£nah& dále zlepšit rozlišovací schopnost nízkoenergetických systémů vedla 1: odstranění zpětnovazebního odporu R.-., který mimo Johnsonova šumu bývá zdrojem dalšího šumu typu i/í* • Jelikož obecně nelze zajistit trvalou rovnováhu mezi proudem detektoru 1^ a proudem hradla (vstupní elektrody) FSIu i , je nutné nějakým vhodným způsobem tento rozdíl vyrovnávat. Byla vypracována řada nejrozmanitějších variant kompenzace praktického významu a největšího rozšíření však dosáhly dva následující způsoby: a) opto-elektronická vazba U tohoto způsobu kompenzace je využito jevů, které vznikají, dopadá-li na přechod P-lí světlo vhodné vlnové délky. Vzhledem k tomu, že se v předzesilovačích jako aktivního prvku používá výlučně polem řízeného tranzistoru s diodovým přechodem hradlokanál (substrát), je tento prvek sám o sobě vhodný pro generaci kompenzačního proudu (resp* náboje). Ero funkci předsesilovače 'je nutné vždy zajistily aby minimální klidový proud, tekoucí

- 37 b

1

detektorem Igo» ^ větší než minimální proud hradla i . Kozdilem těchto proudů se nabíjí spětnovazební kondenzátor C„, fealtša na výstupu pí-aázesilovače narůstá napětí rychlostí

d t

U 5 )

°f

Jakmile výstupní napětí dosáhne určité, předem zvolené úrovně U o , zajistí příslušné elektronické obvody (PO - obr. 60) krátkým elektrickým irapulsem vybuzeni vhodného světelného zdroje. Obvykle ss používá dioda emitující světlo, tav. LED, jejli ^ činnost je založena na emisi světla z P—II přechodů u materiálů, které mají dostatečnou ši*ku zakázaného pásu - r.apř. GaAs, Světlo z tohoto zdroje je nasměrováno na odkrytý přechod hradlo-substrát FSTu. Osvětlením přechodu je vyvolá:: fotoefekt a na výstupu pxedzesilovaěe poklesne napěti na v.ýchosí hodnotu. Celý tento proces se cyklicky opakuje s frekvenci

t 4--- = Jísalis— 0

^t

(17)

A "rf • Cf

Dopadá-li :oa detektor zářeni X nebo r.arr.a, roste v důsledku generace párů elektron-díra v polovodiči proud detektoru, číms se proces cyklování zrychluje* V tomto případě narůstá napěti na výstupu předzesilovače téměř skokem (jedsn skok odpovídá interakci jednoho kvanta X nebo gama). Během regenerace náboje je nutné blokovat celý spektrometrický řetězec, aby skokové změny výstupního napěti (obvykle několik voltů) nebyly zdrojem poruch. b) Zpětná vazba do. drainu (do norové elektrody PSTu) Podobně jako u piedchozího způsobu, je i zde nutné zajistit, aby proud detektorem byl větší než minimální proud řídící elektrody polem řízeného tranzistoru. Podstata kompenzace vyplývá ze závislosti proudu hradla j?STu i na napětí U,, které js přiloženo mezi zdrojovou a norovou elektrodou. Roste-li toto-napěti, pak v důsledku layi-

- 38 nových jevů a geometrické směni- kanálu FSTu narůstá proud hradla podle funkca ig = k . e

a

(13)

Tato závislost vyhovuje uvedenému vztahu v dosti široUón oboru pracovních napětí (obvykle 4 až 20 V ) . Vyrovnání rozdílu proudů u skutečného zapojení se provádí tak» že se z výstupního signálu nábojové části př&daesilovače nejprve odstraní střídavá složka (signálová a šumová) poraoci účinného filtru. Zbylé stejnosměrné napětí se po pievodu úrovně a zesílení vede na uorovou elektrodu ESTu. Vzroste—li proud detektoru, vzroste i napěti na výstupu píedzssilovače* lim vzroste i napětí na norové elektrodě a zvýší se i;>roud hradla na hodnotu, rovnou průměrnému proudu detektoru. Výhodou tohoto zapojení je, že proces kompenzace je kontinuální a tedy nevyžaduje blokování spektrometrické trasy. Oba uvedené způsoby kompenzace umožňují dosáhnout v laboratorních podmínkách v oblasti energií 1 teeV lozlišeni 100 eV. Signálové filtry vyšších stupňů Provedeme-li srovnání CIt-RO f i l t r u s ideálním CUSP-filtrem, zjistíme, že tento f i l t r "šumí" 1,36 x'více, tedy 2e Oř = 1»36. Vzhledem k této relativně vysoké hodnotě byla hledána jiná zapojení, s nižšími hodnotami CF» Jednou z možných cest je postupné připojování dalších integračních HC článků, k stávající OE-EG kaskádě. Obecně pak obdržíme f i l t r typu OE - (B0) n , který se skládá z jednoho derivačniho a n-integračnich článků. IIÍSZÍ jednotlivé články je m:tné vkládat zesilovače, které ki-omě své původní funkce, fcj. zesilování elektrických signálů, odděl u j í jednotlivé stupně tak, aby nedošlo k vzájemnému ovlivnění a k narušení syntézy celého f i l t r u (viz obr. 7a). Pro vstupní napěti VQ ($) = -~~ obdržíme na výstupu CR -(50) n f i l t r u napětí

- 39 -

1

I

p+vr, p+ */r,

1

p + yr nM

kde t^ ... časová .constsnta derivačniho obvodu, 'Vy -ř- Xl+J»• • • oasové konstanty ínt&gračních článků ~ c*. symbol zpětné laplaceovy transformace Střední hodnota sumováno napětí je dána vztahem

O Tyto vztahy jsou analogické k rovnicím (7) a (8). Poměr signálu k šumu dostaneme po vyčíslení výrazů (15) a (20). S rostoucím počtem integračních článků (obr* 7b) OF faktor monotónně klesá a pro n -» o»dosahuje hodnoty 1,12 (to znamená, že filtr s nekonečným počtem článků by "šuměl" l,12x více nešli ideální). ? praxi však není účelné zvyšovat počet integračních článků nad n = 4 (CP = 1,16). Zvýšíme-li totiž počet Článků z n = 4 na n = 10 event, více, zlepší se hodnota Cí1 o méně jak 4 íS» Toto zlepšeni je značně problematické, nsboS vyžaduje zvýšit zros e stejnou měrou počefc izolačních zesilovačů. Tím silně Y * náchylnost filtru k poruchám, které anulují dosažené zlepšení poměru signálu k šumu. líeméne důležitá jsou i hlediska ekonomická* V běžné praxi se proto počet integračních článků ustálil na hodnotě xi = 3,ůebo 4, výjimečně 5* Se zvyšováním poctu integračních Slánku dochází ke změnám tvaru výstupního impulsu. U GE-RC filtru $e výstupní signál značně nesymetrický. ISaxima své amplitudy dosahuje v době, která ňe rovna časové konstantě tohoto filtru. Jestliže začneme avětšo-

- 40 -

vat počet integračních článků, výstupni napěti a filtru se začas symetrizovat* Zároveň však dochází ke zpoaSováni signálu ve smyslu apozděni příchodu maxima amplitudy (tedy i okamžiku, kdy konvertor analyzátoru zahájí činnost). Jsou-li všechny Sašové konstanty voleny stejně v^lké, jo apoždění u OR -(SC) n filtru rovno nT"» Zvyšováním počtu integračních článku se tvar impulsu blíží víc a více gaussovskč distribuci (proto se často torauto tvarováni řilcá semigaussovské). U tvarovacích zesilovačů s pasivními integračními články je nutné použít značně veliký počet zesilovačů k oddělení jednotlivých tvarovacích stupňů, aby nedocházelo k jejich vzájemnému ovlivňování a k narušení přenosové funkce. Proto se vs většině moderních tvarovacích zesilovačů používá tav* aktivníah integrátorů, káe jediná zesilovací buňka nahrazuje přibližně dva pasivní integrátory. Při návrhu těchto obvodů se většinou vychází z Buttewortovych filtrů, které jsou vhodně modifikovány pro potřeby tvarování. Zatím co u pasivních filtrů s n integrátory obsahuje přenosová funkce, n reálnýoh pólů, je v přenosové funkci ni aktivních integrátorů obvykle o koaplexaě sdružených pólů. Při početním návrhu filtru je nezbytné vhodně volit vzdálenost pólů od reálné osy (tj« imaginární složku), neboí tyto filtry dávají výstupní signály se zákmity, jež aohou při vyšších četnostech ovlivňovat následné pulsy* Příklad relizace aktivního integrátoru a rozložení pólů. jeho přenosové funkce je na obr. 8a. Mají-li oba kondenzátory v uvedeném schématu stejnou hodnotu, tj. 0< = 11 oba komplexně sdružené póly splynou v jeden reálný dvojnásobný. Jestliže na aktivní filtr přivedeme skokový signál z předaesilovače, který prošel derivačním článkem, dostaneme na jeho výstupu napětí

Výstupní signál je unipolární a obsahuje kmitavou složku, jež

41 -

je v rovnici (21) representována kosinovým členem. Zvotšuje-li SG imaginární složka pólu (při zmenšováni hodnoty o t ) , roste amplituda zákmitů, neboí se svStšuje ttoeficient u kosinového členu* Volíme-li naopak X = 1» dostaneme na výstupu jediný unipolárni puls* V tomto případě je aktivní integrátor svými vlastnostmi ekvivalentní dvoustupňovému zesilovači se dvéna pasivními integrátory. Aj

Poměr amplitudy překmitu A^ k amplitudě prvního maxi jo dán vztahem A

2

7" ~

e

- 27f

R e

( p )

•

(22)

~i5~rr"

Im(p) ... imaginární složka pólu Re(p) »'•• reálná složka pólu Důvod pro použití aktivních integrátorů;, lízexé dávají vznik aáknifcové složce, je v tom, že tyto obvody sají kratší dobu rozpadu týlové hrany pulsu. Takovýto filtr je výhodnější z hlediska chování obvodu při vyšších četnostech, nebo£ pži jeho použití je významně snížena pravděpodobnost efektu nakupení na týlu impulsu (tail pile - up). Na obr. 9 a 10 jsou pro porovnání zakresleny průběhy, výstupních napětí z filtrů, které sestávalyí 1.

z jednoho derivačního a dvou integračních článků (dva reálné póly), 2. z jednoho derivačního článku a jednoho aktivního integrátoru (jeden komplexně sdružený pól). I , 2 průběhu křivek je patrná kratší aoba zotavování impulsu aktivního integrátoru. JDerivační konstanta byla v obou případech volena stejná, rovná integracníra konstantám pasivních integrátorů, resp. reálné složce pólu aktivního integrátoru. Další výhodou je méně zakřivený vrchol, což má mimořádný význam zejména pro signály, které přicházejí z koaxiálních detektorů,

- 42 kde značně rušiví působí p^n-irně dlouhá doba sběru náboje z citlivé oblasti, Předchozí příklad srovnáni filtru s pouze reálnými póly a filtru s komplexními póly byl volen tak, že reálné hodnoty pólů obou filtrů byly ve všech případech sSejné» Takovýto případ, který lze poměrně jednoduše spočítat, neodpovídá optimálnímu nastavení filtru. Výpočty optima Jsou vesnžs natolik složité, že Je obvykle nutné volit numerické metody řešení některých integrálů. U většiny moderních spektrometrických zesilovačů, u nichž je tvarování ovládáno jediným prvkem, je s touto okolností počítáno a časové konstanty dílčích filtrů jsou E a— pítiány tak, aby v každé poloze pfepinače bylo dosaženo optimální filtrace. Při hledání optima rozlišovací schopnosti je nutné volit jednoduchou derivační konstantu. U některých ovurovacích zesilovačů starší konstrukce je nožné volit jednoduchou či dvojitou derivaci. Použití dvojité derivace je výhodní jen při vyšších měřených četnostech, kdy se projeví výhoda bipolárnesti výstupních pulsů, u nichž není nutné počítat s přenesen stejnosměrné složky. Rozborem však lze dokázat, že rozlišovací schopnost při nízkých četnostech v tomto případě bude horší v(např. (Ofí) - EC filtr má CP = 1,42.5. Jestliže se na dané spektrometrické smyčce podaří při měření za niakých četností impulsu dosáhnout lepší rozlišovací schopnosti při použití dvojité derivace, pak s největší pravděpodobností příčino'! tohoto je: 1.

některá ze vstupních komponent předzesilovace generuje šum typu 1A>«£ . iíejčastšji tento šum způsobují nekvalitní pracovní odpory, polem řízený tranzistor, případně svody izolátorů. jSidčeji má tento šum původ v nekvalitním di — elektriku kondenzátorů vstupních obvodů.

2.

