Circuito equivalente de um detector de radiação nuclear silício-lítio p-i-n |Relatórios Científicos

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Scientific Reports volume 13, Artigo número: 12525 (2023) Citar este artigo raio X do aeroporto

Circuito equivalente de um detector de radiação nuclear silício-lítio p-i-n |Relatórios Científicos

Os detectores de radiação nuclear são indispensáveis para pesquisas na área de radiação nuclear, espectroscopia de raios X e outras áreas.O interesse em detectores de radiação nuclear de silício p – i – n está aumentando hoje devido à possibilidade de sua operação em condições normais.Neste artigo, é proposto um circuito equivalente de um detector de radiação nuclear silício-lítio p-i-n.O circuito proposto é obtido usando a equação clássica de Shockley para semicondutores de silício e as equações telegráficas.Os parâmetros do circuito equivalente foram determinados pelo método de regressão múltipla.Como resultado da simulação do modelo no ambiente de desenvolvimento gráfico MATLAB Simulink, foram obtidas as características amplitude-frequência e fase-frequência do modelo proposto.Usando o método de Monte Carlo, o decaimento alfa do isótopo de urânio \({}_{92}{}^{233}\mathrm{U}\) , isótopo de tório \({}_{90}{}^{ 227}\mathrm{Th}\) e o isótopo de amerício \({}_{95}{}^{241}\mathrm{Am}\) o espectro de decaimento alfa foi obtido.Os espectros de decaimento alfa obtidos coincidem com os dados experimentais, apresentados em trabalhos anteriores de outros autores.

Félix Pino, Jéssica Carolina Delgado, … Sandra Moretto

Hamideh Daneshvar, Kavoos Ghordoei Milão,… Armin Mosayebi

Sergey I. Maximenko, Jim E. Moore,… Phillip P. Jenkins

Detectores semicondutores estruturados p – i – n são usados em muitos campos de pesquisa como instrumentos de precisão 1, especialmente em experimentos de física de alta energia .O surgimento de detectores com maior área de detecção gerou grande interesse neles, pois melhoraram significativamente a eficiência dos detectores e possibilitaram o registro de partículas carregadas de intensidade fraca3.No entanto, hoje, apesar dos processos físicos nos diodos pin – i – n e suas características terem sido bem estudados, os cientistas ainda estão trabalhando no desenvolvimento de detectores semicondutores de grande porte baseados em estruturas pin – i – n .Detectores de Si (Li) de grande porte são usados em imagens médicas, astrofísica de alta energia, polarimetria Compton, monitoramento de resíduos nucleares7. Os principais problemas no aprimoramento de detectores pin de grandes tamanhos estão relacionados à sua tecnologia de desenvolvimento8,9 e ao desenvolvimento de eletrônica de leitura ideal para esses detectores10,11.Em 12,13 autores mostraram a aplicação de diodos p – i – n de silício para espectroscopia.O circuito equivalente do diodo ap – i – n foi apresentado e o ruído de pré-amplificação foi investigado.

Dementyev et al.14 em seu trabalho estudaram amplamente a eletrônica de leitura de detectores pin.Em seu trabalho, os autores trouxeram evidências valiosas sobre os prós e os contras dos diodos pin como detectores de raios X.Como vantagem dos detectores pin – i – n, eles enfatizam as seguintes características: resistência ao campo magnético;tamanho compacto;baixa tensão operacional;estabilidade inerente e longo tempo de permanência.Como desvantagens dos detectores pin – i – n, os autores mencionaram as seguintes características: as resoluções de energia de domínio dos detectores pin – i – n estão em baixas energias, portanto, eles precisam de um sistema pré-amplificador de alto ganho, resolução de temporização relativamente baixa e problemas relacionados à aceitação de altas taxa de contagem.Vários desses problemas foram resolvidos por alguns grupos de autores, por exemplo, Muminov et al.15,16 propuseram uma tecnologia única para a fabricação de detectores de Si (Li) p – i – n de grande porte com ajuda de dupla face difusão e deriva de íons Li em silício monocristalino.Aplicando esta tecnologia, os autores puderam obter detectores de Si (Li) p – i – n de grande porte, onde poderiam aumentar a taxa de contagem do detector devido ao seu tamanho e aumentaram sua eficiência devido à distribuição uniforme de íons Li no i - região.A tecnologia mais utilizada para aumentar a taxa de contagem e resolução dos detectores é usar várias tecnologias de resfriamento17,18 durante a operação do detector.Para obter uma taxa de contagem de alta velocidade, Gontard et al.19 projetaram um circuito de alta largura de banda às custas do ruído eletrônico e utilizaram um protótipo do circuito eletrônico conectado a um detector, com o objetivo de detectar eventos de elétron único de 200 KeV.

