Im Rahmen dieser Diplomarbeit werden hochbestrahlte 3D-Sensoren auf ihre Funktionstüchtigkeit für einen Einsatz am sLHC untersucht. Um Teilchendurchgänge ohne großen Aufwand an einem Detektor zu erzeugen, werden die Messungen in einem Setup mit radioaktiver Quelle (90Sr) durchgeführt. Ein analoges Auslesesystem, das von der RD50-Kollaboration entwickelt wurde, wird in das vorhandene Setup integriert und mit einem binären Auslesesystem verglichen.
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung
2 Halbleiterdetektoren
2.1 Eigenschaften von Silizium
2.2 pn-Übcrgang
2.3 Funktionsweise von Halblcitcrdctcktorcn
2.4 Rauschen
2.5 Encrgicdcposition von geladenen Teilchen in Materie
3 Strahlenschäden und Strahlenhärte
3.1 Strahlcnschädcn
3.1.1 Erhöhung des Lcekstroms
3.1.2 Verringerung der Ladungssammlungseffizienz
3.1.3 Veränderung der effektiven Doticrungskonzcntration
3.2 NIEL-Skalicrungshypothcsc
3.3 Annealing
3.4 Ladungsmultiplikation
4 Siliziumstreifendetektoren
4.1 Dctcktorhcrstcllung
4.1.1 Anforderungen an strahlenharte Siliziumstrcifcndctcktorcn
4.1.2 Herstellung des Siliziums
4.1.3 Fabrikation eines planaren Siliziumdctcktors
4.1.4 Aufbau eines Siliziumstrcifcndctcktors
4.2 3D Sensoren
4.2.1 Prinzip der 3D-Dctcktorcn
4.2.2 Getestete Detektoren
5 Teststand mit radioaktiver Quelle
5.1 Teststände zum Vermessen von Detektoren
5.1.1 Probestation
5.1.2 Lasersetup
5.1.3 Betasetup
5.1.4 Testbeam
5.2 Versuchsaufbau des Betasetups
5.2.1 Radioaktive Quelle
5.2.2 Mechanischer Aufbau
5.2.3 Analoges Auslesesystem ALiBaVa
6 Messvorgang und Datenanalyse
6.1 C-V-Kurven
6.2 I- V-Kurven
6.3 Kalibration
6.4 Bestimmung des Pedestals
6.5 Messung des Rauschens
6.6 Messung der Ladungssammlungseffizienz
6.6.1 Vorbereitende Einstellungen
6.6.2 Bestimmung der Pulsform
6.6.3 Bestimmung des Signalspektrums
6.6.4 Ermittlung der gesammelten Ladung
6.6.5 Erstellen der Hitmap
7 Messergebnisse
7.1 Ergebnisse des unbcstrahltcn Sensors
7.2 Ladungssammlung der hoehbcstrahltcn Sensoren
7.2.1 p-Typ-Dctcktorcn
7.2.2 n-Typ-Dctcktorcn
7.3 Charge Multiplication
7.3.1 Rauschen, Micro-Discharges und Occupancy
7.3.2 Untersuchung der Charge Multiplication
7.4 Zusammenfassung der bestrahlten Detektoren
8 Zusammenfassung und Ausblick
A Abbildungsverzeichnis
В Tabellenverzeichnis
C Literaturverzeichnis
1 Einleitung
Die Frage, was die Welt im Innersten zusammenhält, beschäftigt die Menschheit schon seit .Jahrtausenden. Die Teilchenphysik versucht genau das zu erklären. Sic beschreibt die elementaren Teilchen, aus denen die Materie zusammengebaut ist, sowie ihre vier fundamentalen Wechselwirkungen. Ein Ziel ist cs, alle elementaren Teilchen und Wechselwirkungen in einer Theorie zu vereinen. Dem Standardmodcll der Teilchenphysik gelingt cs, bis auf die Gravitation die Wechselwirkungen miteinander zu verknüpfen. Anhand der Theorie konnten sogar noch unbekannte Teilchen vorausgesagt werden, um diese dann später zu entdecken. Ein bekanntes Beispiel dafür sind die W- und Z-Bosoncn der schwachen Wechselwirkung.
Das Standardmodcll weist jedoch auch Nachteile auf. Bisher ist nicht genau geklärt, woher die Masse der Teilchen kommt. Das Higgs-Boson würde diese Lücke schließen und wird daher als das letzte, noch nicht entdeckte Elementarteilchen suggeriert. Die Suche nach dem Higgs-Boson ist daher ein Hauptanliegen der aktuellen experimentellen Teilchenphysik. Ein weiterer Nachteil, neben der fehlenden Gravitation, besteht in der hohen Anzahl an Parametern, mit der das Standardmodcll beschrieben wird. In einer einheitlichen Theorie würden weniger Parameter erwartet werden, weshalb auch nach Physik jenseits des Standardmodclls geforscht wird. Ein solches, weit verbreitetes Modell stellt die Supersymmetric dar.
Zur weiteren Erforschung der Teilchenphysik sind Experimente mit einer sehr hohen Energie nötig. Die zurzeit leistungsfähigste Anlage der Hochcncrgicphysik (HER) ist der Large Hadron Collider[1] (LHC) am Conseil Européen pour la Recherche Nucléaire (CERN) in Genf. Dort finden Proton-Proton-Kollisioncn statt, deren Sehwcrpunktscncr- gie im Verlauf des jahrelangen Betriebs auf bis zu 14TeV gesteigert werden soll. Der LHC, an dem sieh viele Wissenschaftler aus verschiedenen Nationen beteiligen, ist seit dem 20.11. 2009
Um die bei der Kollision entstandenen Teilchen naehweisen und deren Energie bestimmen zu können, werden Tcilchcndctcktorcn eingesetzt. Die zwei größten Experimente am LHC mit den dazugehörigen Detektoren sind das ATLAS[2] - und das CMS[3] -Expcrimcnt. Im inneren Bereich dieser Detektoren befinden sieh die Pixel- und Strcifcndctcktorcn, deren Aufgabe die Rekonstruktion der Teilehenbahnen ist. Um der Anforderung einer hohen Ortsauflösung und einer schnellen Signalauslese gerecht zu werden, setzt man Siliziumdetektoren ein.
Die Arbeitsgruppe .Jakobs in Freiburg erforscht die Strahlenhärte von den Silizium- strcifcndctcktorcn (Semi Conductor Tracker, SCT) für das Luminositätsupgradc des ATLAS-Expcrimcnts. Aufgrund der hohen Luminosität und der Nähe zum Wechsel wirkungspunkt werden die Detektoren starker Strahlung ausgesetzt sein, sodass eine Betrachtung der Strahlenhärte nötig ist. Die Spurdctcktorcn können sieh durch die auftretenden Strahlungsschädcn in ihren Eigenschaften verändern und ihre Funktionsfähigkeit cinbüßcn.
