UNIVERSIDADE FEDERAL DE PERNAMBUCO
CENTRO DE TECNOLOGIA E GEOCIÊNCIAS
DEPARTAMENTO DE ENERGIA NUCLEAR
PROGRAMA DE PÓS-GRADUAÇÃO EM TECNOLOGIAS ENERGÉTICAS
E NUCLEARES (PROTEN)
FÁBIO DO RÊGO BARROS
ESTUDO DA RESPOSTA DE UM FOTOTRANSISTOR
SUBMETIDO A UM FLUXO DE NÊUTRONS
RECIFE
2011
FÁBIO DO RÊGO BARROS
ESTUDO DA RESPOSTA DE UM FOTOTRANSISTOR SUBMETIDO A UM FLUXO
DE NÊUTRONS
Dissertação submetida ao Programa de
Pós-Graduação
em
Tecnologias
Energéticas
e
Nucleares,
do
Departamento de Energia Nuclear, da
Universidade Federal de Pernambuco,
para obtenção do título de Mestre em
Ciência, área de concentração:
Dosimetria e Instrumentação Nuclear.
ORIENTADOR: DR. JOÃO ANTÔNIO FILHO (DEN/UFPE)
CO-ORIENTADOR: DR. LUIZ ANTÔNIO PEREIRA DOS SANTOS (CRCN/CNEN)
RECIFE
2011
.
Catalogação na fonte
Bibliotecária Rosineide Mesquita Gonçalves Luz / CRB4-1361 (BCTG)
B277e
Barros, Fábio do Rêgo.
Estudo da resposta de um fototransistor submetido a um
fluxo de Nêutrons / Fábio do Rêgo Barros. - Recife: O
Autor, 2011.
67f.il., figs., gráf.
Orientador: Prof. Dr. Filho, João Antônio.
Co- Orientador: Prof. Dr. Luiz Antônio Pereira dos
Santos.
Dissertação (Mestrado) - Universidade Federal de
Pernambuco. CTG. Programa de Pós-Graduação em
Tecnologias Energéticas e Nucleares, 2011.
Inclui Referências Bibliográficas.
1. Energia Nuclear. 2. Fototransistor. 3. Nêutrons.
4. Corrente de Escuro. 5. Curva Característica. I.
Filho, João Antônio. II. Santos, Luiz Antônio Pereira
dos. III. Título.
621.48 CDD (22.ed)
UFPE/BCTG-129/2011
Aos meus pais, minha esposa
e à Rayssa minha filha!
AGRADECIMENTOS
Aos Profs. João Antônio Filho e Luiz Antônio Pereira dos Santos que tiveram a paciência e
atenção devida durante todo o percorrer do trabalho.
Ao Programa de Pós-Graduação em Tecnologias Energéticas e Nucleares: Ao Coordenador
Prof. Elmo pela paciência e tranqüilidade, as secretárias (Magali e Nilvânia).
Ao CRCN: Aos meus amigos de trabalho Marcus Aurélio, Aberto, Ana Claúdia, Roberto,
Gilberto e Paulo Jacinto.
A equipe de nêutrons do CRCN: Eudice Vilela e Joelan Ângelo muito obrigado!
Em especial aos meus pais “Manoel e Natilde”, a minha esposa Rosemary pelo carinho,
paciência e compreensão, e a toda minha família.
A Deus, por me dar forças para superar as dificuldades enfrentadas no dia a dia.
ESTUDO DA RESPOSTA DE UM FOTOTRANSISTOR SUBMETIDO A UM FLUXO
DE NÊUTRONS
AUTOR: FÁBIO DO RÊGO BARROS
ORIENTADOR: DR. JOÃO ANTÔNIO FILHO
CO-ORIENTADOR: DR. LUIZ ANTÔNIO PEREIRA DOS SANTOS
RESUMO
Este trabalho tem como objetivo estudar alguns efeitos no fototransistor TEKT5400S quanto às
características elétricas e ópticas quando exposto à radiação de uma fonte de nêutrons de
241
Am-9Be, de modo que se possa avaliar a possibilidade de utilizá-lo como sensor neutrônico.
Os nêutrons ao interagir com a estrutura cristalina do dispositivo promovem o recuo de átomos
de silício no semicondutor, criando defeitos na estrutura cristalina e tais defeitos modificam o
estado elétrico do dispositivo. Foram irradiados 5 conjuntos de fototransistor, cada qual
contendo 3 dispositivos, sendo 4 conjuntos irradiados na fonte de nêutrons dos quais 3 em
nêutrons rápidos e um em nêutrons térmicos e o último conjunto foi irradiado na fonte de 60Co.
Para perceber as mudanças na estrutura cristalina foi realizada a leitura da corrente de escuro
do dispositivo, com isso determinou-se curva (I×V) conhecida como curva característica, de
modo a verificar sua resposta quanto ao efeito da dose acumulada, suas propriedades ópticas e a
permanência deste efeito ao longo do tempo. Os resultados mostraram que há variação, em
função da dose, tanto no estado elétrico do dispositivo como em suas propriedades ópticas.
Verificou-se ainda que a sua resposta em função da dose é linear até 0,64 Gy, não perde
informação após ser irradiado, responde a dose acumulada no tempo, a sua sensibilidade
relativa é alterada quando exposto à luz visível durante a leitura, e os danos causados pelo
processo de irradiação são irreversíveis.
Palavras-chave: Fototransistor, nêutrons, corrente de escuro, curva característica.
STUDY OF RESPONSE OF A PHOTOTRANSISTOR SUBMITTED TO A NEUTRON
FLUX
AUTHOR: FÁBIO DO RÊGO BARROS
ADVISER: DR. JOÃO ANTÔNIO FILHO
CO-ADVISER: DR. LUIZ ANTÔNIO PEREIRA DOS SANTOS
ABSTRACT
The purpose of this work is to find out about the effects on the phototransistor TEKT5400S
regarding the electrical and optical characteristics when it is exposed to radiation from a
neutron source of
241
Am-9Be, so that we can evaluate the possibility of using it as a neutron
sensor. The neutrons interact with the crystal structure of the device yielding displacement of
atoms in the semiconductor, creating defects in the phototransistor and these defects modify the
electrical state of the device. Five sets of three phototransistors were irradiated: one of them in
the thermal neutrons and three sets in fast neutrons. The latter was irradiated in a 60Co source.
To understand the changes in the crystal structure, it was take measurements of the dark current
of the device plotting its (I×V) curve which is known as the characteristic curve. This technique
aims to check how the phototransistor response is: the effect of accumulated dose; optical
properties changing; and its permanence over time. The results showed that there is variation
depending on the dose, both in the electrical and optical properties. It was also found that their
response depending on dose is linear up to 0,64 Gy, and it does not lose such information a
fototransistorer being irradiated. Also it responds to an accumulated dose over time and its
relative light sensitivity is altered, and the damage caused by the irradiation process is
irreversible.
Keywords: Phototransistor, neutrons, dark current, characteristic curve.
LISTA DE FIGURAS
Figura 1: Espectros de radiação da fonte 241Am-9Be. a) Espectro de nêutrons, b) Espectro de
fótons. ....................................................................................................................................... 17
Figura 2: Arranjo esquemático da interação de um feixe de nêutrons com um alvo. ................ 19
Figura 3: Ocupação dos estados eletrônicos depois de uma excitação dos elétrons:a) Metal; b)
Isolantes e semicondutores. ........................................................................................................ 28
Figura 4: Cristal de silício dopado com impurezas: a) pentavalente ; b) trivalente. . ................ 29
Figura 5: Diodo de junção “pn” em equilíbrio térmico com as partes; a) separadas; b) juntas . 30
Figura 6: Fluxo de elétrons em um transistor “npn” operando na região ativa.. ........................ 32
Figura 7: Curva característica Ic × VCE do transistor bipolar. .................................................... 33
Figura 8: Vista transversal do fototransistor, mostrando as correntes geradas: pelos fótons (IPH),
pelo efeito térmico na junção (ICB) e pelo emissor (IBE). ........................................................... 34
Figura 9: Circuito elétrico das correntes que circulam no fototransistor. .................................. 34
Figura 10: Curva característica do fototransistor no escuro. ...................................................... 35
Figura 11: Defeitos produzidos por nêutrons rápidos na rede cristalina do semicondutor. ..... 40
Figura 12: Defeitos produzidos na estrutura da rede cristalina em semicondutores de silício que
dependem da energia e do tipo de radiação. ............................................................................... 41
Figura 13: Desenho esquemático do encapsulamento do fototransistor atuando como conversor
de nêutrons. ................................................................................................................................. 44
Figura 14: Fototransistor TEKT5400S. ...................................................................................... 45
Figura 15: Arranjo experimental para exposição dos fototransistor aos nêutrons rápidos e
térmicos à fonte de Am-Be. a) fototransistor na posição de irradiação; b) e c) Suportes
utilizados para irradiação dos fototransistor. .............................................................................. 46
Figura 16: Desenho esquemático do arranjo experimental utilizado para irradiar os
fototransistor. .............................................................................................................................. 47
Figura 17: Detector utilizado para leituras da taxa de dose de nêutrons e da radiação γ. .......... 48
Figura 18: Irradiador gama utilizado para irradiar os fototransistor .......................................... 48
Figura 19: Sistema de aquisição de dados. ................................................................................. 49
Figura 20: Desenho esquemático do sistema de aquisição de dados. ......................................... 49
Figura 21: Corrente de escuro × Temperatura dos fototransistores FT-82 e FT-45. .................. 54
Figura 22: Curva característica dos fototransistores FT-7, FT-9 e FT-13 submetidos a nêutrons
rápidos. ....................................................................................................................................... 55
Figura 23: Curva de estabilidade corrente de escuro x Tempo dos fototransistores FT-7, FT-9 e
FT-13 submetidos a nêutrons rápidos. ........................................................................................ 56
Figura 24: Curva característica dos fototransistores FT-8, FT-11 e FT-14 submetidos a nêutrons
rápidos. ....................................................................................................................................... 57
Figura 25: Corrente de escuro x Dose dos fototransistores FT-8, FT-11 e FT-14 submetidos a
nêutrons rápidos. ......................................................................................................................... 58
Figura 26: Corrente de escuro x Dose dos fototransistores FT-8, FT-11 e FT-14 submetidos a
nêutrons rápidos. ......................................................................................................................... 59
Figura 27: Corrente de escuro x Dose dos fototransistores FT-22, FT-23 e FT-24 submetidos a
nêutrons rápidos. ......................................................................................................................... 60
Figura 28: Curva característica dos fototransistores FT-39, FT-40 e FT-41 submetidos à
radiação gama. ............................................................................................................................ 61
Figura 29: Corrente de escuro x Dose dos fototransistores FT-39, FT-40 e FT-41 submetidos à
radiação gama. ............................................................................................................................ 62
Figura 30: Curva característica dos fototransistores FT -34, FT - 93 e FT -96 para diferentes
doses aplicadas, submetidos a um fluxo de nêutrons térmicos................................................... 63
Figura 31: Corrente de escuro x Dose dos fototransistores FT -34, FT -93 e FT -96 submetidos
a um fluxo de nêutrons térmicos................................................................................................. 64
LISTA DE ABREVIATURAS E SÍMBOLOS
CRCN
Centro Regional de Ciências Nucleares
CNEN
Comissão Nacional de Energia Nuclear
DEN
Departamento de Energia Nuclear
241
Fonte de Amerício e Berílio
Am-9Be
60
Fonte de Cobalto-60
FT
Fototransistor
IPEN
Instituto de Pesquisas Energéticas e Nucleares
IAEA
International Atomic Energy Agency
IEEE
Institute of Electrical and Electronics Engineers
MOSFET
Metal Oxide Semiconductor Field Effect Transistor
TBJ
Transistor Bipolar de Junção
LED
Light Emitting Diode
IC
Corrente de Coletor
IE
Corrente de Emissor
IB
Corrente de Base
VCE
Tensão Coletor Emissor
β
Ganho de Corrente do Transistor
ID
Corrente de Escuro do Fototransistor
Iph
Fotocorrente
d.d.p.
