Bestrahlung von CVD-Diamantteilchendetektoren mit

Projektarbeit
Bestrahlung von
CVD-Diamantteilchendetektoren
mit hochenergetischen Pionen
ausgeführt am
Paul-Scherrer-Institut
CH-5232 Villigen PSI, Schweiz
und am
Institut für Hochenergiephysik
der
Österreichischen Akademie der Wissenschaften
Thomas Bergauer
9525273
28. März 2003
Zusammenfassung
Im Rahmen der RD42 Kollaboration wurde die Verwendbarkeit von künstlich hergestellten CVD-Diamanten als Teilchendetektoren für die Hochenergiephysik im Rahmen eines Testbeams am Paul-Scherrer-Institut (Villigen,
Schweiz) geprüft. Bei intensiver Bestrahlung mit Pionen sieht man eine Abnahme der ccd (Charge Collection Distance), die die Größe des mittleren
Signals angibt, das ein ionisierendes Teilchen beim Durchgang durch den Detektor erzeugen kann. Die Abnahme der ccd und damit des beam-induzierten
Stromes werden in dieser Arbeit gemessen und mit anderen Faktoren diskutiert.
1
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.1 Allgemeines . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 Das Experiment CMS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2 CVD-Diamantdetektoren . . . . .
2.1 Der CVD-Prozeß . . . . . . . . .
2.2 Elektrische Eigenschaften . . . .
2.3 Charge Collection Distance . . .
2.4 Landauverteilung . . . . . . . . .
2.5 Detektorgeometrie . . . . . . . .
2.5.1 Runde Geometrie (Dots)
2.5.2 Streifen . . . . . . . . . .
2.5.3 Pixel . . . . . . . . . . . .
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2
2
3
5
6
7
9
10
11
11
12
12
3 Charakterisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
3.1 Versuchsaufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
3.2 Messungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
4 Die Bestrahlung am PSI . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
4.1 Versuchsaufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
4.2 Strommessungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
5 Ergebnisse . . . . . . . . . . . . . . .
5.1 Modell der Strahlenschäden . . .
5.2 Excess Factor . . . . . . . . . . .
5.3 Umgekehrte Strahlpolarität (π − )
5.4 Zusammenfassung . . . . . . . .
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Literaturverzeichnis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
2
Kapitel 1
Einleitung
1.1
Allgemeines
Die Suche nach den kleinsten Bausteinen des Universums und nach der
Kraft, die diese zusammenhält, läßt Physiker auf der ganzen Welt immer
leistungsfähigere Forschungsanlagen bauen, in denen Teilchen auf hohe Geschwindigkeiten – und damit Energien – beschleunigt und anschließend zur
Kollision gebracht werden. Um die entstehenden Teilchen möglichst genau
aufzuzeichnen sind empfindliche Detektoren notwendig. Diese Detektoren
werden zwiebelschalenförmig um den Wechselwirkungspunkt der Teilchenkollision positioniert.
Der innerste dieser Detektoren ist der Vertexdetektor. Dieser besteht meist
aus Halbleiterdetektoren, die eine hohe Ortsauflösung besitzen müssen, um
die Teilchenbahnen genau vermessen zu können. Außerdem muß die Auslese
sehr schnell sein, da nahe des Wechselwirkungspunktes eine sehr hohe Teilchenrate zu erwarten ist. Als Material für solche Halbleiterdetektoren hat
sich Silizium durchgesetzt, da das Ausgangsmaterial billig ist und der Dotierungsvorgang, der notwendig ist, um Strukturen in dem Siliziumsubstrat
zu erzeugen, in der Elektronikindustrie schon vielfach erprobt wurde.
Erst in letzter Zeit wurde ein anderes Material für Vertexdetektoren in Betracht gezogen, das Silizium in einigen Punkten überlegen ist: künstlich hergestellter Diamant. Dazu wurde am Europäischen Laboratorium für Teilchenphysik CERN in Genf eine Kollaboration – RD42 1 – gegründet, die sich
mit der Herstellung von Diamantdetektoren für die zukünftige Verwendung
am LHC (Large Hadron Collider) beschäftigt2 .
1
Resarch & Development Program 42
LHC soll ab 2005 den jetzt bestehenden LEP (Large Elektron Positron collider) ersetzen. Die Energie der umlaufenden Protonen soll bei LHC 2 × 7 TeV betragen.
2
1.2. Das Experiment CMS
1.2
3
Das Experiment CMS
Die Ergebnisse der Forschung von RD42 können bei drei der vier am LHC
projektierten Experimente verwendet werden, LHC-B, ATLAS (A Toroidal
LHC Apparatus) und CMS (Compact Myon Solenoid). Hier wird als Beispiel für die Verwendung von Diamantdetektoren nur das Experiment CMS
behandelt [1, 2, 3].
-x
-y
-x
-z
Abbildung 1.1: Schematischer Aufbau des Experiments CMS.
Die Abbildung 1.1 zeigt das komplette Experiment CMS. Die innerste Komponente ist der Spurendetektor (Tracker ), der aus drei Komponenten aufgebaut ist:
Pixeldetektoren: Bei geringer Entfernung von 4 bis 11 cm zu dem Strahlrohr und in den Endkappen kommen Pixeldetektoren mit einer Zellgröße von 150 × 150 µm2 zum Einsatz. Eine Schwierigkeit ist die große
Anzahl von Elektronikkanälen, die ausgelesen werden müssen.
Streifendetektoren: Vom Strahlrohr in einer Entfernung von 22 bis 60 cm
kommen Siliziumstreifendetektoren zum Einsatz. Sie sind in fünf Lagen zylindrisch um den Kollisionspunkt angeordnet. Weitere Detektoren befinden sich in den Endkappen. Die Hälfte der zylindrisch ange-
1.2. Das Experiment CMS
4
ordneten Detektoren sind als zwei übereinander positionierten einseitigen Modulen ausgeführt. Die Anzahl der Elektronikkanäle ist hier
weitaus geringer als bei den Pixeldetektoren in der ersten Schicht.
Gasmikrostreifenkammer: Die MSGC (micro strip gas chamber) ist ein
6 m langer Zylinder mit einem Durchmesser von 3 m. In ihr befinden
sich auf ein Trägermaterial aufgedampfte Streifen mit einer Länge von
12,5 und 25 cm, die einen Abstand von 200 µm zueinander besitzen.
Durch analoge Auslese kann die Auflösung auf 30 bis 40 µm gesteigert
werden.
Während die Streifendetektoren mit Silizium als Detektormaterial aufgebaut werden, gibt es für den Pixeldetektor die Option, Diamanten als Detektoren einzusetzen. Ein Grund dafür ist die extrem hohe Strahlung, die
in sehr kleiner Entfernung zum Wechselwirkungspunkt des Experimentes
herrscht. Herkömmliche Siliziumdetektoren können bis zu einer Fluenz von
etwa 1014 Pionen pro cm2 verwendet werden. Darüber hinaus sind durch
die Strahlungsschäden im Kristallgitter aufgrund des kleinen Signal/NoiseVerhältnisses keine sinnvollen Messungen mehr möglich.
Da aber die erwartete totale Fluenz in der projektierten Lebenszeit von
CMS (10 Jahre) 1015 Pionen pro cm2 beträgt, muß entweder der Pixeldetektor nach einigen Jahren Betrieb getauscht oder andere, strahlungshärtere,
Detektormaterialien verwendet werden. Hierfür ist Diamant eine gute Alternative.
5
Kapitel 2
CVD-Diamantdetektoren
Kohlenstoff kann in zwei elementaren Formen auftreten: Graphit und Diamant1 . Im Diamant ist der Kohlenstoff tetraedisch mittels sp 3 -Bindung im
Kristallgitter angeordnet. Dies führt zu den außergewöhnlichen Eigenschaften, die Diamant besitzt. Einige von ihnen sind in Tabelle 2.1 im Vergleich
zum herkömmlichen Detektormaterial Silizium angegeben.