Nach einer Laufzeit von ea. 10 .Jahren soll voraussichtlich 2020 ein Upgrade des LHC auf den SuperLHC (SLHC) stattfinden. Dabei soll die Luminosität um den Faktor 10 auf L = 1035 cm-2s-1 erhöht werden. Dadurch wird bei einer integrierten Luminosität von 3000fb-1 eine Fluenz [Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten] an den innersten Streifendetektoren erwartet [UnnlO]. In diesen Detektoren werden somit massive Strahlcnsehädcn auftreten. Die Detektoren sollten jedoch diese Schäden aufgrund ihrer Strahlenhärte in funktionsfähigem Zustand überstellen. Deshalb ist die Erforschung von neuen Konzepten für strahlenharte Detektoren wichtig, um einen langfristigen Einsatz am SLHC gewährleisten zu können.
Die RD5ü-Kollaboration (..Radiation hard semiconductor devices for very high luminosity colliders“) beschäftigt sieh mit dem Thema der strahlenharten Halblcitcrdctcktorcn für Teilchenbeschleuniger mit hoher Luminosität. In Zusammenschluss mit der RD5Ü- Kollaboration erforscht die Freiburger Arbeitsgruppe neue Prototypen im Hinblick auf ihre Funktionstüchtigkeit bei hoher Fluenz. Dazu werden die Prototpycn mit der gewünschten Fluenz bestrahlt und nach den zur Teilehenidentifizierung wichtigen Parametern untersucht. Ein aussichtsreiches Konzept für strahlenharte Detektoren stellen die 3D-Scnsorcn dar. Aufgrund ihrer dreidimensionalen Struktur bieten sic Vorteile gegenüber den standardmäßig eingesetzten planaren Sensoren.
Im Rahmen dieser Diplomarbeit werden hochbcstrahltc 3D-Scnsorcn auf ihre Fünk- tionstüchtigkeit für einen Einsatz an SLHC hin untersucht. Um Tcilchcndurchgängc ohne großen Aufwand an einem Detektor zu erzeugen, werden die Messungen in einem Setup mit radioaktiver Quelle (90Sr) durchgeführt. Ein analoges Auslesesystem, das von der RD5ü-Kollaboration entwickelt wurde, wird in das vorhandene Setup integriert und mit einem binären Auslesesystem verglichen.
2 Halbleiterdetektoren
Das folgende Kapitel erläutert die Funktionsweise von Halbleiterdetektoren, im Speziellen von Siliziumdetektoren. Das Grundprinzip ist der pn-Übcrgang, mit dem die Eigenschaften von Halbleiterdetektoren hergeleitet werden. Auf wichtige Messgrößen wie Kapazität oder Rauschen wird genauer ein gegangen. Die Wechselwirkung von geladenen Teilchen und Photonen im Silizium und deren Auswirkungen auf den Detektor wird genauer beschrieben.
2.1 Eigenschaften von Silizium
In der Hochcncrgicphysik (HEP) sind Halblcitcrdctcktorcn die wichtigste Komponente zur präzisen Spurerkennung geworden. Sic zeichnen sieh besonders durch eine schnelle Signalerzeugung und eine hohe Ortsauflösung aus und besitzen zudem eine gute intrinsische Energieauflösung. Das am meisten benutzte Material für Halblcitcrdctcktorcn ist Silizium. Silizium befindet sieh seit über 50 .Jahren auf dem Markt für industrielle Verwendung, der Fortschritt der Computcrindustric basiert auf Chips und Platinen aus Silizium. Dadurch ist die Herstellung von Detektoren aus Silizium kostengünstiger als für weniger industriell eingesetzte Materialien wie Galliumarscnid oder Germanium.
Silizium befindet sieh in der 4. Hauptgruppe des Periodensystems. Die 4 Valcnzclck- tronen gehen mit den Nachbaratomen eine enge Bindung ein, sodass sieh ein stabiles Gitter bildet, in dem die Valcnzclcktroncn nicht frei beweglich sind. Die Valenzelektronen tragen erst zur elektrischen Leitung bei, wenn sic genügend Energie aufgenommen haben, um vom Valenzband ins Leitungsband zu gelangen. Die Breite der Bandlückc zwischen Valenz- und Leitungsband beträgt bei Silizium 1,11 eV. Damit gehört Silizium zu den Halbleitern, weil cs im Grundzustand keine freien Ladungsträger besitzt und ein Isolator ist, jedoch bei thermischer Anregung Eigenschaften eines elektrischen Leiters zeigt. Gelangt ein Valcnzclcktron in das Leitungsband, hinterlässt cs im Valenzband einen freien Gitterplatz, ein sogenanntes Loch. Löcher verhalten sieh ähnlich wie Elektronen, bloß mit umgekehrtem Ladungsvorzcichcn. Die Energie wird durch thermische Anregung aufgenommen, womit sieh eine starke Temperaturabhängigkeit der freien Ladungsträger ergibt. In reinem Silizium sind die Elektronendichte n und die Löcherdichte p gleich und können mit der intrinsischen Ladungsträgerdichte ni gleichgesetzt werden [Lut99]:
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Dabei bezeichnen NC und Ny die effektiven Zustandsdichten im Leitungs- bzw. Valenzband, Eg die Breite der Bandlücke, T die Temperatur in Kelvin und k die BoltzmannKonstante.
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Tabelle 2.1: Physikalische Eigenschaften von Silizium bei Raumtemperatur. Tabelle, übersetzt aus [Pei,92].
Weitere für Halbleiterdetektoren wichtige Größen von Silizium bei Raumtemperatur, z.B. Resistivität p oder Mobilität p, sind in Tabelle 2.1 nachzulesen. Dabei ist die Mobilität definiert durch
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
wobei v die Driftgeschwindigkeit und E das elektrische Feld sind. Für die Resistivität gilt
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
mit der Elektronenladung [Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten]
Bei der Dotierung wird das 4-wcrtigc Silizium an wenigen Stellen durch Doticratomc ersetzt. Bei der n-Dotierung werden die Atome durch Donatoren ersetzt, die in der 5. Hauptgruppe vorzufinden sind. Diese haben ein Valenz elektron mehr, welches ein Energieniveau knapp unter dem Leitungsband besitzt und so leichter zur elektrischen Leitung beitragen kann. Bei der p-Dotierung werden die Atome im Gitter durch Akzeptoren aus der 3. Hauptgruppe ausgetauscht. Sic besitzen ein Valcnzclcktron weniger, wodurch ein Loch entsteht, das sieh entsprechend verhält wie das Elektron bei der n-Dotierung. Das Verhältnis von Doticratomcn zu Siliziumatomen ist in der Größenordnung von eins zu einer Million. Zur Dotierung werden hauptsächlich Phosphor als Donator und Bor als Akzeptor eingesetzt. Im zur Detektorherstellung verwendeten Silizium befinden sieh ge- wölmlieh sowohl Akzeptoren als auch Donatoren, da das Material nach der Herstellung immer noch Verunreinigungen enthält.