Diferença de Potencial
VT
Tensão Térmica
Co
SUMÁRIO
1. INTRODUÇÃO ...................................................................................................................... 13
1.1 Objetivo ................................................................................................................................ 14
2. REVISÃO BIBLIOGRÁFICA ............................................................................................... 15
2.1 Nêutrons ............................................................................................................................... 15
2.1.1 Breve Histórico .................................................................................................................. 15
2.1.2 Fontes de Nêutrons ............................................................................................................ 16
2.1.2.1 Reação (α, n) ................................................................................................................... 16
2.1.2.2 Reação (γ, n) ................................................................................................................... 17
2.1.2.3 Reação “Fissão Espontânea" .......................................................................................... 18
2.1.3 Seção de Choque (nêutron, núcleo) ................................................................................... 18
2.1.4 Classificação dos Nêutrons ................................................................................................ 20
2.1.4.1 Nêutrons Térmicos ......................................................................................................... 20
2.1.4.2 Nêutrons Intermediários ................................................................................................. 21
2.1.4.3 Nêutrons Rápidos ........................................................................................................... 21
2.1.5 Detecção de Nêutrons ........................................................................................................ 21
2.1.6 Interação do Nêutron com a Matéria ................................................................................. 23
2.1.6.1 Espalhamento Elástico .................................................................................................... 24
2.1.6.2 Espalhamento Inelástico ................................................................................................. 25
2.1.6.3 Reação de Captura Radioativa........................................................................................ 25
2.1.6.4 Reação de Fissão ............................................................................................................ 26
2.2 Fototransistor ........................................................................................................................ 26
2.2.1 Breve Histórico .................................................................................................................. 26
2.2.2 Materiais Semicondutores ................................................................................................. 27
2.2.3 Dispositivos Eletrônicos: Junção pn .................................................................................. 28
2.2.4 Transistor Bipolar de Junção (TBJ) ................................................................................... 31
2.2.4.1 Curva Característica do Transistor ................................................................................. 32
2.2.5 Fluxo de Corrente no Fototransistor .................................................................................. 33
2.2.5.1 Curva Característica do Fototransistor ........................................................................... 35
2.3 Semicondutores como Detectores de Radiação .................................................................... 35
2.3.1 Dispositivos Semicondutores Utilizados como Detectores de Nêutrons........................... 35
2.3.2 Danos da Radiação em Semicondutores ............................................................................ 37
2.3.3 Formação de Defeitos Primários na Rede Cristalina ......................................................... 37
2.3.4 Efeito da Radiação de Nêutrons em Dispositivos Semicondutores ................................... 38
2.3.5 Fototransistor Submetido a um Fluxo de Nêutrons ........................................................... 43
3. MATERIAIS E MÉTODOS................................................................................................... 45
3.1 Materiais ............................................................................................................................... 45
3.2 Métodos ................................................................................................................................ 50
3.2.1 Cálculo da Dose Absorvida ............................................................................................... 51
3.2.2 Efeito da Temperatura no Resultado da Medição ............................................................. 52
3.2.3 Estabilidade das Características Elétricas do Fototransistor ao Longo do Tempo. ........... 52
3.2.4 Característica do Fototransistor para Diferentes Doses Acumuladas. ............................... 53
3.2.5 Características Ópticas do Fototransistor em Função da Dose Absorvida Acumulada. ... 53
3.2.6 Contribuição dos Fótons de Alta Energia para a Dose Total ............................................ 53
3.2.7 Irradiação com Nêutrons Térmicos ................................................................................... 53
4. RESULTADOS E DISCUSSÕES .......................................................................................... 54
4.1 Efeito da Temperatura na Resposta do Fototransistor .......................................................... 54
4.2 Respostas do Fototransistor a Nêutrons Rápidos ................................................................. 55
4.2.1 Curva de Estabilidade das Características Elétricas do Fototransistor ao Longo do Tempo.
.................................................................................................................................................... 55
4.2.2 Curvas Características do Fototransistor para Diferentes Doses Acumuladas. ................. 56
4.2.3 Características Ópticas ...................................................................................................... 59
4.3 Respostas do Fototransistor para Fótons de Alta Energia .................................................... 61
4.4 Respostas do Fototransistor para Nêutrons Térmicos .......................................................... 62
5. CONCLUSÕES ...................................................................................................................... 65
6. REFERÊNCIAS ..................................................................................................................... 66
13
1. INTRODUÇÃO
As fontes de nêutrons cada vez mais estão sendo utilizadas em vários segmentos seja, na
indústria, na medicina, na construção civil, na agricultura e etc. Com isso mais trabalhadores
estão sendo potencialmente expostos à radiação de nêutrons, havendo assim uma maior
necessidade de promover um melhor acompanhamento das doses recebidas, tanto pelo público
quanto pelos trabalhadores envolvidos diretamente nos processos. Dessa forma cresce a
necessidade de realizar novas pesquisas com intuito de desenvolver novos materiais e métodos
de detecção que tornem mais prática e eficiente a detecção dos nêutrons.
Diversos trabalhos têm sido publicados com dispositivos semicondutores como diodos e
transistores quando submetidos a uma fluência de nêutrons principalmente em reatores. Barthe
(2001) utilizou um diodo como dosímetro eletrônico baseado em detectores de estado sólido.
Kelly, Griffin e Luera (1991) utilizaram o transistor como sensor para determinação do
espectro de energia para nêutrons rápidos. Matzen, Hawthorne e Killian (1991) desenvolveram
um fototransistor menos sensível aos danos causados pela radiação neutrônica, como, por
exemplo, em aplicações espaciais, em que se fazem necessários componentes mais robustos à
radiação de nêutrons.
O nêutron, por se tratar de uma partícula sem carga, torna-se mais difícil detectá-lo,
pois a interação se dá com o núcleo dos átomos seja por espalhamento ou reação nuclear. Na
realidade, a detecção se dá de forma indireta seja para a detecção de nêutrons rápidos ou
térmicos. Para a detecção de nêutrons térmicos utilizam-se elementos com secção de choque
elevada e que apresente como produto da reação partículas carregadas que sofrerão interações
ao longo do seu percurso. Dessa forma são originados pares elétron-buraco que poderão ser
contabilizados aplicando-se um campo elétrico externo, de modo a não permitir sua
recombinação. Para os nêutrons rápidos é comum utilizar polímeros que apresentam em sua
constituição grande quantidade de hidrogênio, uma vez que há maior probabilidade de ocorrer
choque elástico, de modo que o próton de recuo do átomo sofra interação coulombiana com o
meio.
Neste trabalho foi utilizado o TEKT5400S para atuar como um sensor de nêutrons,
utilizando-se das mudanças nas características elétricas do dispositivo ao ser submetido a um
fluxo de nêutrons. O método utiliza a medida da corrente de escuro do fototransistor ao aplicar
uma tensão nos terminais do dispositivo entre coletor e emissor.
14
1.1 Objetivo
Verificar as mudanças nas características elétricas do dispositivo, utilizando-se de curvas
obtidas da leitura da corrente de escuro antes e após as irradiação dos fototransistores na fonte
de nêutrons de 241Am-9Be.
Os parâmetros observados foram os seguintes:
•
Estabilidade em função do tempo;
•
Resposta em função da dose;
•
Propriedades ópticas do fototransistor;
•
Comportamento do dispositivo para nêutrons térmicos
•
Comportamento do dispositivo para radiação gama.
15
2. REVISÃO BIBLIOGRÁFICA
2.1 Nêutrons
2.1.1 Breve Histórico
Em 1911, Rutherford propôs um modelo para o átomo. Ele supôs que a carga positiva
do átomo estaria concentrada num pequeno centro ou núcleo, e que a carga negativa estaria
distribuída numa esfera de raio comparável à do raio atômico.
Em 1914, Rutherford conseguiu provar que o átomo de hidrogênio, quando
bombardeado de forma a ter seu elétron arrancado, ficava com uma carga positiva que era em
módulo idêntica à do elétron. Esta descoberta fez despertar nos cientistas da época a existência
de outra partícula, pois como poderia o núcleo de hidrogênio ter metade da carga de um núcleo
de hélio, se esse último tinha quatro vezes mais massa, ou seja, além dos elétrons orbitais,
haveria outros elementos que poderiam compor o núcleo. A partir desse momento começou
uma busca incessante para tentar explicar tal fenômeno.
Foi quando em 1930, Walther Bothe e Herbert Becker ao irradiar um alvo de berílio
com feixes de partículas alfa, perceberam a existência de uma radiação altamente penetrante
que, na época eles pensaram ser a radiação gama. Em 1932 Curie e Joliot descobriram que,
quando se fazia com que essa radiação incidisse em substâncias que continham hidrogênio, ela
causava a produção de prótons muito energéticos.
Ainda no mesmo ano, James Chadwick provou que as energias dos prótons ejetados de
materiais hidrogenados, só podiam ser explicadas tendo em vista que os raios emitidos pelo
berílio bombardeado consistiam realmente de partículas com massa próxima à do próton. Estas
partículas, ao contrário dos prótons, não produzem trilhas numa câmara de nuvens e nenhuma
ionização numa câmara de ionização. Estes fatos, junto com o poder de penetração
extremamente grande das partículas, mostram que a carga destas últimas deve ser zero. Como
se descobriu que a nova partícula era neutra e que tinha uma massa próxima à unidade de
massa atômica, ela foi identificada com o nêutron de Rutherford (KAPLAN, 1983).
16
2.1.2 Fontes de Nêutrons
2.1.2.1 Reação (α, n)
Nêutrons são facilmente obtidos pela ação de partículas alfa em alguns elementos leves,
por exemplo, berílio, boro, ou lítio. As fontes de partículas alfa mais utilizadas para produção
de nêutrons são (239Pu, 210Po, 226Ra e 241Am). A fonte de nêutrons é formada pela mistura em pó
do emissor alfa com um elemento leve em geral o Be, de forma que a radiação alfa emitida
produza uma reação nuclear aonde é emitido um nêutron, com mostra a equação 1 (CEMBER,
1996).
.
+
A fonte de
241
→(
)∗ →
+
+ 5,71 MeV
(1)
Am- 9Be é a mais utilizada comercialmente por causa de sua longa meia
vida, 460 anos, e pela pouca emissão de radiação gama, se comparada com outras fontes de
nêutrons. Esta fonte é produzida a partir da mistura compactada de óxido de amerício e de
berílio metálico em pó. O 241Am decai pela emissão de fótons de 59,5 keV e de partículas alfa.
A produção de nêutrons ocorre quando o isótopo estável do Berílio, 9Be, é atingido por uma
partícula α, originada do decaimento radioativo do 241Am com energia entre (5 e 6 MeV). Esta
fonte também emite fótons que ocorre por duas vias distintas. Quando do decaimento α do
Amerício – 241, para o Neptunio – 237 que fica num estado excitado decaindo por emissão de
fótons. Cerca de 85% dos decaimentos alfa conduzem ao Neptunio excitado que decai por
emissão de fótons de 59,5 keV. São também emitidos fótons quando da reação (α, n) com o
berílio. Na figura 1 são apresentados os espectros de fótons e de nêutrons emitidos diretamente
pela fonte (SOFIA, 2009).
17
Figura 1: Espectros de radiação da fonte 241Am-9Be. a) Espectro de nêutrons, b) Espectro de fótons.
Fonte: SOFIA, 2009.
2.1.2.2 Reação (γ, n)
A interação de raios gama de energia moderada (com cerca de 2 MeV) com certos
núcleos, como deutério e berílio, produzem nêutrons monoenergéticos. As reações ocorrem de
acordo com as equações (2) e (3).
+
→
+
(2)
+
→
+
(3)
Estas reações são descritas como reação ( , n), uma vez que fótons de raios gama
incidentes no núcleo alvo, farão com que um nêutron seja emitido. Fontes baseadas na reação
( , n) são chamadas de fotonêutrons. Alguns emissores de raios gama utilizados na produção
das fontes são 22Na, 56Mn, 72Ga, 124Sb e 140La (CEMBER, 1996).
A reação ( ,n) ocorrerá somente se a energia da radiação gama for pelo menos igual a
energia de ligação do nêutron do núcleo alvo. Pela razão da energia de ligação ser mais baixa
no deutério (2,2 MeV) e no berílio (1,6 MeV) é que estas substâncias são geralmente usadas
como fontes de nêutrons ( ,n). Para obter nêutrons de outros elementos é necessária uma
energia mínima entre (6 a 8 MeV), ou seja, pelo fato da energia de ligação dos nêutrons ser em
geral superior a 5 MeV e existirem poucos isótopos radioativos que emitem radiação ′′ ′′ com
18
energia superior a este valor, são poucos os núcleos alvos que emitem nêutrons ao absorverem
radiação gama. Os nêutrons obtidos nesta reação são monoenergéticos, e cuja energia é igual à
diferença entre a energia do fóton incidente e a energia de ligação do nêutron do núcleo alvo
(GLASSTONE; SESONSKE, 1967).
2.1.2.3 Reação “Fissão Espontânea"
Muitos núcleos pesados podem sofrer uma fissão espontânea, produzindo em média 2,5
nêutrons por fissão. A taxa de fissão espontânea é uma função inversa da energia crítica (E c )
necessária para fissionar o núcleo, isto é, quanto maior E c menor será a taxa de fissão
espontânea.
2.1.3 Seção de Choque (nêutron, núcleo)
É uma grandeza que quantifica a probabilidade de interação entre o nêutron e o núcleo
alvo, quanto maior a seção de choque do núcleo, maior será a probabilidade de interação com
nêutrons, e quanto maior a área transversal apresentada pelo núcleo alvo, maior será a chance
do nêutron em atingi-lo. No entanto, a área real apresentada pelo núcleo tem uma importância
secundária na determinação da seção de choque para as reações nucleares. A energia do
nêutron incidente e a energia do núcleo alvo são parâmetros que possuem maior importância na
determinação dos valores de seção de choque. A unidade de seção de choque é o "barn"
abreviado por [b], que é definido como sendo 10 −24 cm 2 .
Um feixe de nêutrons que atravessa um material em uma única direção com intensidade
“ Ι ”, sofre uma atenuação, causada pela interação de nêutrons com o material (Figura 2). As
interações que ocorrem no alvo são proporcionais à intensidade do feixe, à densidade atômica,
à área e espessura do material. Assim, a taxa de interações, considerando o alvo por inteiro,
será dada por:
Taxa de interações (no alvo inteiro) = σ × I × N × A × ∆X = ∆n
Onde,
(4)
19
I → É a intensidade do feixe ou fluxo de nêutrons, que é dada pelo nº de nêutrons que
atravessa determinada seção transversal do material alvo por segundo ( n ⋅ cm −2 ⋅ s −1 ).
σ → É uma constante de proporcionalidade que representa a seção de choque microscópica.
N → Número de átomos por centímetro cúbico do alvo ( cm −3 )
A → Área do alvo (cm2)
∆X → Espessura do alvo ( cm )
Figura 2: Arranjo esquemático da interação de um feixe de nêutrons com um alvo.
Fonte: LAMARSH, 1966 (modificado).