U detektoru dochází k povrchovým mikroprůrazům, ktaié se mohou začít objevovat již při pracovních napětích, jež leží mnoho set voltů pod hodnotou průrazového napěti. Účinky mikroprůrazů se obvykle neprojeví ani při měření V—A chara—

- 43 y, ani při měření na analyzátoru (na rozdíl od skokového průrazuj! který se při měřeni projeví přerušovaným záznamem spektra)* 3* Do obvodu spektroraetrické smyóícy se indukuje střídavé nízkofrekvenční napěti, nevčas beji z elektrorozvodné sífcě $0 Hz. Vliv konečné doby trvání detektorového pulsu na rozlišení Při odvozování optimálního přenosu filtrem se k účelům analýzy obvykle píedi->okládá, že detektor je zdrojem náboje q., který se na výstupních svorkách objeví okamžitě po absorbci kvanta gama. U reálných detektorů je však vahledem ke konečné g , elektronů a děr v polovodiči (u germania ,u , i 2,5 . 10 ca /V.s). Tato hodnota závisí nejen na geonetrii použitého detektoru, ale i na tóra, v které části jeho citlivého objemu k aosorbci daslo. I když se v každén případě podaří sebrat; veškerý vzniklý náboj, dojde vlivem tsv. balistického deficitu k variacím ve velikosti amplitudy výstupního napětí a filtru. Ha obr. 11 je . zakreslena typická kiivka závislosti amplitudy napěti na výstupu z filtru na době trvání pulsu detektoru. Ploohy pulsů jsou ve všech případech stejné i d x , ^ = konstt = Jedna a možností ainenšení tohoto jevu je použití dalšich tvarovacích konstant, čítná však dochází ke ztrátě rozlišovací schopnosti neoptiiuálníin nastavením filtru. Jinou nosností je použít ke tvarování detektorových pulsů filtry, jejichž inpulsova odezva má maximum. Ideální "OUSF", který byl vypočten pro buzení Diracovým impulsem, pak pro konečnou dobu trvání detektorového pulsu T přechází na tvar znázorněný na obr. 12 s vrcholem délky T (doba T^ by měla odpovídat nejdelší době trvání detektorového pulsu). Analogicky filtr s trojúhelníkovou odezvou přejde na trapezoidní filtr. Místo gaussovského filtru lze pak použít tzv. erf-filtru. Iq u tohoto filtru CP „ > CF u s s , dostaneme v případě velkého rozptylu v dobách sběru

- 44 náboje a citlivé oblasti detektoru lepší výslednou rozlišovací schopnost, nebo? ztráta rozlišovací schopnosti způsobená šumy je zde kompenzována menším balistickým deficitem* V nokeerých případech se pro zmenšení balistického deficitu používá tzv« časově proměnných filtrů, jejichž činnost spočívá v podstatě na hradlování signálu procházejícího zesilovačem E3 současnou směnou parametrů filtru. Jejich použití je však prozatím ve stadiu laboratorních zkoušek. Význam použití vícestupňových filtru Při rozboru problematiky optimálního spefctrometrického řetězce se vyskytly dva základní zdroje, které působí rušivě na signál: a) rozptyl v hodnotách úhrnného náboje všech dvojic elektrondíra, vzniklých v procesu absorbce detekovaného kvanta Sama, b) šum vstupních komponent pfedaosilovaoe a Š U E detektoru. Pro první zdroj lze odvodit vstah, podle kterého tzv. intrinsická neboli vlastní rozlišovací schopnost detektoru je dána vztahem

FVÍHM = 2,36 1/w F E ' kde

, (23)

w •. prÚEiěrná onergie potřebná ke vzniku 1 páru elaktrondíra (eV) P ,. Pano-faktor C 0 < í é l ) , ^ G e " 2 5 1 O t 1 ^ B •• energie interagujícího kvanta (eV)

Tak např. pro Ge detektor je při E = l f 53 KeV a při í1 = 0,1 vlastní rozlišení detektoru 1,45 keV» Účinek druhého rušivého zdroje je pro CR-HD filtr dán rovnicí (11). Použijeine-li filtr jiného typu, s jiaou hodnotou faktoru OP, musíme tuto řevnici modifikovat s použitím vztalâ

- 45 -

CFer. =±

= FWHM e l
,

(11')

CF

CH-RC kde CFpp ... CP faktor použitého filtru C?

CR-RC •• c ^ i'a'íC'fcor» P r 0 který byl odvozen vztah (11).

Vzhledem k tonu, že veličiny vypočtené ze vztahu (23) a (II') jsou statisticky nezávislé, bude výsledné rozlišení

FvVHM =

I FWHIlfe t + FWHM^

(24)

¥ oblasti vysokých energií, kde převládá vliv vlastního rozlišení polovodičového detektoru, není účinek použití vyšších filtrů, výrazný. Kapr. pro E = 1,33 ^sV $e oodle předchozího příklad'-, vlastni rozlišení detektoru FWKMůe-p 1?^5 keV. liěříraeli s detektorem, jehož kapacita (včetně systécu) je C = 10 pF a použijene-li předaesilovač FWHKj, = 0,7 keV se strmoatí £ - 20 eV/pF (zanedbáme proud detektoru a event, sériový odpor), pak FWHM^j = 0,9 keV, takže výsledné rozlišení bude 2 FWHM (CH-RC) =|(1,45) + (0,9)^ i

1,? keV

Použijeme-li místo CR-EO filtru filtr typu CS - (EC). , pak

FWHM (CR-(RC)4) = K 1 * 4 ^ ) + (0,7?)

= 1,64

Sníženi sumu elektroniky o 15 % zlepší tedy v tomto případě rozlišovací schopnost celého systému o méně než 4 53. V případě měření v oblasti nízkých energií, kdy vlastni rozlišovací schopnost detektoru ê mnohem menší n?21i rozlišení elektronické, uplatní se snížení elektronického šumu výrazněji. Přechod z .CR-RC filtru na filtry ÓR-(RG) představuje zde téměř 15 % zlepšení výsledné rozlišovací schopnosti.

- 46 -

id)

rh • i

!

! I

M f JC 0 pro

Obr. i

é$ O

- 47 -

\

S o ( i ) y i

059 vcaefítnf

Obr. ti.

Obr. 5.

co*

"

- 48 -

Cis

+

vazba

•f-— ^ %

eO

nCpoe'ct ^

Ohr. 7.

ef-

a. Obr.8.

i ret.

- 50 -

ýt der/yařnf-fK 2 redl.po'fy i 3-fO~ž

ra 3/0

r-t

Obr. 40.

Obr.tf.

oa-

- 51 Zesilovací řetězec spektrometru při vyšších četnostech zpracovávaných impulsu.

Ing Bohdan

Š p a S e '& , ústav nerostných surovin, Kutná Hora.

Jedním z nejdůležitějších kvalitativních parametrů mnohokanálového spektrometru impulsů, používaného k měření spekter rentgenového a gama zářeni pomocí polovodičových Si(ii) a Ge(Li) detektorů s vysokým rozlišením, je míra, jakou přispívá zesilovací řetězec, zpracovávající impulsy a detektoru do formy vhodné ks konversi analogově-čislicovým převodníkem, ke zhoršení kvality spektra, především k rozšíření a deformacím spektrálních linek. V tomto referátu se nebudeme zabývat otázkami optimalizace • tvarovacích (filtračních) obvodů z hlediska minimalizace šumových příspěvku, nýbrž se pokusíme popsat chování zesilovače při vyšších četnostech zpracovávaných impulsů, kdy již doba mezi jednotlivými impulsy je souměřitelná s dobou přechodových jevů v zesilovači. Protože hlavními zdroji potíží jsou obvody v tvarovacíia zesilovači, soustředíme se na jeho problematiku a budeme předpokládat, že nábojově citlivý přeozesilovač nás bude zásobovat impulsy se straýa náběhem a povlovným exponenciálním týlem (obr. 4a vlevo), které je možno vyjádřit jako:

kde U Q H(t) je skok napětí a 5 C . časová konstanta nábojově citlivého .předzesilovače daná velikostí zpětnovazební kapacity a napájecího odporu řídící elektrody (gate) vstupního EB3? tranzistoru. Velikost této konstanty se pohybuje v řádech milisekund.

- 52 Zde se setkáváme s prvým problémem. Úkolem vstupní části zesilovače Je z tohoto nevhodně dlouhého impulsu vyrobit impuls o mnohem kratší době trváni. Prakticky se takovýto impuls získá derivováním pomocí derivačniho článku e časovou konstantou kratší, než Je doba trvání vstupního impulsu, a pohybuje se v rozmezí Jednotek až desítek mikrosekund. Takovýto Jednoduchý CR derivační Je znázorněn na obr. 4a uprostřed. Z téhož obrázku si můžeme učinit představu o odezvě napětí na vstupní puls tvaru (1). Vidíme, že vykazuje dvě maxima různé polarity. Kladná část sice odpovídá žádanému zkrácenému pulsu, avšak záporná část vykazuje velmi povlovný návrat k nulové hladině. Využitím matematického aparátu Laplaceovy transformace lze tento Jev posat následovně. Přenos derivačniho Čoánku budiž F (p) = P/ (P+V3?a) Vstupní napětí budiž

Pro výstupní napětí pak platí

Tomuto zobrazení neodpovídá prostá exponenciální funkce. Přenos má dva póly. Záporná část takto získaného derivovaného impulsu v důsledku pomalého návratu k nule způsobuje vlastně posun základní hladiny směrem dolů a impulsy, které přicházejí před dozněním tohoto Jevu, Jsou vyhodnocovány Jako menši. Projeví se to deformací spektrální linky směrera k nižším energiím náklonem doleva. Takovéto naložení Již zformovaného impulsu Je na obr, la. Prvou potíží Je tedy vstupní derivační článek. Druhým problémem, který se v

praktických realizacích zesi-

- 53 lovačú vyskytuje, je kolísáni základní hladiny v důsledku kapacitních vazeb mezi jednotlivými stupni zesilovače, nezávisle na 1 velikostech časových konstant těchto vazeb se posouvá zákl dni hlaaina tak, aby plochy impulsů nadfcoufcohladinou i pod ni byly shodné. Při velké četnosti zpracovávaných impulsů a jejich náhodném shlukováni pak dochází ke kolísání hladiny. Takováto situace je znázorněna na obr. 1c. Třetím závažným problémem zesilovacího řetězce při vysokých četnostech jsou efekty nakládání impulsů. V prvé řadě si povšimneme zesilovacího řetézce před prvou derivací, tedy předzesilovače. Výstupní částí pře>. zesilovače procházejí pulsy velni široké, jak jsme již řekli, několik milisekund. íři vyšší četnosti impulsů (součin frekvence sledu impulsu a šířky pulsů je souměřitelný s jedničkou) dochází k nakládáni dvou a více pulsů na sebe. Střední hodnota napětí na výstupu zesilovače pak fluktuuje kolen hodnoty U •f»žL.C_« přičemž střední kv:dratická odchylka pro námi uvažované pulsy (1) vyplývá z Oampbellova teorému ve formě výrazu

^ o =u o ' f ° » 5 Pro obvyklé hodnoty iLC je součin £Kp

= 1 msec, f = 2 . lO^ pulsů/sec

roven 20 a z toho

€TQ = 5,2 U Q .

V souvislosti s tím musí být lineární pracovní oblast zesilovacích stupňů před první derivací, tj, obvykle oblast výstupních obvodů předzesilovače, dostatečníi velká. Rovněž je nutná dobrá diferenciální linearita vylučující fluktuace zesílení, závisejícího na frekvenci impulsů. V opačném případě by modulace zesíleni závislého na zvětšila šumy se všemi důsledky na zhoršení energetického rozlišení. Vrátíme-li se k impulsům již tvarovaným a zkráceným, zjišťujeme, že ani zde se při vysokých četnostech nevyhneme efektům nakuperd. Protože však v tomto bodě zesilovací trasy je již impuls ve své téměř definitivní podobě pro analogově-číslicový převodník

- 54 {optimální tvarováni vzhledera k šumu), nemátne již možnost s impulsy dále manipuloval; lineárními obvody. Takto naložené impulsy (viz obr» 2) silně zkreslují měřené apekt-rura, vytvářejí neexistující spektrální linicy, eventuálně probuzují zesilovače. Je-li nezbytně nutno měřit při četnostech, při nichž k tomuto nakládání dochází ve značné mixe, pal: nezbývá než zvláštními obvody naložené impulsy detekovat a ze zpracování vyloučit. Pravděpodobnost výskytu efektu nakupení v procentech lze vyčíslit za předpokladu Poissonova rozdělení náhodného sledu měřených impulsů. Pro toto rozděleni platí, že pravděpodobnost toho, že časový interval mezi dvěma následujícími impulsy není větši než T, podléhá zákonitosti: W(t)

= 1

-

exp (-V. T)

9

kde T je uvažovaný časový interval - tj» přibl. aírka pulsu V je četnost impulsů Výsledky kalkulace pravděpodobnosti výskytu efektu naložení impulsů v závislosti na jejich šířce a četnosti jsou graficky interpretovány na obr. 3» Po shrnutí nejzávažnějších problémů, které je nutno řešit při zatěžováni zesilovače vysokými četnostmi impulsů,/věnujeme možnostem odstranění nebo potlačení uváděných efektu. Nejprve se věnujeme vstupním derivaČníc článkům tvarovacího zesilovače. Jak jsme již uvedli v (2), je obrazová funkce zatížena dvěma póly. Jestliže by se nám však zdařilo upravit přenos derivačního Článku do tvaru p + 1/RC

(3)

p + 1/2?, získali bychom pro výstupní napětí obraz v

«

.......

P + Vfio

=

u

o

Jak je vidět, člen (P+3./H3) ve jmenovateli i v čitateli se vykráti a získaný obraz ^ v ý s ^ £p)-3© jíš prostá exponenciální funlice bez záporného podkmitu.