2.2 pn-Übergang
Wenn man n-dotiertes und p-doticrcs Silizium in engen Kontakt bringt, erzeugt man einen pn-Übergang und erhält dadurch eine Diode. Wegen des Gradicntcns der Dichte von freien Ladungsträgern an der Grenzschicht diffundieren die überschüssigen Elektronen in das p-dotierte Material und die überschüssigen Löcher in das n-dotierte Material. Übrig bleiben die Ioncnrümpfc nahe der Kontakt Schicht, die ein elektrisches Feld aufbauen, das der Diffusion entgegen wirkt. Das Material befindet sieh im Gleichgewicht, wenn das elektrische Feld so groß ist, dass keine weitere Diffusion stattfindet. Den Bereich, in dem sieh aufgrund von Rekombination der Elektronen und Löcher keine freien Ladungsträger mehr befinden, nennt man Raumladungszonc oder Vcrarmungszonc. Die Potcntialdiffcrcnz der Raumladungszonc bei Gleichgewicht ohne äußeres elektrisches Feld nennt man Diffusionsspannung VD.
Der pn-Übcrgang einer Diode sowie seine elektrischen Eigenschaften sind in Abbildung 2.1 dargestellt bei unterschiedlicher Doticrungskonzcntration von n- und p-Silizium. Die x-Achse steht dabei senkrecht zur Kontaktfläehc. Die Verarmungszone ist im höher dotierten Material schmaler und ragt im niedriger dotierten Material weiter hinein, weil sieh bei elektrischem Gleichgewicht keine freien Ladungsträger in der Raumladungszonc befinden. Deswegen muss das Volumen des niedriger dotierten Materials größer sein, um die gleiche Zahl an Ladungsträgern zu besitzen. Das größere Volumen wird aktives Volumen genannt und die folgenden Betrachtungen beziehen sieh auf dieses. Aus der Raumladungsdichte pei lässt sich mittels der Poisson-Gleichung das elektrische Potential Ф berechnen:
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Es bezeichnet e die Dielektrizitätskonstante, e0 die elektrische Feldkonstante und Neff[Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten] die effektive Dotierkonzentration, die sich aus der Differenz der Donatorkonzentration ND und der Akzeptorkonzentration Na in der Raumladungszone des aktiven Volumens ergibt. Sei W die Tiefe der Verarmungszone entlang der x-Achse und d die Dicke der Diode. Mit den Randbedingungen
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
ergibt sich innerhalb der Verarmungszone, d. h. 0 < x < W und W < d, das elektrische Potential [Mol99]
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Abbildung 2.1: Der pn- Übergang. a)P- und n-Silizium wird in Kontakt gebracht und es bildet sich eine. Verarmungszone (grauer Bereich), b) Dotierungskonzentration, c) Raumladungsdichte, d) Ladungsträg erdichte, e) elektrisches Feld, f) elektrisches Potential \Pei92].
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
und das maximale elektrische Feld
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Legt man am p-Silizium ein im Vergleich zum n-Silizium positives Potential an, verkleinert sich die Verarmungszone. Bei der Spannung VD zwischen p- und n-dotiertem Silizium ist die Verarmungszone ganz versehwunden. Bei noch höheren Spannungen betreibt man eine gewöhnliche Diode in Durchlassrichtung und erzielt hohe Ströme.
Im Folgenden wird der Betrieb eines Detektors beschrieben. An diesen legt man, im Gegensatz zur Diode, eine negative Spannung an, die Biasspannung Vuas genannt wird.
Dabei verstärkt sieh das elektrische Feld am pn-Übcrgang und vergrößert sieh die Verarmungszone. Direkt am pn-Übergang (x = 0) addieren sich VD und Vuas auf und man erhält für die Verarmungstiefe
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Die Spannung, bei der die Verarmungstiefe den ganzen Detektor umfasst, nennt man Verarmungsspannung oder auch Depletionsspannung Vdep und den Detektor nennt man vollverarmt. Für die Verarmungsspannung (W = d) erhält man aus Gleichung 2.9
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
wobei die Diffusionsspannung VD oft vernachlässigt wird, da sie in Silizium gewöhnlicherweise 0,7 V beträgt und so mehr als eine Größenordnung kleiner als die Verarmungsspannung ist. Bei der Herleitung wurde ein abrupter Übergang von der Raumladungszonc zum nicht verarmten Bereich angenommen. Bei einer realeren Betrachtung würde die Gleichung 2.10 leicht modifiziert werden [Szc811.
Mit der Fläche A des Detektors ergibt sich die Raumladung Q = qNeff AW, aus der sieh die dynamische Kapazität
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
berechnen lässt. Durch Ableben der Gleichung 2.9 erhält man
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Bei einer Biasspannung, die größer als die Verarmungsspannung ist, bleibt die Kapazität weitestgehend konstant. Bei Vernachlässigung der Verunreinigungen entspricht die effektive Dotierungskonzentration Neff to Elektronendichte n im n-Tvp Silizium, während Neff der Löcherdichte p im p-Tvp Silizium entspricht. Wird zudem die Diflľu- sionsspannung vernachlässigt, kann man die Kapazität mit der Resistivität (Gleichung 2.3) in Verbindung setzen:
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Durch eine in Sperrrichtung betriebene Diode fließt ein kleiner Strom, der Leckstrom IL genannt wird. In einer idealen Diode ist dies nur der Sättigungsstrom IS, der durch Diffusion von Ladungsträgern aus dem nicht verarmten Bereich in die Raumladungszonc herrührt. In einer realen Diode befinden sieh Verunreinigungen, Störstellen und Oberflächendefekte, die für den dominierenden Generationsstrom Ibuik (Bulk Generation Current) verantwortlich sind. Die Defekte erzeugen kontinuierlich Elcktron-Loeh-Paarc, die im elektrischen Feld getrennt werden und somit einen Strom durch den Detektor bilden.
An der Schnittkante zwischen dem Silizium und dem Siliziumdioxid können zusätzlich Obcrflächcnströmc fließen.
Ibulk erhält seinen Beitrag aus den Defekten der Raumladungszone und ist proportional zum Volumen, sodass aufgrund der konstanten Kotaktflächc
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
gilt. Für Vbias > Vdep ist der Leckstrom theoretisch konstant, doch kann sich der Leckstrom wegen Randeffekten am Detektor noch gering erhöhen. Bei sehr hohen Biasspannungen kann cs zu einem elektrischen Durchbruch kommen. Ihn erkennt man am plötzlich starken Anstieg des Leckstroms. Ein Detektor sollte nicht in diesem unkontrollicrbarcn Spannungsbcrcieh arbeiten, da dort nicht seine normale Funktionalität gewährleistet ist.