Tomando o limite para ∆X → 0 e sabendo que I×A corresponde ao n° de nêutrons por
segundo que incidem no alvo, temos que a equação (4) pode ser escrita da seguinte forma:
− dn = σ .N .dx
n
(5)
As reações que ocorrem em dx durante a passagem do nêutron pelo material reduzem a
intensidade do feixe causada por absorção ou por espalhamento de nêutrons pelo material, que
é representado pelo sinal negativo em − dn . A secção de choque para colisão, que
n
corresponde ao efeito de todos os processos possíveis, é chamada de seção de choque total,
,
sendo a soma das seções de choque para as reações individuais. O produto da seção de choque
total
∑( ) =
pelo nº de átomos por cm3 do alvo corresponde à seção de choque macroscópica
.
, que é a soma das seções de choque para todas as interações que ocorreram na
energia E . Portanto, integrando a equação (5) obtemos a equação (6).
20
n = n0. × e − Σ ( E ). x
(6)
Onde, n é o número de nêutrons transmitidos sem perda de energia a uma distância x do
material, e n 0 é o nº de nêutrons do feixe incidentes com energia E (LAMARSH, 1966).
2.1.4 Classificação dos Nêutrons
Os nêutrons podem ser classificados1 em função da sua energia cinética em:
•
Nêutrons térmicos – São nêutrons com energia cinética mais provável de 0, 025 eV a
uma temperatura de 20°C. No entanto, todos os nêutrons com energias abaixo de 0,5 eV
são usualmente referido como térmicos.
•
Nêutrons intermediários – São nêutrons com energia acima do corte térmico de
0,5 eV, mas abaixo de 10 keV.
•
Nêutrons rápidos - Estes nêutrons cobrem a faixa de energia acima de 10 keV
2.1.4.1 Nêutrons Térmicos
Como resultado do processo de moderação, os nêutrons podem alcançar o estado em
que suas energias estejam em equilíbrio com os átomos ou moléculas do moderador no qual
eles se movem, diz-se, então, que os nêutrons estão em equilíbrio térmico com o meio. Dessa
forma, seu comportamento é similar a dos átomos de um gás e pode ser descrito pela teoria
cinética dos gases. Quando as condições para o equilíbrio térmico são satisfeitas, os nêutrons
obedecem a uma distribuição de Maxwell-Boltzmann. Sua energia cinética mais provável a
20°C é 0,025 eV, e com velocidade correspondente a esta energia de 2200 m/s (KAPLAN,
1983). No entanto, todos os nêutrons com energia abaixo de 0,5 eV são geralmente referidos
como térmico por causa de um simples teste experimental em que praticamente todos os
nêutrons incidentes são absorvidos ao atravessar um filtro de cádmio de 1mm de espessura
(ATTIX, 1986). A baixa energia dos nêutrons térmicos (E < 0,5 eV) inviabiliza a detecção de
1
Na literatura são encontradas diversas classificações para nêutrons, neste trabalho foi utilizada a classificação do
livro texto de Frank Herbert Attix, 1986.
21
eventuais prótons de recuo resultantes do espalhamento elástico por núcleos 1H (SOARES,
1994).
2.1.4.2 Nêutrons Intermediários
Os nêutrons na região entre os térmicos e rápidos são chamados por vários nomes,
incluindo os nêutrons intermediários, nêutrons de ressonância e nêutrons lentos. Todos esses
adjetivos descritivos são usados livremente, e seu significado exato deve ser inferido a partir do
contexto em que eles são usados (CEMBER, 1996). Essa faixa compreende os nêutrons que
têm energia acima do corte térmico de 0,5 e V, mas abaixo de 10 keV (ATTIX, 1986).
2.1.4.3 Nêutrons Rápidos
Compreende os nêutrons com energia suficiente para interagir com a grande maioria dos
núcleos através de reações limiares, e não só por captura neutrônica ou espalhamento. Todos os
nêutrons no momento de seu surgimento são rápidos. Geralmente, os nêutrons rápidos perdem
energia ao colidir elasticamente com os átomos do meio e, em seguida, após ser desacelerado
para térmico ou próximo da energia térmica, eles são capturados por núcleos do material
absorvedor. Nêutrons rápidos podem colidir com núcleos e sofrer espalhamento inelástico ou
elástico. No primeiro caso, parte da energia cinética que é transferida para o núcleo-alvo excita
o núcleo e a energia de excitação é emitida como raios gama (fótons). No segundo caso, a
energia cinética e o momento são conservados (CEMBER, 1996).
2.1.5 Detecção de Nêutrons
Os nêutrons não possuem carga e, por isso, produzem uma quantidade de ionização
desprezível durante sua passagem através da matéria, com o resultado de que não podem ser
detectado diretamente em nenhum instrumento, cuja ação dependa da ionização causada pela
partícula que o penetra. A detecção de nêutrons depende de efeitos secundários, que resultam
de suas interações com os núcleos. Algumas das reações são:
22
•
A absorção de um nêutron por um núcleo com a emissão imediata de uma partícula
carregada rápida;
•
A absorção de um nêutron com a fissão do núcleo composto resultante;
•
A absorção de um nêutron com a formação de um nuclídeo radioativo cuja atividade
pode ser medida;
•
O espalhamento de um nêutron por um núcleo leve, como um próton, com o resultado
de um núcleo leve que ao recuar produz ionização.
Um detector de nêutrons baseado no primeiro tipo de interação pode ser uma câmara de
ionização ou um contador proporcional. Um dos detectores usados mais freqüentemente está
baseado na reação B10(n, α)Li7. O núcleo alvo B10, que tem uma abundância de 18,8% no boro
natural, é responsável pela alta seção de choque (755×10-24 cm2), para nêutrons térmicos. Uma
câmara ou contador pode ser preenchido com o gás BF3 ou recoberto com um filme fino
composto de boro na superfície interna do tubo detector; o detector de gás é usado mais
extensivamente. Quando é necessária alta sensibilidade, o BF3 natural é substituído pelo B10F3
feito a partir do isótopo B10 separado. A seção de choque para a reação (n, α) decai para
energias crescentes do nêutron. Conseqüentemente, a sensibilidade dos contadores de BF3 decai
com energias crescentes do nêutron, sendo estes contadores mais úteis para detecção de
nêutrons com energia de 1- 100 e V.
O processo de fissão pode ser usado para detectar nêutrons, este método pode ser visto
como um caso especial do primeiro método discutido. As seguintes reações são típicas:
"
!+
(lento ou rápido) → .
!+
! /∗ →
01 +
(rápido) → .
"
" 2
+ (2 45 3)
! /∗ →
+ 200 7 8
9 + :; + < +
(7)
(8)
Os produtos da reação das equações 7 e 8 representam fragmentos de fissão fortemente
ionizantes, que são núcleos altamente carregados e excitados. Os fragmentos de fissão têm
energias cinéticas da ordem de 100 MeV, sendo sua intensa ionização fácil de distinguir
daquela causada por prótons, partículas α ou outras radiações ionizantes. Câmaras contendo
materiais fissionáveis por nêutrons térmicos são detectores eficiente de nêutrons térmicos.
Câmaras contendo urânio natural podem ser usadas como detectores de nêutrons rápidos em
energias maiores que 1 MeV.
23
O terceiro método está baseado no fato de que muitas reações nucleares induzidas por
nêutrons resultam em núcleos-produto radioativos. A seção de choque para a reação envolvida
deve ser grande, de modo que se formem nuclídeos radioativos suficientes durante a exposição.
Folhas do material detector são expostas à fonte de nêutrons, por um dado intervalo de tempo;
elas são então removidas e determina-se a intensidade da atividade induzida, contando as
radiações emitidas com um contador Geiger apropriado, uma câmara de ionização, um contador
de cintilação. Este método de ativação pode ser usado para nêutrons de diferentes faixas de
energias.
O método mais comum para detectar nêutrons rápidos está baseado na observação da
ionização produzida pelos prótons, que recuam no espalhamento elástico de nêutrons por
materiais hidrogenosos. Pode-se usar uma câmara de ionização ou um contador preenchido
com um gás contendo hidrogênio, ou tendo uma janela feita de um material hidrogenoso sólido.
Um nêutron incidente pode fornecer energia suficiente a um núcleo de hidrogênio, de forma
que a ionização causada pelo próton gere um pulso de modo a ser captado pelo detector. O
material hidrogenoso também pode estar contido numa câmara de nuvens ou numa emulsão
nuclear (KAPLAN, 1983).
2.1.6 Interação do Nêutron com a Matéria
O nêutron, embora ligado fortemente ao núcleo do átomo, pode ser encontrado livre no
espaço e possui um tempo de meia-vida2 de 885,7 segundos, decaindo em um próton, um
elétron e um antineutrino (GRIFFITHS, 2008). Nêutrons não possuem carga e, portanto, não
interagem com a matéria por meio do campo coulombiano. Nêutrons podem atravessar vários
centímetros da matéria, sem que haja qualquer tipo interação e podem também ser totalmente
insensíveis para um detector comum.
Quando um nêutron sofre interação com o núcleo do material absorvedor, tem como
resultados da interação, o desaparecimento total do nêutron e o surgimento de uma ou mais
radiações secundárias (reações de absorção: captura e fissão) ou, então, poderá ocasionar uma
mudança significativa na direção e uma conseqüente redução na energia. Neste caso, diz-se que
o nêutron sofreu espalhamento, pois reaparece após a interação, e o nêutron não precisa ser o
mesmo que sofreu colisão com o núcleo do material absorvedor (LAMARSH, 1966).
2
Este número é de 2006, Particle Physics Booklet (PPB).
24
As radiações secundárias resultantes das interações de nêutrons são partículas
carregadas pesadas e raios gama. Esses produtos são decorrentes de reações nucleares, ou ainda
pode ter ocorrido absorção do nêutron pelo núcleo do material absorvedor emitindo raios gama
no processo de estabilização do núcleo (KNOLL, 2000). Nestes processos de interação, o
nêutron incidente é absorvido pelo núcleo e o sistema formado é conhecido como núcleo
composto, ou seja, o núcleo alvo com um número de massa
formará o núcleo composto
A+1
A
Z, após o nêutron ser absorvido
Z em estado excitado, com alta energia interna. A maior parte
das interações do nêutron com a matéria se dá com a formação do núcleo composto. No
entanto, o espalhamento elástico pode também ocorrer sem a formação do núcleo composto.
Nesse caso o espalhamento ocorre com nêutrons de qualquer energia e isso acontece em função
das forças que agem sobre o nêutron que se move dentro ou próximo ao núcleo, fenômeno este
conhecido como espalhamento potencial. Nas duas situações, o processo de interação pode ser
estudado como na colisão entre duas bolas de bilhar. Existe outro tipo de interação, que ocorre
também sem a formação do núcleo composto conhecido como interação direta (n, p), que,
como o próprio nome sugere, o nêutron incidente colide com um nucleon, e um próton é
expulso e o nêutron incidente é retido. Este tipo de reação é difícil de ocorrer, pois, exige do
nêutron uma energia muito alta, para que o fenômeno ocorra (LAMARSH, 1966).
2.1.6.1 Espalhamento Elástico
É um tipo de reação em que a energia total do sistema projétil mais alvo é a mesma
antes e depois da colisão. Usualmente, alguma energia cinética transfere-se do projétil para o
núcleo alvo, mas este último é deixado no mesmo estado interno, que antes da colisão; ou seja,
é um processo de interação entre o nêutron e o núcleo que causa uma variação da energia
cinética do nêutron, energia esta que será transferida ao núcleo alvo na forma de energia de
movimento, não alterando, porém, sua energia interna (KAPLAN, 1983). Este processo é de
fundamental importância na detecção de nêutrons rápidos, que ao colidir com núcleos 1H
podem perder até 100% da sua energia, gerando um próton de recuo capaz de ionizar o meio
(SOARES, 1994).
O espalhamento elástico é predominante quando o meio é constituído por núcleos leves
e os nêutrons são de baixa energia, e pode ser considerada uma reação (n, n), onde a energia
interna do núcleo alvo não é alterada, mas há em geral, uma troca de energia cinética entre o
25
nêutron e o núcleo alvo, permite-se dessa forma um recuo do núcleo que é exigida pelo
princípio da conservação da quantidade de movimento.
2.1.6.2 Espalhamento Inelástico
Quando um nêutron rápido sofre espalhamento inelástico, ele primeiro é capturado pelo
núcleo alvo para formar um núcleo composto em estado excitado, um nêutron de energia
cinética menor é em seguida emitido, deixando o núcleo alvo em um estado excitado, que por
sua vez irá emitir radiação gama para atingir seu estado fundamental. Em outras palavras, em
uma colisão de espalhamento inelástico, toda ou parte da energia cinética do nêutron é
convertida em energia interna de excitação no núcleo alvo. Este excesso de energia é
subseqüentemente emitido em um ou mais fótons de radiação gama (KAPLAN, 1983).
Para elementos de número de massa médio ou elevado, a excitação mínima de energia,
isto é, o menor estado de excitação de energia acima do estado fundamental é usualmente de
0,1 a 1 MeV. Por isso, somente nêutrons com energia acima dessa faixa podem ter como
resultado da excitação nuclear o espalhamento inelástico (GLASSTONE; SESONSKE, 1967).