- 55 Tímto způsobem se řešeni problému převádí na realizaci zapojeni s přenosem F(p)» který odpovídá výrazu (3). Dá se pak dokázat, že zapojeni na obr. 4b má přenos:

K •R

p + 1/ (—S \

Systém ávou rovnic

+

R

) .C

E>, • C = H_ . C_

C = má řešeni pro T, «<; E

• C

Ha obrazu 4b je ukázáno, jal: je moáno regulováním odporu R, nastavit přenos článku tak, aby odpovídal rovnici (3)» V komerčních provedeních nodernich tvarovacích zesilovačů bývá tento ovládací prvek vyveden na panelu a je možno jej nastavit podle osciloskopu tak, aby ss dosáhlo optimálního přizpůsobení ke vstupnímu pulsu. Tvary pulsů, jež je možno na osciloskopu vidět pro různé hodnoty nastaveni kompenzačního odporu, jsou rovněž na obr* 4b vpravo. Tento kompnezačni prvek bývá nazýván pole zero cancellation, což je odvozeno z výše uvedených přenosu derivačnich článků, kde skutečně dochází ke kompenzaci pólů a nul v přenosu. Vliv vyrovnání je demonstrován na obr» lb» Hepříznivé důsledky střídavých vazeb, tj« kolísání nulové hladiny, lze jednoznačně vymýtit likvidací střídavých vazeb jako takových, tj. vytvoření galvanických vazeb mezi jednotlivými stupni zesilovače. Takovéto uspořádání však klade vysoké nároky na kvalitu jednotlivých článků zesilovače, především tepelnou stabilitu pracovního bodu. Takovéto zesilovače se pak zpravidla ještě opatřují servosmyčkou, která udržuje konstantní referenční hladinu na výstupu. Běžné.komerční zesilovače však takto řešeny nejsou a je proto nutno k odstranění-kolísající

- 56 nulové hladiny používat nelineárních členů - obnovitelů referenční hladiny (base - line restoration);, jejichž princip je stručně uveden dále. Chováni zesilovače při vysokých četnostech také výrazně ovlivňuje volba tvarováni impulsu. Zde je nutno vždy přivádět do souladu několik aspektů. Z hlediska výskytu efektu nakládání impulsů by bylo třeba volit impulsy co nejužší, což js ocvykle v rozporu s požadavky optimální filtrace vzhledem k sunu. Užití bipolárních impulsů, které také z hlediska šumového není výhodné, přináší zase na druhé straně v důsledku své symetrie odstranění potíží způsobených střídavými vazbami. Praktická volba tvarování je vždy kompromisem raeai těmito protichůdnými požadavky a je otázkou experimentu. Obecně lze říci, že je třeba dávat přednost pulsům, které vykazují rychlý návrat k nule. iíyní se ve stručnosti věnujrae některým doplňujicír? obvodům, které slouží ke korekci nepříznivých důsledků vysokých zpracovávaných četností impulsů. Jedná se především o obnovitel základní hladiny (base - line restorer) a o zařízení, které vylučuje naložené impulsy z dalšího zpracováni (pile - up rejector). Schema diodového obnovitele základní hladiny dle Robinsona je na obr. 5. Funkce je následující. Každá z diod ved9 v klidu proud I. Impuls větší než několik set milivoltů zavírá diodu D^ a během pulsů teče proud I z kondenzátoru C . K nahrazení proudu dodaného kondensátorem teče mezi impulsy zvětšený proud diodou D, a zmenšený proud diodou D~* Jestliže stoupá činitel využití impulsů nad cca 10 procent, způsobuje konečný diferenciální odpor diod omezení funkce obvodu. Na obr. 6 je uvedeno zapojení, kde jsou diody zapojeny ve smyčce • s operačním zesilovačem, který zvětšuje jejich efektivní dynamickou impedanci násobkem svého zesíleni. V případě bílého šumu obnovitele základní hladiny tohoto typu zhoršují rozlišení (při malých četnostech, kdy převažují šumové vlivy nad ostatními) faktorem *(2l Začlenění obnovitele základní hladiny do řetězce analogových jednotek je na obří ?• Vliv na zmenšení fluktuaci

- 57 -

základní hladiny je detnontrován na obr. Id. Závěrem několik slov o rejektoru naložených impulsů. ZaSleijěni rejektoru do spelctrometrického řetězce je na obr. 8. Obvody rejektoru získávají časovou informaci výstupu předzesilovače. Měří oe i'lastně vzdálenost mezi dvěna následujícími impulsy a jestliže je kratší než předvolená hlídači doba, daná v podstatě šířkou pulsu, blokují zpracování těchto impulsů. Použití rejektoru tak sebou přináší ztráty na integrální četnosti, které je v případě, kdy se spektra kvantitativně interpretují, nutno vhodným způsobem kompenzovat, covykle ivodlouaením doby měření.

- 58 -

Obr.-i a

Obr.ib

AA

Obr. 1c

posuv

li Obr. Id

Obr. 2

- 59 -

Mxfobnost

impAJcT"2 3 4 5 6 7 8 9 ilfl 11121314 C1617 18193b xJČJOÓ

vstup £

výstup

° ů

R

Obr.4« Jednoduchý BC

Rj^

ÍV

u ci

n R

—o

K

r'2l výstup

K-

Ofcr.5 Dierfový obmwtM zAklackif

F2I

"*z+-

:Í«>I

nc

• výstup Obr.e Aktimrf

- 60

—

PftFDZ,

HLAV. ZES.

-

OBNOVITEL ZAK.HL.

AČ PREV.

Obr. 7 Rotěxsc analogových Jodnotok

—

PZ

HZ

RZ

Obr. 8

OBM

i

REJ

Z acUňtnf rvjoktoni

AČ PR

Rušeni BJxJktronot&ckého signálu siEovýn brumen a způsoby jeho omezeni

Ing LJ^nek

K o s i n a

Ústav jaderné fyziky ČSAV, Řež u Prahy

Drive než píikročíae k vlastnímu tématu naši l podívejme ss, jakýn apůsobera se šum elektronické aparatury a nakupeni impulsů, diskutované v předchozích dvou přednáškách, projeví na tvaru píku akumulovaného spektra. Přidržme se pro Jednoduchost předpokladu, áe distribuce arjplitad detektorových impulsů odpovídajících procasu úplného pohlcení gama kvanta o energii 3 je gaussovská. Je-li směrodatná odchylka uvažované distribuce rovna C , pak bychom na výstupu '''idaálni" spektrometrické aparatury obdrželi spektrun s pikem p^ , o polosii'ce '.7^ = 2,35 6~. Při pouSití reálné aparatury zvětší se tato pološifka na hodnotu

kde 1? áe pološiřka distribuce šumového napětí, kterou můžene stanovit např. tak, 2e vstup nábojového přsdzesilovače přemostíma kondenzátorem o kapacitě rovné kapacitě detektoru a přivedeme na něj nábojové impulsy q = u_ • 0. a generátoru impulsů konstantní amplitudy u_ (viz obr. č. 1 ) . Pík P n odpovídající tento iiEpulsůrn bude mít pološířku W a jeho tvar bude prakticky přesně gaussovský. Uvědomine-li si, že superpozice šuau k detektorovému signálu vede ae statistického hlediska vlastně ke konvoluci funkcí tvaru píku. p^ a p n » dospějeme k důležitému aávěru, že v tomto případě zůstává gaussovský charakter píku zachován.

- 62 Ií poněkud odlišné situaci docháaí při uvažováni rušných typů procesů nakupeni detektorových impulsů, které se ve svých důsledcích projeví sico obvykle rovněi: zvětšením poloáífky, daleko významnější je však deformace piku právě ve sxyslu jeho odklonu od gausoiánu. Setkáváme se zde s tvary přibližně zachycenými na obr. o. 2. Z distribučního hlediska je tento typ deformace charakteristický zvětšením parametru, známého ve statistice pod jménem "curtoisis". Ve spektrometrii lze pro kvantitativní posouzení odklonu tvaru píku od gaussiánu použít jiné, praktičtější veličiny y úměrné poměru šířky píku v jedné desetině jeho amplitudy (F»V jn-M) ku pološířce 1

?Ví ,u - l\ 10

Pro nedeformovaný gaussián (obr, č. J) je zřejmě neboí v tomto případě platí: ~- H 10 F7/KM

FK7

_

_ln_10__ ln 2

) = 1,

1 Iog 1 0 2

Lze ukázat, že s rostoucí pravděpodooností procesu nakupení, roste velikost PW —e* M relativně víc než FWH11, což vede k hodnotě \ > 1* Kromě procesu nakupení může zvětšená hodnota y indikovat ovšem i některé jiné nepříznivé efekty, z nichž lze uvést např. nedokonalý sběr náboje ve vlastním polovodičovém detektoru, nevhodně nastavený předstih impulsů otevírajících lineární vrátka na vstupu amplitudového konvertoru apod* Položme si nyní otázku, zda existují i takové efekty zhoršující energetické rozlišení, které se projevují deformací

- 63 piku, při níž J nabývá hodnoty výi namně menši než 1. Odpově5 je kladná. Tvary takto deformovaných pílri, uvedené ua obr. č. 4, jsou totiž znárcými projevy několika rušných efektů, z nichž nejobvyklejší jsou: a) rušení spektrem©triekého signálu siíovým brumem; b) drifty zesílení a "nuly" zesilovacího řetěace. Hlavním predniětes našeho zájmu bude nyní studium nožností, které máme k potlačení prvního z uvedených efektů. Z matematického hlediska lze tvar píku při uvažování zmíněného typu rušení popsat na základě iionvoluce původního gaussiár-u a funkce p(uO» úměrné pravděpodobnosti, že v Di:am~ žiku výskytu detektorového impulsu leží okamžitá hodnota rušivého sítového-napětí v intervalu (UK#u h + ^ u b ^ ' v ^ z °^r* ^' -5» Konstanta úměrnosti :•[ závisí na uspořádání a obvodových vlastnostech konkrétní aparatury a lae ji chápat jako citlivost k rušení sííovým brumera. Pokusme se nyní vysvětlit, jalcýai mechanismy dochází k ovlivňování amplitudy detektorových impulsů brumovým napětÍTE, jež nějakým způsobem (o němž se zmíníme později) proniklo do některého ze vstupních bodů zesilovacího řefeěace. K osvětlení prvního z těchto mechanismů povšimněme si funkce vstupního derivačního členu zesilovače. Lze ukázat, že při běžně užívaných hodnotách časové konstanty derivace, dochází píi průchodu detektorového impulsu derivačním EC článkem ke změně jeho tvaru (odvoditelné z iaplaceovy transformace), doprovázené jen zcela malým snížením amplitudy* Vůči nf šifrovému napětí se tentýž článek však chová jako téměř dokonaly diferenciátor. Přivedeme-li za tohoto předpokladu na vstup článku v okamžiku t detektorový impuls velikosti U,.. superponovaný na napětí u^ = & • siníiíti obdržíme na výstupu impuls velikostři přibližně T J ů e i ; +ít)t!]í-b* cos{i*)t^Z uvedeného vyplývá,

- 64 že při dané úrovni rušivého silového napiti bude E G energetické rozlišení aj.olitrometru zhoršovat s rostoucí velikosti derivačni konstantyT • Druhý, neméně významný mšchanisuus, jehož prostřednictvím dochází l:e zhoršení energetického roaliaaní v důslodliu superposice rušivého oííového napětí, jo ilustrován na obr. 5. Jak je odtud patrno, dochází zde k amplitudové diflperai detektorových impulsů v důsledku n=linearity vstupních obvodů zesilovače před první derivací. Připomeňme, žs tato r.elir&erita bývá jednou z pííčin nesymetrické deformace píku znázorněné na obr.4c. Věnvjae nyní pozornost otázce, jaké jsou vlastně cesty, jiniž sííové napětí proniká do signálové trasy, Vyioucítr.s-li poruchy filtrace stejnosměrných napájecích napětí, zůstávají hlavní příčinou všech potíží dlouhé vzdálenosti mezi JE<3"°~ tlivými Slánky zesilovacího řetězce. Ve většině případů se jedná konkrétně o propojení hlavního tvarovaciho zesilovače (Z) s nábojové citlivým přcdzeailovaSem (PZ) umístěným často z provozních důvodů v jiné místnosti. Hlavní cesty, jimiž proniká sí?ové napětí na vstup zesilovače, jsou znázorněny na obr. ?• Je odtud patrno, že významnou roli zde hraje úbytek napětí na nulovém vodiči sílového rozvodu, propojeného podle ěs. norciy v každé zásuvce se zemnícím kolíkem a jeho prostřednictvím i s kostrami všech pří-strojů a této zásuvky napájených. Dalším zdrojem rušivého napětí mohou být různé zemní smyčky, vystavené účinkům elektromagnetických rozptylových polí silových elektrických zařízeni. Velmi účinným prostředkem k omezení sííového brumu je použití tzv. klidné země (quiet ground). Toto opatření, schematicky znázorněné, na obr. 8 spočívá v propojeni koster všech přístrojů tvořících součásti téže aparatury nízkoohmovou sběrnicí, galvanicky oddělenou od nulového vodiče sílového rozvodu. Potíš při zavádění této soustavy nulování a zemněni spočívá v tom, že se dostáváme do rozporu s čs» normou.

Ilelao-li odůvodnit povoleni výjimky, je tr.oáno použít kompromisního rosení, jímž jo technika označovaná ve volném překladu "plovoucí zen". 1 tomto uspořádáni (via obr, 5. 9) jo piedzesilovač uzeranén pouze prostřednictvím plážtě koarciálniho tabelu* Potřebná stejnosměrné, napájecí napěti jsou li němu přivedena ze sdro.je, umístěného v blízkosti tvarovacího zesilovače.. iíevýhodou, s níž je nutno pii použití "plovoucí země" počítat, je nezbytnost izolování všech aparaturních součástí, jež jsou vodivě spojeny s kostrou předzesilovače (kryosíat, Dev/arova nádoba apod.), od okolních kovových součástí, pro— pocených s nístní_,zemní sběrnicí, nulovým vodicom sítě, vodovodem apod. iíavíc je nutno nit na zřeteli i nebezpečí elektrostatického poškození vstupního obvodu tvarov-acího zesilovače, jež v toiiito uspořádání hrozí při náhodném přerušení senního spojení obou přístrojů,, nejSastěji v důsledku spatného kontaktu pláste lioaxiálu s kostrou přístroje* Opatřením zaměřeným ne tak na snížení úrovně rušivého napětí, jako spíše na potlačení jeho škodlivého vlivu, je propojení pxedzesilovače a vzdáleného tvarovacího zesilovače vyváženým koaxiálním vedením. Jak. je patrno z obr. c. 10, je k tomuto účelu nutno použít zesilovače a oddělenými konektory pro kladnou a zápornou polaritu vstupních impulsů. Vyvážení soustavy se provádí proměnným odporem H^.nastavitelným v rozmezí asi 0,5 až 2-násobku hodnoty výstupní impedance použitého predzesilovace. Optimálního nastavení je dosaženo při minimální hodnotě 50 Hz složky šumového napětí na výstupu zesilovače (derivaČní konstanta přepnuta na na:dmura). Závěrem si připomeňme jednoduchou metodu, umožňující jednoznačně rozhodnout, zda k pozorovanému rozšíření spektrálních píku dochází skutečně v důsledku sííového brunu. Z tomu účelu připojíme na testovací vstup predzesilovace pulsní ge-

- 66 -

nerátor, který může pracovat Jak synchronně s frekvenci síto f_, tak volnoběžně s frekvencí f_ mírně odlišnou od f.. Bozdílnost polosirek piku obdržených k měřeni při frekvencích £c a ô Jtí Jednoznačným důkazem rušení spektroneúrickéhc signálu brumea. Je totiž zřejmé, 2e piivádime-li na vstup pfedzesilovače impulsy ve stále stejné fázi vůči sííovéau napětí, všechny efekty závislé na sičovéip bruaiu nutné vygizí, neboí v okanžiku výskytu iraouls'i nabývají hodnoty tu i S—2o t vždy téže velikosti. V souhrnu lze diskutovanou problematika vyjádřit stručně takto: Zjistíme-li pulsním generátorera, že dochází ke zhoršení energetického rozlišeni vlivera sílového brumu, snažíme se: a) omezit pronikání rušivého napětí do zesilovacího řetězce dokonalejším zemněním přístrojů s použitím soustavy klidné nebo plovoucí země, b) snížit citlivost aparatury k rušení použitím vyváženého koaxiálního spojení předzesilovače a zesilovače nastavením nižší derivační konstanty a volbou zesilovače s malou integrální nelicearitou vstupních obvodu.