Ordnungszahl Z
Dichte ρ [g cm−3 ]
Strahlungslänge X0 [cm]
rel. Dielektrizitätskonstante r
Bandlücke Eg [eV]
Intrinsische Ladungsträgerdichte ni [cm−3 ]
Ohmscher Widerstand ρc [Ω cm]
Elektronengeschwindigkeit µe [cm2 V−1 s−1 ]
Lochgeschwindigkeit µh [cm2 V−1 s−1 ]
Ionisierungsenergie Eeh [eV]
Mittlere MIP Ionisation qp [e µm−1 ]
Diamant
6
3.51
12.0
5.7
5.47
< 103
> 1012
1800
1200
13
36
Silizium
14
2.33
9.4
11.9
1.12
1.45 × 1010
2.3 × 105
1350
480
3.6
108
Tabelle 2.1: Ein Vergleich der für Teilchendetektoren relevanten Eigenschaften von
Silizium und Diamant [5].
Durch die große Bandlücke ist Diamant ein Isolator, wobei Silizium mit
knapp 1 eV als Halbleiter klassifiziert wird. Dadurch ist aber die Anzahl
der Elektronen/Loch-Paare, die durch ein geladenes Teilchen pro µm generiert wird, kleiner als bei Si. Das ergibt ein insgesamt kleineres Signal, das
aufwendig verstärkt werden muß. Durch die um den Faktor 2 kleinere Dielektrizitätskonstante folgt eine geringere Kapaziät von Diamant gegenüber
1
Die dritte, noch existierende kristalline Phase des Kohlenstoffs (Fulleren), sei hier
nicht erwähnt. Diese besteht aus 60 fußballförmig angeordneten Kohlenstoffatomen und
wurde erst vor einigen Jahren entdeckt.
2.1. Der CVD-Prozeß
6
Silizium, was sich in einem geringeren Rauschen wiederspiegelt. Dies ist wieder für die Verstärkung vorteilhaft.
2.1
Der CVD-Prozeß
Diamanten, die Verwendung als Teilchendetektoren finden, werden künstlich
mittels des CVD-Verfahrens2 hergestellt. Bei diesem Prozeß wird molekularem Wasserstoff H2 und Sauerstoff O2 eine kleine Menge von Hydrocarbongas, wie z.B. Methan (CH4 ) zugeführt. Diesem Gasgemisch wird Energie
zugeführt, so daß es ionisiert wird und sich Kohlenstoffradikale bilden. Diese schlagen sich auf einem Substrat nieder, daß gewöhnlich aus Silizium
oder Molybdän besteht. Dadurch bildet sich eine immer dicker werdende
Diamantschicht auf dem Substrat. Diesen Prozeß bezeichnet man als das
wachsen“ des Diamanten. Ein so entstandener Diamantkistall ist in Abbil”
dung 2.1 zu sehen. Im Gegensatz zu Silizium, daß als reiner Einkristall als
Detektor verwendet wird, erkennt man hier die polykristalline Struktur des
Kristalls.
Growth Side
Substrate Side
y=D
y=0
Abbildung 2.1: Schematische Skizze (oben) und elektronenmikroskopische Aufnahme (unten) eines CVD-Diamanten [4].
Die Eigenschaften des so entstandenen Diamanten hängen von der Zusammensetzung des Gasgemisches, von der Temperatur und vom Druck in dem
CVD-Reaktor während des Wachstumsvorganges ab. Pro Stunde wächst der
2
CVD steht für Chemical Vapour Depositon.
2.2. Elektrische Eigenschaften
7
Diamant um ca. 1 µm. Die Art der Ionisierung unterscheidet verschiedene
Typen von CVD-Reaktoren. Es existieren Lösungen mit Mikrowellentechnik
oder mit klassischen Glühdrähten.
Abbildung 2.2: Elektronenmikroskopische Aufnahme eines CVD-Diamanten (von
oben betrachtet) [4].
Die bei diesem Testbeam verwendeten RD42 Diamantproben wurden von
der Firma De Beers [9] kommerziell hergestellt. Die Dicke dieser Proben
variiert zwischen 300 und 700 µm [5].
Für die Verwendung als Teilchendetektor ist es notwendig, auf jeder Seite
elektrisch leitende Kontakte an den Proben anzubringen. Dazu wird zuerst
eine Chromschicht von 50 µm Dicke auf den Proben aufgebracht, die mit dem
Diamant ein Carbid bildet, das den ohmschen Kontakt herstellt. Danach
wird eine Goldschicht (200 µm) aufgebracht, die das Chrom vor Oxidation
schützen soll und gleichzeitig als passende Oberfläche für die Kontaktierung
mittels Bonding dient. Neben dieser Cr/Au-Metallisierung existieren noch
Kombinationen aus anderen Elementen wie z.B. Cr/Ni/Au und Ti/W, welche vorallem für Bump-Bonding verwendet werden.
2.2
Elektrische Eigenschaften
An die durch Metallisierung erzeugten Kontaktflächen wird eine elektrische
Spannung von einigen hundert Volt angelegt, sodaß im gesamten Detektor ein homogenes elektrisches Feld herrscht. Formt man eine Elektrode als
Streifen oder Pixel, so kann auch ein ortsauflösender Detektor realisiert werden.
2.2. Elektrische Eigenschaften
8
Die Dicke eines typischen Teilchendetektors beträgt einige hundert µm. Man
versucht sie so gering wie möglich zu halten, damit man Vielfachstreuung
und Totalabsorbtion von Teilchen gering hält. Andererseits muß eine gewisse Dicke vorhanden sein, da die Größe des Signals, die ein durchgehendes
Teilchen verursacht, von der Materialdicke abhängt.
Tritt ein geladenes Teilchen durch den Detektor, entstehen entlang seiner
Bahn Elektron-Loch-Paare (siehe Abbildung 2.3). Diese werden durch das
Amplifier
Charged Particle
Diamond
e-h Creation
Vbias
Electrodes
Abbildung 2.3: Skizze zur Signalentstehung in einem Halbleiterdetektor. Durch
das von der Bias-Spannung verursachte E-Feld werden die bei einem Teilchendurchgang entstandenen Elektronen-Loch-Paare abgesaugt.
elektrische Feld getrennt und zu den Elektroden abgesaugt. Zur weiteren
Auswertung dieses Ereignisses wird ein ladungssensitiver Verstärker verwendet. Im Fall von hohen Teilchenraten kann der durch
I=
dQ
dt
(2.1)
definierte Gleichstrom auch mit einem stromsensitiven Verstärker vergrößert
werden. Auch wenn die entstandenen Ladungen im Endeffekt die Elektroden nicht erreichen, weil sie vorher rekombinieren oder eingefangen werden,
tragen sie einen Anteil zum (integrierten) Signal bei. Dies ist speziell bei
Diamant der Fall.
Betrachtet man einen Teilchendetektor, wie in Abb. 2.4, im Ersatzschaltbild,
so repräsentieren sich die durch einen Teilchendurchgang erzeugten Ladungen als DC-Stromquelle, die einem Kondensator parallel geschaltet ist. Die
Größe der Kapazität folgt grob der Formel für einen Plattenkondensator
Q = r 0
A
D
.
(2.2)
Die Größe der rel. Dielektrizitätskonstante r ist ebenfalls in Tabelle 2.1 zu
finden.