2.1.6.3 Reação de Captura Radioativa
Diferentemente do processo de espalhamento, este tipo de reação, ao invés do núcleo
expulsar o nêutron incidente o mesmo é capturado formando um núcleo composto em estado
excitado, e o excesso de energia ocorre na forma de radiação γ . A reação nuclear de captura
radioativa pode ser representada pela equação:
A
Z
X + 01 n → [ A +Z1 X ] * → A +Z1 X + γ
(9)
O produto da reação da captura radioativa XA+1 é visto como um isótopo de X, uma vez que
tem o mesmo número atômico, mas com um número de massa de uma unidade maior. De
acordo com as circunstâncias, o nuclídeo XA+1 pode ou não ser radioativo. Se for radioativo,
então provavelmente será um emissor beta negativo (β-), uma vez que a captura de um nêutron
terá produzido um núcleo no qual a razão nêutron / próton é muito grande para a estabilidade
26
de um dado número atômico. Neste caso, o núcleo final é um elemento distinto do núcleo
original, como mostra a equação abaixo (GLASSTONE; SESONSKE, 1967).
A
Z
−
β
A +1
X + 01n →[ A+Z1X ]* →
Z +1Y + γ
(10)
2.1.6.4 Reação de Fissão
Este tipo de reação ocorre quando nêutrons são absorvidos por núcleos fissionáveis,
resultando na formação de um núcleo composto em estado excitado, com alta energia interna.
Normalmente, são núcleos pesados cujo equilíbrio de forças internas é quebrado com a
absorção do nêutron incidente, tornando o núcleo tão instável a ponto de levá-lo a fissionar-se
em dois fragmentos menores F 1 e F 2 , emitindo novos nêutrons, e raios gama, o que resulta em
considerável quantidade de energia (LAMARSH, 1966).
1
0
n + 235
92 U →
[
236
92
U
]
*
→ F1 + F2 + ( 2 − 3) 01 n + 200 MeV
(11)
2.2 Fototransistor
2.2.1 Breve Histórico
O fototransistor é um dispositivo eletrônico a base de material semicondutor
normalmente projetado para ser utilizado como sensor fotônico de luz visível. No entanto, pode
ser utilizado como detectores de radiação ionizante, tanto para partículas carregadas como para
fótons. Os detectores a base de semicondutores são também conhecidos como detectores de
estado-sólido por serem fabricados em geral, com cristais de silício, germânio, lítio, etc.,
característica essa que faz do detector semicondutor possuir uma excelente resolução.
A radiação ao penetrar no cristal irá criar portadores, pares elétron-buraco, ao longo do
caminho percorrido pela partícula carregada. Para criação do par é necessário uma energia de
aproximadamente 3,6 eV, sendo esta uma energia bem inferior aos dos detectores gasosos
(30 eV) e das fotomultiplicadoras dos cintiladores (100 eV).
A grande melhoria introduzida com o aparecimento desses detectores está na resolução
em energia, muito superior à dos detectores a gás e cintiladores, devido à pouca energia
requerida para promover ionização do meio e ao tempo de resposta pela rápida coleta das
27
cargas geradas. Outras características desejáveis dos detectores são suas dimensões e uma
espessura eficaz que pode ser variada para satisfazer os requisitos de certas aplicações. E sua
desvantagem é o dano que pode ser causado, dependendo da dose e da energia, pela interação
da radiação, criando defeitos na rede cristalina que podem degradar o desempenho do
dispositivo (KNOLL, 2000).
2.2.2 Materiais Semicondutores
Segundo a teoria de bandas de energia, a condutividade elétrica de um material depende
efetivamente do arranjo dos estados eletrônicos e, então, da maneira segundo a qual esses
estados são ocupados pelos elétrons.
Nos metais, para que um elétron se torne livre ele deve ser excitado para um dos estados
de energia vazios e disponíveis acima da energia de Fermi, Ef, (energia de Fermi corresponde
ao estado preenchido mais alto a 0 K). Dessa forma, é necessária pouca energia para promover
os elétrons para os estados vazios mais baixos, como mostrados na figura 3a (CALLISTER,
2000).
No caso de materiais isolantes e semicondutores, os estados vazios adjacentes acima da
banda de valência preenchida não estão disponíveis. Para se tornarem livres, portanto, os
elétrons devem ser promovidos através do espaçamento entre bandas de energia e para estados
vazios na parte inferior da banda de condução. Isso é possível somente através do suprimento
para um elétron da diferença de energia entre esses dois estados que é aproximadamente igual à
energia do espaçamento entre as bandas, Eg. Esse processo de excitação está demonstrado na
Figura 3b. Para muitos materiais, esse espaçamento entre bandas possui uma largura
equivalente a vários elétrons-volts. Normalmente, a energia de excitação provém de uma fonte
de calor ou luz. O número de elétrons termicamente excitados para a banda de condução
depende da largura do espaçamento entre as bandas de energia, bem como da temperatura.
Dessa forma, a distinção entre semicondutores e isolantes reside na largura do espaçamento
entre as bandas; nos semicondutores esse espaçamento é estreito, enquanto nos materiais
isolantes esse espaçamento é relativamente grande (CALLISTER, 2000).
28
Figura 3: Ocupação dos estados eletrônicos depois de uma excitação dos elétrons: a) Metal; b) Isolantes e
semicondutores. Fonte: CALLISTER, 2000 (modificado).
2.2.3 Dispositivos Eletrônicos: Junção pn
Para um material semicondutor de silício se tornar um dispositivo eletrônico, faz-se
necessário utilizar alguns artifícios como dopagem do cristal, que significa introduzir elementos
químicos dentro da estrutura. Em pequenas quantidades esses elementos químicos podem
facilmente penetrar no cristal substituindo o átomo de Si. Isto não produz grandes modificações
na rede cristalina, resultando na formação de impurezas substitucionais (RESENDE, 2004).
Dependendo do elemento químico a ser adicionado ao cristal de Si, o semicondutor formado
pode ser do tipo “n” ou do tipo “p”.
Para construção de um semicondutor tipo “n", ou seja, um cristal de silício com
predominância de elétrons é necessário introduzir impurezas como, por exemplo; P, As, ou Sb.
Estes elementos são pentavalentes, ou seja, apresentam cinco elétrons de valência, como mostra
a Figura 4a. As ligações químicas que compõem a estrutura do cristal são do tipo covalente, ou
seja, há um compartilhamento de elétrons entre os átomos da estrutura da rede cristalina. O
silício é tetravalente, pois apresenta quatro elétrons na última camada, que ao realizar ligação
covalente com a impureza substitucional um elétron ficará praticamente livre dentro da
estrutura. Com a adição de várias dessas impurezas, o cristal ficará com excesso de elétrons
livres dentro da estrutura aumentando sua condutividade (RESENDE, 2004).
29
Do ponto de vista da banda de energia eletrônica, para cada um dos elétrons que estão
fracamente ligados, existe um único nível de energia, ou estado de energia, localizado no
interior da zona proibida do espaçamento entre bandas, imediatamente abaixo da parte inferior
da banda de condução, chamado de estado doador. Para o semicondutor do tipo “n”, o nível de
Fermi é deslocado para cima no espaçamento entre bandas, até dentro da vizinhança do estado
doador; a sua posição exata é uma função tanto da temperatura como da concentração de
doadores (CALLISTER, 2000).
Para criar um semicondutor tipo “p”, ou seja, um cristal de silício com predominância
de lacunas (buracos), o processo é semelhante ao do tipo “n”, só que com adição de uma
impureza com três elétrons na última camada como, por exemplo: B, Al, Ga ou In. Estes
elementos conseguem completar três pares de ligações covalentes, restando uma ligação sem a
formação do par, criando um buraco nessa região (Figura 4b). Com a adição dessas impurezas,
o cristal terá uma predominância de lacunas ou buracos, formando um material do tipo “p”
(RESENDE, 2004).
Do ponto de vista da banda de energia eletrônica, cada átomo de impureza desse tipo
introduz um nível de energia dentro do espaçamento entre bandas, localizado acima, porém
muito próximo, da parte superior da banda de valência, chamado de estado receptor. Para
semicondutores do tipo “p”, o nível de Fermi é deslocado para baixo no espaçamento entre
bandas, e próximo ao nível do receptor (CALLISTER, 2000).
Figura 4: Cristal de silício dopado com impurezas: a) pentavalente; b) trivalente. Fonte: LUTZ, 1999 (modificado).
30
Colocando em contato os materiais do tipo “n” e “p” haverá uma difusão dos elétrons
do material “n” em direção ao material “p” ocupando os buracos próximos à junção. Dessa
forma, surge uma região com cargas positivas do lado “n” e negativas do lado “p”. Essas
cargas fixas de cada lado da interface originam um campo elétrico, que da teoria
eletromagnética tem-se que V = − ∫ Edl , onde V é conhecida como barreira de potencial
(Figura 5). Essa região sem portadores de cargas móveis não se expande, pois o campo elétrico
formado não permite que a difusão se estenda para todo o cristal. Essa região é semelhante a
um capacitor de placas paralelas, cujo potencial é aproximadamente entre 0,5 - 0,7 V para o Si.
Esse dispositivo é conhecido como diodo.
Figura 5: Diodo de junção “pn” em equilíbrio térmico com as partes; a) separadas; b) juntas
Fonte: LUTZ, 1999 (modificado).
Diz-se que o diodo está polarizado diretamente quando é submetido a um campo elétrico
externo em que é aplicado um potencial positivo no material tipo “p” e negativo no material
tipo “n” de modo a vencer a barreira de potencial, que corresponde aproximadamente a 0,7 V
no caso do silício. Com isso, cria-se um campo elétrico que favorece o deslocamento dos
elétrons do material tipo “n” em direção ao material do tipo “p”, a recombinação de pares e o
movimento coletivo das cargas resultam em corrente elétrica. Neste caso o diodo comporta-se
como uma chave fechada, apresentando baixa resistência entre anodo e catodo. Na polarização
inversa, a barreira de potencial é expandida de forma a bloquear a passagem da corrente
elétrica, circulando apenas a corrente de fuga IR, da ordem de picoamperes, devido ao efeito
térmico. Dessa forma, o diodo comporta-se como uma chave aberta, apresentando alta
impedância (RESENDE, 2004).
31
O fato de se poderem dopar diversas regiões de um mesmo material semicondutor com
diferentes impurezas possibilita a fabricação de uma grande variedade de dispositivos
eletrônicos. Praticamente em todos os dispositivos semicondutores existe pelo menos uma
junção “pn”, que determina a característica corrente-tensão. O transistor de junção bipolar foi
desenvolvido utilizando duas junções, o que possibilitou o controle da corrente, através do
terceiro terminal chamado de base (SEDRA, 2007).
2.2.4 Transistor Bipolar de Junção (TBJ)
O transistor é um dispositivo semicondutor que consiste em duas camadas de material
tipo “n” e uma do tipo “p” ou duas do tipo “p” e uma do tipo “n”. A primeira configuração é
conhecida como transistor “npn” enquanto que o último é conhecido como “pnp”. Essas
camadas são chamadas de coletor, base e emissor, e são disponibilizadas através de terminais
os quais são soldados às camadas permitindo que ligações elétricas sejam realizadas num
circuito externo através desses terminais.
O transistor é utilizado para controlar sinais elétricos. As suas duas principais funções
são a amplificação e o chaveamento. Quando utilizado como amplificador, o sinal aplicado à
entrada tem sua amplitude aumentada na saída. No chaveamento, ora se comporta como uma
chave fechada permitindo a passagem da corrente elétrica, ora como uma chave aberta, ou seja,
praticamente bloqueando a passagem da corrente elétrica (RESENDE, 2004).
A representação esquemática da Figura 6 mostra o fluxo de corrente de um transistor
bipolar do tipo “npn” na região ativa, ou seja, com a junção base-coletor polarizada
inversamente e base-emissor polarizada diretamente (SEDRA, 2007).
Considerando o transistor operando na região ativa, ao aplicarmos um campo elétrico
externo, promove-se a injeção de elétrons do emissor para a base; como a base é estreita e
pouco dopada, poucos elétrons são recombinados, e os que se recombinam formam a corrente
de base. Dessa forma, os elétrons se acumulam nesta região da base, e penetram na região
inversamente polarizada base-coletor e que passam a se comportar como portadores
minoritários dentro desta junção. A ação do campo elétrico desta junção impulsiona os elétrons
em direção ao terminal do coletor, que voltam a serem portadores majoritários e continuam o
movimento em direção ao coletor (RESENDE, 2004). Observa-se na Figura 6 que a corrente de
emissor corresponde à soma da corrente de base mais a corrente de coletor:
32
I E = IC + I B
(12)
A corrente de coletor, entretanto, é composta de duas componentes, devido aos portadores
majoritários e minoritários. A majoritária corresponde aos elétrons injetados do emissor na
base, já a componente minoritária é chamada corrente de fuga e surge devido ao efeito térmico
na junção base-coletor e é representada por ICO. A base do transistor de junção bipolar tem um
papel de fundamental importância no funcionamento do dispositivo. Pelo fato de ser estreita e
pouco dopada, a base é responsável pelo controle do fluxo de corrente entre emissor e o coletor.
Desta forma, uma variação na corrente de base
I B resulta numa variação em IC e
conseqüentemente em IE. O fator de amplificação ou ganho de corrente β é um parâmetro
característico de cada transistor de junção bipolar e dado por:
IC = β × I B
(13)
Figura 6: Fluxo de elétrons em um transistor “npn” operando na região ativa. Fonte: SEDRA, 2007 (modificado).