- 67 -

1 IMP. |

GEN.

II

ZESIL. TRASA

C'CMT.

08/?.-/

- 68 -

\

NFLMAW ZÁVISLOST y VÝSTVP-VSTUP

SUPERPOSICE, VET. IMPULSU +SHUHU NA VSTUPU

OBR. 6

- 69 -

KOAXIÁL

PZ

+

-

or

o

••

-

NAPÁJECÍ

NABÚEC/

ZDROJ

ZDROJ

NÁHRADNÍ SCHEMA WWW

VÝSTVPHÍ IMP. PZ

ODPOR STŘED. VOD. ODPOU PLÁŠTĚ

VSTUPNÍ IMP. ZES.

vWVW

ZEMNÍ SMYČKA KA

J

-vVWW ODPORY SÍŤOVÝCH PŘÍVODU

OBU. 7

NULA FÁZE

- 70 -

PZ KUDNA

ZEM

Ar 220 V

OBR. 8

»

*iF A. 220

OBR.,

OBR. 10

- 71 Potlačení jevu způsobených driftem sisku zesilovacího řetězce

Ins Zdeněk Ústav jaderné fyziky ČSAV

K o s i n a -

?.ež u Prahy

Předmětem následujícího pojednání jsou způsoby obrany proti degradaci informačního obsahu spektra způsobené samovolnými změnami přenosových vlastnosti jednotlivých článku zesilovacího řetězce v průběhu dlouhodobých měřeni. Pro stručnost se budeme zde zabývat jen driftem koeficientu zesíleni, většina závěrů se však bude vztahovat i na drift nulového průsečíku energetické kalibrační přímky* Předpokládejme pro jednoduchost,1 že napěťový zisk trasy se z teplotních, či jiných příčin mění v průběhu měření lineárně s časem, tzn., že střed jistého sledovaného píku se ve spektru posouvá konstantní rychlostí cC kanálů zi jednotku čaěu*Z podstaty diskutovaného jevu vyplývá, že na roadíl od jevů probíraných v předchozích předaáškách, je zde míra efektivního zhoršení energetické rozlišovací schopnosti spektrometru závislá na celkové době měření. Vyjádřeno v jednotkách kanálů, dochází ke zvětšení pološířky o hodnotu přibližně ©c*t, přičemž jde o typ deformace charakterizovaný (ve smyslu definice uvedené v předchozí přednášce) hodnotou Stabilnost elektronických obvodů zesilovacího řetězce s ohledem na drifty zisku jsou jedním z nejdůležitějších kriterií uplatňovaných při návrhu a výrobě spektrometrické aparatury. M m , jako'uživatelům již hotového komerčního zařízení, zbývá v tomto ohledu jen několik rsálo možností:

a) Vyloučiti nebo alespoň podstatně omezit změny teploty prostředí, v nětnií Jsou umístěny choulostivé součásti aparatury. Nemáme-li k dispozici temperovanou místnost, lze k tomuto účelu velmi dobře použit i toplocně stabilizovaných boxů. b) 2ovolují~li to požární přt-dpisy, ponechávat spelítrometrickou aparaturu trvale zapnutou. Výhoda tohoto opatřeni - netkví jsn v udržování obvodů ve stálé rovnováze teplotní, ale i v docíleni ustáleného stavu polarizačních a jiraých procesu, jež po zapnutí přístrojů probíhají s velni dlouhými časovými konstantami. Kaní—li možno nepřetržitý provoz zajistit, je nutno dbát alespoň na to, aby byla aparatura zapínána v několikahodinovém předstihu pied aapočetíiE vlastního měření. c) Zařadit do zesilovacího řetězce stabilizátor zisku. d) Rozčlenit dobu potřebnou k získání poradované statistiky do série kratších časových úseků, v nichž se drift výrasně neprojeví,a po každém úseku provést výpis nansřeného spektra na děrnou (případně magnetickou) pásku. Věnujme se nyní podrobněji otázkám souvisejícím s volbou typu a optimalizaci stabilizátoru spektra. Jak bylo v literatuře již mnohokrát konstatováno, lze v případě stabilizace polovodičových spektrometrů zcela vyloučit jako nevhodná řešení analogová a zaměřit se výhradně na systémy, v nichž je 'signál opravy driftu získáván vyhodnocováram číslicového výstupu amplitudového konvertoru.

•* -73 V současné době existují dvě základní varianty digitálních stabilizátorů, jejichž struktury jsou znázorněny na. blokových schématech obr* 5. 1 a 2» V prvním případě se funkce stabilizační smyčky opirá o zdroj referenčních pulsů konstantní amplitudy u_, dodávající na vstup předzesilovače nábojové impulsy q,. = C ^ . u s » Poloha odpovídajícího "umělého" píku spektra je stabilizována tím způsobem, že číselný údaj o amplitude každého referenčního impulsu je porovnán s žádanou konstantní hodnotou p.„_* a oodle znaménka rozdílu ?•,,„£-• P „ je pak bua zvětšeno nebo zmenšeno napětí, opravující zisk spektromefcrické trasy. Děje se tak obv./kle prostřednictvím napěíove řízeného gtenuátoru nebo zesilovače vloženého za tímto účelera do zesilovací trasy, či prostřednictvím zvláštního obvodu umožňujícího ovládat převodní konstantu použitého amplitudového konvertoru. Aby nebyla pii měření rušena funkce stabilizátoru impulsy pocházejícími a detektoru, je v tomto uspořádání nutno činnost srovnávacího obvodu s pulsního generátoru s/nchronizovat. 7 tomto požadavku spočívá hlavní nevýhoda popsané varianty, zabraňující, aby ke stabilizačnímu procesu bylo možno užit místo "umělého" píku některého z "přirozených" píku vlastního měřeného spektra* S cílem obejít zmíněný nedostatek, byl navrže,n stabilizetor znázorněný na obr. č. 2, v němž je detektor znaménka rozdílu ( P r e £ - P x ) nahrazen dvojicí číslicových oken nastavených symetricky vůči hodnotě P r e £ (viz obr. č. 3)» Povel k inkrementaci opravného napětí v kladném či záporném směru je v tomto případě vydáván tehdy, padne-li číselný údaj o amplitudě analyzovaného pulsu do pravého, resp. levého číslicového okna šířky w . Přestože realizace číslicových oken vyžaduje

- 74 použití značně složitějších elektronických obvodů, ukazuje se, že komplikovanost této varianty stabilizátoru je dostatečně vyvážena jednak možnosti obejit se ve většině případů bez choulostivého přesného generátoru, Jednak vyloučením možných driftu indukovaných teplotní fluktuací hodnoty C^.. S výběrem stabilizačního systému souvisí i volba charakteru zdroje opravného napětí. U některých jednoduchých systémů je tento obvod řešen jako proporcionální člen s výstupem úměrným rozdílu četností impulsů spadajících do pravého a levého okolí referenčního píku. Z elementární teorie regulace lze snadno ukázat, že v takovém případě je možno sice změny zisku omezit, nikdy však zcela kompenzovat* Hlavním nedostatkem pak je, že i píi krátkodobém přerušeni měiení může dojít k poruše stabilizačního mechanismu tím, že se referenční pík ocitne zcela aino oblast cken* Při volbě stabilizátoru je proto nutno orientovat se jen na ty systémy, u nichž je zdroj opravného napětí řešen jako člen charakteru integračního. U moderních komerčních zařízeni se jedná zpravidla o kombinaci reverzibilní čitač - číslicově analogový převodník. Exaktní rozbor funkce číslicového stabilizátoru vede k poměrně složité integro-difereneiální rovnici, jejímž Ušením se zde nebudeme zabývat; povšimneme si jen některých praktických výsledků, které odtud plynou. Za přijatelných zjednodušujících předpokladů lze dospět k následujícím závěrům: a) Kromě žádoucího potlačení driftů dochází v důsledku statistického charakteru stabilizačního procesu k rozšíření píku. Velikost tohoto rozšíření nezávisí v prvním přiblížení na původní pološířce / stabilizovaného píku a činí

&P'- í°»8 až 1) O

»

- 75 kde O je velikost elementární korekce zisku příslušné jednomu opravnému impulsu. Její hodnotu lze u komerčních zařízení nastavovat přepínačem. Udává se v jednotkách Šířky kanálu v místě referenčního píku. b) Odchylka skutečného vrcholu referenčního piku vůči zadané hodnotě Pre*. je dána přibližným vztahem

kde M označuje integrální četnost impulsů, jejichž amplitudy leží uvnitř obou číslicových oken šířky w . ObraBme nyní pozornost k otázce optimální volby parametrů, jež máme možnost u běžných typů komerčních stabilizátorů nastavovat, totiž hodnot o a w. Z teoretických úvah vyplývá, že z hlediska maximálního informačního obsahu spektra je optimální nastavení těchto parametrů takoyé, pro něž hodnota

bude minimální. ĚoBsrím soustavy rovnic

obdržíme výsledky, jež jsou v grafické formě uvedeny na obr. č. 4 a 5. Nemáme-li vhodný číslicový stabilizátor spektra k disposici, můžeme degradaci informačního obsahu spektra zabránit do značné míry tím, že měření přerušujeme po oasových intervalech tak krátkých, že se v jejich průběhu drift zisku

nestačí na tvaru píku výrazné projevit. Po každén takovém intervalu přeneseno obsah paměti analyzátoru na děrnou pásku nebo jiné medium, kterého používáme k uchováváni dat před jejich zpracováním na samočinném počítači. Aby bylo možno takto získaná spektra bez ztráty informace sečíst, musíme provést nejprve Jejich transformaci do společného energetického měřítka. Tuto operaci, pro niž byl autorem navržen termín "soukrytování", lze provést na samočinném počítači podle algoritmu, Jehož princip Je ilustrován na obr. č« 6. Je odtud patrno, že obsah Jistého, např. k-tého kanálu spektra po transformaci je lineární kombinací obsahů dvou až tří sousedních kanálů transformovaného mezivýslědného spektra S• • Algoritmus předpokládá variabilitu Jak sklonu, tak i nulového průsečíků energc-tické kalibrační přímky. Vstupními daty, o něž se transformace opírá, Jsou konkrétní polohy dvou pokud možno vzdálených píků(odpovídajících energiím E* a B" ) v daném mezivýsledném spektru a požadované polohy těchto píku ve výsledném spektru S. Předností popsaného způsobu korekce vlivu aparaturních driftů Je, že Jeho aplikace nevyžaduje nákup a seřizování žádného dodatečného článku spektrometru. Yycházínje-li z předpokladu, že konečné zpracování spekter provádíme tak Jako tak na samočinném počítači, představuje využití této metodiky Jen nevelké prodloužení měřicí doby a zcela zanedbatelné zvýšení potřeby strojního času počítače.

- 77 -

MMMEf

OET.

PREDZESa.

K

1 KONVERTOR

ZESNJONMČ

ti

signál opravy zisku KOREKČNÍ REGISTR

poval opravy f T -»

•T"** •••nnkiMinl>Bina

GENERATOR RE*IMPULSŮ

DETEKTOR

««*|pv»rPi.) OBR.1

MUMEf

•+ i

t

L

] GENERATOR < REE IMPULSŮ

KONVERTOR

! signál opravy zisku MOREKCNÍ REGtBTR

1

.

Ar

ZESK0VAC

OET.

poval opravy •+ - f REGISTR HODNOTY «%.