Die kontinuierliche Erzeugung von Elcktron-Loch-Paarcn ist stark temperaturabhängig und hängt linear von der intrinsischen Ladungsträgerdichte ni ab. Aus deren Temperaturabhängigkeit (Gleichung 2.1) kann man errechnen, dass eine Temperaturerhöhung um ungefähr 8 Kelvin bei Raumtemperatur den Leckstrom bereits verdoppelt.
2.3 Funktionsweise von Halbleiterdetektoren
Ein Halblcitcrdctcktor ist eine Diode, die in Sperrrichtung betrieben wird. Der verarmte Bereich dient als Festkörper-Ionisationskammer, in der die durchfliegenden Teilchen naeh- gewiesen werden. In der Verarmungszone sind keine freien Ladungsträger vorhanden, weil diese durch das elektrische Feld aus der Raumladungszonc driften. Die thermisch erzeugten Elcktron-Loch-Paarc werden im elektrischen Feld der Raumladungszonc getrennt und erzeugen den Leckstrom. Wenn nun ein Teilchen durch die verarmte Zone fliegt und dabei Ladung erzeugt, kann diese Ladung am pn-Übcrgang gesammelt und ausgelesen werden. Im neutralen, nicht verarmten Bereich werden die erzeugten Elcktron-Loeh-Paarc jedoch nicht getrennt und rckombinicrcn mit den freien Ladungsträgern. Deshalb ist cs wichtig, den Detektor vollvcrarmt zu betreiben, damit die erzeugte Ladung nicht im neutralen Bereich verloren geht. Der Prozess der Ladungserzeugung bei einem Tcilchcndurchflug ist in Abschnitt 2.5 erklärt.
Um den Herausforderungen an Hochcncrgiccxpcrimcntcn gerecht zu werden, haben die Halblcitcrdctcktorcn ein spezielles Design. Der pn-Übcrgang wird auf der einen Seite mit geringer Fremdatomkonzentration und auf der anderen mit sehr hoher Fremdatomkonzentration erzeugt. So ein Übergang wird p+-in-n bei n-Typ-Sensoren und n+-in-p bei p-Typ-Sensoren genannt, wobei das + dem Material mit der hohen Konzentration zuzuordnen ist. Das stark dotierte Material ragt aufgrund der Prozcssicrung nicht tief in den Detektor hinein. Das schwächer dotierte Material besitzt nach Gleichung 2.9 eine große Raumladungszonc, die als aktives Volumen zum Sammeln erzeugter Ladung dient.
Die Dicke von gewöhnlichen Siliziumstreifendetektoren beträgt ungefähr 300 ^m. Dickere Detektoren haben den Nachteil, dass sic eine größere Verarmungsspannung besitzen und der Leckstrom größer wird (Gleichung 2.14). Bei zu dünnen Detektoren ist das Signal kleiner und die Kapazität größer (Gleichung 2.12), was zu einem schlechteren Signal-zu- Rauschen Verhältnis führt. Die Oberfläche A kann in einem größeren Bereich variiert werden. Sie besitzt ein Größe von wenigen mm2 bis hin zu vielen cm2. Zu Testzwecken werden kleine Flächen aus Kostengründen bevorzugt, während für den Einsatz am ATLAS-Detektor große Flächen benötigt werden.
Um eine bessere Ortsauflösung zu erlangen, wird das stark dotierte Material segmentiert. Die einzelnen Segmente werden zudem mit Metall überzogen, sodass an diesen Segmenten die erzeugte Ladung ausgelesen werden kann. Bei Pixel-Sensoren bilden die einzelnen Auslesebereiche ein Gitter, während bei Streifendetektoren die Oberfläche in viele parallele Streifen aufgeteilt wird. Der Abstand zwischen den einzelnen Streifen (Pitch) wird am LHC hauptsächlich zwischen 60 und 100 pm gewählt.
Der Querschnitt eines vereinfacht dargestellten n-Typ-Siliziumdetektors bei Betrieb ist in Abbildung 2.2 skizziert. Im großen, aktiven Volumen des n-Siliziums ist ein p+- Siliziumsegment eingebettet. Die Auslese erfolgt durch die Metallisierung auf dem einzelnen Segment. Zur Passivierung befindet sich Sìlìzìumdìoxìd (SÌO2) auf der Oberfläche, das ein starker elektrischer Isolator ist. Zur Auslese ist der Auslesestreifen mit einem Kopplungskondensator ( Coupling Capacitor) verbunden, auf den ein Vorverstärker (Preamplifier) folgt. Die komplette Unterseite ist, wie bei den meisten Halbleiterdetektoren, stark dotiert und mit einem ohm'sehen Kontakt belegt. Das hat den Vorteil, dass man die ganze Unterseite auf das gleiche Potential legen kann, um im aktiven Volumen ein homogenes elektrisches Feld zu erzeugen. Gesammelt werden also nur Elektronen oder Löcher, jedoch tragen durch die Drift zur jeweiligen Elektrode beide zum Signal bei.
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Abbildung 2.2: Schema eines n-Typ-Siliziumstreifendetektors mit Kopplungskondensator und Vorverstärker fRos06j.
In der Abbildung ist zudem ein Teilchendurchgang durch einen Pfeil dargestellt. Entlang seiner Trajektorie bilden sich Elektron-Loch-Paare, die durch das elektrische Feld getrennt werden. Die Löcher driften entlang der elektrischen Feldlinien auf das p+-Segment zu, während sich die Elektronen auf die n+-dotierte Unterseite zu bewegen. In einem p-
Typ-Sensor werden stattdessen Elektronen an den Auslesestreifen gesammelt.
2.4 Rauschen
Die im Auslesestreifen gesammelte Ladung ändert sieh fortwährend, auch wenn kein Tcilchcndurchgang stattgefunden hat. Es existieren immer Quellen statistischer Fluktuationen von Elektronen und Löchern, die an die Auslesest reifen gelangen. Diese Fluktuationen nennt man Rauschen und sind nicht erwünscht, da sic das gemessene Signal verfälschen. Ist das Rauschen höher als das Signal durch ein ionisierendes Teilchen, kann man zwischen beiden Signalen nicht mehr unterscheiden. Eine wichtige Größe zur Charakterisierung von Detektoren ist daher das Signal-Rausch-Verhältnis (Signal-to-Noise Ratio, SNR). Es sollte weit größer als eins sein, um einen Treffer zuverlässig identifizieren zu können.
Das Rauschen wird oft in Equivalent Noise Charge (ENC) ausgedrückt und gibt die Standardabweichung der statistischen Fluktuation als Ladung an. Die verschiedenen Quellen, die zum Rauschen beitragen, sind die Ladekapazität Cd, der Leckstrom IL, der Parallelwiderstand Rp und der Serienwiderstand RS im Inneren des Detektors. Sie addieren sieh quadratisch zu einem Gesamtrauschen
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Der Parallelwiderstand bezeichnet den Biaswiderstand auf dem Detektor, während der Serienwiderstand den Widerstand der Metallisierung angibt. Beide verursachen ein thermisches Rauschen (ENCRp bzw. ENCRs) auf Grundlage der thermischen Fluktuationen und werden bei steigenden Temperaturen größer. Zum Gesamtrauschen leisten sic aber nur einen kleinen Beitrag.