2.2.4.1 Curva Característica do Transistor
Em geral, a curva característica de um transistor bipolar é parametrizada pela corrente
de base. Dessa forma, para cada valor de IB, a curva característica (I×V) refere-se à curva
IC×VCE que é medida variando-se VCE e anotando-se os valores correspondentes da corrente de
coletor IC. O resultado é uma família de curvas características IC×VCE, cuja ilustração da
Figura 7 corresponde a três valores de corrente de base de 1; 2 e 3nA. Normalmente a literatura
traz correntes de base em torno de µA, dificultando a visualização das correntes abaixo desses
33
valores. Optou-se, então, por escolher este tipo de curvas para facilitar a comparação entre as
curvas apresentadas nos resultados deste trabalho (capítulo 4).
5,40E-007
4,50E-007
Corrente (A)
3,60E-007
2,70E-007
1,80E-007
1nA
2nA
3nA
9,00E-008
T=25,3°C
0,00E+000
0
2
4
6
8
10
Tens‫م‬o (V)
Figura 7: Curva característica Ic × VCE do transistor bipolar.
2.2.5 Fluxo de Corrente no Fototransistor
O fototransistor é um caso particular do transistor de junção bipolar. Normalmente
possui dois terminais e uma janela que converge os fótons incidentes à junção coletor-base. O
fototransistor possui também uma maior área entre coletor-base, que quando polarizado
inversamente, irá permitir uma maior captação de fótons incidentes (Figura 8) (SZE, 1981).
A única corrente que circula nesta junção com ausência de luz é a corrente de fuga ou
corrente de escuro, ID, e esta corrente surge devido apenas aos portadores termicamente gerados
nos materiais semicondutores n e p.
A irradiação na superfície planar do fototransistor por uma densidade de fótons
uniforme F(v) causa geração de excesso de pares elétron-buraco em todo o dispositivo. O campo
elétrico na camada de depleção da junção polarizada inversamente atrai os elétrons livres para o
lado n e as lacunas para o lado p, não permitindo desta forma, que haja recombinação dos pares
elétron-buraco, ou seja, os pares elétron-buraco criado pela passagem da radiação é separado
pelo campo elétrico aplicado (LUTZ, 1999). Esta corrente conhecida por fotocorrente, IPH, é
proporcional à intensidade da luz incidente.
A corrente de coletor do fototransistor é composta por três componentes, como
demonstrado na Figura 8. Uma parcela sendo representada pelos portadores majoritários IPH e a
outra parcela composta pelos portadores minoritários ICB+IBE=ID, onde ICB e IBE correspondem
às correntes termogeradas na junção coletor-base e base-emissor, respectivamnte.
34
Figura 8: Vista transversal do fototransistor, mostrando as correntes geradas: pelos fótons (IPH), pelo efeito térmico na
junção (ICB) e pelo emissor (IBE). Fonte: MONEDA, 1971 (modificado).
A Figura 9 ilustra um circuito equivalente do fototransistor, onde os fótons incidem no
diodo (ou fotodiodo) que representa a junção coletor-base reversamente polarizada. A
incidência dos fótons promove a geração da fotocorrente que se somam às correntes geradas
termicamente e as correntes advindas do emissor, sendo essas correntes amplificadas pelo
ganho do fototransistor que correspondem a corrente de coletor.
Figura 9: Circuito elétrico das correntes que circulam no fototransistor.
Fonte: MONEDA, 1971 (modificado).
Neste trabalho, a corrente que circula no coletor não tem a contribuição do IPH, pois as
leituras são realizadas após as irradiações, e na ausência de luz, logo a corrente de coletor do
fototransistor passa a ser escrita aproximadamente como:
IC = β × ID
(14)
35
2.2.5.1 Curva Característica do Fototransistor
A curva característica do fototransistor é construída variando-se a tensão entre coletor e
emissor, da mesma forma que o transistor. No entanto alguns fototransistor não têm o terminal
de base (base flutuante) e por isso pode-se ter uma parametrização por fotocorrente,
funcionando como corrente de base. No caso do fototransistor com base flutuante, aplicado à
detecção de nêutrons, é mais adequado determinar a curva característica do dispositivo no
escuro, o que resulta em correntes ultras baixas conforme mostrado na Figura 10.
6,00E-010
Corrente (A)
4,00E-010
2,00E-010
0,00E+000
0
2
4
6
8
10
Tens‫م‬o (V)
Figura 10: Curva característica do fototransistor no escuro.
2.3 Semicondutores como Detectores de Radiação
2.3.1 Dispositivos Semicondutores Utilizados como Detectores de Nêutrons.
Detectores de silício são danificados por altas doses (> 104 Gy) de elétrons ou raios X,
mas são muito mais sensíveis a danos causados por nêutrons rápidos. Doses de 0,1 a 10 Gy
(tecido) causam defeitos permanentes na estrutura do cristal de silício, que funciona como
armadilhas para os portadores de carga. A irradiação por nêutrons rápidos promovem um da
36
resistência do detector. O dano independe da taxa de dose para nêutrons rápidos, no entanto,
observa-se que há influencia por elétrons ou fótons (ATTIX, 1986).
Alguns autores têm disponibilizados experimentos com dispositivos eletrônicos submetidos
a fluxo de nêutrons. Barthe (2001) utilizou o diodo semicondutor como sensor para realizar
dosimetria com nêutrons. Em seu experimento, Foram utilizadas duas diferentes interações para
a dosimetria proposta: 1) para altas energias > 10 keV: (n, p) interações com materiais
hidrogenados. 2) para baixas energias < 10 keV: (n,α) interação no material sensível a captura
de nêutrons como 6Li ou 10B.
O sensor de nêutrons consiste de dois diodos, o primeiro, chamado de diodo de nêutrons,
coberto com um conversor orgânico dopado com
10
B (com 10 µm em espessura e
aproximadamente 1013 átomos por cm2) sensível tanto para os nêutrons e fótons. O segundo,
chamado de diodo gama, não possui conversor e é, portanto, menos sensível para nêutrons do
que fótons. Os dois diodos são colocados próximos um ao outro com ângulo de incidência
normal ao campo de radiação. Nêutrons ao interagir com o diodo promovem dois tipos de
reações:
•
Reação com o núcleo do átomo de hidrogênio H(n, n)p, para produzir prótons de recuo.
•
Reage com o 10B para produzir partículas alfa de acordo com a reação 10B(n,α)7Li.
Kelly, Griffin e Luera (1991) utilizaram o transistor bipolar como sensor de nêutrons
para a determinação do espectro de energia. O autor descreve que dispositivos de silício bipolar
podem ser usados para melhorar as determinações de espectros de nêutrons e, portanto, obter
uma melhor previsão dos danos induzidos por deslocamento no dispositivo.
Varlachev e Solodovnikov (2008) mostram que uma mudança na condutividade
específica do cristal de silício no processo de irradiação é diretamente proporcional a fluência
de nêutrons rápidos:
∅ = >(
onde,
e
– )
(15)
são dadas por (Ω.cm)-1, são condutividades específicas elétricas do cristal antes e
após a irradiação, respectivamente; ∅, cm-2, é a fluência de nêutrons rápidos; e >, Ω.cm-1, é o
coeficiente de proporcionalidade. Esse resultado é a base do método utilizado pelos autores
para a detecção do fluxo de nêutrons rápidos.
37
2.3.2 Danos da Radiação em Semicondutores
A radiação nuclear interage com a nuvem de elétrons mas também com os núcleos na
rede. Embora a interação com a nuvem de elétrons em silício é um efeito transitório, que é de
fato utilizado para a detecção da radiação, a interação com a rede pode levar a alterações do
material permanente, que muitas vezes são de natureza prejudicial.
Os seguintes processos são de grande importância para a estrutura da rede cristalina:
•
Deslocamentos de átomos da rede cristalina, levando a defeitos intersticiais (átomos
entre a estrutura regular da rede) e de vacâncias (buracos na rede cristalina)
•
Interações nucleares (por exemplo, captura de nêutrons e transmutação do núcleo);
•
Processos secundários de átomos energéticos deslocados na rede, respectivamente
defeitos clusters de processos em cascata.
A maioria destes defeitos primários não são estáveis. Defeitos intersticiais e as vacâncias
são móveis em temperatura ambiente e, portanto, parcialmente desaparecem se por acaso um
interstício ocupar o lugar de uma vacância. Em geral, eles vão piorar as propriedades do
detector (LUTZ, 1999).
2.3.3 Formação de Defeitos Primários na Rede Cristalina
Para deslocar um átomo de silício de seu local na estrutura da rede cristalina, é
necessária uma energia mínima de recuo de 15 eV. Esta energia pode ser fornecida pelo
espalhamento elástico de partículas carregadas de alta energia ou por partículas neutras. O
limite não está bem definido, entretanto, depende da direção do recuo. Se a direção do recuo
aponta para um átomo vizinho, um limite muito maior é esperado para uma direção que aponta
entre os átomos vizinhos. Observando a probabilidade de deslocamento em função da energia
de recuo, utiliza-se um deslocamento de energia Ed, a energia em que a probabilidade de
deslocamento é aproximadamente 50% (de silício Ed = 25 eV), ou seja, para que a metade dos
átomos de silício sofra o deslocamento de recuo são necessários 25 eV. Energias abaixo do
recuo Ed predominantemente levam apenas a vibrações da rede, enquanto valores acima de Ed
podem, além disso, criar um par de vacâncias-interstício. Se a energia do recuo é muito acima
do Ed, o recuo do átomo de silício é capaz de criar vários pares de vacância-interstício.
38
Antes de observar o processo primário, que depende do tipo de irradiação, é importante
considerar o destino do átomo de silício durante o recuo. Para as energias de recuo inferior a
1-2 keV, apenas pontos isolados de defeitos serão criados, entre 2 - 12 keV de energia é
suficiente para criar um cluster de defeitos e defeitos pontuais, e acima de 12 keV vários
clusters e defeitos pontuais serão produzidos. Um cluster é uma densa aglomeração de defeitos
pontuais que aparecem no final do percurso do átomo de silício, onde ele perde seus últimos
5-10 keV de energia e aumenta a seção de choque do espalhamento elástico por várias ordens
de grandeza. Um tamanho típico para um cluster é de 5 nm de diâmetro com 100
deslocamentos na rede (LUTZ, 1999). A probabilidade para criação de um átomo através de um
choque primário, ou seja, um átomo de silício que é deslocado de seu local de rede pela
radiação incidente, assim como a sua distribuição de energia, dependem do tipo e da energia da
radiação em causa. Isso por duas razões:
•
A seção de choque do espalhamento elástico em átomos de silício depende do
tipo de radiação. Partículas carregadas como prótons sofrem espalhamento pela
interação eletrostática com o núcleo, enquanto que os nêutrons espalham elasticamente
com o núcleo; e
•
A energia transferida para o átomo de silício é fortemente dependente da massa da
radiação incidente.
2.3.4 Efeito da Radiação de Nêutrons em Dispositivos Semicondutores
Quando uma radiação de alta energia incide no dispositivo semicondutor a energia é
depositada no semicondutor por meio de dois mecanismos: colisões atômicas e ionização
eletrônica. A relativa importância desses dois mecanismos na estrutura do semicondutor
depende ambos do tipo de radiação e da natureza do dispositivo. Para elétrons, prótons, e raios
γ, a maior parte da energia depositada é no processo de ionização. Por outro lado, para nêutrons
rápidos, a maior fração de energia depositada (aproximadamente de 50%) é devida às colisões
que trazem como conseqüência direta danos por deslocamento atômico (GREGORY; GWYN,
1972).
As características do dispositivo “bulk” como os transistores bipolares são usualmente
degradadas por danos causados pelo deslocamento do átomo de recuo, uma vez que este dano
pode significar diminuição da:
39
•
Concentração de cargas
•
Mobilidade das cargas
•
E do tempo de vida das cargas.
A concentração de cargas é reduzida por centros de compensação, a mobilidade é
reduzida por espalhamento dos centros, e o tempo de vida é reduzido pela recombinação dos
centros. A mudança natural na estrutura desses parâmetros devido ao dano causado pelo
deslocamento depende fortemente do tipo de radiação incidente, dos parâmetros do material e
das condições de irradiação. A radiação incidente é importante porque determina a natureza dos
defeitos primários introduzidos. Por exemplo, o defeito produzido inicialmente por radiação
gama (60Co) ou elétrons é bastante simples, provavelmente um simples deslocamento do átomo
da rede está associado uma vacância atômica. A vacância é a ausência de um átomo na posição
normal da rede cristalina, ou seja, é o buraco deixado na estrutura da rede cristalina devido ao
recuo do átomo da rede proveniente da colisão com nêutrons rápidos. Por outro lado, irradiação
com nêutrons rápidos produz regiões de danos ou clusters contendo várias centenas de átomos
deslocados. Cluster é o resultado do dano causado pela radiação com nêutrons rápidos que
usualmente envolve uma grande desordem na região. Fatores materiais e condições de
irradiação tais como resistividade, impureza contida, temperatura de irradiação, e o nível de
injeção de cargas minoritárias são muito importantes, e não só influenciam o processo de
reordenação, mas também a natureza básica do dano final (GREGORY; GWYN, 1972).
Srour, Marshall C. e Marshall P. (2003) afirmaram que partículas energéticas incidente
no sólido cristalino perdem sua energia por processos de ionização e não ionização, enquanto
viajam através de um determinado material. O resultado dessa perda de energia é a produção de
pares elétrons-buraco e o deslocamento de átomos. A Figura 11 ilustra um processo de criação
de defeitos vacância e intersticial adjacente e essa combinação é conhecida como close pair.
40
Figura 11: Defeitos produzidos por nêutrons rápidos na rede cristalina do semicondutor. Fonte: Gutierrez T, 1999.