OBR. 2

CfSUCOWAOKNA

- 78 -

r«2.36tf

OBR. 3

001

OBR. 4

- 79 -

OBR..? hrany kanálů tfMktra S„

OBR. 6

- 80 -

t

Údržba polovodičového detektoru a předzesilovače

Ing Miloš V i d r a , Ústav jaderného výzkumu, Sež u Prahy

K základním parametrům polovodičového detekčního systému patříi a) rozlišovací schopnost, definovaná jako šířka spektrálního píku dané energie v jeho poloviční výšce (FWHM), b) poměr výšky píku ke střední hodnotě maxima komptonovského kontinua, c) relativní účinnost, jež je definována poměrem počtu zaregistrovaných impulsů daným detektorem v píku k počtu impulsů zaregistrovaných detektorem !>7aJ (3?1) velikosti i 5" x 5". K tonuto stanovení se používá zářiče Co (linka 1,532 HeV), který je umístěn 25 cm od testovaného detektoru, d) účinný objem detektoru definovaný obvykle nerediačními metodami t,např. z hloubky driftu, výpočteo apod.) , e) pracovní napětí, fcj. napětí, pxi kterém výrobce zaručuje (při dodržení stejných podmínek měření) parametry.detaicfcoru, f) pracovní proud, tj. proud pii pracovním napětí, g) kapacita detektoru v pracovníci bodě, obvykle kapacita detektoru včetně kapacity přívodu, h) maximální iâpětí, tg. napětí, které lze na detektor přivést, aniž by hrozilo nebezpečí jeho zničení; obvykle bývá toto napití pod kolenem prúraau volt-ampérové cliaraktexistiky detektoru. líěkteré z těchto parametrů .jsou graficky znázorněny na obr. la a lb. Většina ?. nich bývá obvykle zaručována výrobcem. V každém případě touši detektor v první řadě vykazovat tzv, diodovou charakteristiku (obr. lb), přičemž pracovní napětí

- 81 -

má pro Ge/Li/ detektory' hodnotu U = (100 až 200) . d, kde d je hloubka kompenzované oblasti (mm). Tzn.,že například detektor s hloubkou kompenzované oblasti 15 mm musí pracovat s napětia zhruba 2000 V« Při nižších napětích docháaí obvykle k nedokonalému sběru náboje (tato okolnost je velmi významná u koaxiálních detektorů, u kterých intensita pole v biíakosti pláste je velmi nízká); vlastní energetický pik je pak roztažen směrem k nižším energiím (obr. la čárkovauě). li podobnému roztažení spektra dochází též v případech, kdy vlastní krystal je znečištěn některými prvky jako např. Ag, Au, 21, Cu apod, a kdy docháaí L výraznému zachycováni náboje na energetických hladinách, které tyto prvky vytvářejí v oboru zakázaných energií mezi valenčním a vodivostním pásmem. Takovýto decektor může raífc dobré rozlišení FWHM , jehc použitelnost je však silně omezená (zvýšesé "pozadí" směrem k nízkým energiím, obtížné vyhodnocování spekter pomocí počítače:apod»). Vlastní volt-ampérová (V-A) charakteristika je jedním z nejdůležitějších a nejvýznamnějších měření, jež může na detektoru provést i sám uživatel. íla obr. 2 je varianta zapojení pro mezení této závislosti. Odpor fL záměrně avyšuje sériový odpor, aby v případě průrazu nedošlo k tepelné destrukci detektoru (zejména blížíme-li se měřením ke kolenu V-A charakteristiky). Ii^ volíme dostatečně velký, musí však být splněna podmínka ^ • ^ ^ ttU^ . Vlastní V-A charakteristika musí být plochá od minimálního do maximálního napětí, které udává výrobce a jež obvykle leží několik desítek V pod kolenem charakteristiky. Při všech těchto měřeních je nutné pečlivě stínit přívod vstupu měřiče proudu, aby .'.indukci elektromagnetických nebo elektrostatických polí j nedošlo k zavedení parazitních signálů a k ovlivnění měřených i hodnot, ; Izolační odpor stínění E. musí být ranohoMsobně vetší, J.S

než je vstupní odpor měřiče proudu, aby měřený proud detektoru t e k l plně tímto měřičem.

I j;

| ji

I

- 82 » Zvýšení proudu (obr. lb - čárkovaně) je většinou projevem zvýšené teploty detektoru - obvykle způsobené zhoršením vakua v kryostatu. Pokud tento jev není doprovázen zhoršením rozlišení a kondenzací vodních par na vnějších plochách kryostatu, nemusí být na závadu. Vlastní porucha detektoru(např. odlomeni části krystalu) se vždy projeví r na 5 ně vysokým proudem (obr. lb čerchovaněř již pfi napětí několika V jsou proudy o několik řádů vyšší, než udává výrobce pro pracovní bod), V-A charakteristika je nelineární a nesymetrická na rozdíl od symetrické V-A charakteristiky zkratu, která ja ještě strmější. Krátké plato je obvykle příznakem vnitřní technologické změny detektoru; dosti často k tomuto jevu dochází, byl-li detektor ohřát na pokojovou teplotu. Toto tzv. rozdriftování je vždy doprovázeno zhoršením či úplnou ztrátou rozlišovací schopnosti, ve většině případů je vš'ak možná oprava. Zjištění vlastních průrazů detektoru pomocí měření V-A charakteristiky je velice obtížné, průrazy se obvykle projeví až při vlastním měření na sestaveném analyzačním řetězci přerušovaným záznamem spektra. V takovémto případě je nutné okamžitě měření přerušit, neboí hrozí nebezpečí nejen znehodnocení detektoru, ale současně i poškození předzesilovače. Velice často bývají zdrojem rušivých signálů silná elektromagnetická poiLe (silnoproudý rozvods-točivé elektrické strojěs elektromagnety, ale i některá slaboproudá zařízení - např. paměti analyzátorů, kde se pro buzení mg. materiálů používá značně vysokých proudů apod.). V důsledku těchto polí se do vstupní smyčky detektor - kryostat - předzesilovač indukuje —* —• elektrické napětí e , jež je funkcí magnetického pole B, rychlosti, jakou se toto pole mění, a plochy smyčky S (obř.3) e = f( B-jiii '-f S ) , Obdobné vstány platí i pro skokové změny elmag. polí. Z těchto důvodů je nutné .umístit vlastní detektor při měření co nejdále od těchto zdrujů.

- 83 -

Jiiiým sdrojem zhoršeni rozlišovací schopnosti deteteSáiba... systému je vibrace (kmitání) vlastního systému detektoru - tav. mikrofone! efekt. Vzhledem k tomu, že detektor má proti plášti kryoatatu značně vysoké napěti, pak již nepatrné kmity mohou dát vzniknout snadně velkému rušivému signálu. Je-li napf. frekvence těchto oscilací f_ = 10 Ha a je-li max. změna kapacity způsobená tímto knitánim aC^lO J pF, pak při pracovním napstí detektoru U^ =•"LQrV bude detektor generovat nábo^ u

d*

A C Csř 1 0 " 1 2 C

a na zpětnovazebním kondenzátoru C.- vznikne střídavé napětí

i přes značné potlačení napětí nízkých frekvencí derivačním článkem tvarovacího zesilovače, muče tnikrofonie značně rušivě ovlivnit rozlišovací schopnost spektrometru. Vlastním kmitání detektoru bývá často var kapalného dusíku, kdy hladiny se přenáší přes Dewarovu nádobu a kryostat na vlas»._ii. systéme I,když uživatel nemá možnost mikrofonii plně-odstranit, může ji alespoň zmírnit umístěním detektoru na vhodnou pružnou podložku (pěnová guma, molitan apod.). Sfato podložka zároveň tlumí účinky dalšího významného rušivého zdroje, á&kým jsou otřesy budovy, způsobené nejrůznějšími příčinami (stroje, doprava apod.). Ztráta rozlišovací schopnosti může být v tomto ohledu způsobena i vysokou úrovní hladiny hluku v měřicí místnosti. V některých případech měření, napře při měření, kdy detektor byl bombardován rychlými neutrony, dochází v důsledku tvorby nových energetických hladin v pásu zakázaných energií, které působí jako záchytová centra nosičů náboje s vysokým účinným průřezem, ke ztrátě "rozlišovací schopnosti. Vzhledem k akceptorovému charakteru těchto hladin je obvykle možno provést opravu.

- 84 Vlastní údržba detektoru .je poměrně dosti náročná. Především bezpodmínečně nutné, aby detektor byl trvale chlazen. Při doléváni dusíku lze vyjmout kryostat na dobu maximálně 5 - 1 0 minut. Alespoň jednou za rolí Je nutné omýt koaxiální průchodku detektoru (izolátorovou část) čistým lihem a po této operani proudem teplého vzduchu (fénem) odstranit zbytky vody, která zde obvykle zůstává po odpaření lihu. Vzhledem ke křehkosti Ge monokrystalů je nutné s detektorem zacházet opatrně, zejména při transportu a překládání. Nejchoulostivějším zařízením ve spektrometrické trase je nábojově citlivý předzesilovač. Jeho vysoká citlivost K poruchám je dána vlastnostmi jeho vstupního aktivního prvku - polem řízeného tranzistoru. Na obr* 4a je zapojení vstupního obvodu detektor - předzesilovač; přítomnost vysokého napětí v blízkosti řídící elektrody FETu bývá velice často příčinou poruchy předzesilovače. Např. při zkratu detektoru na zem - obr. 4b - sevprvním okamžiku objeví na hradle G prakticky celé napětí U,, které téměř jistě tento prvek zničí. I když v tomto případě je napětí na řídící elektrodě FETu G kladné (diodový přechod hradlo substrát je otevřený), je vysoce pravděpodobná tepelná destrukce. Je-li detektor D zapojen obráceně, pak se na G objevíiaéporná napěťová špička, která způsobí napěťový průraz tranzistoru, V této souvislosti je nutné poznamenat, že k podobnému jevu dochází následkem povrchových průrazů koaxiální průchodky, konektoru detektoru, izolátorů apod. podle obrázku 4b. Zvýšená náchylnost k povrchovým průrazům je velice často způsobena kondenzací vodních par, zejména při přenesení detektoru či předzesilovače z chladnějšího prostředí. V takovémto případě je buS nutné vyčkat, až dojde k úplnému odpaření zkonďenzováných par, případně odpaření urychlit pfukováním teplým vzduchem. Je nutné vzít v úvahu i možnost kondenzace uvnitř vlastního předsesilovače. Jinou příčinou, jez zvyšuje náchylnost k povrchovým průrazům, jsou povrchová znečištění kritických součástek. Při manipulaci s těmito prvky je nutné vyvarovat se doteku lidské ruky (mastnoty). Totéž platí pro vysokoohmové odpory,

- 85 které bývají nejčastěji pouzdřeny ve skle. Případné nečistoty je vždy nutné omýt čistým lihem ( u některých odporů s odporem větším nea 10 ohmů již ani toto opatření nepostačuje ) a prvky dokonale vysušit, náchylnost k poruchám, způsobeným průrazem, je vysoce pravděpodobná zejména tehdy, pracuje~li spiktrometr v chemickém, prašném, vlhkém apod. agresivním prostředí. Pokud je to jen trochu možné, měl by být spektrometr umístěn ve zvláštní, klimatizované a čisté místnosti s nízkou hlučností« U moderních předzesilovačů je nebezpečí zničení předzesilovače skokovou změnou vysokého napětí silně sníženo použitím účinného TO filtru F (obr. 5 ) . Jistou nevýhodou těchto filtrů je dlouhá doba ustalování pracovního režimu polea řízeného tranzistoru T,, jež je spojena s jistou změnou zesílení ve smyčce nábojově citlivého zesilovače, V podstatě je možné chránit vstupní elektrodu tranzistoru T^. několika způsoby. Proti nepříliš vysokým a strným kladným napěťovým špičkám (v případě, že vstupní FET má N-kanál) je tranzistor chráněn vlastním diodovým přechodem bradlo - substrát. Proti opačné polaritě impulsu je možné tento prvek chránit připojením ochranné diody ^>ocyli připojením dalšího tranzistoru (obvykle pracujícího v diodovém režimu) mtzi hradlo a žera. Kevýhcia těchto ochranných prvků je ve zvětšení vstupní kapacity, snížení vstupního odporu, zvýšení vstupního proudu a zavedení přídavných šumových složek, což vady vede ke ztrátě rozlišovací schopnosti.Nejlepší ochranou je proto u předzesilovačů pro vysoké rozlišení vždy především opatrné.zacházení. Při sestavování spektrometrické trasy je nejvhodnější nejprve připojit předzesilovač.(pokud není delší dobu již připojen na detektor)k VIT zdroji-, který je nastaven na nulové pracovní napětí. Poté zapneme VN zdroj spínačem V (obr. 5) a při nulové ^hodnotě napětí ho necháme v tento zapojení několik minut, aby došlo k úplnému vybití případného zbytkového náboje na kondenzátorech C^ a O-trjj přes pracovní odpory VN zdroje. Teprve po této operaci můžeme připojit vlastní detektor. Detektor není obvyklenutné vybíjet, protože pokud by na vlastním detektoru bylo v určitém okamžiku zbytkové napětí, pak toto napětí klesá zhruba .

i j jj )

- 86 -

rychlostí

/

££. =r -íi- - -2£j? - 10 ^/sec 11 At

Cd

1O"- " -

Při této úvase byly do výpočtu dosazeny průměrné hodnoty jak proudů detektoru, tak kapacity detekčního systému. 1 když se v praktických případech mohou tyto hodnoty lišit až o xád, je patrné, že rychlost vybíjení zbytkového napěti vlastním detektorem bude značně velká. Po těchto operacích můžene zvolna zvyšovat napětí na detektoru. Každé zvýšené napětí se obvykle projeví přerušením činnosti řetězce v důsledku zablokování vstupního tranzistoru. Jakmile začne ř-itězec pracovat, není možné okamžitě měřit, ale je nutné vyčkat delší dobu ustálení pracovního bodu. Při rozpojování řetězce postupujeme tak, že pozvolna snížíme pracovní napětí na nulovou úroveň a vyčkáme, až systém začne šumět, iíízké pracovní napětí'na detektoru je příčinou vzrůstu kapacity detektoru a vnitřních odporů a tím i růstu šumu. V žádném případě neodporujeme T3 zdroj, který zajišťuje vybití nábojů na kondenzátorech předzesilovače. Vzhledem k extrémně dlouhým časovým^konstantám nmií možné spolehnout se na to, že k vybití těchto kondenzátorů dojde přes vlastní detektor,- pokles napětí na detektoru je totiž značně pomalý tarl° - _ * cr 0,1 V/sec A t 10~9 °is r 0 VN • tzn., že vybíjecí doba bude desítky až stovky minut.

t

Je vhodné vyčkat ještě několik minut po okamžiku, kdy systém začne šumět, a teprve pak odpojit TO zdroj a detektor. V souvislosti s možností poruchy předzesilovače zničením vstupního tranzistoru řízeného polem, je nutné se tež zmínit o účincích elelťtrostatických nábojů. V laboratořích bývají nejčastěji příčinou vzniku elstat. elektřiny židle opatřené nátěrem, který je obvykle dobrým izolantem. V obdobích s velice nízkou relativ-