Der Leckstrom verursacht das sogenannte Sehrotrausehen durch die statistische Fluktuation der Ladungsträger. Dessen Rauschen [Harü9]
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
hängt auch von der Zeit tp (Peaking Time) ab, in der die Ladung am Auslesestreifen integriert wird, e bezeichnet die Euler’sche Zahl. Im unbestrahlten Zustand ist der Einfluss des Sehrotrausehens gering, doch im bestrahlten Zustand ist der Leckstrom höher und der Einfluss auf das Gesamtrauschen steigt.
Die Ladekapazität setzt sieh aus der Kapazität zwischen Streifen und Rückseite und der Kapazität zwischen den einzelnen Streifen (Interstrip Capacity) zusammen. Deren Rauschen ENCC hat meist den bedeutendsten Anteil am Rauschen und zeigt die lineare Abhängigkeit
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
wobei a und b auslesespezifische Paramenter sind.
Eine weitere, externe Rauschqucllc ist das Glcichtaktrauschcn (Common Mode Noise). Dieses Rauschen wird durch die Auslcscclcktronik verursacht, indem cs mit dem Sensor rüekkoppclt oder Störfrequenzen einstrahlt. Die einzelnen Kanäle zeigen untereinander ein korreliertes Verhalten. Meistens äußert sieh das Gleichtakt rauschen in einer Änderung der Signalhöhe um den gleichen Betrag in allen Kanälen. Im Gegensatz zu statistischem Rauschen kann das Glcichtaktrauschcn durch einen passenden Algorithmus in der Analyse unterdrückt werden. Gute Erdung, bessere Kabclisolicrungcn und Vermeidung von Störqucllcn helfen, das Gleichtakt rauschen zu vermindern.
Um das Gesamt rauschen gering zu halten, muss die Kapazität klein sein (Gleichung 2.17). Das erreicht man durch Betreiben des Detektors bei Vollvcrarmung, die bei einer höheren Resistivität (siche Gleichung 2.13) schon bei einer niedrigeren Spannung statt findet. Auch das spezielle Design des Detektors hat Einfluss auf das Rauschen, da die Kapazität nach Gleichung 2.12 im vollvcrarmtcn Zustand lediglich durch geometrische Faktoren bestimmt wird.
Das Rauschen der Detektoren ändert sieh durch hohe Bestrahlung. Ionisierende Strahlung erzeugt Ladung in der AzO^Schicht und erhöht somit die Interstrip Capacity. Wird aufgrund der Strahlcnsehädcn die Verarmungsspannung so hoch, dass sic mit der Biasspannung nicht mehr erreicht werden kann, führt der nicht verarmte Bereich zu einer weiteren Erhöhung der Kapazität. Das Hauptproblem, dass das SNR kleiner wird, liegt jedoch nicht an der Erhöhung des Rauschens, sondern an der Abnahme des Signals. Die Strahlcnsehädcn und deren Folgen werden im kommenden Kapitel 3 genauer untersucht.
2.5 Energiedeposition von geladenen Teilchen in Materie
Den Durchgang eines geladenen Teilchens durch Materie kann man durch zwei Merkmale charakterisieren. Zum einen durch den Energieverlust des Teilchens, zum anderen durch die Ablenkung von der ursprünglichen Teilehenbahn. Diese Effekte werden durch folgende Prozesse verursacht [Lco94]:
- Inelastischer Stoß mit den Elektronen der Atomhülle
- Elastische Streuung am Kern
- Emission von Cherenkovstrahlung
- Kernreaktionen
- Bremsstrahlung.
Die geladenen Teilchen teilt man in drei Klassen ein, denn je nach Masse und Energie der Teilchen treten andere Effekte auf. Bei den leichten, geladenen Teilchen dominiert die Bremsstrahlung, wenn diese Energien höher als eine bestimmte kritische Energie haben. In diese Klasse teilt man die Elektronen und Positronen ein. In die Klasse der schweren Teilchen gehören die Mvonen, Pionen, Protonen und weitere leichte Kerne. Für diese
Teilchen haben die ersten beiden Prozesse den größten Einfluss auf eine Tcilchcndurch- querung, wobei diese Prozesse für alle Klassen eine Rolle spielt. Auf die Klasse der sehr schweren Teilchen, zu der Schwcrioncn gehören, wird nicht weiter eingegangen.
Bei der elastischen Streuung wird das ankommende Teilchen abgelenkt, jedoch verliert cs dabei keine Energie. Der größte Energieverlust tritt beim inclastischcn Stofs auf. Kollidiert ein Teilchen mit dem Hüllcnclcktron, so führt der Energieübertrag zur Ionisation oder Anregung des Atoms. Wird dem Elektron dabei so viel Energie übertragen, dass cs zu einer sekundären Ionisation kommt, nennt man dieses Elektron auch [Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten]Elektron.
Fliegt ein Teilchen durch Materie, finden viele der genannten Prozesse statt, dass eine statistische Behandlung nötig ist. Es wird der mittlere Energieverlust pro Wegstrecke dE/dx angegeben, um die Auswirkung eines Teilchendurchgangs beschreiben zu können. Die Bcthc-Bloch-Glcichung gibt diesen Zusammenhang wieder und ist der grundlegende Ausdruck für Energieverlust geladener Teilchen in Materie [Lco94]:
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Dabei sind re der klassische Elektronenradius, me die Elektronenmasse. Na die Avoga-drozahl, I das effektive Ionisationspotential, Z die Kernladungszahl, A die Massenzahl und p die Dichte des Absorbers, 2 die Ladung des einlaufenden Teilchens in Einheit Elektronen. [Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten]die Geschwindigkeit v normiert auf die Lichtgeschwindigkeit[Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten] und Wmax der maximale Energieübertrag bei einem einzelnen Stoß.
Der Verlauf des Energie vor lusts nach der Bcthc-Bloeh-Glciehung ist in Abbildung 2.3 exemplarisch für Argon dargestellt. Aufgetragen ist der Energieverlust gegen das Produkt[Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten] wobei p für den Impuls und m für die Masse des einlaufenden Teilchens steht.
Im gleichen Material hängt der Energieverlust nur von der Geschwindigkeitß und der Ladung q des Teilchens ab. Außerdem liegt das Minimum der Kurve für fast alle Materien ungefähr bei [Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten] Diese Teilchen, bei denen der Energieverlust minimal ist, nennt man minimal ionisierende Teilchen (Minimum Ionizing Particles, MIP).