Elshennawy e Sunil20 em seu trabalho recente descreveram a arquitetura e o dispositivo de detectores de diodo pino para radiação gama.Em seu trabalho, eles utilizam um modelo de diodo simples para simular sinais de raios gama.Eles dividiram o conjunto de diodos pin – i – n em clusters, onde cada cluster tinha dez diodos pin – i – n.Esses clusters foram usados para criar a área sensível do detector.Como resultado de seu trabalho, os autores mostram que seu diodo tinha uma capacidade de discriminação muito boa, para 20 keV na energia da partícula o valor diferencial dinâmico do diodo chegava a 12 mV.Autores21,22 demonstraram avaliação de propriedades dielétricas de semicondutores.Em 23 autores consideraram alterações nas propriedades dielétricas dos semicondutores após altas doses de irradiação gama.

Os artigos acima mostram um grande interesse neste tópico e um grande número de estudos são dedicados aos detectores Si (Li) p – i – n da faixa de raios gama e raios X.Embora o interesse científico nesta área seja bastante grande9,24, sua quantidade não é suficiente para atender aos propósitos práticos.

Uma das características mais importantes de qualquer dispositivo elétrico é o seu circuito equivalente preciso.Existem vários modelos equivalentes desenvolvidos para fotodiodos p – i – n, próximos aos detectores Si (Li) p – i – n, que permitem prever o comportamento de um dispositivo semicondutor sob diferentes condições .O circuito equivalente de um detector semicondutor foi proposto nos trabalhos28,29.Nestes trabalhos, é proposto um método de separação de cargas para determinar as coordenadas de uma partícula carregada atingida.No trabalho30 modelagem do detector p–i–n de radiação nuclear no ambiente de desenvolvimento SILVACON.Foi feita uma simulação da fabricação da estrutura ap–i–n e realizada uma simulação do funcionamento do detector.A simulação é baseada na equação clássica de Shockley para um diodo ideal.No trabalho31 foi desenvolvido um circuito equivalente de estrutura p – i – n sob polarização reversa.Neste trabalho a equação de continuidade de Poisson para determinar a concentração de portadores de carga.O artigo também apresenta um circuito equivalente de estrutura ap – i – n na forma de uma cadeia RC de n elos e um estudo da dependência da resistência e da capacitância na magnitude da tensão reversa.Os autores do trabalho revisaram a aplicação de diodos p – i – n para detecção de raios gama e raios X.Neste artigo, a atenção principal é dada ao esquema de coleta de carga e pré-amplificação do sinal do detector.

Em nossos artigos recentes, propusemos um novo método para obter detectores de Si (Li) p – i – n de grande porte e investigamos os processos físicos durante a formação da região i.A fim de explicar profundamente os processos do detector recém-obtido aqui, no presente trabalho, propusemos modelar e projetar um procedimento de formação de sinal nesses detectores usando a equação clássica de Shockley para semicondutores de silício e um sistema de equações telegráficas.Este artigo mostra o uso do método de regressão múltipla para determinar os valores dos elementos de circuito equivalentes usando a equação telegráfica.O modelo resultante foi simulado e os espectros de partículas alfa foram obtidos durante o decaimento de alguns isótopos.

