estudo da resposta de um fototransistor submetido a … · do dispositivo, com isso determinou-se...

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


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.


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 241Am-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 241Am-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 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 241Am-9Be Fonte de Amerício e Berílio 60Co 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

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).

.

�� + �� → ( �)� ∗ → � + �

�� + 5,71�

� MeV (1)

A fonte de 241Am- 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 (Ec )

necessária para fissionar o núcleo, isto é, quanto maior Ec 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 1024− cm2 .

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) nXANI ∆=∆××××= σ (4)

Onde,

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 ( 12 −− ⋅⋅ scmn ).

→σ É uma constante de proporcionalidade que representa a seção de choque microscópica.

N → Número de átomos por centímetro cúbico do alvo (3−cm )

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:

dxNndn ..σ=− (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 ndn− . A secção de choque para colisão, que

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

xEenn ).(

.0Σ−×= (6)

Onde, n é o número de nêutrons transmitidos sem perda de energia a uma distância x do

material, e 0n 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)Li 7. 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��

�� + 2� + (2 45 3) �

"��" + 200 7�8 (7)

! + (rápido) → . !�� /∗ → 9��

�� +��

�� :; + < + � (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 A Z, após o nêutron ser absorvido

formará o núcleo composto 1+A 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:

γ+→→+ ++ XXnX AZ

AZ

AZ

1*110 ][ (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).

γβ +→→+ ++

+ −

YXnX AZ

AZ

AZ

11

*110 ][

(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 F1 e F2 , emitindo novos nêutrons, e raios gama, o que resulta em

considerável quantidade de energia (LAMARSH, 1966).

[ ] MeVnFFUUn 200)32( 1021

*23692

23592

10 +−++→→+ (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 ∫−= EdlV , 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

BCE III += (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 BI 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:

BC II ×= β (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).

0 2 4 6 8 10

0,00E+000

9,00E-008

1,80E-007

2,70E-007

3,60E-007

4,50E-007

5,40E-007

1nA 2nA 3nA

Cor

rent

e (A

)

Tensمo (V)

T=25,3°C

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.

0 2 4 6 8 100,00E+000

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

Cor

rent

e (A

)

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 10B (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:

∅ = >(�� – �) (15)

onde, �� e � 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 60Co, 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 elétron-

lacuna, 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.

�"� + �

→ AB + C��

�D + � (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 241Am-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 241Am-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 60Co. 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 E�F 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.

2

1

3.

3

1

.

= rr

H

H (17)

Portanto,

�F� = �F

GáHIJKL = 5,54 N0</ℎ

A faixa de energia dos nêutrons para a fonte de 241Am-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⁄ (18)

Logo, a dose absorvida para a posição 3 (três) figura 16 é:

EFSáHIJKL =

5,54 N0</ℎ

8= 0,69 NWX/ℎ

3 Fator de qualidade para nêutrons, retirado da figura 16.6 página 472 do ATTIX, a curva representa a recomendação da ICRP de 1971.

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

2= 0,27 NWX/ℎ

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 60Co, 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%.

22 23 24 25 26 27 280,00E+000

1,00E-010

2,00E-010

3,00E-010

4,00E-010

5,00E-010

6,00E-010

FT82

FT45

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Temperatura (°C)

VCE

= 5V

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%.

0 2 4 6 8 100,00E+000

1,00E-010

2,00E-010

3,00E-010

4,00E-010

5,00E-010

6,00E-010

virgem 0dias 7dias 14dias 30dias 56dias 126dias

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

FT7

T=23,5± 0,5°C

0 2 4 6 8 100,00E+000

1,00E-010

2,00E-010

3,00E-010

4,00E-010

5,00E-010

6,00E-010


Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

FT9

T=23,5 ± 0,5°C

0 2 4 6 8 100,00E+000

1,00E-010

2,00E-010

3,00E-010

4,00E-010

5,00E-010

6,00E-010


Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

FT13

T=23,5± 0,5°C

Figura 22: Curva característica dos fototransistores FT-7, FT-9 e FT-13 submetidos a nêutrons rápidos.

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.

0 20 40 60 80 100 120 1401E-11

1E-10

1E-9

1E-8

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Tempo (dias)

FT7

T=23,5 ± 0,5°C

0 20 40 60 80 100 120 1401E-11

1E-10

1E-9

1E-8

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Tempo (dias)

FT9

T=23,5± 0,5°C

0 20 40 60 80 100 120 1401E-11

1E-10

1E-9

1E-8

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Tempo (dias)

FT13

T=23,5 ± 0,5°C

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

57

deslocada para cima, ou seja, há um aumento do ângulo de inclinação de curva com o aumento

da dose aplicada ao dispositivo.