Da die Bcthc-Bloeh-Glciehung nur eine Näherung ist, können weitere Korrekturen in die Gleichung eingebaut werden. Wichtige Korrekturen sind die Dichte- und die Schalcn- korrcktur, die bei hohen bzw. niedrigen Energien zum Tragen kommen. Bei sehr niedrigen Energien stimmen die gemachten Annahmen zur Herleitung nicht mehr, sodass die Gleichung keine Gültigkeit mehr besitzt.
Für Elektronen und Positronen muss die Bcthc-Bloeh-Glciehung modifiziert werden. Aufgrund ihrer geringen Masse werden sic bei der Kollision abgelenkt, wodurch diese Annahme der Bcthc-Bloeh-Glciehung nicht mehr haltbar ist. Bei den einlaufenden Elektronen spielt zudem die Ununterscheidbarkeit zu den Hüllcnclcktroncn eine Rolle. Für den gesamten Energieverlust muss zum Encrgicvcrlust durch inclastischcn Stoß der Energieverlust durch Bremsstrahlung addiert werden. Beim Abbremsen vom Elektron oder Positron im elektrischen Feld der Kerne wird elektromagnetische Strahlung, die Bremsstrahlung, ausgesandt und der Encrgicvcrlust vergrößert. Weil für den Wirkungsquerschnitt der Bremsstrahlung[Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten]gilt, haben andere geladene Teilchen mit ihrer relativ großen Masse einen vernachlässigbaren Anteil. Erst ab einer kritischen Energie
Ec dominiert die Bremsstrahlung den Energieverlust durch Ionisation. Für Silizium beträgt die kritische Energie Ec = 53 MeV, berechnet nach einer Näherungsformel für die kritische Energie |Lco94|:
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Der Verlauf der Energieverlustkurve für Elektronen ist bei Energien unter Ec ähnlich zur Kurve der Bcthc-Bloch-Glcichung und in Abbildung 2.4 dargcstcllt. Aus der Grafik lässt sich herauslesen, dass Elektronen bei einer kinetischen Energie von 1 — 2 MeV als MIPs bezeichnet werden können. Das Verhalten von Elektronen in Silizium lässt sich mit dein Verhalten von Aluminium vergleichen und somit aus der Abbildung entnehmen.
Wenn ein geladenes Teilchen einen Siliziumdctcktor durchquert, so ionisiert cs entlang seiner Spur. Durch die Ionisation bilden sich Elcktron-Loch-Paarc, die schlauchförmig mit einer Breite von etwa 1 pm um die Spur entstehen. Zur Erzeugung eines solchen Paares wird durchschnittlich eine Energie von 3,68 eV bei Raumtemperatur benötigt. Dieser Wert ist größer als die Energie der Bandlückc, weil der andere Teil der Energie an die Gittcrphononcn abgegeben wird .Bestimmt man den Encrgicvcrlust durch den kompletten Detektor, so erhält man die mittlere Gesamtzahl der Elcktron-Loch-Paarc, die bei einem Tcilchcndurchgang erzeugt wird. Insbesondere gilt für den wahrscheinlichsten Wert der Gesamtladung Q (in Einheit Elektronen) bei einer Dicke d (in Einheit pm) des Siliziumdctcktors bei Durchquerung eines MIPs |Bic88|
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Abbildung 2.4: Energieverlust von Elektronen in Aluminium und Polyethylen aufgetragen gegen deren kinetische Energie [ChiüfJ.
solange für die Dicke 110[Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten] gilt. Demnach wird bei einer Detektordicke von
285 am wahrscheinlichsten eine Ladung Q = 21850 e_ erzeugt. Wird dieser Detektor im unbestrahlten Zustand vollverarmt betrieben, dann sollte er auch diese Ladung an seinen Auslesestreifen sammeln.
Verliert ein Teilchen all seine Energie und wird im Detektor absorbiert, dann kann man aufgrund der gesammelten Ladung seine vorherige Energie bestimmen. Da an LHC- Experimenten die auftretenden Teilchenenergien der interessanten Teilchen groß sind (Minimum ~ 100 MeV) und die Spurendetektoren eine geringe Dicke aufweisen, verlieren hier die Teilchen nur einen Teil ihrer Energie. Eine Energiebestimmung ist daher nicht möglich, sondern es wird nur festgestellt, ob und an welchem Streifen ein Teilchen den Detektor durchquert hat.
Bisher wurde der mittlere Energieverlust bei einer Teilchendurchquerung des Detektors betrachtet. Bei einem einzelnen Ereignis weicht der Energieverlust jedoch vom mittleren Energieverlust ab. Der unbestimmte Energieübertrag bei jedem Stoß sorgt für diese statistischen Fluktuationen. Bei dicken Absorbern ist die Energieverteilung nach dein Zentralen Grenzwertsatz determiniert. Wegen der genügend großen Anzahl an Kollisionen, folgt das Teilchen einer Gauß-förmigen Energieverteilung um den mittleren Energieverlust.
Für Siliziumstreifendetektoren gilt diese Annahme aber nicht, weil die Anzahl an Stößen zu gering ist. Durch die möglichen hohen Energieüberträge bei der Kollision ergibt sich eine asymmetrische Verteilung, die Landau-Verteilung. Sie ist in Abbildung 2.5 skizziert und weist den charakteristischen Ausläufer bei hohen Energien auf. Ursache der hohen Energien sind die hochenergetischen ü-Elektronen, die durch Sekundärionisation weitere Energie im Detektor deponieren. Deswegen befindet sich der mittlere Energiever- lust bei höheren Energien als der wahrscheinlichste Energieverlust. Da bei einer gemessenen Energieverteilung der wahrscheinlichste Energieverlust leichter zu bestimmen ist als der mittlere, dient dieser besser als Referenz zur Charakterisierung eines Detektors.
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Abbildung 2.5: Landau-Verteilung des Energieverlusts in einem dünnen Absorber. Der - mittlere Energieverlust liegt bei einer höheren Energie als der wahrscheinlichste aufgrund der ö-Elektronen [Leo9f].
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
3 Strahlenschäden und Strahlenhärte
Wird ein Detektor über lange Zeit starker Strahlung ausgesetzt, so entstehen an diesem Schäden, die die Leistungsfähigkeit des Detektors verringern. Diese Strahlensehäden werden genauer untersucht, um die Voraussetzungen zur Konstruktion für strahlenharte Detektoren zu legen. Um Strahlensehäden, die durch verschiedene Teilchen mit unterschiedlichen Energien verursacht wurden, charakterisieren zu können, wird in diesem Kapitel die Skalierungshypothese des nicht ionisierenden Encrgicvcrlusts vorgcstcllt. Bei sehr hoehbcstrahltcn Detektoren tritt das Phänomen der Ladungsmultiplikation (Charge. Multiplication) auf, die bei Spurdctcktorcn bisher nicht in Betracht gezogen wurde. Deren Zustandekommen und Funktionsweise wird erläutert.