Conforme Srour, Marshall C. e Marshall P., a radiação induzida produz defeitos
relativamente distantes entre si e são referidas como defeitos pontuais ou defeitos isolados, por
exemplo, elétrons de fótons incidentes com energia da ordem de 1 MeV produzem tais defeitos.
Os defeitos ainda podem ser produzidos juntos e formar uma região de desordem, por exemplo,
a incidência de um nêutron com energia na ordem de 1 MeV dá origem a muitos defeitos. O
mecanismo envolve a transferência inicial de uma quantidade significativa de energia do
nêutron para um único átomo de silício. O átomo deslocado pelo choque primário desloca
outros átomos de silício, criando uma desordem na região. A porção da densidade de defeitos
na região do dano será muito maior do que no exemplo do dano causado por 1 MeV de elétron.
A alta porção de densidades de defeitos é freqüentemente referida como terminal subcluster ou
subcascade. Em geral partículas energéticas incidentes produzem uma mistura de defeitos
isolados e clusters. A Figura 12 ilustra os defeitos produzidos numa rede cristalina de silício
que dependem fundamentalmente da energia e do tipo de radiação. Elétrons com energia menor
que 2 MeV, o qual inclui geração de elétrons Compton por fótons de
60
Co, produzem
relativamente defeitos isolados. Elétrons de alta energia (>5 MeV) e nêutrons na faixa de MeV
produzem, tanto defeitos isolados como clusters.
41
Figura 12: Defeitos produzidos na estrutura da rede cristalina em semicondutores de silício que dependem da energia e
do tipo de radiação. Fonte: Srour et al., 2003.
Ainda segundo Srour, Marshall C. e Marshall P., os danos dependem efetivamente de
vários fatores, que incluem tipo da partícula, energia da partícula, temperatura de irradiação,
tempo após irradiação, histórico térmico após irradiação, nível de dopagem, como também o
tipo de material (tipo p ou tipo n), impureza e tipo de concentração. Os fenômenos básicos que
causam degradação nos materiais e dispositivos devido ao dano por deslocamento são:
•
Deslocamento do átomo por partículas incidentes;
•
Criação de novos níveis de energia;
•
Alteração do material e das características elétricas e suas propriedades ópticas.
Radiação induzida no espaçamento entre bandas do semicondutor (bandgap) pode dar
origem a vários processos como: geração do par elétron-lacuna, recombinação do par elétronlacuna, armadilha temporária de cargas (trapping), compensação de doadores e aceitadores,
tunelamento de cargas e espalhamento.
Bilinski et al. (1963) determinaram a correlação dos danos causados pelos prótons e
nêutrons em células solares de silício. O resultado do estudo teórico mostra que os processos de
danos causados entre nêutrons e prótons são basicamente diferentes no silício. O dano causado
pela irradiação de nêutrons é caracterizado pela efetiva área da secção de choque do grupo de
átomos deslocados e é, relativamente, independente do tipo de impureza. Por outro lado, os
42
danos causados pelos prótons são fortemente dependentes da concentração e do tipo de
impureza.
Korde et al. (1989) testaram a performance de 125 fotodiodos de silício para investigar
a mudança nos parâmetros do dispositivo após a exposição a nêutrons, utilizando uma fonte de
califórnio-252 com uma fluência na faixa de 5×1011 a 1014 n/cm2. A exposição a nêutrons
aumentou a resistência elétrica estática e dinâmica do diodo. O fotodiodo apresentou um
aumento na queda de tensão na resistência série devido à degradação da linearidade da
fotocorrente no diodo. O aumento dessas resistências está em função da resistividade e do tipo
de pastilha de silício utilizado para fabricar os diodos. A exposição a nêutron aumenta a queda
de tensão direta, a corrente para pastilhas do tipo “p” é menor que pastilhas do tipo “n”. A
maior razão para este aumento na queda de tensão é a indução de nêutron diminuir o tempo de
vida dos portadores minoritários o qual causa uma diminuição da condutividade na região de
base do fotodiodo. A resistência série do fotodiodo aumenta com a fluência de nêutrons e isto é
causado pelo crescimento da resistividade no volume do silício.
Matzen, Hawthorne e Killian (1991) afirmaram que os fototransistor têm sido evitados
em projetos de sistemas estratégicos devido à sensibilidade os nêutrons e à radiação ionizante.
Com base nesta informação os autores desenvolvem um fototransistor de silício resistente à
radiação, dessa forma foram implementados alguns artifícios para minimizar os efeitos
provocados pela radiação nos parâmetros do dispositivo, como por exemplo:
•
Aumento da corrente de escuro;
•
Degradação do ganho do transistor (β);
•
Aumento da resistência de coletor.
A corrente de escuro aumenta devido à geração de corrente na região de depleção do
diodo que é proporcional à densidade de centros de geração-recombinação no volume
depletado. A degradação do ganho limita o tempo de vida útil de fototransistor típicos a níveis
de irradiação muito baixos. Este efeito é minimizado estreitando a largura da base do
dispositivo.
Mandic, et al. (2004) afirmaram que nêutrons rápidos contribuem para o dano através
do deslocamento de átomos de silício, uma vez que nêutrons térmicos causam danos somente
por reações nucleares, no qual, fragmentos com energia suficiente são lançados. No silício puro
essa contribuição dos danos é pequena quando comparadas aos nêutrons rápidos. Entretanto, se
o silício é dopado com boro, como é usualmente o caso de material tipo p, o efeito é reforçado
43
através como mostra a equação (16) com uma grande secção de choque para captura de
nêutrons térmicos.
"
+
→ DAB + C +
(16)
A energia cinética 2,3 MeV liberada nesta reação, é depositada pelo produto da reação
pelo Li que tem 0,84 MeV e pela partícula α que tem 1,47 MeV que tem um poder de
penetração de 5 µm. Assim o efeito é desprezível numa pastilha de silício com espessura de
300µm. Mas no caso onde a espessura ativa do dispositivo é pequena, a reação do boro pode
contribuir para o dano observado em transistores bipolares. De fato, o efeito por captura do
nêutron pelo boro degrada o ganho de corrente em transistores bipolares, mas para transistores
“pnp” tem se observado um efeito menor.
2.3.5 Fototransistor Submetido a um Fluxo de Nêutrons
O nêutron, por se tratar de uma partícula com massa aproximadamente igual a do próton
e não possuir carga elétrica interage com a matéria de forma diferente em relação aos outros
tipos de radiação, pois não promove ionização da mesma. Esta característica faz com que o
nêutron seja detectado de maneira indireta, ou seja, utilizando determinado artifício que seria a
introdução de um elemento químico com seção de choque elevada, que o nêutron ao interagir
com esses materiais propiciam a ionização da matéria por radiação secundária.
Nêutrons rápidos ao interagir com dispositivos semicondutores podem causar
modificações na sua estrutura. A interação de nêutrons rápidos com materiais cristalinos,
dependendo da estrutura do sólido, tem uma probabilidade que ocorram espalhamentos com
núcleos da rede e, geralmente, o alvo envolvido nessa colisão se desloca da posição normal que
ocupava. Os nêutrons espalhados, continuando uma cadeia de colisões, produzem novos
deslocamentos. O resultado dessas colisões é a formação de defeitos, que podem dar origem a
modificações sensíveis nas suas propriedades físicas, como por exemplo, alteração na
condutividade elétrica do material semicondutor.
Na interação (n, p) com os produtos hidrogenados, no nível de energia das fontes
convencionais de nêutrons, não ocorrem propriamente reações de transmutação. Nesse caso, o
nêutron continua como nêutron e o próton somente sofre um impulso devido à transferência de
energia transferida pelo nêutron. O hidrogênio, o deutério e o hélio são núcleos alvos de
44
interesse como produtores de prótons de recuo. Esses elementos servem como fornecedores de
prótons de recuo devido ao espalhamento elástico ser mais favorável nos núcleos leves
(KAPLAN, 1962). Dentre eles o hidrogênio é o mais utilizado. O silício possui boa
sensibilidade para detecção de prótons. Os prótons, núcleos dos átomos de hidrogênio, ao
sofrerem choques com nêutrons rápidos são liberados dentro de um intervalo de energia que
depende da energia e do ângulo de incidência do nêutron incidente. O alcance do próton no
silício varia de aproximadamente 90 µm a 1000 µm para partículas com 3 MeV a
aproximadamente 12 MeV (MADI, 1999).
A Figura 13 ilustra o fenômeno do próton de recuo no material que encapsula o
fototransistor, o qual em geral é feito de polímero. Assim o hidrogênio da cadeia polimérica
fará a função de conversor de nêutrons que ao sofrer o recuo promovem a ionização na pastilha
de silício.
Figura 13: Desenho esquemático do encapsulamento do fototransistor atuando como conversor de nêutrons.
45
3. MATERIAIS E MÉTODOS
3.1 Materiais
Neste trabalho, foi utilizado como elemento sensor, o fototransistor de silício
TEKT5400S, tipo “npn”, fabricado pela VISHAY, epitaxial planar de alta sensibilidade à luz
infravermelha com encapsulamento plástico opaco como ilustrado na Figura 14.
Figura 14: Fototransistor TEKT5400S.
Para irradiação dos fototransistor utilizou-se uma Fonte de nêutrons do tipo
241
Am-9Be,
fabricada pela Halliburton Source/generator, com atividade inicial de 1480 GBq (40Ci), com
uma taxa de emissão de 7,66×107 n×s-1 em 24/10/77 e com meia vida de 460 anos de acordo
com o certificado de calibração emitido pelo fabricante GAMMA INDUSTRIES. Os nêutrons
produzidos nesse tipo de reação apresentam espectro contínuo de energia na faixa de
0-10 MeV, com energia média em torno de 5 MeV. A atividade calculada em 24/10/10 é de
1408 GBq com um taxa de emissão de 7,28×107 n×s-1 para nêutrons rápidos, e uma fluência
de 3,17×104 n×s-1×cm-2 para nêutrons térmicos.
O arranjo experimental utilizado para irradiar os fototransistor possui uma fonte de
nêutrons no interior do tubo oco no centro do arranjo, o qual se encontra dentro de um suporte
de aço cilíndrico. O espaço entre o tubo e o suporte de aço cilíndrico está preenchido com
parafina, com a finalidade de moderar os nêutrons rápidos. Têm-se pontos de acesso a nêutrons
térmicos e a nêutrons rápidos como pode ser observado na Figura 15. Na figura 15a os
fototransistor encontram-se expostos à radiação, sendo que os que se encontram na posição 1
46
foram irradiados com predominância de nêutrons rápidos e na posição 2 encontram-se os
fototransistores que foram expostos a nêutrons térmicos. Nas figuras 15b e 15c os fototransistor
encontram-se posicionados no suporte utilizado para expor os dispositivos à radiação de
nêutrons.
•
Ponto de acesso com predominância de nêutrons rápidos (1)
•
Ponto de acesso a nêutrons térmicos (2; 3 e 4)
•
Suporte utilizado para irradiar os fototransistor com predominância de nêutrons rápidos
Figura 15b (5)
•
Suporte utilizado para irradiar os fototransistor em nêutrons térmicos Figura 15c (6)
Figura 15: Arranjo experimental para exposição dos fototransistor aos nêutrons rápidos e térmicos à fonte de Am-Be.
a) fototransistor na posição de irradiação; b) e c) Suportes utilizados para irradiação dos fototransistor.
47
A Figura 16 representa o arranjo experimental em perspectiva lateral e superior,
ilustrando o posicionamento da fonte de
241
Am-9Be, a posição em que os dispositivos foram
irradiados e os locais onde foram realizadas as medidas da taxa de dose.
Figura 16: Desenho esquemático do arranjo experimental utilizado para irradiar os fototransistor.
•
Posição 1: Posição em que foi realizada leitura com predominância dos nêutrons rápidos
e fótons (gama) respectivamente ( 1mSv/h, 250µSv/h )
•
Posição 2: Posição em que foram colocados os dispositivos para
irradiação com
nêutrons térmicos.
•
Posição 3: Posição em que foram colocados os dispositivos para irradiação com
predominância de nêutrons rápidos e fótons.
•
Posição 4: Posição em que foi realizada medida da taxa de dose equivalente dos
nêutrons térmicos e fótons (gama), respectivamente (550 µSv/h, 350µSv/h)
•
Posição 5: Localização da fonte de nêutrons 241Am-9Be
48
A Figura 17 ilustra o detector utilizado para medir a taxa de dose para nêutrons e fótons
nas posições 1 e 4, conforme a Figura 16. O sistema é composto por um detector cilíndrico
(sonda), contendo em seu interior um gás BF3 (trifluoreto de boro), e um detector Geiger. Para
realizar leituras de dose utiliza-se o detector cilíndrico (sonda) sobre o fluxo de nêutrons, e para
a leitura de fótons, utiliza-se o Geiger diretamente sobre o fluxo de nêutrons.
Figura 17: Detector utilizado para leituras da taxa de dose de nêutrons e da radiação γ.
Foi utilizado o irradiador gama (60Co),
para irradiar um conjunto de 3 (três)
fototransistor. O irradiador possui uma taxa de equivalente de dose ambiente de
96,68 mGy/min em 20/03/2010 (Figura 18).
Figura 18: Irradiador gama utilizado para irradiar os fototransistor
49
A Figura 19 mostra o sistema de aquisição de dados onde foram realizadas as leituras
das correntes de escuro dos dispositivos fototransistor antes e após as irradiações. O sistema é
composto por um eletrômetro Keithley 6430 responsável pela medida da corrente de escuro,
uma câmara escura para evitar incidência de luz no dispositivo, um multímetro FLUKE 189 na
função de termômetro, utilizando como elemento sensor um termopar para monitorar a
temperatura dentro da câmara escura, e um programa responsável pela coleta e armazenamento
dos dados instalado no computador.