0 2 4 6 8 100,00E+000

5,00E-010

1,00E-009

1,50E-009

2,00E-009

2,50E-009

0,00 Gy 0,13 Gy 0,64 Gy 1.84 Gy

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

T=23,5± 0,5°C FT8

0 2 4 6 8 100,00E+000

5,00E-010

1,00E-009

1,50E-009

2,00E-009

2,50E-009

0,00 Gy 0,13 Gy 0,64 Gy 1,84 Gy

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

FT11

T=23,5 ± 0,5°C

0 2 4 6 8 100,00E+000

5,00E-010

1,00E-009

1,50E-009

2,00E-009

2,50E-009

0,00 Gy 0,13 Gy 0,64 Gy 1,84 Gy

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

T=23,5 ± 0,5°CFT14

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.

58

0,0 0,5 1,0 1,5 2,00,00E+000

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

1,00E-009

1,20E-009

1,40E-009

1,60E-009

1,80E-009

2,00E-009

2,20E-009

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Dose (Gy)

FT8

T=23,5±0,5°C

0,0 0,5 1,0 1,5 2,00,00E+000

5,00E-010

1,00E-009

1,50E-009

2,00E-009

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Dose (Gy)

FT11

T=23,5 ± 0,5°C

0,0 0,5 1,0 1,5 2,00,00E+000

5,00E-010

1,00E-009

1,50E-009

2,00E-009

2,50E-009

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Dose (Gy)

FT14

T=23,5 ± 0,5°C

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.

59

0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

1,00E-009

1,20E-009

1,40E-009

1,60E-009

1,80E-009

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Dose (Gy)

R2=0,98624

R2=0,97108

R2=0,98063

FT8

T=23,5 ± 0,5°C

0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

1,00E-009

1,20E-009

1,40E-009

1,60E-009

1,80E-009

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Dose (Gy)

FT11

T=23,5 ± 0,5°C

0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,70,00E+000

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

1,00E-009

1,20E-009

1,40E-009

1,60E-009

1,80E-009

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Dose (Gy)

T=23,5 ± 0,5°CFT14

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

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.

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,8 2,00,00E+000

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

1,00E-009

1,20E-009

1,40E-009

escuro luz

Cor

rent

e (A

)

Dose (Gy)

FT22

VCE

=5V

T=23,5 ± 0,5°C

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,8 2,00,00E+000

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

1,00E-009

1,20E-009

1,40E-009

escuro luz

Cor

rent

e (A

)

Dose (Gy)

FT23

T=23,5 ± 0,5°CV

CE=5V

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,8 2,00,00E+000

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

1,00E-009

1,20E-009

1,40E-009

escuro luz

Cor

rent

e (A

)

Dose (Gy)

FT24

T=23,5 ± 0,5°C

VCE

=5V

Figura 27: Corrente x Dose dos fototransistores FT-22, FT-23 e FT-24 submetidos a nêutrons rápidos.

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 241Am-Be estão acima de 1 MeV. Assim, para observar o

efeito originado por uma dose de radiação gama, utilizou-se o irradiador de 60Co 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.

0 2 4 6 8 100,00E+000

5,00E-010

1,00E-009

1,50E-009

2,00E-009

2,50E-009

3,00E-009

3,50E-009

0,00 Gy 0,50 Gy 1,00 Gy 1,50 Gy 2,00 Gy 7,00 Gy 12,0 Gy

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

T=23,5 ± 0,5°C FT39

0 2 4 6 8 100,00E+000

5,00E-010

1,00E-009

1,50E-009

2,00E-009

2,50E-009

3,00E-009

3,50E-009

0,00 Gy 0,53 Gy 1,00 Gy 1,50 Gy 2,00 Gy 7,00 Gy 12,0 Gy

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

T= 23,5±0,5°C FT40

0 2 4 6 8 100,00E+000

5,00E-010

1,00E-009

1,50E-009

2,00E-009

2,50E-009

3,00E-009

3,50E-009

0,00 Gy 0,53 Gy 1,00 Gy 1,50 Gy 2,00 Gy 7,00 Gy 12,0 Gy

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

FT41

T= 23,5± 0,5°C

Figura 28: Curva característica dos fototransistores FT-39, FT-40 e FT-41 submetidos à radiação gama.

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.

0 0,53 1 1,5 2 7 120,00E+000

4,00E-010

8,00E-010

1,20E-009

1,60E-009

2,00E-009

2,40E-009

2,80E-009

3,20E-009

FT39 FT40 FT41

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Dose (Gy)

VCE

= 10V

T =23,5 ± 0,5°C

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

0 2 4 6 8 100,00E+000

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

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

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

FT34

T= 23,5 ± 0,5°C

0 2 4 6 8 100,00E+000

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

1,00E-009


Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

T=23,5±0,5°CFT93

0 2 4 6 8 100,00E+000

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

1,00E-009


Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

VCE

(V)

T=23,5±0,5°CFT96

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.