Aufgrund der Tatsache, daß Diamant im Bändermodell der Festkörper einen
Bandabstand von 5,5 eV besitzt (vgl. Tabelle 2.1), klassifiziert man ihn als
2.3. Charge Collection Distance
9
i(t)
C
Abbildung 2.4: Im Ersatzschaltbild kann ein Halbleiterdetektor wie eine Stromquelle und eine parallelgeschaltete Kapazität (Plattenkondensator)
betrachtet werden. Die Größe des induzierten Stromes ist ein Maß
für den Teilchenfluß durch den Detektor.
Isolator. Dadurch hat die intrinsische Ladungsträgerdichte einen viel kleineren Wert als bei einem Halbleiter, wie z.B. bei Silizium. Damit ist es
möglich, reinen Diamant als Teilchendetektor zu verwenden. Der bei Silizium notwendige pn-Übergang entfällt, was auch den Herstellungsprozeß um
einiges vereinfacht. Dadurch ist die Polarität der angelegten Spannung zur
Erzeugung des Feldes irrelevant.
Weil die Mobilität der Ladungsträger in Diamant größer ist, als in anderen
Detektormaterialien, beträgt die Ladungssammlung 1 ns pro 500 µm Dicke.
Im Fall eines minimal ionisierenden Teilchens (MIP), das normal auf den
Detektor auftrifft, ist die Größe der entstandenen Ladung
Qp = q p D
(2.3)
mit D der Dicke des Detektors und qp die mittlere Ionisation eines MIP
aus Tabelle 2.1. Dies gilt nur für einen 100 % effizienten Detektor, wie z.B.
für einen Siliziumeinkristall. Für Diamant ergibt sich für Qp ein kleinerer
Wert aufgrund der Tatsache, daß viele Elektronen durch Rekombination
und Einfang nicht zu den Elektroden gelangen und dadurch nicht zum Signal
beitragen. Diese Eigenschaft wird dadurch berücksichtigt, daß man nicht die
reale Dicke D des Detektors in Gleichung 2.3 einsetzt, sondern eine mittlere
”
freie Weglänge“ der Elektronen definiert, die ccd.
2.3
Charge Collection Distance
Aufgrund der polykristallinen Struktur von Diamant ist die Ladungssammlung nicht linear proportional der Dicke und ändert sich an den Korngrenzen. Damit ist auch die Wahrscheinlichkeit sehr groß, daß Elektronen dort
eingefangen werden oder rekombinieren. Da die Körner bei unterschiedlichem Abstand vom Substrat durch den Wachstumsprozeß die Größe ändern,
ändert sich auch die mittlere freie Weglänge der Elektronen bis zur nächsten
Korngrenze. Ein Modell wurde entwickelt, daß die freie Weglänge als lineare Funktion des Abstands vom Substrat beschreibt [11] und experimentell
2.4. Landauverteilung
10
verifiziert [12]. Die Summe der mittleren freien Weglänge definiert eine mittlere Distanz, die ein Elektron oder Loch einzeln im elektrischen Feld driften
kann, bevor es rekombiniert oder eingefangen wird. Dieser Wert wird als
charge collection distance dc (oder ccd) bezeichnet und beschreibt die Qualität eines Diamantdetektors. Die an den Elektroden ankommende Ladung
Qc ist aufgrund der ccd kleiner als die Gesamtladung, die durch ein MIP im
Detektor induziert wird, was durch
Qc = Q p
dc
D
(2.4)
beschrieben werden kann. Wenn man aus Gleichung 2.3 die Werte für die
Ionisierungsenergie einsetzt, erhält man für die ccd
ccd =
Qc
36
(2.5)
In den letzten Jahren wurde durch die Änderung des Herstellungsprozesses
der CVD-Diamanten die ccd sehr gesteigert. Heutzutage sind Diamanten mit
einer charge collection distance von 250 µm verfügbar, was einem mittleren
Signal von 9000 e− entspricht.
2.4
Landauverteilung
relative probability
Protonen, Pionen und andere geladene Teilchen, welche als MIP’s angesehen werden können, erzeugen ein landauverteiltes Spektrum (siehe Abbildung 2.5) wenn sie eine dünne Materieschicht durchqueren [10].
Most probable energy loss
Mean energy loss
energy loss
Abbildung 2.5: Die Verteilung, die den statistischen Prozeß der Energiedeposition
im Detektor richtig beschreibt, folgt einer Landauverteilung.
2.5. Detektorgeometrie
11
Eine Landauverteilung ähnelt einer Gaußverteilung mit einem langen tail“,
”
der von einer geringen Anzahl hochenergetischer δ-Elektronen stammt. Elektronen von einer β-Quelle produzieren ebenfalls annähernd minimal ionisierende Teilchen, wenn niederenergetische Anteile ausgeschlossen werden.
Aufgrund dessen wurde für die Charakterisierung der Diamantproben eine
Strontium-Quelle verwendet. 90 Sr ist ein β − -Strahler mit einer Halbwertszeit von 28,8 Jahren.
2.5
Detektorgeometrie
Die geometrische Form der auf den Detektor-Bulk aufgebrachten Metallisierung ist abhängig von der Anwendung des Detektors. Man unterscheidet
mehrere geometrische Strukturen, deren Eigenschaften im folgenden hier beschrieben werden sollen. Weiters werden die bei diesem Experiment untersuchten Diamantproben in diese Kategorisierung eingeteilt. Eine Übersicht
darüber ist in Tabelle 2.2 zu finden.
Probe
CDS-71
(p1 bis p4)
CDS-68
DBDS-83
.
(= CDS-38)
Dicke
515 µm
aktive Fläche
0.070 cm2
520 µm
690 µm
0,090 cm2
0,090 cm2
Geometrie
Dot
(Abb. 2.6)
Streifen
Streifen
Tabelle 2.2: Übersicht über die untersuchten Proben.
2.5.1
Runde Geometrie (Dots)
Im einfachsten Fall bestehen beide Elektroden aus einer runden Fläche. Die
gesamte Ladung eines den Detektor durchquerenden Teilchens wird in einer
Elektrode gesammelt. Doch am Rand der Elektroden bildet sich kein homogenes Feld aus. Um auch in diesem Bereich eine effiziente Ladungssammlung
zu ermöglichen, werden um die Elektrode, an der das Signal gemessen wird,
eine weitere Elektrode in Form eines Kreisringes aufgebracht. An diesem
guardring wird dasselbe Potential angelegt wie an die mittlere Elektrode
(siehe Abb. 2.6). Dadurch kann das Randfeld homogenisiert werden. Siehe
dazu auch Abbildung 4.3, in der das Randfeld an den Elektroden eines 500
µm dicken CVD-Diamanten mit Pad und Guardring simuliert wurde.
2.5. Detektorgeometrie
12
Abbildung 2.6: Geometrie der Detektoren CDS-71p1 bis CDS-71p4. Die Abmessungen der Proben betragen d1 = 3 mm, d2 = 3, 5 mm, d3 = 4 mm
bei einer Dicke D = 515 µm.
2.5.2
Streifen
Streifendetektoren haben eine große Anzahl von eng aneinanderliegenden
Streifen auf einer Seite des Detektorbulks aufgebracht, während sich auf der
anderen Seite eine großflächige Elektrode befindet, die backplane genannt
wird. Jeder Streifen ist mit einem seperaten Auslesekanal des Vorverstärkers
mittels wire-bonding verbunden. Dies ermöglicht eine eindimensionale Rekonstruktion des Ortes des den Detektor durchquerenden Teilchens, da nur
an jener Streifenelektrode die Ladung gesammelt wird, die der Teilchenbahn
am nächsten liegt. Bei einem Durchgang zwischen zwei Streifen wird die entstehende Ladung von zwei Elektroden gesammelt. Durch analoge Auslese
beider Kanäle läßt sich solch ein Teilchendurchgang mit noch besserer Genauigkeit aufzeichnen. Typische Werte für Streifenabstände liegen zwischen
50 und 200 µm.