Ao projetar a eletrônica de leitura automática para detectores, é necessário levar em consideração o comportamento do sistema em diversas condições de operação.Para tanto, este artigo apresenta a simulação de detectores p – i – n de radiação nuclear pelo método de substituição equivalente.O detector de radiação nuclear silício-lítio é um semicondutor com estrutura ap-i-n.Trabalhos34,35,36 mostram circuitos equivalentes de diodos p – i – n, que são a base para nossa pesquisa.Em33 mostramos a distribuição de íons de lítio em um cristal de silício sob a ação de um campo elétrico homogêneo durante a criação do detector.Aqui nossa tarefa é simular a resposta da estrutura p – i – n à excitação externa usando uma transformação equivalente.Neste artigo, o processo de modelagem pode ser dividido em três etapas: modelar a corrente reversa através de um detector semicondutor no momento da detecção da radiação, determinar os parâmetros de um circuito equivalente com base em uma equação telegráfica e simular a operação de um circuito equivalente. .A primeira etapa consiste em uma representação aproximada do detector na forma de um diodo ideal sob condições de polarização reversa.Então tal diodo é descrito pela equação de Shockley, e a geração de portadores de carga é descrita pela equação de continuidade, levando em consideração a recombinação e a ionização.Na segunda etapa, a função encontrada será equiparada à clássica equação diferencial parcial do telégrafo para corrente.Na terceira etapa será feita uma simulação do circuito equivalente resultante.

Detectores semicondutores de silício Si (Li) são usados para obter espectros de radiação alfa, beta e gama.Vamos considerar um modelo de diodo semicondutor com diferentes condutividades das regiões p, n e i.Quando um dispositivo semicondutor é conectado à polarização reversa, ocorre nele uma corrente reversa, conforme mostrado na Fig.

Circuito elétrico do detector p – i – n.

A Figura 1 mostra o circuito elétrico de um detector semicondutor de radiação nuclear em modo de operação.A tensão V é deslocada na direção oposta para expandir a área sensível.A tensão incidente no detector na polarização reversa pode ser calculada a partir da expressão (1).A corrente reversa é obtida pela lei de Ohm na forma diferencial (2).A corrente é criada por portadores de carga minoritários nas regiões p, n e i

onde \({q}_{e}\) —carga elementar, \(x\) —coordenada posicional,\(t\) – tempo \(, {n}_{p}\left(x\right)\ ) —a concentração de elétrons na região p, \({p}_{n}\left(x\right)\) – a concentração de buracos na região n, \({n}_{i}\left (x\right)\) —a concentração intrínseca de portadores de carga na i-\(região, {v}_{n}\) , \({v}_{p}\) , \({v}_ {i}\) —velocidades de difusão de elétrons, buracos n, p e i-regiões.A velocidade dos portadores de carga nas áreas correspondentes \({v}_{n}=\frac{{L}_{n}}{{\tau }_{n}}\) , \({v}_{ p}=\frac{{L}_{p}}{{\tau }_{p}}\) , \({v}_{i}=\frac{{L}_{i}}{{ \tau }_{i}}\) , onde \(L_{n} , L_{p} , L_{i}\) —comprimento de difusão dos portadores de carga na região correspondente, o comprimento de difusão para a região correspondente é definido como \(L=\) \(\sqrt{D\tau }\) , \({\tau }_{n}\) , \({\tau }_{p}\) , \({\tau }_{i}\) —vida útil das operadoras de cobrança na região correspondente.A distribuição da concentração de portadores de carga na região i obedece a uma lei exponencial, e pode ser expressa pela seguinte expressão (10)28,29.

onde \({\mathrm{n}}_{\mathrm{i}0}\) —a concentração de portadores de carga na região i após a deriva, \({\mathrm{W}}_{\mathrm{i }}\) —espessura da i-região.Vamos aplicar a fórmula de Shockley para a Eq.(2).Para fazer isso, dividimos a equação de Shockley pela área da seção transversal do detector e aplicamos a definição de densidade de corrente (4).

onde \(k\) —constante de Boltzmann, \(T\) —temperatura absoluta.Esta densidade de corrente será estabelecida antes da detecção de partículas de decaimento radioativo.No momento da detecção, ocorre um salto acentuado na corrente por um curto período de tempo.Como a área sensível do detector é a região i, pares elétron-buraco são gerados no momento da detecção.Escrevemos a equação de continuidade de Poisson para elétrons e lacunas no momento da detecção, desprezando a recombinação (5, 6).