3.1 Strahlenschäden
Bei einem Siliziumdctcktor treten nach einer hohen Bestrahlung Schäden an der Oberfläche und innerhalb des Detektors auf, jedoch unterscheiden sieh diese beiden Schäden. Obcrflächcnschädcn entstehen durch ionisierende Wechselwirkungen, indem im Siliziumdioxid Elektronen freigesetzt werden, die aus der Schicht nicht herauskommen können. Es bildet sieh an der Kontaktoberfläche zum Silizium eine leitende Schicht aus Elektronen, die für p-Typ-Scnsorcn ein Problem darstellen, weil dadurch die n-dotierten Elektroden kurz geschlossen werden.
Starke Schäden innerhalb des Siliziums beeinträchtigen die Funktionsfähigkeit als Spur- dctcktor und müssen genauer betrachtet werden. Verursacht werden die Schäden hauptsächlich durch Hadronen oder hochcncrgctischc Leptonen, indem diese ein Atom aus dem Siliziumgitter schießen. An diesem Gitterplatz bleibt eine Leerstelle ( Vacancy) übrig, während das hcrausgcsehlagcnc Atom einen Zwisehcngittcrplatz (Interstitial) einnimmt. Dieser Prozess findet nieht-ionisicrcnd statt.
Das hcrausgcsehlagcnc Atom kann durch den Stofs soviel Energie übertragen bekommen haben, dass cs entlang seines Weges ionisiert oder weitere Atome aus dem Gitter schlägt. Wenn dieses Atom seine restliche kinetische Energie verliert, verursacht cs eine hohe Dichte an Punktdefekten, die in Clustern zusammengefasst sind. Die Simulation eines möglichen Pfads des hcrausgcschlagcncn Atoms ist in Abbildung 3.1 zu schon. Die zur Schädigung des Detektors relevanten Effekte sind die Punktdefekte entlang des Weges und die Cluster am Ende der Reichweite von hcrausgcschlagcncn Atomen, während ionisierende Effekte keine Veränderungen im Kristallgitter hervorrufen.
Cluster werden hauptsächlich durch Hadronen erzeugt, während leichte Teilchen nur Punktdefekte bilden. Vacancy und Interstitial sind im Silizium sehr mobil und können durch das Gitter wandern. Auf ihrem Weg können sic sieh wieder aufheben, sodass kein Schaden im Material entsteht. Jedoch können dabei auch weitere Schäden entstehen,
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Abbildung 3.1: Monte-Carlo-Simulation eines herausgeschlagenen Atoms mit einer Energie von ursprünglich 50 ke V in 2D, Man erkennt die Punktdefekte entlang seines Wegs und Cluster am Ende eines Pfads [vanSO].
indem sie z. B. mit Fremdatomen Punktdefekte bilden oder sich zwei Vacancies zu einem Di- Vacancy-Komplex Zusammenschlüßen.
Die mikroskopischen Defekte im Silizium haben einen hohen Einfluss auf die makroskopischen elektrischen Größen. Die wichtigsten Effekte der Strahlenschäden sind die Erhöhung des Leckstroms, die Erniedrigung der Ladungssammlung und die Veränderung der effektiven Dotierungskonzentration und werden im Folgenden genauer erklärt:
3.1.1 Erhöhung des Leckstroms
Der Leckstrom Il wird durch thermisch erzeugte Elektron-Loch-Paare im verarmten Bereich generiert. Durch Strahlungseffekte bilden sich in der Bandlücke des Halbleiters neue Energieniveaus, die durch Elektronen und Löcher besetzt werden können. Diese Energieniveaus, die sich in der Mitte der Bandlücke befinden, werden tiefe Störstellen genannt und bilden Rekombinationszentren. In diesen können sowohl Elektronen als auch Löcher eingefangen und wieder freigegeben werden. Die dabei entstandenen ElektronLoch-Paare erhöhen den Leckstrom, der insbesondere von der Fluenz Ф abhängt:
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Hierbei bezeichnet V das Detektorvolumen und a ist die Proportionalitätskonstante, die als Schädigungskonstante des Leckstroms dient. Der lineare Zusammenhang, auch für unterschiedliche Detektormaterialien, ist in Abbildung 3.2 ersichtlich.
Der Lockstrom kann aufgrund seiner Temperaturabhängigkeit (siehe Abschnitt 2.2) durch Kühlung verringert werden. Das ist bei hochbestrahlten Sensoren nötig, weil ein großer elektrischer Strom viel Wärme erzeugt, die abtransportiert werden muss. Ist der Strom zu groß, erwärmt sich der Sensor, wodurch der Leckstrom ansteigt und noch mehr Wärme erzeugt wird. Diese positive Rückkopplung ( Thermal Runaway) gilt es zu verhindern, um den Detektor nicht durch zu hohen Strom irreversibel zu schädigen. Der Anstieg des Leckstroms beeinflusst nicht die Funktionstüchtigkeit am sLHC, solange das Rauschen niedrig bleibt und für ausreichend Kühlung gesorgt wird.
3.1.2 Verringerung der Ladungssammlungseffizienz
Nach einer Teilchendurchquerung entstehen im Detektor Elcktron-Loch-Paarc, die im elektrischen Feld getrennt und an den Auslesestreifen gesammelt werden. In einem Halbleiterdetektor ist die Zeit, in der die Ladungsträger zur Elektrode driften, wenige Na- nosekunden kurz. Bei bestrahlten Sensoren können Defekte, die Energieniveaus in der Bandlücke nahe dem Valenz- oder Leitungsband erzeugen (sogenannte flache Störstol- lon), die Ladungsträger oinfangon. Diesen Vorgang nennt man Trapping. Die gefangenen Ladungsträger werden nach einer gewissen Zeit froigogobon, jedoch können sic dann meist nicht mehr dem ursprünglichen Ereignis zugeordnet werden und fehlen in dessen gesammelter Ladung.
Das Trapping wird durch die effektive Trappingzeit Teff charakterisiert. Sie gibt die mittlere Zeit an, in der der sich im Silizium bewegende Ladungsträger gefangen wird. Durch Strahlungsschädon verringert sich die Trappingzeit und hängt mit der Strahlon- dosis Ф zusammen [Bat05]:
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
ße,h ist ein experimentell zu bestimmender Proportionalitätsfaktor für Elektronen e bzw. Löcher h. Er ist vom Detektormaterial unabhängig und nimmt nach [Kra02] die Werte [Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten]
litätsfaktor für Löcher größer als für Elektronen ist, haben die Elektronen eine geringere Trappingwahrscheinlichkeit.
Durch Trapping wird bei jedem Ereignis weniger Ladung gesammelt, als im Halbleiter deponiert wurde. Die Charakteristik des Detektors verschlechtert sich und kann durch die Ladungssammlungseffizienz ( Charge Collection Efficiency, CCE) beschrieben werden. Sie ist definiert als die gesammelte Ladung geteilt durch die im Detektor deponierte Ladung. Für unbcstrahltc Detektoren sollte die CCE bei Vollverarmung bei eins liegen und für höhere Flucnzcn abnehmen. Die Ladungssammlung gibt Informationen über die Signalhöhe und spielt eine entscheidende Rolle beim Signal-Rausch-Verhältnis.