2.5.3
Pixel
Um eine zweidimensionale Ortsauflösung zu erreichen, verwendet man vorallem im Falle hoher Teilchenraten Pixeldetektoren. Diese bestehen aus einer
großen Anzahl kleiner, gleich geformter Flächenstücke. Ihre Abmessungen
werden hauptsächlich durch die Ausleseelektronik begrenzt. Typische Abmessungen liegen in der Größenordnung von 50 × 50 bis 200 × 200 µm 2 ,
aber auch rechteckige Strukturen sind möglich. Im Gegensatz zu der Streifengeometrie ist hier eine Kontaktierung der Elektroden auf den Auslesechip
durch wire-bonding nicht möglich. Hier verwendet man stattdessen Auslesechips, deren geometrische Abmessungen genau jenen des Detektors entsprechen. Durch sogenanntes bump-bonding werden Detektor und Auslesechip
2.5. Detektorgeometrie
13
aufeinandergeklebt, wobei eine leitende Verbindung zwischen jedem Pixel
und jeder Auslesechipzelle entsteht.
Streifen- und Pixeldetektoren werden aufgrund ihrer Möglichkeit zur Ortsbestimmung eines Teilchendurchganges oft auch als Tracker bezeichnet. Zwei
Tracker in Form von Streifendetektoren wurden auch in diesem Experiment
Messungen unterzogen (siehe Tab. 2.2).
14
Kapitel 3
Charakterisierung
Die Qualität eines Diamantdetektors spiegelt sich im Wert der charge collection distance wieder. Je größer sie ist, umso besser kann der Diamant
eingestuft werden. Die Messung der ccd wird Charakterisierung“ genannt.
”
Dazu wurde am HEPHY1 ein Setup aufgebaut, mit dem es möglich ist,
diesen Wert für einen Diamantdetektor zu bestimmen.
3.1
Versuchsaufbau
Die Hauptbestandteile und das Prinzip der HEPHY-Charakterisierungsstation sind in Abbildung 3.1 ersichtlich. Dort erkennt man eine radioaktive Quelle, die β-Strahlung emittiert. Diese Elektronen treten zuerst durch
den Testdetektor und danach durch einen weiteren Detektor aus Silizium,
der das Triggersignal liefert. Das Triggersignal gelangt durch einen schnellen
Verstärker und liefert das Startsignal für den Analog-Digital-Konverter, der
das Signal aus dem langsamen, ladungssensitiven Verstärker digitalisiert.
Dieser Digitalwert wird anschließend zur weiteren Verarbeitung in einen
Computer übertragen. Während die beiden Vorverstärker direkt bei den
Detektoren auf einem sogenannten Repeaterboard liegen müssen, befindet
sich die weitere Signalverarbeitung (ADC, Trigger) als Einschubmodule in
einem CAMAC-Crate, mittels eines CAMAC-Controllers an einem Computer, nämlich an einem Apple IIfx.
Da man nicht ständig von der Verfügbarkeit eines Beschleunigers als Strahlungsquelle für Teilchen, die den Detektor durchdringen, ausgehen kann,
wird ein β-Strahler verwendet, der Elektronen emittiert. Elektronen sind als
gute Annäherung an MIP´s zu betrachten, da sie in dünnen Materieschichten
fast die gleiche Energie deponieren [5]. Hier kommt eine 37 MBq (10 mCi)
1
Institut für Hochenergiephysik, Nikolsdorfergasse 18, 1050 Wien
3.1. Versuchsaufbau
15
Charge
Sensitive
Amplifier
Collimated Source
(e.g. 90Sr)
ADC
Detector Under Test
Si Trigger Detector
Trigger
Bias
Voltages
Fast
Trigger
Amplifier
Abbildung 3.1: Versuchsaufbau bei der Charakterisierung. Eine radioaktive Quelle
emittiert β-Stahlung, die zuerst den zu untersuchenden Detektor
und danach einen Silizium-Detektor, der als Trigger dient, durchquert. Das Triggersignal löst die Digitalisierung des Signals des
Testdetektors aus. Für die weitere Verarbeitung wird dieser Wert
von einem Computer eingelesen.
Quelle zur Anwendung, da diese einige hier passende Eigenschaften besitzt.
Zu diesen zählt das Fehlen von γ -Zerfällen, das relativ schmale Energiespektrum und die hohe Halbwertszeit von 28,8 Jahren, welche eine nahezu
konstante Aktivität über Jahre hinweg ermöglicht. 90 Sr zerfällt mittels βZerfall unter der Emission von Elektronen mit einer Maximalenergie von
0,55 MeV zu 90 Y , welches wiederum im β − -Mode mit einer Halbwertszeit
von 64,1 Stunden zu 90 Zr zerfällt. Dabei beträgt die maximale Elektronenenergie aber bis zu 2,28 MeV. Da in einem 500 µm dicken Diamantdetektor Elektronen mit einer kinetischen Energie unter 0,5 MeV gestoppt und
damit absorbiert werden [5], trägt nur der Yttrium-Zerfall dazu bei, den
Detektor zu durchdringen, da die Elektronen vom Strontium-Zerfall nicht
genügend Energie haben. Im Endeffekt besitzt man mit einer 90 Sr -Quelle
einen Elektronenemitter mit einer Maximalenergie von 2,28 MeV, aber einer
Halbwertszeit von 28,8 Jahren.
Nach dem Durchgang eines ionisierenden Teilchens durch den Diamantbulk
werden durch das angelegte elektrische Feld in den Elektroden Ladungen
influenziert. Im Fall von MIP´s sind das einige tausend Elektronen (und
Löcher), die auf einen praktikablen Strom- oder Spannungswert verstärkt
werden müssen. Der direkt an den Detektor angeschlossene Vorverstärker
ist die erste Verstärkerstufe. Hier kommt für den Testdetektor ein ladungssensitiver Verstärker zum Einsatz, während für die Triggerdiode ein diskret
aufgebauter Verstärker mit Transistoren in Basisschaltung zur Anwendung
kommt. Der ladungsempfindliche Verstärker beruht auf dem Prinzip der Ladungsintegration an einem Kondensator, das durch die Formel
Q=
Z
Idt = CU
(3.1)
3.1. Versuchsaufbau
16
beschrieben wird. In der hier verwendeten Charakterisierungsstation wird
der VA2 Auslesechip [13] verwendet. Dieser integrierte Schaltkreis ist ein
rauschärmeres Redesign des originalen Viking-Chips [14], der für Siliziumdetektoren verwendet wird. Er besteht aus 128 baugleichen Inputkanälen
mit Operationsverstärkern, von denen einer mittels wirebonding mit dem
Testdetektor verbunden ist. Dieser Chip liefert pro Triggervorgang als Ausgangssignal die Analogwerte aller Kanäle seriell an den ADC. Die Auslösung
des Triggers für die Auslese des VA2 Chips und den Start der Digitalisierung liefert der Triggerdetektor, der aus einer Siliziumdiode aufgebaut ist.
Die Verstärkung dieses Signals erledigt ein nichtintegrierenden Verstärker,
der diskret mit Transistoren und einem OPV aufgebaut ist.
Die Ausleseelektronik ist sehr empfindlich gegenüber jeder Art von elektrischen Einflüssen. Dadurch ist der komplette Versuchsaufbau in einen Aluminiumkoffer eingebaut, der zusätzlich mit Kupfer zur Abschirmung ausgekleidet ist. Der Koffer wird während der Messung verschlossen, da der Detektor
und auch der VA2 Chip lichtempfindlich sind. Abbildung 3.2 zeigt ein Foto
des Koffers.