onde \(v = \mu {E}_{f}\) velocidade de deriva dos portadores de carga, \(\mu\) —mobilidade das cargas correspondentes, \({E}_{f}\) —campo elétrico.A solução destas equações diferenciais parciais serão as seguintes soluções gerais:

onde \({C}_{1}, {C}_{2}\) – constantes de integração.A função de geração pode ser expressa em termos da energia de uma partícula radioativa e da energia necessária para gerar um par elétron-buraco como segue (8):

onde E – a energia de uma partícula radioativa, ε – a energia necessária para criar um par elétron-buraco, \(\varepsilon =\frac{14}{5}{E}_{g}+{\varphi E}_ {R}\) ,34,35.Por exemplo - intervalo de banda de material semicondutor, φER - perdas de fônons ópticos, V0 = Sx - unidade de volume na qual os pares elétron-buraco foram gerados, \(\delta (t)\) -função delta de Dirac, R(x)—recombinação função.A função de geração possui unidades de concentração.A carga perdida por recombinação pode ser expressa da seguinte forma.

onde q0—carga dos elétrons gerados quando uma partícula nuclear cai, \(\lambda = \frac{{t}_{tr}}{\tau }\) 37—perda de carga relativa, ttr—tempo de trilha de plasma, τ— vida útil dos portadores de carga.Durante o tempo da trilha de plasma, a alta densidade de partículas carregadas protege um campo elétrico externo.Quando o intervalo de tempo da trilha de plasma termina, todos os portadores de carga estão dispersos na região i.A partir do valor da carga pode ser derivado o número de partículas carregadas e sua concentração, que depende da energia da partícula nuclear e do material do detector.A função de recombinação R(x), que também possui unidades de concentração, pode ser expressa levando-se em consideração a Eq.(9) como segue (10):

onde V0 – é o volume inicial onde no momento da geração todos os pares de buracos de elétrons localizados antes da recombinação, \({V}_{0}=\pi {{r}_{tr}}^{2}{l}_{ tr}\) 36, \({r}_{tr}\) —raio do trajeto, \({l}_{tr}\) —comprimento do trajeto da partícula α no detector, S(x)—função de cilindro base alargado, coordenada x.

Consideramos as condições iniciais como \(x=d\) , onde d—coordenadas da região i onde o par de buracos de elétrons foi gerado, e t = 0. Então a concentração inicial no momento da detecção da partícula:

A partir daqui, integrando (8) e substituindo as condições iniciais (11) no sistema (7), obtemos:

E finalmente, para a concentração de portadores de carga na região i, obtemos:

Então a corrente total através do detector consiste na corrente que flui através dele antes da detecção e na corrente através do detector no momento da detecção (14).

\({n}_{p}\) = \({p}_{n}\) = \({n}_{i0}\)

\({\tau }_{n}\) = \({\tau }_{p}\) = \({\tau }_{i}\)

\(S=\pi {r}^{2}\), r = 55 mm

A Figura 2 mostra a dependência da corrente que flui através de um detector semicondutor em diferentes energias das partículas α.A Figura 3 mostra a dependência da corrente que flui através de um detector semicondutor em diferentes energias das partículas α na espessura do detector.

Dependência da corrente na energia das partículas radioativas.

Dependência da densidade de corrente na energia das partículas radioativas e na espessura do detector.

A resolução do detector FWHM (largura total da distribuição na metade de sua altura máxima) é determinada pelo fator Fano, que é a razão entre o desvio padrão dos pares elétron-buraco criados e o valor médio dos pares elétron-buraco (15)38 .

onde F—fator Fano, N—número de pares elétron-buraco gerados, \(\overline{\mathrm{N} }\) —número médio de pares elétron-buraco gerados.Cálculos teóricos do fator Fano são apresentados nos trabalhos39,40,41.Para o fator de silício, Fano pode ser calculado usando a seguinte Eq.(16)40:

Nas obras42,43 o fator Fano é igual a 0,117–0,118.No trabalho44 é mostrado que o fator Fano está diminuindo 5 vezes, de 0,5 para 0,1 durante os últimos 40 anos.