- 87 -

ní vlhkostí vzduchu pak může snadno dojít k tomu, že pracovník se nabije na značně vysoké elektrostatické napětí tisíce až desetitisíce volt, podle jeho elektrické kapacity proti zemi. Přiblíší-li se pak, např. prstem, k přívodní elektrodě pxedzesilovače, dojde me?:", ním a tímto obvodem 1: elektrickému výboji, který pravděpodobně zničí vstupní polen řízený tranzistor. V zářném případe se proto nikdy nedotýkáme vstupní elektrody pfed— zesilovače. Proti nahodilému doteku (není-li tento přístroj* používán) jej chráníme kovovým stínícím krytem, který je navléknut na konektor predzesilovace. Tento kryt zamezuje i tomu, aby se na izolátoru průchodky usazoval prach. Vlastní kontrola predzesilovace vyžaduje použití speciálního pulsniho generátoru (nejčastěji se rtuíovýia reiétn, event. spec. tranzistorový generátor), který se připojí na příslušný konektor predzesilovace podle obr. 5. Přitom je nutné dokonale stínit vstupní elektrodu, avšak tak, aby nedošlo k nežádoucímu zvýšení vstupní kapacity. Parametry zesilovače a časové konstanty jsou obvykle nastaveny podle požadovaného energetického oborn. Měření rozlišovací schopnosti je pak běžnou záležitostí stanovení šířky píku v jeho poloviční výšce; při těchto měřeních je rovněž nutné počítat se statistickým charakterem impulsových četností v jednotlivých kanálech. Pro stanovení rozlišovací schopnosti se připojuje mezi vstupní svorku predzesilovace a zem kalibrační kondenzátor 0 s vysoce kzalitním dielektrikem. Tlivém vysokých dielekfcrických ztrát můie dojít ke zhoršení rozlišovací schopnosti (dielektrické ztráty musí být nízké zejména ve frekvenčním oboru od něžolika set Hz do několika set kHz), Variací hodnot 0 je možné sestavit graf závislosti rozlišení FWHMna C - Současně š tímto testováním je možné připojit na výstup předsesilovače rychlý a citlivý oscilograf a měřit jím dobu narůstáni výstupního impulsu A. t — obr* 6 b, event, jeho závislost na velikosti vstupní kapacity 0 , podle obr. 7«

- 88 -

c.

- 89 -

Dei

Obr.2.

- 90 -

NC2

*f

Dei.

ObrS

knjoséai

- 91 -

NCfi

U,mojt 1

pu/snígenerator

a,. Obr.G.

Obr. 7.

- 92 Specifické problémy seintilační spektrometrie gama RiíDr Josef Šilar

C Se

Katedra lékařské fyziky a nukleární medicíny LPH UK, Praha

Největším nedostatkem scintilačních detektorů ve srovnání s ionizačními detektory s plynovou náplni liebo s detektory na bázi polovodičových materiálů Si a Ge je nízká účinnost převodu absorbované kinetické energie rukleároieh částic v« scintilátoru na fotoelektrony vyražené z fotokafcody fotonásobiče při registraci scintilace. Zatímco průměrná energie poteíebná k vytvoření iontového páru v používaných plynových náplních ionizačních detektorů se pohybuje kolem 30 eV a k vytvoření páru elektronu - díra je v průměru u polovodičových materiálů Si třeba cca 3,^ eV a u Ge cca 2,9 eV , jje průměrná hodnota energie potřebná k uvolnění jednoho fotoelektronu z fotokatody u nejúčinnějšího současného detekčního systému - CaJgCEu) scintilátorem a raultialkalickou fotokatodou kolem 50 eV. U systémů s HaJ(Il) scintilátory nebo s méně účinnými scintilátory a konierčně dostupnými fotonásobiči s méně citlivými fotokatodami je dvakrát až desetkrát vyšší, lííaká výsledná účinnost pxeyodu absorbované energie nukleárního záření na signální elektrony spočívá ve dvoustupňovém převodu energie: 1. absorbované kinetické energie nukleárních částic na fotony emisního spektra luminiscencí scintilátoru - t o je na energii ve formě světla; 2. světelných fotonů na fotoelektrony tzv. vnějším fotoefektem na fotokatodě fotonásobiče, to je převodem energie světla na elektrický náboj. V obou případech se jedná o poměrně nízkou účinnost převodu řádově jednotek %, v nejlepších případech 10 % až 30 %. Přes rozšíření sortimentu scintilátoru vhodných pro spektrometrii záření gama o krystaly CaJ{Ša) a 0aJ.,(Eu), které přineslo zlepšeni v několika parametrech, zůstávají NaJ(EL) krysta-

-

93:-

•

ly i v současné době nejvýznamnějišíni scintilátory, která v optimálnicmíře splňují požadavky kladené na scinfciláfeory pro spektrometrii zářeni sasa v širokém energetickém oboru* Tyto požadavky jsou: a) scintiláfcor musí mít vysokou konverzní účinnosc pro absorbovanou kinetickou energii ionizujících Částic na energii světelnou; b) emisní spektrum rnusi ležet v oboru maxima spektrální citlivosti foéokatody použitého 1'otonásobiče. Je žádoucí, aby maximum spektrální citlivosti fotokatody leželo v ultrafialové oblasti; fotokatody citlivé v červané oblasti isa^í vysokou termoemisi; c) scintilátor má být propustily pro vlastní emisní spektrum; d) v anoha případech je nutné, aby scintilátor tvořil opticlcy homogenní systém poměrně velkých rozměrů. Ctnonoltrystal# ,5irý roatok), který je raožno mechanicky opracovat; e) aby fotony emisního spektra mohly bez velkých stráfc opustiv objeci scintilátoru, je třeba, aby hodnota indexu lomu sointilátoru byla přibližně stejná jako index lomu světla,, na kterém je nanesena fotokatoda fotonásobiče; f) scintilátor musí mít vysokou brzdící schopnost pro detekované záření vpro záření gama vysokou hustotu, pro rychlé neutrony velký obsah vodíku, atd«); g) musí mít co nejkratší zhášecí dobu rychlé složky a pokud možnost málo intensivní dlouhodobé složky; zvláší je to důležité při detekci vysokých aktivit a při koincidenčních měřeních; h) nesmí měnit své vlastnosti při dlouhodobém ozáření radioaktivním zářením. Další požadavky, jako např. stálost ve vakuu, malá teplotní závislost luminiscenčního výtěžku, chemická netečnost a jiné, závisí na speciálních podmínkách kladených na přístroj.

Kejčastšji udávaná dosažitelná konverzní účinnost ITaJ(Tl) krystalů je 8 %• Obtížnost nezeni a možnost zkresleni výsledků vede ke značnému rozptylu aumeřených hodnot; v literatuře-je udávaná hodnota až 15 í3. Dosažení optimálního luminiscenčního výtěžku Je u stávajících způsobů kultivace krystalů z tavenioy při vysokých teplotách velmi obtížná. Chemická Čistota suroviny, sněny v koncentraci zabudovaného aktivátoru v krystalové mříži dané vytěsňováním nečistot do taveniny pfi růstu krystalu, způsob teinperace krystalů a další vlivy pfi opracování a pouzdření hygrosltopických krystalů ovlivňují výsledné parametry sciníilátorů, Jako jsou konverzní účinnost, relativní luminiscenční účinnost a pfíspěvuk scintilátoru k energetické rozlišovací schopnosti scintilačního detektoru. Zvládnuti technologie kultivace IíaJ(5?l) krystalů se Špičkovými parametry je velmi náročný úkol s tím, ze i při dlouhodobých zkušenostech a šachování stejných postupů pfi provádiní předepsaných operací dochází k poměrně vysokým rozptylům parametrů. S rostoucí relativní luminiscenční účinností i-jaJ(Il) krystalů by se měla zlepšit i energetická rozlišovací schopnost detektoru, použijezae-li k vyhodnocení téhož výběrového fotonásobičei Výsledky měření na většin souboru krystalů líaJ(Tl) 40 x 40 mm ukazují, áe v zásadě je tento předpoklad splněn, ale rozptyly obou parametrů jsou vysoké a korelace parametrů je zhoršena řadou jevů, např. tvorbou srostlic, zákaly, aaprasknutím krystalu, nedokonalým optickým kontaktem, zeáloutnutím povrchu krystalu, zabarvením krystalu nebo nehomogenitou luminiscenčního výtěžku v celém objemu krystalu* Fěkteré z uvedených závad jsou snadno zjistitelné a lze jim zabránit pečlivostí při provádění operací nebo optimalizací technologického procesu, u některých z rich jsou pravá příčina a způsob odstranění závady dosud neznámé. Jedním z dosud nedokonale prostudovaných a technologicky zvládnutých problémů je potlačení vzniku záchytných-center v krystalech, která způsobují zabarvení krystalů po ozáření ultrafialovými fotony nebo zářením gana a X. Záchytná centra mohou, tvořit cizí atomy v krystalové mříži nebo poruchy krystalové mříže vznikající v procesu kultivace a temperace krystalů. Zabarvováni kry.stalů především

-• 9 5 do žlutavého nebo do hnědavého odstínu má za následek sníženou propustnost krystalu pro luminiscenční fotony a tin zhoršení energetické roaliaovací schcvpmatii především u krystalů s většími roznSry. V řada aplikací sse může nepříznivě projevit fosforescenee iíaJ(Tl) scintilátorů, podmíněná existencí záchytných center. Vedle "rychlé11 zhášeci doby 0,25 -UB běžně udávané pro krystaly existují ještě další ahášeci složky, odpovídající energetickým úrovním záchytných center, jejichž hodnoty zhášeci doby mohou mnohonásobně p.cvkročit hodnoty integrační konstanty a ortvé doby obvodů vyhodnocovací aparatury. ío má za následek několik nepříznivých jevúí 1. sníáeni výšky signálních impulsů neúplnou Itolelccí fotoelekronů odpovídajících ílouhoůobým sloiiLíán; 2. zhoršení enerseticlíé rozliáovsci scho...no£;ti dané zhoršením potiěru signálních k "sumovyra" icpulsůn; 3. tvorbu velkého počtu malých "íoaforesceačních" i-apu-sů dan^'ch dlouhodobými slož káni ihášeci doby píéSliračujicini hodnotu rartvé doby aparatury (běžně 2 - Jyua); 4. posuv "šumové" hrany dary pritojuEostí vice-elektronových fosforescenčních inpu"1 sů '; vyšším energiím a zhoršení energetického prahu. Je-li intenzita fosforesceačnich složek natolik vysoká, 2e může během 1 - 2,<us (nejčsstěji užívaná hodnota integrační konstanty) současně z fotpkatody uvolnit dva nebo více fotoelektronů, posune se T:šumová': hrana fotonásobice k vyšší hodnotě. Hodnota energetického prahu detektoru roste proto Jak s četností při daném objetiu seintilátoru, tak s objemem scintilátoru při daném poctu detekovaných fotonů garaa. Fosforescenční složky zhoršují proto i výsledné parametry scintilaČních spektrometrů s velkoobjemovými iíaJ(Tl) krystaly.;

vedle posuvu energetického prahu nuže docházet superpozicí s malými impv"sy ke zhoršení energetické,rozlišovací schopnosti a pokud to není vyloučeno, i k posouvání diskriminační hladiny stejnosměrnou složkou vznikající při detekci velkého počtu malých impu3sňfíneha výrobců je proto zaměřena na možnosti potlačení fosforescence u ifaJ(Tl) krystalů, určených pro detekci niakoenergewického záření X ve velkén roasahu intensit nebo u velkoobjemových krystalů pro spefctroaetrické aplikace. Posforescenční složky iíaJ(Tl) krystalů a dalších scintilátorů byly sledovány větším poetem autorů jiz od začátku rozvoje scintilační techniky. iía^Sřené výsledky v počtu složek, jejich relativních intenzitách a hodnotách zhášecí doby se značně liší, tihrnná energie ovítla vyšálená dlouhodobými složkami se zhášecí dobou nad. 10>us Je u božných iIaJ{21) krystalů odhadována na cca 10 ?5 energie vysářené aákladní 0,25/us složkou. 0 existenci dlouhodobých složek - xádovií desítky minut se Ktt,žeir.e přesvědčit pouhýn zrakem v temnici, jsou-li krystaly dlouhodobě ozařovány intenzivním ultrafialovým světlen. Jsou dobře patrný anacné rozdíly v intenzitě fosforescence u jednotlivých vzorků vyrobených stejnou technologií a ze stejné suroviny* L'oinosti snížení podílů fosforescenčnich složek technologií tažení a temperování nebo volbou chemického složení suroviny nejsou v dostupné literatuře uvedeny. Velké úsilí bylo a je věnováno nosnosti zvýšit objera KaJCfl) scintilátorů při zachováni spektrometrických vlastností. Z's?yšovánÍ5E rozměrů se zvyšuje podíl počtu započítaných impulsů pod pikem úplné aosorpce energie priaárních fotonů gama k počtu celkově registrovaných inpulsů. Beabsorpcí rosptýlených kvant gama při Compfconově procesu nebo zachycením anihilačních kvant při tvorbě.páru elektron-pozitron roste úplná absorpce a detektor je lépe použitelný pro vyhodnocení složitějších spekter a pro obor vysokých energií.

— 97 S rostoucím objemem scintilátorů klesá zpravidla energetická rozlišovací schopnost; je to dáno shoršením optického převodu vzniklých fotonů .. na fotokatodu fotonásobíSe, zvětšením pravděpodobnosti rozptylu lokálního luminiscenčního výtěžku seintilátoru a v neposlední míře zvýSečou: absorpcí ultrafialových fotonů v krystalu a silnostěrmýeh okénkách pcusdra sciotilátoru a čela baňky fotondsobiěe. Průměrná dráha d -, fotonů ve saintilátoru ve tvaru koule s poloměrem B mezi dvěma odrazy na povrchu koule je •• =

-5- R

a průměrná dráha fotonu z místa

vzniku sointilace •- při homogenním ozáření sointilátoru - k okénku na povrchu koule d

2

=

-|.