Lid (Holds Collimator
and Source When Closed)
Repeater Board
Diamond Sample
on Ceramic Support
VA2 Hybrid (Covered)
Trigger Detector
and Amplifier
Abbildung 3.2: Praktische Realisierung der Charakterisierung. Der ganze Versuchsaufbau ist in einem Aluminiumkoffer aufgebaut, der mit
Kupfer- und Bleiplatten zur elektrischen und radiokativen Abschirmung ausgekleidet ist. Die Digitalisierung und Weiterleitung der
Meßwerte erfolgt über CAMAC-Module.
Da die Ausgangsstufe des VA2 Chips nicht sehr stark ausgelegt ist, ist eine repeater -Karte notwendig, die sowohl die einkommenden, als auch die
ausgehenden Signale buffert. Das analoge Ausgangssignal geht weiter zu
einem CAMAC-Modul, das von der Ohio State University gebaut wurde
(OSU M663A) und das für die Analog-Digital-Konversion zuständig ist. Die
3.2. Messungen
17
Bias-Spannung für den Testdetektor liefert ein CAMAC HV-Modul der Firma Struck (CHQ203A). Ein weiteres CAMAC-Modul wurde im HEPHY
gebaut und ist für die allgemeine Steuerung, Triggerentscheidung und Kalibration notwendig. Die digitalisierten Daten gelangen nun über einen Bergoz
CAMAC-MAC Controller und über eine Micron-Karte für den Mac-internen
NUBUS zur Weiterverarbeitung in den Apple Macintosh IIfx.
Auf dem Macintosh Computer läuft eine Datenaquisitionssoftware namens
Diamond Station“, die unter dem Entwicklungsprogramm Labview (Versi”
on 3) von Heinz Pernegger, Markus Friedl [5] und mir selbst verfasst wurde.
Die Software steuert die CAMAC Module und liest bei einem Triggerimpuls
das digitalisierte Signal des VA2-Chips. Diese Werte werden in einem Histogramm eingetragen. Für eine aussagekräftige Messung benötigt man ca. 500
bis 2000 events. Weiters ist es mit dem Programm möglich, vollautomatisch
eine Pumpkurve über Stunden hinweg aufzunehmen. Dazu wird alle paar
Minuten eine Charakterisierung gestartet und der Mittelwert des Signals in
ein Diagramm über die Zeit aufgetragen. So entstandene Pumpkurven sind
im nächsten Kapitel zu sehen. Weiters ist es möglich, eine automatische Charakterisierung eines Detektors bei unterschiedlichen Bias-Spannungen vorzunehmen. Abbildung 3.3 zeigt einen Screenshot der Bedienungsoberfläche
des Programmes.
Die in das Histogramm eingetragenen Meßwerte sind nicht kalibiert, d.h. die
x-Achse des Histogramms gibt nur die Größe des Signals in ADC counts an.
Um aus diesen Werten auf absolute Ladung (bzw. der Anzahl der Elektronen) zu kommen, ist eine Kalibration notwendig. In früheren Arbeiten [5] wurde dies durch die Einspeisung eines Kalibrationsimpulses bekannter Größe über einen Kondensator erreicht. Durch die Formel Q = CU wurde die Kalibrationskonstante auf 66,2 Elektronen pro ADC count ermittelt.
Um diesen Wert zu verifizieren führten wir eine Kalibrationsmessung mittels
einer Siliziumdiode durch. Bei Silizium ist der Mittelwert der generierten Ladung pro µm bekannt. Wir bestrahlten diese Diode bei einer Biasspannung
von 70 V in Sperrichtung mit dem β-Strahler 90 Sr und bekamen so den Mittelwert des Signals. Dadurch ermittelten wir eine Kalibrationskonstante von
97 e ADC −1 . Dieser Wert wird allen weiteren Berechnungen und Messungen
in dieser Arbeit zu Grunde gelegt.
3.2
Messungen
Hier soll nun diskutiert werden, wie man durch die Charakterisierung zu
einem Wert für die charge collection distance gelangt. Dazu ist es zuerst
notwendig, das im Histogramm gemessene Spektrum zu idealisieren. Dazu
wurde ein Fitmodell entwickelt, das die Signalform erklären soll.
3.2. Messungen
18
Abbildung 3.3: Screenshot des Programmes zur Datenaquisition, das mittels der
Entwicklungssoftware Labview Version 3.0 geschrieben wurde.
3.2. Messungen
19
Betrachtet man einen homogenen CVD-Detektor, so erwartet man ein perfekt landauverteiltes Pulshöhenspektrum. Unter realen Bedingungen gibt
es einen kleinen Anteil von Teilchen, der durch schlechte Ausrichtung von
Test- und Triggerdetektor nur den Trigger durchquert, den Testdetektor aber
nicht. Dadurch wird eine Signalauslese initiiert, die aber nicht zum Landauspektrum passt. Solche Signale tragen (neben anderen Ursachen, wie z.B.
Rauschen der Elektronik bei der Verstärkung) nur zum noise der Messung
bei. Abbildung 3.4 zeigt diese Überlegungen graphisch. Während bei der
Charakterisierung von Silizium- und guten Diamantdetektoren eine eindeutige Trennung von Gauß- und Landaukurve möglich ist, ist das bei Detektoren mit einer geringen ccd nicht mehr der Fall, da diese ein bedeutend
kleineres Signal zeigen und dieses mit dem Noise zusammenfällt. Für solche
Fälle ist es schwierig, die ccd genau zu messen, da man nicht genau sagen
kann, bei welcher Pulshöhe die Landauverteilung beginnt.
Pedestal + Ideal Signal
(Landau)
Noise
(Gauss)
Measured Spectrum
Abbildung 3.4: Die Form des gemessenen Signals setzt sich aus einer Landauverteilung und einer Gaußverteilung zusammen.
Abbildung 3.5 zeigt nun ein gemessenes Spektrum von Probe CDS-71p1,
dem schon die Fitfunktion (blauer Graph) überlagert wurde. Diese Berechnungen wurden mit dem Datenvisualisierungstool Root [15] durchgeführt.
Man erkennt die Separation von Pedestal (Noise) und dem landauverteilten
Signal.
Durch das Bestrahlen von polykristallinem CVD-Diamant mit ionisierenden Teilchen werden Gitterdefekte im Kristallgitter (Fremdatome) passiviert
und dadurch erhöht sich nach einiger Bestrahlungszeit der Mittelwert des
Signals auf 130 % bis 200 % des ursprünglichen Wertes. Diesen Vorgang
nennt man pumpen“. Durch Bestrahlung mit ultravioletten Licht kann der
”
Diamant wieder entpumpt“ werden, wobei sich wieder die ursprüngliche Si”
gnalgröße einstellt. Dieser Prozeß ist vollständig reversibel. Bei Bestrahlung
mit dem Pionenbeam ist sofort nach dem Einschalten auch ein Pumpeffekt
erkennbar, doch überwiegt hier wegen des hohen Teilchenflusses schon nach
kurzer Zeit die Abnahme des Signals durch Zerstörung des Kristallgitter im
Diamant. Grob kann man sagen, daß die Umkehrung des Signalanstieges bei
ca. 1010 Teilchen pro cm2 stattfindet [7].