FWHM é determinado a partir da Eq.(17):38

Para simular detectores p – i – n de radiação nuclear sob diversas condições, foi obtido um circuito elétrico equivalente, que se baseia nos resultados de simulação obtidos acima usando o modelo Shockley.Vamos imaginar o detector p–i–n como uma rede de duas portas, conforme mostrado na Figura 4.

Circuito equivalente do detector p – i – n.

Vamos fazer um sistema de equações telegráficas para este circuito (18).

onde você—a tensão no detector no momento da queda da partícula carregada, eu—a corrente no momento da queda da partícula carregada, R—a resistência do detector, L—a indutância equivalente, C— a capacitância do detector, G – a condutividade.Já que na Eq.(12) obtivemos a corrente, então futuramente do sistema (18) utilizaremos a segunda equação.Trazemos a segunda equação do sistema (18) para a forma (19).

onde \(\mathrm{a}=\frac{1}{GR}\) , \(b=\frac{LC}{GR}\) , \(c=\frac{RC+GL}{GR}\ ) , \(X=\frac{{\partial }^{2}i}{\partial {x}^{2}}\) , \(Y=\frac{{\partial }^{2}i} {\partial {t}^{2}}\) , \(Z=\frac{\partial i}{\partial t}\) , d—uma constante arbitrária.

A parte esquerda da Eq.(14) é descrito pela Eq.(12) e pode ser calculado para vários parâmetros desta equação.Na parte direita estão as derivadas parciais de segunda ordem da corrente na coordenada posicional e no tempo, bem como uma derivada parcial de primeira ordem no tempo.Consequentemente, tendo os valores da corrente dependentes do tempo e da coordenada posicional, podem ser obtidas numericamente derivadas parciais de primeira e segunda ordem em relação às variáveis correspondentes.A Figura 5 mostra as derivadas parciais de primeira (5a) e segunda ordem (5b) no tempo, bem como a segunda ordem na coordenada posicional para a energia da partícula α de 4 MeV e 7 MeV.

(a) Derivadas parciais de primeira ordem da corrente no tempo, (b) Derivadas parciais de segunda ordem da corrente no tempo e nas coordenadas.

A tarefa de determinar variáveis arbitrárias a, b, c e d pode ser determinada usando o método de regressão múltipla.Ao mesmo tempo, o coeficiente de determinação R2 da regressão múltipla é 0,98124.Substituindo os coeficientes obtidos no modelo, obtemos a expressão (20).

Para retornar às variáveis substituídas e encontrar os parâmetros do circuito equivalente, resolvemos o seguinte sistema (21), que decorre da substituição das variáveis por (19).

O sistema consiste em três equações, mas contém quatro variáveis.A capacitância da estrutura p – i – n mostrada em 28 tem uma ordem de dezenas de pF e depende da tensão inversamente polarizada.Então os valores de R, L, G dependerão da capacidade.Resolvendo o sistema de equações obtemos R, L, G para diferentes capacitâncias do detector.A Figura 6 mostra as dependências dos parâmetros R, L, G respectivamente do circuito equivalente na capacitância do diodo p – i – n.

Parâmetros do circuito detector equivalente p – i – n.

O circuito equivalente resultante de um detector semicondutor p – i – n de radiação nuclear é útil na modelagem da resposta do detector a influências externas na construção de eletrônicos de leitura.

A Figura 7 mostra um circuito detector equivalente feito em MATLAB Simulink.A Figura 8 mostra os resultados da modelagem da resposta em frequência de um circuito equivalente.Como pode ser visto no gráfico, na faixa de alta frequência até várias dezenas de gigahertz, a reação é uma função linear.Ao mesmo tempo, uma mudança de fase de -90° é observada nesta faixa.

Modelagem de resposta em frequência usando MATLAB Simulink.

Resposta em frequência do circuito equivalente.