Figura 19: Sistema de aquisição de dados.
Desenho esquemático do sistema de aquisição de dados para elucidar a montagem
utilizada para realizar as leituras dos fototransistor antes e após a exposição à radiação como
mostra a figura 20.
Figura 20: Desenho esquemático do sistema de aquisição de dados.
50
3.2 Métodos
A metodologia consiste em submeter o fototransistor a um fluxo de nêutrons, com
energias na faixa dos nêutrons rápidos e térmicos. Foram irradiados 5 (cinco) conjuntos de
fototransistor, cada qual contendo 3 (três) dispositivos. Foram irradiados na fonte de nêutrons
4 (conjuntos) sendo 3 (três) com rápidos e 1 (um) com térmicos, o último conjunto foi irradiado
na fonte de
60
Co. Para os conjuntos irradiados com nêutrons rápidos foram observados os
seguintes pontos:
•
A variação da característica do dispositivo em função do tempo;
•
A resposta em função da dose;
•
As propriedades ópticas do fototransistor;
•
Curva característica.
Para os outros 2 (dois) conjuntos foram analisados o comportamento em função da dose
absorvida e sua curva característica.
Os fototransistor foram colocados dentro da câmara escura, para se ter apenas medidas
da corrente de escuro ID, pois caso contrário com o efeito da luz ambiente não seria possível
observar o efeito da radiação neutrônica. Os fototransistor foram fixados no suporte que se
encontra dentro da câmara escura, para evitar erros de posicionamento. As leituras foram
sempre realizadas dentro de uma faixa de temperatura de 23,5°C ± 0,5°C e a monitoração foi
realizada utilizando um multímetro FLUKE 189 na função de termômetro.
Uma vez o fototransistor posicionado e fixado dentro da câmara escura, aplicou-se uma
tensão de polarização no dispositivo entre coletor-emissor (VCE). Esta tensão faz gerar corrente
entre coletor e emissor do fototransistor. Para medir esta corrente antes e após a exposição da
radiação no dispositivo, se fez necessário um sistema de aquisição de dados, como mostrado na
Figura 19. O computador envia sinais ao eletrômetro, conforme fluxograma da Figura 21, para
que a tensão seja sistematicamente incrementada de 1 em 1V no intervalo de 1 a 10V,
polarizando o fototransistor entre coletor e emissor (VCE). A corrente que circula entre o coletor
e o emissor no dispositivo foi medida pelo eletrômetro e capturada pelo programa que
armazena essa informação no banco de dados. Foram realizadas dez leituras de corrente para
cada tensão aplicada ao dispositivo. Utilizando-se desta metodologia, foi possível construir o
gráfico mostrado na Figura 10. Este gráfico está completo, ou seja, com a tensão VCE aplicado
51
ao fototransistor de 0-10 V, observa-se que acima de 1 (um) volt há uma resposta linear e por
este motivo todos os gráficos construídos para efeito de análise estão dentro de um intervalo de
1-10 V.
3.2.1 Cálculo da Dose Absorvida
Para o cálculo da dose absorvida aplicada aos dispositivos na posição 1, posição em há
predominância dos nêutrons rápidos. Levou-se em consideração a leitura da dose realizada na
posição 1 (um), conforme a Figura 16. Para estimar a dose na posição 3, aplicou-se a equação
da lei do inverso do quadrado da distância. Sabendo-se da distância da fonte até a posição 1 (r1)
e a distância em que os dispositivos foram irradiados em relação a fonte (r3), determinou-se a
taxa de dose EF para nêutrons rápidos no ponto 3. Sabendo-se que, r1 = 400 mm, r3 = 170 mm e
a dose no ponto 1 é 1 mSv/h utilizou-se a equação 18 para determinar D3.
.
H1
 r3 
. =
r
H3  1 
(17)
2
Portanto,
F = F GáHIJKL = 5,54 N0</ℎ
A faixa de energia dos nêutrons para a fonte de
241
Am-9Be é de 2-10 MeVcomo mostra a
figura 1, a energia média é de aproximadamente 5 MeV. O fator3 de qualidade Q aplicada na
conversão da dose absorvida para dose equivalente para nêutrons rápidos é aproximadamente
Q=8 (ATTIX, 2004) e o detector utilizado na medida foi calibrado em mSv/h, logo a dose
absorvida avaliada será obtida por meio da equação 19.
EF = F ⁄Q
Logo, a dose absorvida para a posição 3 (três) figura 16 é:
EFSáHIJKL =
3
5,54 N0</ℎ
= 0,69 NWX/ℎ
8
Fator de qualidade para nêutrons, retirado da figura 16.6 página 472 do ATTIX, a curva representa a
recomendação da ICRP de 1971.
(18)
52
Para a taxa de dose dos fototransistor irradiados na posição 2 (dois), posição em que os
nêutrons
encontram-se termalizados. Utilizou-se como valor estimado a taxa de dose na
posição 4 (quatro) da Figura 16, que é de 0,55 mSv/h. O fator de qualidade para esta energia na
faixa dos nêutrons térmicos corresponde aproximadamente a Q= 2.
Logo temos que:
EF
éGZI[KL
=
0,55N0</ℎ
= 0,27 NWX/ℎ
2
Para os fototransistor irradiados na fonte de (60Co), foi realizada uma correção da taxa de
dose para o dia 06/08/2010.
EF\K]^_`K = 92,08 mGy/min
3.2.2 Efeito da Temperatura no Resultado da Medição
A temperatura ambiente tem uma influência muito grande, quando se trata de medida da
corrente da ordem de grandeza de picoamperes (pA). Para verificar o quanto a temperatura
influencia na medida da corrente de escuro dos fototransistor, variou-se a temperatura dentro da
câmara escura de 22 a 28°C sendo incrementada de 1 em 1 grau.
3.2.3 Estabilidade das Características Elétricas do fototransistor ao Longo do Tempo.
Para obtenção da curva de estabilidade foram irradiados três fototransistor na posição
dos nêutrons rápidos conforme a geometria do arranjo experimental da Figura 16 (posição 3), o
tempo de foi de exposição foi de 8 dias, recebendo os fototransistor uma dose de 0,13 Gy. Em
seguida foram realizadas leituras semanais da corrente de escuro, sendo os resultados utilizados
na obtenção da curva de estabilidade.
53
3.2.4 Característica do fototransistor para diferentes doses Acumuladas.
A resposta do fototransistor para diferentes doses foi obtida irradiando três dispositivos,
de modo que, aplicaram-se três doses 0,13; 0,64; 1,84 Gy realizando-se a leitura para cada dose
aplicada. Os resultados foram utilizados na obtenção da curva característica.
3.2.5 Características Ópticas do Fototransistor em Função da Dose Absorvida
Acumulada.
A característica óptica do fototransistor foi obtida irradiando-se três dispositivos, de
modo que, aplicava-se uma determinada dose, realizava-se a leitura da corrente de escuro e em
seguida aplicava-se através de um LED uma potência luminosa de 5 mW no dispositivo,
realizava-se a leitura novamente. Este processo se repetiu por várias vezes e os resultados
foram utilizados na obtenção da curva.
3.2.6 Contribuição dos Fótons de Alta Energia para a Dose Total
Para determinar a contribuição dos fótons de alta energia foram irradiados três
fototransistor numa fonte de
60
Co, aplicando-se determinada dose, em seguida realizava-se a
leitura da corrente de escuro. Este processo se repetiu por várias vezes e os resultados foram
utilizados na obtenção da curva.
3.2.7 Irradiação com Nêutrons Térmicos
Foram irradiados três fototransistor com determinada dose na posição 2 (dois),
conforme
Figura 16, que corresponde à região dos nêutrons térmicos. Foi realizada a leitura
dos dispositivos e os resultados foram utilizados para obtenção da curva.
54
4. RESULTADOS E DISCUSSÕES
4.1 Efeito da Temperatura na Resposta do fototransistor
A Figura 21 mostra a resposta da corrente de escuro de dois fototransistor em função da
temperatura, quando submetidos à uma tensão VCE de 5 V. Cada dispositivo diferencia-se um
do outro intrisicamente, logo, as correntes de escuro também são diferentes, mas a forma das
curva são semelhantes. Esta pequena diferença na corrente de escuro deve-se ao processo de
fabricação que resulta num lote com correntes de escuro dentro de certa faixa de valores a qual
está especificada pelo fabricante no manual do dispositivo. Por esta razão, é que se realizaram
as leituras de corrente dos fototransistor dentro de um mesmo intervalo de temperatura, com o
objetivo de minimizar este efeito na análise das curvas. A faixa de temperatura em que foram
realizadas as leituras está compreendida entre 23-24°C, e a variação da corrente de escuro para
essa faixa de temperatura é em torno de 11% para FT-45 e 3% para FT-82. Com isso conclui-se
que cada fototransistor requer uma curva de calibração. O desvio padrão para cada ponto da
curva é de 2%.
VCE= 5V
6,00E-010
Corrente de escuro (A)
5,00E-010
FT82
4,00E-010
FT45
3,00E-010
2,00E-010
1,00E-010
0,00E+000
22
23
24
25
26
27
28
Temperatura (°C)
Figura 21: Corrente de escuro × Temperatura dos fototransistores FT-82 e FT-45.
55
4.2 Respostas do fototransistor a Nêutrons Rápidos
4.2.1 Curva de Estabilidade das Características Elétricas do Fototransistor ao Longo do
Tempo.
O objetivo desse experimento é verificar se o fototransistor após a irradiação mantém
suas características elétricas. Observa-se na Figura 22 que as respostas das correntes de escuro
dos 3 (três) fototransistor são bastante semelhantes antes e após a exposição a uma dose de
0,13 Gy. A curva em preto representa os valores de corrente de escuro do fototransistor antes
de sofrer irradiação (virgem), de modo que após a irradiação, a curva sofre um deslocamento
aumentando o valor da corrente de escuro. Observa-se que ao longo de 126 dias praticamente
não houve perda da informação, ou seja, a pequena variação da corrente que ocorre é devida à
variação da temperatura, e outras fontes de incertezas como interferências eletromagnéticas
gerada pela rede elétrica. Por outro lado, considerando o valor médio das curvas depois de
irradiado, os desvios padrões para FT7; FT9 e FT13 são respectivamente: 11%; 9% e 7%.
virgem
0dias
7dias
14dias
30dias
56dias
126dias
5,00E-010
Corrente de escuro (A)
T=23,5± 0,5°C
FT7
6,00E-010
4,00E-010
3,00E-010
2,00E-010
1,00E-010
0,00E+000
0
2
4
6
8
10
VCE(V)
3,00E-010
virgem
0dias
7dias
14dias
30dias
56dias
126dias
5,00E-010
Corrente de escuro (A)
4,00E-010
2,00E-010
1,00E-010
T=23,5± 0,5°C
FT13
6,00E-010
virgem
0dias
7dias
14dias
30dias
56dias
126dias
5,00E-010
Corrente de escuro (A)
T=23,5 ± 0,5°C
FT9
6,00E-010
4,00E-010
3,00E-010
2,00E-010
1,00E-010
0,00E+000
0,00E+000
0
2
4
6
VCE (V)
8
10
0
2
4
6
8
VCE (V)
Figura 22: Curva característica dos fototransistores FT-7, FT-9 e FT-13 submetidos a nêutrons rápidos.
10
56
Para melhor representar os resultados da estabilidade das características elétricas dos
fototransistor irradiados, a Figura 23 apresenta o resultado anterior parametrizado pelo VCE.
Observa-se que todos os três dispositivos praticamente se mantêm estável para as três tensões
de operação: 2V; 5V e 10 V ao longo dos 126 dias, apresentando desvio padrão máximo de
12%, 9% e 8% respectivamente para as tensões observadas.
1E-8
T=23,5 ± 0,5°C
Corrente de escuro (A)
FT7
2V
5V
10V
1E-9
1E-10
1E-11
0
20
40
60
80
100
120
140
Tempo (dias)
1E-8
T=23,5 ± 0,5°C
FT13
2V
5V
10V
Corrente de escuro (A)
Corrente de escuro (A)
1E-8
T=23,5± 0,5°C
FT9
1E-9
1E-10
1E-11
2V
5V
10V
1E-9
1E-10
1E-11
0
20
40
60
80
Tempo (dias)
100
120
140
0
20
40
60
80
100
120
Tempo (dias)
Figura 23: Curva de estabilidade corrente de escuro x tempo dos fototransistores FT-7, FT-9 e FT-13 submetidos a
nêutrons rápidos.
4.2.2 Curvas Características do Fototransistor para Diferentes Doses Acumuladas.
A Figura 24 representa o resultado da curva característica dos fototransistor para uma
dose acumulada de 1,84 Gy recebida em 3 (três) exposições de 0,13 Gy ; 0,64 Gy ; 1,07 Gy
para cada dispositivo. Observa-se que a corrente de escuro do fototransistor para as exposições,
é linear em função da tensão VCE aplicada. À medida que a dose é acumulada, a curva é
140
57
deslocada para cima, ou seja, há um aumento do ângulo de inclinação de curva com o aumento
da dose aplicada ao dispositivo.