Erst wenn der Diamant voll gepumpt ist, ist es reproduzierbar möglich durch
eine Charakterisierung die ccd eines Detektors zu bestimmen. Der Pump-
3.2. Messungen
20
entries
71p1_240819_1805_h356
30
25
20
15
10
5
0
0
5000
10000
15000
20000
25000
signal [e]
Abbildung 3.5: Diese Abbildung zeigt ein typisches Signal eines Teilchendurchgangs
durch einen Diamantdetektor, hier Probe CDS-71p1. Weiters wurde
bereits eine dem Fitmodell passende Funktion (blau, vgl. Abb. 3.4)
dem Signal überlagert.
vorgang dauert mit der hier verwendeten 37 MBq (10 mCi) Quelle bis zu
24 Stunden bei einem unbestrahlten Diamanten und bis zu 48 Stunden bei
einem im Pionenstrahl geschädigten Diamanten. Mit dem Programm Dia”
mond Station“ ist es möglich, vollautomatisch solche Pumpkurven zu messen. Eine so aufgenommene Pumpkurve ist in Abbildung 3.6 zu sehen. Am
Beginn dieser Kurve erkennt man eine Abnahme des Signals. Dies ist auf
Polarisierungseffekte zurückzuführen, die nach Anlegen der Bias-Spannung
auftreten und nach der vollständigen Polarisation des Diamantgitters wieder
verschwinden [6].
3.2. Messungen
21
electrons
68_a2_180999_2319
378
377.5
377
376.5
376
375.5
375
374.5
0
5
10
15
20
25
30
35
time [h]
Abbildung 3.6: Pumpkurve von Probe CDS-68 nach zwei Bestrahlungsperioden.
Am Beginn des Diagramms sieht man deutlich den Abfall des Signals aufgrund der noch nicht vollständigen Polarisation des Diamanten.
22
Kapitel 4
Die Bestrahlung am PSI
Um die Änderung der ccd bei Schädigung des Kristallgitters durch Bestrahlung mit hochenergetischen Teilchen zu ermitteln, wurden vier Diamantproben mit Pionen (π + ) mit einem Impuls von 300 MeV c−1 bis zu einer Fluenz
von 1015 Pionen pro cm2 in der Zone πE1 am PSI [16] bestrahlt. Diese Fluenz wird für die Detektoren des Inner Tracker“ im Abstand von 7 cm vom
”
Strahlrohr von CMS in der projektierten Lebenszeit von 10 Jahren erwartet.
Pionen sind die dominierende Quelle von Strahlenschäden in Materie bei so
hohen Energie, wie sie nahe des Wechselwirkungspunktes von CMS auftreten werden [1]. Der Impuls wurde so gewählt, daß aufgrund der ∆-Resonanz
der π + p-Reaktion ein Peak des Wirkungsquerschnitts auftritt und dadurch
auch ein Maximum der auftretenden Strahlungsschäden erreicht wird [5].
4.1
Versuchsaufbau
Die Diamantproben wurden mittels einer selbstgebauten Konstruktion (Diamagazin) im Strahlfokus plaziert (siehe Abbildung 4.1). Der Pionenfluß im
Strahl ist gaußverteilt mit einer Halbwertsbreite von einigen cm und erreicht
im Maximum 109 π cm−2 s−1 . Ein Filter aus Polyethylen ((CH2 )n ) mit einer
Dicke von 3 cm soll die Protonenkontamination im Strahl auf weniger als
1 % senken [7]. Daß dies der Fall ist, wird in Kapitel 5.3 gezeigt.
Auf die Rückseite jeder Diamantprobe (bzw. auch auf eine Dummyprobe aus
Karton im nächsten Slot des Diamagazins) wurde eine Aluminiumfolie von
extremer Reinheit (99,999 %) geklebt. Diese Folien dienen zur Dosimetrie.
Durch die Reaktion 27 Al (π ± ,xN ) 24 N a wird das Aluminium in radioaktives
Natrium umgewandelt, das eine Halbwertszeit von 15 Stunden besitzt [8].
Nach Beendigung einer Bestrahlungsperiode werden die Aluminiumfolien einer Gammaspektroskopie mittels eines stickstoffgekühlten GeLi-Detektors
4.1. Versuchsaufbau
23
Carbon Shield
Beam Pipe
Diamond
Sample
Sample Holder
Al Foil
Slide Tray
Light-tight Box
π Beam
xyz Table
Ionization Chamber
Abbildung 4.1: Schematischer Aufbau der Bestrahlung. Aus dem Strahlrohr tritt
der Pionenstrahl von links nach rechts zuerst durch ein PolyethylenFilter zur Ausfilterung von parasitären Protonen und danach durch
eine Ionisationskammer. Die Diamantproben sind auf Keramikplättchen geklebt und stehen in einem herkömmlichen Diamagazin,
das als Lichtschutz von einer lichtdichten Schachtel umgeben ist.
unterzogen. Die Größe der gefundenen Aktivität der für Natrium charakteristischen Linie bei 1376 keV ist ein Maß für das vorhandene 24 N a und damit
für die erreichte Pionenfluenz durch diese Folie. Abbildung 4.2 zeigt die Zunahme der 24 N a-Atome während der Bestrahlung unter Berücksichtigung
des dabei stattfindenden Zerfalls. Hieraus ist ersichtlich, daß die maximale
Bestrahlungsdauer einer Periode durch die Sättigungsaktivität begrenzt ist
und maximal 20 Stunden beträgt, da sonst die Linearität nicht mehr gegeben ist. Der Gesamtfehler bei dieser Dosimetriemessung wird auf ±15%
geschätzt.
of Na atoms, normalized to saturation
Na-24 activation
1
0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
0
5
10
15
20
25
30
35
40
45
50
time [h]
Abbildung 4.2: Anreicherung von 24 N a im Aluminium. Das durch die Bestrahlung
in den aufgeklebten Aluminiumplättchen entstandene Natrium ist
ein direktes Maß für die akkumulierte Pionenanzahl.
4.1. Versuchsaufbau
24
Pad
Guard
Backplane
Pad
Guard
Backplane
Abbildung 4.3: Verlauf der Äquipotentiallinien (schwarz) und des elektrischen Feldes (Farbe) in der Randregion einer Probe mit runder Geometrie
und Guardring. Bei beiden Abbildungen liegt die Backplane auf
0 V und das Pad auf +500 V . Bei der oberen liegt der Guardring
ebenfalls auf +500 V , in der unteren ist er auf keinem definierten
Potential sondern floating“. Man kann im oberen Fall auf einen
”
sehr homogenen Feldverlauf schließen.
Während der Bestrahlung wurden die Proben in einer lichtundurchlässigen
Schachtel mit einer Bias-Spannung von 500 V versorgt und der Pioneninduzierte Strom Iind bei Raumtemeratur (25 ◦ C) für jede Probe einzeln
gemessen. Dies wurde beides mit der source measure unit K237 und einer
Umschaltematrix des Typs 7007 der Fa. Keithley realisiert. Diese Geräte
wurden mittels des integrierten GPIB-Bus an den bereits bekannten Macintosh IIfx angeschlossen, um die Meßwerte aufzuzeichnen. Einzig die Guardringe der Proben mit runder Geometrie wurden zusammengeschlossen und
auf den letzten der fünf HV-Eingänge geschaltet, um ein Potential von 500 V
auch auf den Guardringen zu erhalten. Dies ist notwendig, um ein homogenes Randfeld zu garantieren. In Abbildung 4.3 wurde versucht, das Randfeld
eines Diamantdetektors mit Guardring sichtbar zu machen. Im oberen Bild
wurde der Schutzring auf das gleiche Potential gelegt wie das benachbarte
Pad, was einen sehr homogenen Feldverlauf ergibt. Im unteren Bild ist der
Guardring floating, d.h. auf keinem definierten Potential. Die Auswirkung
auf das Feld ist sehr gut ersichtlich.
Nach einigen Bestrahlungsperioden wurde eine Diamantprobe aus dem Be-
4.2. Strommessungen
25
entries
amsetup herausgenommen und nach einem Tag Abkühlungszeit in der Diamantstation charakterisiert. Die Abkühlungszeit ist notwendig, da durch
die Goldmetallisierung die Detektoren stark radioaktiv sind. Die Charakterisierung wurde stets in voll gepumpten Zustand vorgenommen, um eine
Reproduzierbarkeit der Ergebnisse zu garantieren. Abbildung 4.4 zeigt die
Abnahme des Signals (und damit der ccd) von Probe CDS-71p1.