3.1.3 Veränderung der effektiven Dotierungskonzentration
Die effektive Dotierungskonzentration gibt die Differenz von Donatorkonzentration ND und Akzeptorkonzentration Na im aktiven Volumen an. Damit Neff positiv bleibt und für sowohl p-Typ- als auch n-Typ-Matcrialicn verwendet werden kann, wird in Bezug auf Vdep der Betrag der Differenz genommen. Aus Gleichung 2.10 erhält man bei Vernachlässigung der Diffusionsspannung VD den Zusammenhang zwischen Verarmungsspannung Vdep und Neff.
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Strahlenschäden verändern jedoch die Dotierungskonzentration und damit die Verarmungsspannung. Die Defekte erzeugen neue Energieniveaus in der Bandlücke, die zum Teil neue Donatoren und Akzeptoren generieren, aber auch Donatoren und Akzeptoren neutralisieren. Es zeigt sich, dass die Effekte dominieren, in denen die Akzeptorkonzentration relativ zur Donatorkonzentration steigt. Dieses Ungleichgewicht wird durch Vacancies verstärkt, die mit Phosphoratomen Komplexe cingchcn. Dadurch können die Phosphoratome nicht mehr zur Dotierung beitragen und die Anzahl an Donatoren wird geringer.
Bei p-Typ-Dctcktorcn hat die Bestrahlung die Wirkung, dass die effektive Dotierungskonzentration steigt und die Verarmungsspannung größer wird. Bei n-Typ-Dctcktorcn wird zunächst Neff und somit die Verarmungsspannung kleiner. Nach weiterer Bestrahlung wird Nd sogar kleiner als Na, wodurch aus dem n-Typ-Detektor ein p-Tvp-Detektor wird. Dieser Effekt der Typinvertierung ist in Abbildung 3.3 verdeutlicht. Man erkennt dort die Verringerung von Neff im n-Typ-Detektor bis zur Typinvertierung bei einer Flu- enz von Qeq = 2 - 1012neq/cm2. Danach steigt Neff genauso wie Vdep im typinvertiertem p-Typ-Dctcktor an.
Ein typinvertierter n-Тур-Detektor kann weiterhin als Spurdetektor verwendet werden. .Jedoch tritt das Problem auf, dass der Detektor von der unscgmcnticrtcn Rückseite aus verarmt wird. Hat man den Detektor nicht vollverarmt, befinden sich die Auslesestreifen auf der Vorderseite im neutralen Bereich und können die erzeugte Ladung nicht sammeln.
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Abbildung 3.3: Veränderung der effektiven Dotierungskonzentration Neff und somit der Verarmungsspannung U¿ep nach Bestrahlung eines n-Typ- Detektors, die die Typinvertierung zur Folge hat [Wun92],
Man erhält, zwar ein Signal von der Rückseite, aber es wird keine Ortsinformation weitergegeben. Deshalb können typinvertierte Detektoren nur vollverarmt betrieben werden, jedoch steigt die Verarmungsspannung mit der Strahlungsdosis stark an.
Bei unbestrahlten p-Typ-Sensoren kommt keine Typinvertierung vor, jedoch stellt auch hier die hohe Verarmungsspannung ein Problem dar. Im nicht vollverarmten Zustand geht Ladung im neutralen Bereich verloren und das Rauschen steigt an, wodurch sich die Leistung vom Detektor verschlechtert. Am sLHC werden voraussichtlich Biasspannungen bis maximal 500 V möglich sein, wodurch bei den zu erwarteten Fluenzen manche Detektoren an ihre Grenze stoßen.
3.2 NIEL-Skalierungshypothese
Die Bestrahlung mit verschiedenen Teilchen und Energien verursacht im Detektor unterschiedliche Schäden. Lim die verschiedenen Arten der Bestrahlung besser vergleichen zu können, möchte man diese auf eine einzige Größe skalieren. Die Theorie des nicht ionisierenden Energieverlusts (Non Ionizing Energy Loss, NIEL) beschreibt eine solche Skalierung. Die Auswirkung der nicht ionisierenden Energieverluste sind in Abschnitt 3.1 beschrieben. Ionisierende Wechselwirkungen im Silizium sind vollkommen reversibel, führen daher nicht zu bleibenden Schäden und werden hier nicht weiter diskutiert.
Die Hauptannahme der NIEL-Hypothese ist, dass die Stärke der Schäden im Material linear mit der Energie skaliert, die dem herausgeschlagenen Atom übertragen wird. Der NIEL [Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten] ionisierend dem Wirkungsquerschnitt des Deplatzierungs- schadens (Displacement Damage Cross Section) D(E) in Relation gesetzt:
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Dabei sind A die molare Masse und Na die Avogadrokonstante. D(E) beinhaltet alle möglichen Wechselwirkungen wie Coulomb-Wechselwirkung, Neutroneneinfang etc. und den Vorgang des Energieübertrags. Der NIEL wird in der Einheit [Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten] und der Displacement Damage Cross Section in der Einheit MeV-mb angegeben, wobei die Einheit Barn,[Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten], für kleine Wirkungsquerschnitte verwendet wird, die vor allem in der Teilchenphysik auftreten. Für Silizium gilt [Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten]. In Abbildung 3.4 ist D(E) für verschiedene Teilchen und Energien abgebildet und auf den Wirkungsquerschnitt für 1 MeV-Neutronen normiert.
Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten
Abbildung 3.4: Wirkungsquerschnitt des Deplatzierungsschadens D(E) für verschiedene. Teilchen (Neutronen, Protonen, Elektronen und Pionen) und Energien. Normiert auf 95 Me Vmb, die 1 Me V Neutronen verursachen. Das innere Fenster zeigt einen Ausschnitt bei hohen Energien /Mol99j.
Bei niedrigen Energien ist D(E) für Neutronen und Protonen stark unterschiedlich. Die Coulomb-Wechselwirkung beim Proton hat einen viel größeren Wirkungsquerschnitt als der Neutroneneinfang beim Neutron. Zu hohen Energien hin spielen jedoch nur noch die Kernreaktionen eine Rolle, die für Protonen und Neutronen ähnlich sind. Im Experiment hat sich jedoch in den letzten .Jahren gezeigt, dass bei sehr hohen Energien die Schäden von Protonen und Neutronen doch leicht unterschiedlich sind. Elektronen können erst ab einer Energie von 255 keV Elektron-Loch-Paare und ab 8 MeV Cluster bilden und verursachen deshalb bei niedrigeren Energien keine Schäden.
[...]
[1] Fremdspraclienwört.er werden im Folgenden kursiv geschrieben
[2] A Toroidal LHC Apparatus л Compact, Muon Solenoid
[3] Compact Muon Solenoid
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