2,50E-009
T=23,5± 0,5°C
FT8
0,00 Gy
0,13 Gy
0,64 Gy
1.84 Gy
Corrente de escuro (A)
2,00E-009
1,50E-009
1,00E-009
5,00E-010
0,00E+000
0
2
4
6
8
10
VCE (V)
2,50E-009
FT14
0,00 Gy
0,13 Gy
0,64 Gy
1,84 Gy
1,50E-009
1,00E-009
5,00E-010
T=23,5 ± 0,5°C
0,00 Gy
0,13 Gy
0,64 Gy
1,84 Gy
2,00E-009
Corrente de escuro (A)
2,00E-009
Corrente de escuro (A)
2,50E-009
T=23,5 ± 0,5°C
FT11
1,50E-009
1,00E-009
5,00E-010
0,00E+000
0,00E+000
0
2
4
6
VCE (V)
8
10
0
2
4
6
8
VCE (V)
Figura 24: Curva característica dos fototransistores FT-8, FT-11 e FT-14 submetidos a nêutrons rápidos.
As curvas dos fototransistor 8; 11 e 14 mostradas na Figura 25, relacionam as correntes
de escuro em função da dose, parametrizadas em função da tensão (VCE) de 2; 5 e 10 V,
representadas pelos ícones quadrado, círculo e triângulo respectivamente. Observa-se que a
corrente cresce linearmente até aproximadamente 0,64 Gy e em seguida tende a estabilizar-se
ou entrar em saturação.
10
58
2,20E-009
2V
5V
10V
1,80E-009
Corrente de escuro (A)
T=23,5±0,5°C
FT8
2,00E-009
1,60E-009
1,40E-009
1,20E-009
1,00E-009
8,00E-010
6,00E-010
4,00E-010
2,00E-010
0,00E+000
0,0
0,5
1,0
1,5
2,0
Dose (Gy)
T=23,5 ± 0,5°C
FT11
2,50E-009
2V
5V
10V
Corrente de escuro (A)
Corrente de escuro (A)
2,00E-009
1,50E-009
1,00E-009
5,00E-010
T=23,5 ± 0,5°C
FT14
2V
5V
10V
2,00E-009
1,50E-009
1,00E-009
5,00E-010
0,00E+000
0,00E+000
0,0
0,5
1,0
1,5
2,0
0,0
0,5
Dose (Gy)
1,0
1,5
Dose (Gy)
Figura 25: Corrente de escuro x Dose dos fototransistores FT-8, FT-11 e FT-14 submetidos a nêutrons rápidos.
O resultado anterior conduziu a fazer uma amostragem na resposta do fototransistor
uma avaliação em função da dose para valores até 0,64 Gy. O resultado está ilustrado na Figura
26 e observa-se um comportamento linear dos dispositivos nessa faixa.
2,0
59
1,80E-009
2V
5V
10V
1,40E-009
Corrente de escuro (A)
T=23,5 ± 0,5°C
FT8
1,60E-009
2
R =0,98063
1,20E-009
1,00E-009
8,00E-010
2
R =0,97108
6,00E-010
2
R =0,98624
4,00E-010
2,00E-010
0,1
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
0,7
Dose (Gy)
1,80E-009
2V
5V
10V
1,40E-009
Corrente de escuro (A)
1,60E-009
1,20E-009
1,00E-009
8,00E-010
6,00E-010
T=23,5 ± 0,5°C
FT14
2V
5V
10V
1,40E-009
Corrente de escuro (A)
1,60E-009
1,80E-009
T=23,5 ± 0,5°C
FT11
1,20E-009
1,00E-009
8,00E-010
6,00E-010
4,00E-010
4,00E-010
2,00E-010
2,00E-010
0,00E+000
0,1
0,2
0,3
0,4
Dose (Gy)
0,5
0,6
0,7
0,1
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
Dose (Gy)
Figura 26: Corrente de escuro x Dose dos fototransistores FT-8, FT-11 e FT-14 submetidos a nêutrons rápidos.
4.2.3 Características Ópticas
Na Figura 27 estão apresentadas as respostas das correntes de coletor do fototransistor22,
fototransistor23 e fototransistor24 na presença de luz e no escuro, em função da dose absorvida
para um VCE de 5 V. As correntes de escuro são representadas pelos ícones quadrados e vão
aumentando à medida que a dose vai acumulando-se para os três dispositivos, este resultado já
é conhecido dos gráficos anteriores. No entanto, quando se observa as curvas dos mesmos
dispositivos submetidos a um feixe constante de fótons (uma potência luminosa de 5 mW)
percebe-se claramente que as correntes de coletor vão diminuindo com o aumento da dose, ou
seja, o ganho dos fototransistor diminuem após a irradiação, já que este e os experimentos
anteriores demonstram que a corrente de escuro aumenta. De fato, a partir da equação
IC = β×(ID + IPH) pode-se perceber que a corrente de coletor é acrescida de IPH, devido aos
0,7
60
fótons de luz aplicados a base, isto acarretaria em um aumento da corrente de coletor, no
entanto, quando o dispositivo é irradiado percebe-se justamente o contrário, a corrente de
coletor diminui. Conclui-se com isto, que os defeitos provocados pela irradiação no
fototransistor promovem uma perda do ganho.
T=23,5 ± 0,5°C
1,40E-009
FT22
VCE=5V
escuro
luz
1,20E-009
Corrente (A)
1,00E-009
8,00E-010
6,00E-010
4,00E-010
2,00E-010
0,00E+000
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
1,2
1,4
1,6
1,8
2,0
Dose (Gy)
T=23,5 ± 0,5°C
VCE=5V
1,40E-009
FT23
escuro
luz
1,20E-009
1,00E-009
Corrente (A)
1,00E-009
Corrente (A)
FT24
VCE=5V
escuro
luz
1,20E-009
T=23,5 ± 0,5°C
1,40E-009
8,00E-010
6,00E-010
8,00E-010
6,00E-010
4,00E-010
4,00E-010
2,00E-010
2,00E-010
0,00E+000
0,00E+000
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Dose (Gy)
1,2
1,4
1,6
1,8
2,0
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
1,2
Dose (Gy)
Figura 27: Corrente x Dose dos fototransistores FT-22, FT-23 e FT-24 submetidos a nêutrons rápidos.
1,4
1,6
1,8
2,0
61
4.3 Respostas do Fototransistor para Fótons de Alta Energia
Numa análise quantitativa do gráfico da Figura 1, nota-se que aproximadamente 45%
dos fótons emitidos pela fonte de
241
Am-Be estão acima de 1 MeV. Assim, para observar o
efeito originado por uma dose de radiação gama, utilizou-se o irradiador de
60
Co cujo
decaimento β- para o 60Ni produzirá um espectro discreto com fótons de 1,17 MeV e 1,33 MeV,
sabendo-se que para baixas energias a radiação gama ioniza o meio e que para altas energias a
radiação gama não interage com o material. O resultado desse teste está ilustrado na Figura 28
e nele pode-se observar que, até uma dose de 2 Gy, não há uma mudança significativa na
resposta dos 3 (três) fototransistor.
3,50E-009
T=23,5 ± 0,5°C
FT39
Corrente de escuro (A)
3,00E-009
0,00 Gy
0,50 Gy
1,00 Gy
1,50 Gy
2,00 Gy
7,00 Gy
12,0 Gy
2,50E-009
2,00E-009
1,50E-009
1,00E-009
5,00E-010
0,00E+000
0
2
4
6
8
10
VCE (V)
3,50E-009
3,50E-009
3,00E-009
0,00 Gy
0,53 Gy
1,00 Gy
1,50 Gy
2,00 Gy
7,00 Gy
12,0 Gy
2,50E-009
2,00E-009
Corrente de escuro (A)
Corrente de escuro (A)
3,00E-009
T= 23,5± 0,5°C
FT41
T= 23,5±0,5°C
FT40
1,50E-009
1,00E-009
0,00 Gy
0,53 Gy
1,00 Gy
1,50 Gy
2,00 Gy
7,00 Gy
12,0 Gy
2,50E-009
2,00E-009
1,50E-009
1,00E-009
5,00E-010
5,00E-010
0,00E+000
0,00E+000
0
2
4
6
VCE (V)
8
10
0
2
4
6
8
VCE (V)
Figura 28: Curva característica dos fototransistores FT-39, FT-40 e FT-41 submetidos à radiação gama.
10
62
A Figura 29 mostra a resposta da corrente de escuro de três fototransistor irradiados
numa fonte de 60Co. Comparando as respostas das correntes de escuro dos fototransistor desta
figura com os obtidos com a fonte de nêutrons (Figura 25), nota-se que os comportamentos são
diferentes. Pode-se observar ainda que até 2 Gy a corrente de escuro é de aproximadamente
400 pA e para a mesma dose
utilizando a fonte de nêutrons a corrente de escuro é
aproximadamente 2 nA o que corresponde a um valor 5 vezes maior.
3,20E-009
FT39
FT40
FT41
Corrente de escuro (A)
2,80E-009
T =23,5 ± 0,5°C
VCE = 10V
2,40E-009
2,00E-009
1,60E-009
1,20E-009
8,00E-010
4,00E-010
0,00E+000
0
0,53
1
1,5
2
7
12
Dose (Gy)
Figura 29: Corrente de escuro x Dose dos fototransistores FT-39, FT-40 e FT-41 submetidos à radiação gama.
4.4 Respostas do Fototransistor para Nêutrons Térmicos
Neste teste foi verificado o comportamento do fototransistor quanto às características
elétricas dos fototransistor, irradiando-os na faixa de energia dos nêutrons térmicos, onde se
observa um comportamento similar aos nêutrons rápidos, como mostra a figura 30.
63
1,00E-009
0,00 Gy
0,04 Gy
0,12 Gy
0,21 Gy
0,38 Gy
0,50 Gy
0,60 Gy
0,84 Gy
8,00E-010
Corrente de escuro (A)
T= 23,5 ± 0,5°C
FT34
6,00E-010
4,00E-010
2,00E-010
0,00E+000
0
2
4
6
8
10
VCE (V)
1,00E-009
1,00E-009
FT93
0,00 Gy
0,04 Gy
0,12 Gy
0,21 Gy
0,38 Gy
0,50 Gy
0,60 Gy
0,84 Gy
6,00E-010
4,00E-010
0,00 Gy
0,04 Gy
0,12 Gy
0,21 Gy
0,38 Gy
0,50 Gy
0,60 Gy
0,84 Gy
8,00E-010
Corrente de escuro (A)
Corrente de escuro (A)
8,00E-010
T=23,5±0,5°C
FT96
T=23,5±0,5°C
2,00E-010
6,00E-010
4,00E-010
2,00E-010
0,00E+000
0,00E+000
0
2
4
6
VCE (V)
8
10
0
2
4
6
8
VCE (V)
Figura 30: Curva característica dos fototransistores FT -34, FT - 93 e FT -96 para diferentes doses aplicadas,
submetidos a um fluxo de nêutrons térmicos.
O gráfico da figura 31 mostra a corrente de escuro dos fototransistor em função
submetidos aos nêutrons térmicos. Observa-se um comportamento similar comparado aos
nêutrons rápidos. Para os três dispositivos em teste considerando uma dose de 0,5 Gy a corrente
foi de aproximadamente 600 pA, enquanto que para nêutrons rápidos a corrente foi de
aproximadamente de 1,4 nA, o que mostra um uma corrente duas vezes maior quando irradiado
com nêutrons rápidos.
10
64
1,00E-009
FT34
9,00E-010
2V
5V
10V
Corrente de escuro (A)
8,00E-010
7,00E-010
6,00E-010
5,00E-010
4,00E-010
3,00E-010
2,00E-010
1,00E-010
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Dose (Gy)
1,00E-009
1,00E-009
T=23,5 ± 0,5°C
FT93
2V
5V
10V
6,00E-010
4,00E-010
T=23,5±0,5°C
FT96
2
5
10
8,00E-010
Corrente de escuro (A)
8,00E-010
Corrente de escuro (A)
9,00E-010
7,00E-010
6,00E-010
5,00E-010
4,00E-010
3,00E-010
2,00E-010
2,00E-010
0,00E+000
0,00E+000
1,00E-010
0,0
0,2
0,4
Dose (Gy)
0,6
0,8
1,0
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
Dose (GY)
Figura 31: Corrente de escuro x Dose dos fototransistores FT -34, FT -93 e FT -96 submetidos a um fluxo de nêutrons
térmicos.
1,0
65
5. CONCLUSÕES
A metodologia empregada para avaliação da resposta do fototransistor TEKT5400S ao
ser submetido a um fluxo de nêutrons de uma fonte de Am-Be evidencia que o dispositivo
pode ser utilizado como sensor neutrônico, dentro das limitações previamente especificadas no
procedimento experimental. Assim, de acordo com os resultados podem-se concluir os
seguintes pontos:
•
O fototransistor após ser irradiado sofre em sua estrutura danos de modo que essa
informação permanece por pelo menos 126 dias.
O dispositivo responde à dose acumulada.
A resposta do fototransistor é linear até uma dose absorvida de aproximadamente
0,64 Gy, após essa faixa ele tende a entrar em saturação para nêutrons e fótons.
A melhor tensão de operação observada é de 10 V, onde se tem uma curva com maior
sensibilidade.
À medida que a dose é acumulada no fototransistor e o mesmo é submetido a um fluxo
luminoso a corrente de coletor diminui, ou seja, o ganho de corrente do fototransistor é
modificado, implicando em perda de sensibilidade à radiação luminosa.
A resposta em função da dose para radiação gama é diferente comparada com a de
nêutrons rápidos.
A resposta em função da dose para nêutrons térmicos é semelhante à curva dos nêutrons
rápidos.
Cada dispositivo requer uma calibração individual pelo fato do processo de fabricação
gerar uma dispersão estatística nos seus parâmetros, apesar dos lotes produzidos terem
dispositivos com características semelhantes.
66
6. REFERÊNCIAS
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