160
140
120
100
80
60
40
20
0
0
5000
10000
15000
20000
25000
30000
signal [e]
Abbildung 4.4: Vergleich der Signalgröße von Probe CDS-71p1 vor (schwarz), nach
der ersten (rot) und nach der zweiten Bestrahlungsperiode (grün).
Man erkennt eine eindeutige Abnahme sowohl des Mittelwertes als
auch des wahrscheinlichsten Wertes des Signals.
4.2
Strommessungen
In einem Diamantdetektor ist die Ionisierungsenergie von Pionen mit einem
Impuls von 300 MeV c−1 110 % der Energie eines MIP. Dies ist sehr ähnlich
den Elektronen aus der 90 Sr-Quelle, da diese 106 % der Energie eines MIP
im Detektorbulk deponieren [5]. Der große Unterschied zwischen den beiden
Ionisationsprozessen ist der Fluß bzw. die Intensität der Ionisation. Während
bei der Charakterisierung jedes einzelne Elektron detektiert werden kann,
ist dies bei der Pionenbestrahlung nicht möglich. Hier wird aufgrund des
hohen Flusses vielmehr ein Gleichstrom – oder genauer ein Q/t – gemessen.
Da der Pionenfluß zeitlich nicht als konstant angesehen werden kann, ist es
nicht sinnvoll, den induzierten Strom zu betrachten. Stattdessen verwendet
4.2. Strommessungen
26
man die beam-induzierte Ladung, die durch die halbempirische Formel
Qind =
Iind
Φπ Aef f
(4.1)
beschrieben wird. Dieser Wert ist von äußeren Einflüssen, wie Beamausfällen
oder Flußschwankungen, unabhängig. Der Wert des Flusses Φπ wird aus der
Foliendosimetrie ermittelt. Die effektive Fläche Aef f berechnet sich aus der
Geometrie der Probe und beinhaltet auch den Einfluß des Randfeldes.
In Abbildung 4.5 ist die Abnahme der Pionen-induzierten Ladung in Abhängigkeit der Fluenz bis zu dem Zielwert von 1·10 15 Pionen cm−2 zu sehen. Die
Sprünge sind im Fehler der Foliendosimetrie begründet. Die eingezeichnete
rote Kurve ist ein Fit der Meßwerte und wird im Kapitel 5.1 näher erklärt.
Q 71p1 [e-]
1.0
Data: A71P1BICTABL_Q71p1e
Model: BlNeldSmp
Q [normalised]
0.8
Chi^2
R^2
= 0.00261
= 0.90435
a
b
c
1
±0
0.18174
1
±0
±0.00123
0.6
0.4
0.2
0.0
0
2
4
6
fluence [E14 pions*cm
8
-2
10
]
Abbildung 4.5: Abnahme des Signals von CDS-71p1 nach einer Bestrahlung von
1 · 1015 Pionen/cm2 . Die rot eingezeichnete Kurve ist ein Fit der
Daten mit der Funktion aus Gleichung 5.1.
27
Kapitel 5
Ergebnisse
5.1
Modell der Strahlenschäden
Um den Abfall des Signals bei intensiver Bestrahlung mit Pionen erklären
zu können, wurde ein Modell entwickelt, das davon ausgeht, daß sich der
Abfall wie 1/n verhält, wenn n die Anzahl der im Diamantbulk vorhandenen
Störstellen ist.
Dazu wurde zu den Meßwerten aus Abbildung 4.5 eine Kurve gezeichnet,
die sich entsprechend der Funktion
Q = Q0
1
1 + αQ0
Z
(5.1)
Φdt
| {z }
Fluenz
verhält und der Faktor α aus dem Meßwerten ermittelt. Dieser Faktor wird
damage factor genannt.
Betrachtet man zum Abfall des Gleichstromes während der Bestrahlung
parallel die Werte der ccd – oder hier die Werte des mittleren Signals in
Elektronen bei der Charakterisierung – so ergibt sich ein ähnlicher Abfall.
Durch Normierung der Daten aller gemessenen Proben erhält man die in
Abbildung 5.1 eingezeichnete Abnahme des Signals, was erstaunlich gut zu
den Werten aus der Strommessung paßt. In der Tabelle 5.1 werden die zwei
ermittelten Werte für den Damage-Faktor verglichen. Es ergibt sich eine
relativ gute Übereinstimmung.
5.2
Excess Factor
Unter Verwendung der Gleichung 4.1 ist es nun möglich, die Werte der
Elektronen-induzierten Ladung der Charakterisierung mit denen der beam-
28
normalized signal []
signal [electrons]
5.2. Excess Factor
8000
7000
6000
5000
4000
1.1
1
0.9
0.8
0.7
3000
0.6
2000
0.5
1000
0
0
2
4
6
8
10
12
14
16
fluence [pions/cm2 *1014]
0
2
4
6
8
10
fluence [pions/cm2 *1014]
Abbildung 5.1: Links: Abnahme des Signals bei Bestrahlung. Die Werte wurden
mittels Charakterisierung jeweils zwischen zwei Bestrahlungsperioden ermittelt. Dabei entspricht die schwarze Kurve der Probe
CDS-71p1, die rote CDS-71p2, die grüne CDS-71p4, die blaue DS68 und die violette DS-83. Rechts: Normierung der Daten der linken Abbildung. Durch diese Punkte wurde die Funktion aus Gleichung 5.1 gelegt.
Beam (Pionen):
Charakterisierung (Elektronen):
α
0,18
0,10
Tabelle 5.1: Vergleich des Damage-Faktors α für Pionen aus dem Beam und Elektronen aus der Charakterisierungsstation.
induzierten Ladung durch Pionen zu vergleichen. Diese Werte sollten für die
gleiche Probe identisch sein. Frühere Bestrahlungstests [5, 7] haben gezeigt,
daß dies nicht der Fall ist. Um die Differenz der beiden Werte besser betrachten zu können, wird der excess factor EF definiert, der das Verhältnis
von Pionen- zu Elektronen-induzierter Ladung beschreibt,
EF :=
Qπ
Qe
.
(5.2)
Die Ursache des excess factor ist bis jetzt nicht bekannt. Während bei
früheren Bestrahlungen der Faktor bei 6 bis 8 am Beginn der Bestrahlung
liegt und dann bis auf 2 absinkt, ist bei unseren Messungen der Abfall nicht
so beträchtlich (vgl. Abbildung 5.2).
Wenn man Elektronen- und Pionen-induzierte Messwerte vergleicht, darf
man nicht vergessen, daß sich diese unterscheiden: Während man bei der
Charakterisierung direkt die Ladung messen kann, ist dies bei der Pioneninduzierten Messung nicht möglich. Hier wird vielmehr ein Gleichstrom gemessen, der vom Meßgerät (Keithley 237) über eine Netzperiode (20 ms)
5.3. Umgekehrte Strahlpolarität (π − )
29
9,0
8,0
excess factor
7,0
6,0
DS 71p1
DS 71p2
DS 71p4
5,0
4,0
3,0
2,0
1,0
0,0
0,00
5,00
10,00
15,00
fluence [E14]
Abbildung 5.2: Excess Factor für die Proben 71p1, p2 und p4.
integriert wird, und zwar ohne Korrelation zwischen Teilcheneinfall und Messung. Dies ist bei der Charakterisierung nicht der Fall, da der VA2-Chip eine
Integrationszeit von nur 1,5 µs besitzt und eine Auslese durch ein Elektron
getriggert wird, daß sowohl Test- als auch Triggerdetektor durchquert.