R

U válcového scintilátoru se stejnými hodnotami průměru základen a výšky lze očekávat prakticky stejnou průměrnou dráhu u koule se U velkoobjemo\'ých iíaJ(Tl) scintilátord s prísiěrem a výškou nad 75 niu jsou průaěrné dráiiy luminiscenčních fotonů dosti velké, aby se mohla projevit samoabsorpce v materiálu krystalu. Pokud se projeví ve větší mííe, sníží se luminiscenční účinnost scintilátorá vzhledem ke krystalům s menšími rozměry.Tento závěr potvrzuje měření několika 17aJ(2?l) krystalů naší výroby s různými objemy a prutněraýai hodjjotami relativní luminiscenční • účinnosti a energetické rozlišovací schopnosti na tomtéž velkoplochém fotonásobiči 65 P£ 42J* Krystaly líaJ(Tl) 100 x 100 mm dávají v průměru poloviční výšku signálních impulsu ve srovnání s malými líaá(Sřl) krystaly do i 45 as 50 TR& a třetinovou ve srovnání s líaJ(Tl) krystaly i 25 x 3 tam,. jsou-li celně ozářeny 60 keV fotony gama Am. Homogenita celkové citlivosti fotonásobice byla prověřena

krystalera Us{r(Tl) s průměrem 40 tnra a výškou 25 na ve středu a třech krajních polohách; rozpětí namířených hodnot nepřekračuje 10 SS. U volkoobjcmových UaJ(Tl) krystalů dochází vlivem aair.oabsorpce luwiniscenónich fotonů k závislosti výíky signálních impu3sů os rústě vsniku acintilacs ve scintilátoru. Závislost výšky signálních impu?sů na rráotÉ scintilace zhoršuje energetickou rozlišovací schopnost sciatilačních detektorů především pro střední a vysoké energie fotonů gama, a kterých pravděpodobnost vzniku scintilaci ve všech nistech scintilátoru je vysolíš. Nízícoenerêtické fofcoíjy gama j.sou absorbovány v sale povrchové vrstvě scirrfcilátoru a efekt se cúže výrazně projevit, je-li válcový krystal ozařován ioteny gama kolno k ose krystalu. Vliv směny čelní konfigurace na axiálni na zoSnv> výaay signálních iropulsů a na změnu uneigetické rozlišovací schopnosti byl stanoven u čtyř acinbilaíjních detektorů s XTaJ(TI)krystaly j?i 100 mm t v = 120 mra pomocí aářiče • ^Cs. 2áxi2 typu BG-J byl ' v prvním píípadě umístěn 10 era nad čelea ki'ystalu v ose a v druhém případě 10 cm nad středem povrchu pláště. Byly zjištěny rozdíly ve výšce impulsů menší než 3 %>• V těchto konfiguracích zářiče a scintilátorů nejsou patrný změny v energetické rozlišovací schopnosti pro *"cs. Po tříletém provozu byla znovu změřena změna výšky signálních impulsů a eneEstické rozlišovací schopnosti v závislosti lín

na poloze zářiče P / C s . Etalon typu EG 1 by_l v tomto případě pokládán v těsné konfiguraci do středu čela pouzdra krystalu a na povrch pláště pouzdra ve vzdálenosti 2, 6 a 10 cm* Eozpěti hodnot naměřených poloh maxima piku úplné absorpce vztažené na průměrnou hodnotu všech čtyř měření jeiu detektorů. Si - 1,55 % Slo - 3,55 % 56 - 3,18 % 57 - 1,057 %.

-99Lze říci, že uvedené výsledky svědčí o valrai dobré kvalitě pouzdíeni I''aJ(l'l) krystalů, a jejich provozní dlouhodobé stabilitě. Roaisšíry a tvar scintilátorú nohou proto značně ovlivnit průměrnou vlnovou délku fotonu eraisn^Lho spektra a tím i rola*, tivní luminiscenční účinnost. U válcových scintilétorů je vhodné volit průaěr větši, než je výška sciatilátoru. U spektrometrů záření gama - kde záleží jak na vysoké detekční účinnosti a reabsorpci rozptýlených kvant, tak na dobrém soustředění fotonů. — se zpravidla volí průměr a výška scintilátorú stejná. S rostoucí výškou při konstantním průměru scintilátorú se • zvětšuje průměrný počet odrazů fotonů ca stěnách scintilátorú, než se foton dostane na fotokatodu. Pii těchto odrazech dochází — i za použití vysoce Kvalitních reflektorů - s uičitou pravděpodobností k pohlcení fotonu na povrchu scir.tilátoru* Difuaní reflektory jsou z hleaiska počtu průměrných reflexí a průměrné dráhy fotonů ve scintilátorú výhodnější než zrcadlové. Umožňují - dík velkétau počtu nejrůzněji orientovaných plošek krystalků reflektující látky (nebo hrubovaného povrchu scintilátoru) - změnit směr fotonů tak, že fotony, které by píi odrazu totální reflexí nebo zrcadlovým reflektorem ve gcintilátoru musely prodělat vslsý počet odrazů a byly nakonec absorbovány, dostanou s velkou pravděpodobností směr k fotokatodě. Porušeni optického kontaktu aesi krystalem a okénkem pouzdra nebo raezi okénkem pouzdra a čelní plochou fotonásobiČe znamená vysokou reflexi luminiscenčních fotonů na rozhraní sklo - vzduchová mezera a zpravidla podstatně zhoršuje energetickou rozlišovací schopnost detektorů. X relativně rychlému zhoršení optického kontaktu dochází vyfcěsaováním silikonové vazelíny nebo oleje při opakovaných změnách teploty. Je proto tfsba udržovat teplotu prostředí pokud možno na stejné hodnotě.

-.100,Z hlediska dlouhodobého udrženi dokonalého optického kontaktu osou výhodné tav. scintibloky,' u kterých Jsou krystaly tmeleny přímo na čelní plochu fotonásobiSe a u kterých mohou být výrobcem použity látky s vysokou viskozitou nebo pevné pružné látky, Sako jsou např. silikonové kaučuky. U calých kvalitních NaJ(Tl) krystalů je účinnost soustředěni luminiscenčních fotonů, při zajištění optimálních podmínek reflexe a optického kontaktu blízká 100 %, U velkoobjercových NaJ(Tl) krystalů může být - vlivem saraoabsorpce a ztrát fialových fotonů absorpcí v silných vrstvách skla okénka scintilátoru a celní desky fotonásobiče - značně nižší. Zlepšení energetické rozlišovací schopnosti řtáv"adicích scintilačnich detektorů bylo dosaženo podstatným zlepšením výsledných parametrů komerčně vyráběných fotonásobičůt a to především zvýšením kvantové účinnosti ve fialové- a ultrafialové části spe-ktra. Vysokých citlivostí fofcokatod Je dosahováno u bialkalických OsX Sb nebo trialkalických - i^KBb - Os fotokatod popsaných Sommer~em a vyráběných v současné době řadou firem. Pro scintilační techniku Je výhodnější bialkalieká varianta z důvodu nižšího termického šumu.(Trialkalická'fotokatoda Je s výhodou používána ve spektroskopických optických aplikacích pro značný citlivý spektrální rozsah; až 900 m ) . U běžného typu antimcnocesiové fotokatody S-ll se pohybuje integrální citlivost fotokatod pro světlo wolframové žárovky při teplotě vlákna 2,870° C od 30 do 70/uA/Lum, což odpovídá kvantové účinnosti 8 % až 16 % pro vlnovou délku 400 n ý zcela nového typu podkladové vrstvy se podařilo pracovníkům fy EMI vyrobit antimono-cesiovou fot..'íatodu typu S - l l dávající v průměru 115,uA/Lum, přičemž asi 10 % vzorků přesahuje 125/UA/lutn.Potokatoda tná vysokou kvantovou účinnost v modré oblasti - až 30 % a je možno u ní dosáhnout vysoké homogenity v citlivosti a spektrálním průběhu. Výroba dvousložkové fotokatody

-. 201 rCs^ Sb-0 je jednodušší a dává reprodukovatelněáši výsledky než multialkalické fotokato&y. V současné dobo vyráběné fctokatody fotonásobičň vykazují výborné parametry; základní parametry, v průměru dosahované a maximálně dosahovaná kvantová účinnost jsou zachyceny v tab. S. 1 .

;

typ fotokatody

struít. krystalu

typ vodivos- Tg max, ti vrstvy (eV) (.nm)

kvant.účinnost 0 max-

Sb Cs,

kubická

P

1 ,6

450

Sb Gs 3 -S

- " -

P

-

-

Sb Ha 2 X

- \' -

P

1 ,0

570

25

50

Sb Na 2 K(Cs) - " -

. P

1 ,o

4C0

55 ÍS

40

20 %

25 ÍS 50

Tabulka c. 1 - Základní parametry fofcoeaúsnlch. vrstev užívaných ve fotonásobičích. Eraisní spektrua Imaiaisceccníeh látek běžně používaných ve r.cintilační technics leží v modré a ultrafialové oblasti spektra, mezi J&O až 450 run. Citlivost fotokatod nanesených na skleněných okénkách fotonásobičd je pro ultrafialové záření značně nižší. Modrá citlivost fotokatod měřená pomocí žárovky a ultrafialovým filtrem (např. Corning 5115 nebo PS6) odpovídá lépe enisníinu spektru scintilátorů a je proto lepším kriteriem pro kvantovou účinnost fotokatod v ultrafialové oblasti. Z výroby fotokatod Qe znám značný rozptyl hodnot integrální citlivostí a spektrálního průběhu citlivostí u vzorků vyráběných stejnou technologií. Spektrální průběh lze ovlivnit některými technologickými postupy a při aktivaci fotokatody. Je proto výhodné při nastavování optima citlivosti použít zdroje světla s modrým filtrem a optimum nastavovat na maximální "modrou" citlivost. I tak rozptyl v "modré" citlivosti je u větších sérií značný.

-* 102 Citlivost fotokatody «• měřená íotoproudem na první dynodě nebo na výstupu fotonásobiče - není po celé ploše okénka íotonásobioe stejná. Hehosiogenita je způsobována jak technologickými postupy při naparováni složek a aktivaci fot o tea tody, tak nedokonalou fokusaci fotoelektronů elekfcroptickým systémem fotonásobiče na prviri dynocíu. Zvláště z okrajů fo toká tody je obtižné zajistit vysokou úSinnost fokusace, a proto výrobci udávají tzv. efektivní průměr fotokatody, pro který je účinnost fokusace u velni dobrých systémů, kolem 95 %* V vysoce kvalitních fotonásobičů nepřesahuje výsledná nehomogenifca citlivosti efektivní foto katody * 5 íí kolen průzsěTné hodnoty. Účinnost fokusace fotoelektronu na první dynodu může ovlivnit rozptylové magnetické pole transformátorů elektronických souprav. U velkoplochých fotonásobiců,,u kterých je vzdálenost foto katoda - první dynoda relativně vslká, je patrsaý vliv i zemského magnetického pole.Ye spektrometricliých aplikacích Je třeba tento vliv omszit na miniiauin vzdálenosti detektorů od elektronické aparatury, avýšením napěti ciezi foto katodou a první dynodou a v případě nutnosti stíněním celého dscektoru železným krytem. Defokusace fetonásobičf magnetickým polem závisí na konstrukčním provedení fotonásobiců. Systémy se žaluziovými dynodami a urychlovacími mřížkami jsou - vzhledem k velké ploše první dynody a vysoké intenzitě elektrostatického pole mezi katodou a, první dynódou - výhodnější. Optimální rozděleni urychlovacího napětí mezi katodou, fokusační elektrodou a první dy'nodou udávají pro daný typ fotonásobiče výroboi. U náročných spektrometrických aplikací, u kterých celkový zisk fotonásobiče volíme zpravidla nízký, je výhodné zvýšit napětí mezi fe todou a první dynodou na dvoj- až čtyřnásobek napětí vkládaného na následující dynody a napětí na fokusačxd elektrodě nastavit individuálně podle optima výšky signálních impulsu a energetické" rozlišovací schopnosti.

Šířku píku v polovin" t-axisa (P3KI>I) scintilačního detektoru, která je s hodnotou standardní, odchylky (Sedána vztaheza:

Je v první iadě dána počtem fotoelektronů N, které se dostanou na první dynodu, a hodnotou L:, která určuje zhoršení rozlišovací schopnosti způsobené zesilovacím systémem fotonásobiče. Helativni hodnota šířky píku v polovině aarina scinti— lačního detektoru A je dána vs

A = *§SL

-V1 + M

= 2,35 ^

J e - l i rozložení v počtu sekundárních elektronu k počtu primárních elektronu dáno Poissonovýa zákonem, je hodnota I.I dána vztahem:

kde 4 , je hodnota mu fotonásooioe a měření na hotových elektronů, vykazuje hodnota

zesílení prvního stupně zesilovacího systéO« zesíleni zbývajících stupňů. Jak ukázala fotoná=;običích, rozložení počtu sekundárních určitou odchylku od Poissonova rozdělení a .

:

"~ X * X ~~

kde € je větší než 1 (z dřívějších něření f = 1,5)» lépe odpjpvídá naniěieným výsleůkům. Hodnota € je závislá na dokoná- . losůi fokusačního systému* U běžných fotonásobičů jsou průměrné hodnoty o^ = 4,5 a OQ = 3; za těchto předpokladů je relativní šířka píku 1,23 x větší, než odpovídá optimální hodnotě uraaié pouze z poetu fotoelektronů.. Kdyby se podařilo zajistit první stupeň se ziskea = 301 pak by hodnota vkreslení klesla na 1,04 a zesilovací systém .íotonásobiče hy prakticky nezhoršoval energetickou rozlišovací schopnost scintilačních detektorů.