64

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

1,00E-010

2,00E-010

3,00E-010

4,00E-010

5,00E-010

6,00E-010

7,00E-010

8,00E-010

9,00E-010

1,00E-009

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Dose (Gy)

FT34

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,00,00E+000

2,00E-010

4,00E-010

6,00E-010

8,00E-010

1,00E-009

2V 5V 10V

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Dose (Gy)

FT93

T=23,5 ± 0,5°C

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,00,00E+000

1,00E-010

2,00E-010

3,00E-010

4,00E-010

5,00E-010

6,00E-010

7,00E-010

8,00E-010

9,00E-010

1,00E-009

2 5 10

Cor

rent

e de

esc

uro

(A)

Dose (GY)

FT96

T=23,5±0,5°C

Figura 31: Corrente de escuro x Dose dos fototransistores FT -34, FT -93 e FT -96 submetidos a um fluxo de nêutrons térmicos.

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

ATTIX, F.H. Introduction to radiological physics and radiation dosimetry, 2004. BARTHE, J.; Eletronic Dosimeters Based on Solid State Detectors. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B. 2001, p 158-189. BILINSKI, J. R.; BROOKS, E. H.; COCA, U.; MAIER R. J.; Proton-Neutron Damage Correlation in Semiconductors. IEEE Transactions on Nuclear Science. 1963. BRITO, E. S.; Projeto, Montagem e Caracterização de um Dosímetro para Radiação de Nêutrons, IPEN-SP, 2007. CALLISTER, W. D.; Ciência e Engenharia de Materiais, 5ª Edição. 2000. CEMBER, H. Introduction to health physics. 3st Edition.1996 VISHAY, manual do fabricante, acessado em out/2008. GLASSTONE, S.; SESONSKE A.; Nuclear Reator Engineering. 6ª Edition. 1967. GREGORY, B. L.; GWYN, C. W.; Radiation effects on semiconductor devices. pp 1265-1273. Sandia Laboratories, N. Mexico, 1974. GUTIERREZ, T. B. Compact Modeling of Neutron Damage Effects in a Bipolar Junction Transistor, Electrical Engineering, University of New Mexico, 1999. GRIFFITHS, D.; Introduction to Elementary Particles, 2ª ed, 2008. KAPLAN, I. Nuclear Physics. 2ª ed, Rio de janeiro, 1983. KELLY, J. G.; GRIFFIN, P. J.; LUERA, T. F.; Use of Silicon Bipolar Transistors as Sensors for Neutron Energy Spectra Determinations. IEEE Transaction on Nuclear Science, vol. 38, No. 6, December 1991. KNOLL, G. F.; Radiation detection and measurement. 3rd edition, 2000. KORDE, J. ; OJHA A.; BRAASCH R.; ENGLISH T.C.; The Effect of Neutron irradiation on Silicon Photodiodes. IEEE transactions on nuclear science, vol.36, n° 6, December 1989. LAMARSH, J. R. Introduction nuclear reactor theory. 1966. LUTZ,G.; Semiconductor Radiation Detectors. Berlin: Springer, 1999. 353 p. MADI, T. F.; Desenvolvimento de Detector de Nêutron Usando Sensor Tipo Barreira de Superfície com Conversor (n, p) E Conversor (n, α), IPEN-SP, 1999.

67

MANDIC I.; CINDRO V.; KRAMBERGER G. MIKU˘Z, E. S.; VRTACNIK D.; ULLAN M.; ANGHINOLF F. Thermal neutron damage in DMILL bipolar transistors. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research (2004) pp 474 – 476. MATZEN, W. T.; HAWTHORNE, R. A.; KILLIAN W. T.; Radiation Hardened Phototransistor. IEEE Transactions on Nuclear Science, vol 38, nº 6, December 1991. MONEDA, F. H.; CHENETTE, E. R.; ZIEL, A. Noise in Phototransistors, IEEE Transaction on Electron Device, Vol, ED-18,Nº 6, JUNE 1971. RESENDE, S. M.; Materiais e dispositivos eletrônicos. BRASIL 2st Edition, 2004. SEDRA, A. S. Microeletronic circuits . 5st Edition, 2007. SOARES, G. Z.; Desenvolvimento de um Monitor de Área para Nêutrons Utilizando Detector Sólido de Traços Nucleares. IPEN-SP, 1994. SOFIA, C. R. S.; Projecto de um Sistema de Irradiação para uma Fonte de 241Am -9Be . Universidade Nova de Lisboa. 2009.

SROUR, J. R.; MARSHALL C. J.; MARSHALL P. W. Review of Displacement Damage Effects in Silicon Devices. IEEE transaction on nuclear science, vol.50, nº3, june 2003. SZE, S. M.; Physics of Semiconductor Devices 2nd Edition,1981. VARLACHEV, V. A.; SOLODOVNIKOV, E. S.; A Fast-Neutron Detector Based on Single-Crystalline Silicon. Instruments and Experimental Techniques, 2008, Vol. 51, No. 2, pp. 171–174.

estudo da resposta de um fototransistor submetido a … · do dispositivo, com isso determinou-se...

Documents