Aufgrund des viel zu hohen Stromes während der Bestrahlung vermuten wir,
daß es durch die großen Teilchenenergien zu Kernreaktionen kommt. Dabei
kann z.B. ein α-Teilchen entstehen, das sofort im Diamantbulk gestoppt
wird und dadurch seine gesamte Energie an die Materie abgibt. Dies kann
dann nicht mit dem Energieverlust eines minimal ionisierenden Teilchens
verglichen werden.
5.3
Umgekehrte Strahlpolarität (π − )
Eine weitere mögliche Ursache für den zu hohen excess factor ist, daß der
Pionenstrahl mit einem geringen Anteil von Protonen verunreinigt ist. Da
sich diese aufgrund der gleichen Ladung wie π + verhalten, ist es nicht
möglich, sie spektroskopisch zu filtern. Durch den größeren Wirkungsquerschnitt induzieren Protonen eine viel größere Ladung im Detektor als wir
mit Pionen erwarten würden. Es wurde zwar mit dem Polyethylen-Filter im
Strahl dafür Sorge getragen, die Protonenkontamination zu verringern, ob
dies aber gelungen ist, war nicht ersichtlich.
Deshalb wurde die Beampolarität invertiert, da der Wirkungsquerschnitt
zur Erzeugung von Antiprotonen praktisch null ist. Dies ist möglich, da der
Protonenstrahl, der mit dem großen Zyklotron am PSI erzeugt wird, auf ein
5.3. Umgekehrte Strahlpolarität (π − )
30
Graphittarget gerichtet wird. Dort entstehen sowohl π + als auch π − . Durch
geeignete Einstellung der Quadrupol- und Ablenkmagnete der Beamline ist
es möglich, π − statt π + in die Bestrahlungszone zu leiten [17]. Der π − -Fluß
ist zwar beim Impuls von 300 MeV c−1 um einen Faktor 10 geringer als
im Normalbetrieb, für diesen Test ist er aber ausreichend. Dem kleineren
Wirkungsquerschnitt von negativen Pionen wurde bei der Foliendosimetrie
Rechnung getragen [8].
Nach einigen Stunden Bestrahlungszeit erkannten wir, daß sich an dem im
Detektor induzierten Strom gegenüber den positiven Pionen nichts geändert
hat (Abbildung 5.3). Dadurch ergeben sich zwei Schlußfolgerungen. Erstens ist die Protonenkontamination des Strahles im Normalbetrieb vernachlässigbar klein, und zweites verursachen die negativ geladenen Pionen
keine anderen Effekte im Diamant als positiv geladene.
71p4 Pi
1.0
+
0.698
71p4 Pi
_
0.696
0.694
Q [normalised]
0.692
0.690
0.688
0.686
0.684
0.682
0.680
Q [normalised]
34.02
34.04
34.06
34.08
34.10
34.12
34.14
34.16
34.18
34.20
34.22
34.24
-2
fluence [E13*pions*cm ]
0.8
Pi
_
0.6
0
5
10
15
20
25
fluence [E13*pions*cm
30
-2
35
]
Abbildung 5.3: Abnahme des Signals von Probe CDS-71p4. In dem roten Kreis
ist das Ergebnis für den Test mit umgekehrter Beampolarität (π − )
zu sehen. In diesen Daten (in dem kleinen Diagramm vergrößert
dargestellt) erkennt man auch das Ansteigen des Signals als Folge
des Pumpeffekts.
5.4. Zusammenfassung
5.4
31
Zusammenfassung
Durch Bestrahlung mit Pionen sollte ermittelt werden, wie sich das Signal
im Laufe der Zeit ändert, wenn ein CVD-Diamant als Teilchendetektor im
Tracker des Experiments CMS am LHC eingesetzt wird. Während der Bestrahlung wurde ständig der Pionen-induzierte Strom eines Detektors gemessen. Dieser fällt im Laufe der Zeit ab. Zwischen den Bestrahlungsperioden
wurde durch die Diamond Station“ eine Charakterisierung durchgeführt,
”
d.h. mittels Elektronenbestrahlung aus einer β-Quelle der Mittelwert des
Signals gemessen. Auch dieses Signal wird mit steigender Bestrahlung mit
Pionen kleiner. Obwohl der Abfall beider Signale gleich zu sein scheint, ist
der Absolutwert bei der Pionenbestrahlung um bis zu zehnmal größer, als
das durch die Charakterisierung erwartet werden würde. Die Ursache dieses
excess factor ist nicht geklärt, Vermutungen gehen aber in die Richtung von
Kernreaktionen im Diamant. Durch die Inversion der Beampolarität wurde
verifiziert, daß π + dieselben Auswirkungen auf den Detektor haben wie π − .
Dadurch konnte auch gezeigt werden, daß die Verunreinigung des Strahles
mit Protonen vernachlässigbar klein ist.
Trotz intensiver Entwicklung von in der Praxis einsatzfähigen CVD-Diamantteilchendetektoren im Rahmen von RD42 ist die Entscheidung gefallen: Die CMS-Kollaboration wird die erste Version des Tracker aus Siliziumdetektoren bauen. Dies ist die heutzutage am besten erforschte Form
eines Halbleiterdetektors. Dennoch ist mit dem Einsatz von CVD-Diamantdetektoren in zukünftigen Experimenten sowohl in der Hochenergiephysik,
als auch im medizinischen Bereich zu rechnen.
32
Literaturverzeichnis
[1] CMS Collaboration: CMS: The Compact Myon Solenoid, Technical Proposal, CERN/LHCC 94-38 (1994)
[2] CMS Collaboration: CMS, The Tracker Project, Technical Design Report, CERN/LHCC 98-6 (1998)
[3] CMS Outreach Posters,
http://cmsdoc.cern.ch/cms/TRIDAS/html/Posters.html
[4] SEM Photo Library, CVD Diamond Group, Bristol University, UK
http://mole.chm.bris.ac.uk/pt/diamond/
[5] Markus Friedl: Diamond Detectors for Ionizing Radiation, Diplomarbeit, Wien (1999)
[6] Rudolf Wedenig ([email protected]), Private Kommunikation
[7] Markus Friedl et al.: Pion Irradiation Studies of CVD Diamond Detectors, Preliminary RD42 Internal Note 12, Wien (1997)
[8] B. J. Dropesky et al.: Excitation functions for the production of 18 F and
24 N a from Al and Si with fast pions, Physical Review C, Los Alamos
(1985)
[9] De Beers Industrial Diamond Division Ltd., Charters, Sunninghill, Ascot, Berkshire, SL5 9PX England, UK
[10] L. D. Landau: On the Energy Loss of Fast Particles by Ionisation, aus:
Collected Papers of L.D. Landau“, Pergamon Press, Oxford (1965)
”
[11] M. Mishina: Induced Charge on Diamond Detector, RD42 Internal Note
13, Fermilab (1998)
[12] M. A. Plano et al.: Thickness Dependence of the Electrical Characteristics of CVD Diamond Films, Applied Physics Letters 64 (2), 193-195
(1994)
Literaturverzeichnis
33
[13] IDE AS, Integrated Detectors & Electronics, Veritasveien 9, 1322
Høvik, Norway, http://www.ideas.no
[14] O. Toker et at.: VIKING, a CMOS Low Noise Monolithic 128 Channel Frontend for Si-Strip Detector Readout, Nuclear Instruments and
Methods in Physics Research A340, 572-579 (1994)
[15] René Brun et al.: Root - An Object Oriented Data Analysis Framework,
http://root.cern.ch
[16] Paul-Scherrer-Institut, CH-5232 Villigen PSI, Schweiz
[17] Fereydoun Foroughi: The πE1 secondary beam line, Villigen PSI (1997),
http://www1.psi.ch/ fereydoun/beam pie1.html