- 104"Po neúspěšných pokusech několika laboratoři a porézními vrstvami KCli u kterých je možno při vysokých urychlovacích napětích cca Í0 kV dosáhnout hodnot ó až ICO, alo s vysokým statistickým rozptyle počtu sekundárních elelc:ronů, podařilo se pracovníkům Xirmy EOA využít dynodu na fcáai polovodičového Materiálu GaP vysoce dopovaného boryliem. Látka s negativní elektronovou íď.4 J.'ÚOU (tg. energetická hladina va'cua se nachází pod spodním okrajea vodivostního pásu) umožňuje výstup elektronů do vakua, dosfcanou-li se excitací do vodivostniho pásu. Prj urychlovací napětí pOO V je dosahováno ů = 20 - 30, pro 2,5 kV je o = 1J0; na rozdíl od běžných dynod o prakticky lineárně stoupá s hodnotou urychlovacího napětí* Jirna EGA vyrábí íotonásobičs s GaP dyncdou pod obchodním názvem Quantaecn Photomultiplier od r. 1969. Špičkové hodnoty ensrgefeické roaliiiovací schopnosti scintilačiich detektorů s výběrovými fotonásobiči běsného provedení s SbCs, fofcokatddou a líaJ(Tl) krystaly do rozměrů 45 a 50 THE jsou kolem 6,5 % P^^ Ga a poměr výsky píiiu li miniir,u pro °.Ce je soleni 8,5 %» Běžná hodnota energetické rozlišovací schopnosti komerčně dodávaných scintilačních detektorů ve standardním provedení je kolem 8 % pro ^'Cs. V tav, scintiblokovém provedení je luminiscenční látka tmelena napevno na celo fotonásobiče a tvoří s nín konpletni detekční systém. Odpadá tedy okénko acintilátoru, které je nahrazeno Sele a skleněné baňky rfofeonásobičej a je odstraněna absorpce fotonů emisního spektra v okénku a v jedné vrstvě optického kontaktu. Tím lne dosáhnout hodnoty rozlišení pro ^M3s v průměru o 1 % lepší než pro běžná provedení sciaati— lačních detektorů se stejnými rozměry krystalů. Energetická rozlišovací schopnost scintilačníen detektorů s ITaJ(Tl) krystalem byla v průběhu let neustále zvyšována. Byla provedena xada rozborů, vlivu scintilátorů a fotonásobi— čů a jejich jednotlivých parametrů na výslednou hodnotu rozlišovací schopnosti; této problematice je stále věnována velká pozornost. Podstntnym zvýšením kvantové účinnosti íotokatod,

zlepšením homogenity citlivosti focokatody a zdokonalením zesilovacího systému přestaly být moderní fotonásobiče středních rozměrů limitujícím faktorem při dosažení lepcích výslstiků píedevíír. u středních (nad ICO keV) a vysokých ynergj.í, kde vlastní rozlišovací schopnost scíntilátcrů pí-ispívá značné vyšším podílem k výsledné hodnotě energetické rozlišovací schopnosti. Kvalita komerčně dostupných velkoplc chých fotonásobičů s efektivnir průměrem fotokatody nad ICO .:.m není dosud uspokojujíci a limituje spolu se scintilátory dosažitelnou rozlišovací schopnost velkoobjemových detektorů. Ztráty v okénku scin— tilátoru a na přechodech mezi krystale", a okénkem Iza o nežit scintiblokovým provedením- "ITedonfcat-scnou kvalitu velkoplochých fotonásobiců lze obejít použitím většího počtu fetonásobiců. s malou fotokatodou; předpokládám dosaženi dobré rozlišovací schopnosti v provozu je výborná stabilita celkové citlivosti použitých fotonáíjobičá. Obě tyto možnosti jsou athraniínímí výrobci používány.

.•-• -i

Stabilita výšky signálních impulsů scintilačních detektorů s časem, se sát&ži četnosti inpuísú a a teploto!: okolí je v současné době jedním z r.ejproblenatiotě^ších parametru ovlivňující možnost použití scintilačních dett-ktorů. pro nárocná dlouhodobá aěřeni nebo pro práci v nepí-iznivých pracovních podmínkách s velkým výkyvem teplot. Předpoklad3.7: dosažení dobré stability výšky impu3sů u scáitilačních detektorů j& vysoce stabilizovaná vyhodnocovací aparatura, výběrový fotonásobič. předcházející ustálení celého spektrometru a udržení teploty okolí detektoru (nsbo i celého spektrometru) v přijatelných mezích.

.

Z řady našich měření,na fotonásebičích typu 61 PS 415 415 a foto násobičích typu 65 PK 425 vyplývá, ae ustálení výšky signálních ispu'-'ea na výstupu scintilačních detektorů dané změnou rozložení elektrostatického pole mesi elektrodami po

' . i

• ,: :' ;.

T. 106 -~

zapojení na zdroj VN je krátkodobý jev, trvající ládovi jednotky až desítky vteřin, kterj'<' lze vysvětlit omezenou vodivosti polovodičích . • - sekundárně emitujících r vrstev na povrchu dynod a fotocitlivé vrstvy fotokafcody. Běhám ustalováni pracovního režimu fotonásobiče se může výška impulsů na výstupu detektoru měnit až o několik desítek fé. Změna koncentrace cesia nabo jiného alkalického prvku na povrchu dynod- daná především difúzí ionizovaných atomů polovodivýni vrstvami vlivem elektrostatického pole - způsobuj© pomalou změnu výšky impulsu. Pii malých proudových zátěžích se může výška signálních impuJ eů zvyšovat nebo snižovat podle toho, jak se koncentrace cesia na povrchu dynod blíží k optimální hodnotě pro dosažení maxima zisku dynod. Velikost směny je u kvalitních fotonásobičů při malých proudových zátěžích a pokojových teplotách několik % a dob? potřebná k ustálení kolem 15 minut. Při vysokých proudových zátěžích dochází ke snižování zisku fotonásobiče únavou posledních dynod, u kterých je povrchové zatížení největší. Velikost poklesu zisku a doba potřebná k ustálení jsou úměrné proudové zátěži. Vysoké zátěže - např, ozáření fotokatody denním světlem při zapojeni fotonásobice na VN - mohou způsobit nevratné změny zisku fotonásobice dané přehřátím povrchu dynod a vést k trvalému poklesu zisku fotonásobiče* Výrazná únava u dynod aktivovaných cesiem nastává od proudových zátěží, které se hodnotou blíží proudu za temna; n xctonásobičů naší výroby je tato hodnota řádově 10~" až 10 {.* ••:--. V přerušovaném provozu spektrometrů a radiometrů je nutno ustálení a únavu fotonásobiče opakovat. V nepřerušovaném provozu to je při stále zapojeném zdroji VIJ toto odpadá, ale mohou se projevit stále narůstající malé změny zisku fotonásobiče. U kvalitních fotonásobičů 65 PK 42£ nepřesahuje tato změna hodnotu 2 - 5 55 za období 3 měsíců.

—1Q7 Z dlouhodobého sledováni radiometrů sestavených ze scintilacnich detektorů s tuzemskými scintilátory a fo«onásociči a z tranaistorovaných souprav TESLA vyplývá, že nepřerušovaným provozem lse omezit i příspěvek nestability obvodů, vyhodnocovacích aparatur. Při stabilizaci sífce magnetickými stabilizátory, Křižík lze dosáhnout dlouhodobé stability výšky signálních impulsů £ 1 55 kolem průměrné hodnoty a reprodukovatelnosti četnosti impulBů při šeřeních ve fotopíku v rámci statistické fluktuace hodnot. V případě, že pracujeme v prostředí s většími výkyvy *eploty, muže být dosažitelná stabilita výšky signálních inpuSsů podstatně zhoršena teplotní závislostí parametrů scintilátorů a fotonásobičů. Se změnou teploty se mění parametry základních součástí scintilačnich detektorů - scintilátorú a fotonásobičů* U f^ to násobičů, dochází se změnou teploty především k těmto změnám parametrů fotokatodyi •1. ke zrněné kvantové účinnosti fofcokatodyi 2. k posuvu oboru spektrální citlivosti fotokatody; 3. ke změně termoemise elektronů; 4. ke zm&ně elaktrické vodivosti fotocitlivé vrstvy a ke změně koeficientu sekundární emise dynod. Se vzrůstající teplotou se snižuje kvantová účirnost multialkalických fotokatod v oboru ultrafialové části spektra. Wapř. pro vlnovou délku 350 nm zvýší se citlivost fotokatody fotonásobiěu EMU 9558 a Darie XP 100 o 5»8 % resp. 15 fo, snižíli se teplota fotokstody z +55° 0 &a -25° C. Maximum spektrální citlivosti multialkalických fotokatod se pfi tom posouvá o cca 10 nm s rozptylem + 4 nm« U multialkalických fočokatod typu Sblía^CCs) je teplotní koeficient citlivosti zpravidla negativní v celém spektrálním oboru fotokatody od teploty -40° C výše. Udávané hodnoty teplotních koeficientů mají vysoký rozptyl od -0,05 55/° 0 do -0,15 %/° G^v oboru teplot od -25° 0 do +53° C.

Zisk zesilovacích systémů fotonáso>.-i€ů s multialkalickými fotokatodami se muže s rostoucí teplotou snižovat nebo i zvyšovat podlí typu použitých sekundárně emitujících vrstev a technologického zpracování. H fotonásobičů 61 PK 413 a SJ PK 423 ais!: , a tedy i celicová citlivost fotonáůoíjiče v oboru teplot -10° C až 50° C monotónně klesá s rostoucí teplotou. Zněnou teploty raůže docházet ice zraěnáo základních parametru sciiatilátorů,: 1. luminiscenčního výtěžku; 2. efektivní zháSocí doby, tj. v poměru intensity krátlcdotých a dlouhodobých zhášecích sležsk; 3» impuleni luminiscenční účinnosti. Bělati vili luminiscenční účinnost !íaJ{Il) krystalu prověřovaná pomocí fotonúsobičá s antitaono-cesiovýoi fotukatodani v impuls-iíra reiiirau a při integračních časových žconitítantách cd 2 .-us do 10/lis 3 rostoucí teplotou atoupá do cca 70° C a putom vlivem teplotního zhášení rychle klesá. U iíaJ(Tl) krystalů je několik dlouhodobých ahášecich složek, jejichž hodnota zhášecí doby překraCuje lOyus a jejichž úhrnný přínos k luminiscenčnímu výtěžku představuje cca 10 % při pokojové teplotě. Se zvyšováním teploty se zkracuje tav. efektivní zhášecí doba HaJ(Tl) scintilátorů. tím, že pravděpodobnost rozpadu metastabilních stavu se s rostoucí teplotou zvyšuje; do oasového intervalu daného integrační konstantou na výstupu fotonásobiSe se tak dostanou i fotony fosforescenčnich složek, číma se výška signálních iapu?sů zvýší. V kombinací fotonásobičů 61 PK 41} a 65 P£ 435 a NaJ(2?l) krystalů, které nají.v teplotním oboru -20° C až +50° C teplotní koeficient celkové citlivosti a relativní luminiscenční účinnosti s opačnými znaménky, dochází k částečné nebo úplné kompenzaci změny výšky signálních irapuJsů s teplotou v oboru pokojových teplot, ilíra kompenzace závisí na xadě faktorů, a to

- 109 především na zkracování efektivní zhášeci doby s rostoucí teplotou a na nastavení integrační časové konscanty na výstupu foisoaásobiče. Tou je "íožno do určité miry ovlivnit teplotní obor, ve kterém Uowponsace nastává. Výsledky r?čreni na větaírj poutu kombinací foto násobičů 61 PK 415 a lvaJ{!Tl) krystalů 40 x 40 i;:n ukaauji, že pí i hodnotě integrační konstanty 2 ,us, na kteruu ;.e nascaven výstup scintilačních sond T2S1A UKCj 321, jt> víceméně široké r:axii3UTn dosahováno u 20° C. U většiny kombinací klesá výsledná výšia signál nich impu3 sů» pxekroči-li teplota oícolí +23° C« IlériEůl i z^ěnu výšky i^)pú3 sů v teplotních cyklech napx* 2C'"' G - 50 u C a 40° 0 - 70° 0, dosiáváme "schodový" průběh závislosti daný tím i se aoba cyklů něí:olik hodin óe ;^do.:-taourjící pro vratnost s vyšší teploty 50° C na teplotu 40° C. Z noření teplotní aáviíiiosti volkoobotímavého detsktoru s iiaJ(Tl) krystřjlem 100 ;: 100 ma a fe're-nisobičem s inultialíialickcu fotekatodou v teplotním oboiu +10° 0 až +50° C a ve standardním zapojeni s 2,<us integrační nonstantou vyplývá, še naxinum výsky impulsů de icolem ->-10o O a s rostoucí teplotou monotónně klesá. U našich detekčních systénú s IJaJ(íl) krystaly nebylo pozorováno zhoršení energetické rozlišovací schopnosti pro ^'Os se zvyšováním teploty do +70° C, i když výška signálních iapuisů. se p i i této teplotě s n í ž i l a až na 50 % aaxímální hodnoty* Z toho vyplývá, že snížení vyšity signálních itapulsů. js dáro snížením zisku fotonásebicú. Při běžnén pracovním režimu scintilačního detektoru to je při r e g i s t r a c i malých přílivů fotonů gama v itspulsnín provozu - nedochází k žádným jevům, které ~bj pozorovatelně mohly omezit jeho životnost.

- no Vedle vratných jevů se však mohou běhen dlouhodobého provozu uplatnit i nevratné jevy, jaltc jo stárnuti fotocitlivé a sekundárně eraituîoí vrstvy, napí. vlivem vnikáni vzduchu do baňky .ťotortásobicc mikrositopickyni netěsnostmi u zátavů, n<žbo snižováni luminiscenční účinnosti a homogenity luminiscenčního výtěžku p i i vnikáni vodni páry do HaJCX'1) krystalu netěsnostmi pouzdra scinfcilátoru. Práaérnú doba, po kterou íaůže konbinsce s c i n t i l á t o r fotonásobič vykazovat spektrotnetrické paramstry, závisí na technologické úrovni výroben obou součástek; u kvalitních výrobků, bývá více než 3 roky.

OPTIMALIZACE ELEKTRONICKÉ TRASY

Recommend Documents