No circuito equivalente resultante, é necessário adicionar eletrônica de leitura para simular a resposta do detector no momento da detecção da partícula.A Figura 9 mostra o circuito equivalente da eletrônica do detector e leitura, feito em MATLAB Simulink.A fonte dos sinais é um bloco de pulsos retangulares, seguido por um bloco de derivada de primeira ordem para criar uma função de Dirac.Em seguida, o sinal passa pelo circuito detector equivalente e pela unidade eletrônica de leitura, que é um circuito integrador e um amplificador.Um circuito integrador é necessário para obter a função de carga como integral da corrente e da tensão como função da carga.Assim, a amplitude da tensão é proporcional à energia das partículas, e o número de partículas é igual ao número de pulsos detectados pelo circuito.O número de partículas é determinado usando o bloco contador de pulsos.

Circuito equivalente do detector e da eletrônica de leitura.

Para simular a operação do detector, usamos a distribuição de energia das partículas durante o decaimento alfa do isótopo de urânio \({}_{92}{}^{233}\mathrm{U}\) , isótopo de tório \({}_ {90}{}^{227}\mathrm{Th}\) e isótopo de amerício \({}_{95}{}^{241}\mathrm{Am}\) .Para aplicar o método de Monte Carlo, apresentamos a função de distribuição de energia como uma função degrau, somando sequencialmente as probabilidades de cada evento.Geraremos números aleatórios de 0 a 1 e determinaremos a qual intervalo de probabilidade esse número aleatório pertence.Determinado o intervalo de probabilidade, determinamos o nível de energia correspondente e, consequentemente, a amplitude do gerador de sinal no circuito equivalente.

Realizando esta operação cerca de 107 vezes e contando o número de números aleatórios que caíram em um determinado intervalo de probabilidade, representaremos graficamente a dependência do número de partículas na energia das partículas.A Figura 10 mostra espectros de decaimento alfa de a) isótopo de urânio \({}_{92}{}^{233}\mathrm{U}\) b) isótopo de tório \({}_{90}{}^{227 }\mathrm{Th}\) e c) isótopo de amerício \({}_{95}{}^{241}\mathrm{Am}\) .O espectro de decaimento alfa do isótopo de urânio \({}_{92}{}^{233}\mathrm{U}\) tem um pico na energia de 4,824 MeV com FWHM 8 keV, outros picos estão em 4,783 MeV e 4,729 MeV.Como pode ser visto no espectro de decaimento alfa do tório, partículas com energia de cerca de 5,98 MeV têm a maior contribuição com FWHM = 9 keV, outro pico é observado na região de energia de 5,76 MeV.O espectro de decaimento alfa do amerício \({}_{95}{}^{241}\mathrm{Am}\) tem três picos nas energias 5,486 MeV, 5,443 MeV e 5,389 MeV com FWHM = 6 keV.

Espectros de decaimento alfa de (a) isótopo de urânio \({}_{92}{}^{233}\mathrm{U}\) (b) isótopo de tório \({}_{90}{}^{227} \mathrm{Th}\) e (c) isótopo de amerício \({}_{95}{}^{241}\mathrm{Am}\).

Nas obras28,29 geração de corrente totalmente determinada por equação telegráfica.A solução analítica apresentada das equações diferenciais dá oportunidade de julgar a carga acumulada, porém, os processos de recombinação e ionização e as propriedades físicas da estrutura semicondutora não são levados em consideração, o que é um dos problemas mais importantes do nosso trabalho.Isso foi refletido nas Eqs.(1)–(4) e (8)–(10).Os resultados da simulação do detector no trabalho30, em particular, a intensidade da corrente da ordem de microamperes é consistente com os resultados obtidos em nosso modelo na Fig. 3. Neste caso, o valor da corrente linear depende do energia da partícula carregada, como mostrado na Fig.

Os resultados da simulação do modelo obtido pelo método Monte Carlo apresentam resultados satisfatórios.Os espectros de decaimento alfa obtidos coincidem com os dados experimentais mostrados em 45,46,47.Os cálculos teóricos do FWHM estão intimamente relacionados com o cálculo do fator Fano.Equação (16) obtida no trabalho40.No trabalho48 o fator Fano obtido para o silício é igual a 0,07.Em nosso modelo, o fator Fano, calculado usando a Eq.(16) é igual a 0,0895.

Em nossos trabalhos anteriores5,15 a capacidade dos detectores desenvolvidos é da ordem de dezenas de pF, a resistência dos detectores é da ordem de dezenas de kΩ.Diâmetro do detector 110 mm, espessura 8–10 mm.Neste artigo, os valores de condutividade G foram calculados levando em consideração a aproximação por regressão múltipla, conforme mostrado na Fig. 6, e possuem valores da ordem de 10–15 Sm, então a resistência da região i é da ordem de 1015Ω.A resistência em série R e a indutância L também são da ordem superior de 1011. Isso pode ser devido ao uso da equação telegráfica para descrever o fluxo de corrente elétrica.A rápida queda do sinal observada ao usar a equação de Shockley resulta em uma rápida queda de tensão.A rápida diminuição da corrente, por sua vez, leva a uma alta resistência, que é o que estamos vendo.

Como resultado do trabalho, foi obtido um circuito equivalente de detector de radiação nuclear ap–i–n.O modelo é baseado na equação do diodo de Shockley para um semicondutor, sem levar em conta os efeitos associados à interação da rede cristalina da estrutura p – i – n, os efeitos dos íons de lítio na região i na geração e movimento de portadores de carga.Esta abordagem permite simplificar o modelo para linearização e a possibilidade de utilizar o método de regressão múltipla para obter um circuito detector equivalente, identificando tendências gerais nas mudanças nas grandezas físicas e sem detalhar os efeitos que ocorrem nos nós da rede cristalina semicondutora.Usando dados experimentais sobre a distribuição de energia das partículas durante o decaimento alfa do isótopo de urânio \({}_{92}{}^{233}\mathrm{U}\) , isótopo de tório \({}_{90}{} ^{227}\mathrm{Th}\) e isótopo de amerício \({}_{95}{}^{241}\mathrm{Am}\) o espectro de decaimento alfa foi obtido usando o método de Monte Carlo em relação a circuito equivalente proposto.Os espectros de decaimento alfa obtidos coincidem com os dados experimentais, apresentados em trabalhos anteriores de outros autores.

Luhan Ye, Yang Lu,… Xin Li

Hanyu Huo, Ming Jiang,…Jürgen Janek

Sudip Shekhar, Wim Bogaerts,… Bhavin J. Shastri

Todos os dados gerados ou analisados durante este estudo estão incluídos neste artigo publicado.

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Esta pesquisa foi financiada pelo Comitê Científico do Ministério da Ciência e Ensino Superior da República do Cazaquistão (Grant No. AP09058014).

Universidade Nacional Al-Farabi do Cazaquistão, Almaty, Cazaquistão

Ahmet Saymbetov, Zhang Jing, Madiyar Nurgaliyev, Nursultan Japashov, Nurzhigit Kuttybay, Ainur Kapparova, Batyrbek Zholamanov, Sayat Orynbassar e Nursultan Koshkarbay

Instituto Físico-Técnico, Academia de Ciências do Uzbequistão, Tashkent, Uzbequistão

Instituto de Engenheiros de Irrigação e Mecanização Agrícola de Tashkent, Tashkent, Uzbequistão

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RM, AS e NJ contribuíram significativamente para a conceituação e interpretação dos resultados.YT, MN e NK contribuíram para modelar a resposta da estrutura p – i – n à radiação nuclear.ZJ, NK e BZ contribuíram para projetar o circuito equivalente do detector de Si (Li).AK e SO contribuíram para modelar o detector p – i – n usando o método Monte-Carlo.Todos os autores leram e aprovaram a versão final do manuscrito.

Correspondência para Nursultan Japashov.

Os autores declaram não haver interesses conflitantes.

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Reimpressões e permissões

Saymbetov, A., Muminov, R., Jing, Z. et al.Circuito equivalente de um detector de radiação nuclear silício-lítio p-i-n.Sci Rep 13, 12525 (2023).https://doi.org/10.1038/s41598-023-39710-5

Recebido: 14 de março de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-39710-5

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Relatórios Científicos (Sci Rep) ISSN 2045-2322 (online)

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