Crescita e caratterizzazione di CdTe epitassiale per l'applicazione a rivelatori di raggi X a stato solido

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con spessori h ≤ 500 µ m, e quindi utilizzabili solo con fasci X di energia 
compresa tra 1 e 100 keV. La cristallizzazione da fase vapore del CdTe ha il 
vantaggio di operare a temperature pi� basse, il che riduce la concentrazione 
di difetti di punto nel cristallo, consentando altres� un maggiore grado di 
purezza del materiale a causa della ridotta contaminazione dell�ambiente di 
crescita. 
 Altro vantaggio del metodo di crescita per epitassia da fase vapore � 
quello di poter ottenere dispositivi di grande area (> 2� di diametro), con una 
alta omogeneit� laterale, attualmente molto difficili da realizzare mediante i 
metodi dal fuso. 
A fronte di tali vantaggi, i metodi VPE standard per i semiconduttori 
composti sono caratterizzati da velocit� di crescita relativamente basse, cosa 
che impedirebbe il raggiungimento dello spessore desiderato per il rivelatore 
in tempi industrialmente accettabili. Il processo di deposizione epitassiale per 
trasporto di H
2
 garantisce velocit� di deposizione sufficientemente alte ed un 
processo relativamente a basso costo rispetto ad altre tecniche (ad esempio 
MOVPE). 
Nell�ambito di questa tematica, il gruppo di ricerca presso il Laboratorio 
di Crescita Epitassiale dell�Universit� di Lecce ha proposto per la prima 
volta nel 1998 un metodo per trasporto di H
2
 (H
2
T � VPE) per la 
realizzazione di CdTe epitassiale per rivelatori X. Questo metodo permette di 
7 
ottenere velocit� di crescita sufficientemente alte (fino a circa 10 µ m/h) 
sufficienti per ottenere in tempi industrialmente ragionevoli gli elevati 
spessori richiesti per la fabbricazione di tali rivelatori (≥  500 µ m). 
Lo scopo di questo lavoro � stato quello di misurare le caratteristiche 
elettriche (resistivit�, mobilit� e concentrazione di portatori) del CdTe 
cresciuto e di ottenere dai dati di tali misure nuove informazioni sul 
materiale e sull�influenza della stechiometria del CdTe policristallino di 
partenza sulla crescita. 
Il presente lavoro di tesi � cos� organizzato: 
nel capitolo 1 si fa una rapida descrizione dei rivelatori nucleari a 
semiconduttore, spiegandone il meccanismo di funzionamento, e ci si soffer-
ma, poi, sui rivelatori a CdTe, illustrando le caratteristiche di tale materiale; 
nel capitolo 2 si descrivono il processo di crescita per trasporto di H
2 
e le 
caratteristiche del CdTe ottenuto con tale metodo; 
nel capitolo 3 si descrivono gli apparati sperimentali di crescita del CdTe 
e del buffer di ZnTe utilizzati per la realizzazione dei substrati ibridi 
ZnTe/GaAs; 
nel capitolo 4 si illustrano la teoria dell�effetto Hall e la procedura per le 
misure di caratterizzazione; 
8 
nel capitolo 5 si presentano i risultati degli studi di crescita H
2
T � VPE   e 
delle misure di caratterizzazione effettuate.  
9 
1�  CAPITOLO  
 
RIVELATORI NUCLEARI A SEMICONDUTTORE 
 
1.1  Raggi X e γ  
I rivelatori nucleari fabbricabili a partire dal CdTe sono principalmente 
rivelatori di raggi X e raggi γ. 
I raggi X furono scoperti nel 1895 dal fisico tedesco Wilhelm Roentgen. 
L�esperimento consistette nell�inviare un fascio di elettroni di energia tra i 50 
e i 100 keV su un bersaglio di metallo (rame, tungsteno o molibdeno) 
costituente l�elettrodo positivo di un tubo a raggi catodici. Il risultato fu la 
produzione di un nuovo tipo di radiazione estremamente penetrante: si 
trattava di onde elettromagnetiche simili alla luce ma con lunghezza d�onda 
molto piccola, dello stesso ordine di grandezza delle costanti reticolari dei 
cristalli (10
-10
 m), ovvero di energia compresa tra 1 e 100 keV. 
Nelle collisioni degli elettroni con il bersaglio, solo una parte 
dell�energia dell�elettrone viene convertita in radiazione elettromagnetica. 
Questo tipo di radiazione viene indicata come bremsstrahlung (dal tedesco 
radiazione di frenamento) riferendosi all�energia prodotta dall� elettrone 
quando viene decelerato [1.1]. 
10
 
La bremsstrahlung non � l�unico tipo di emissione di raggi X possibile. 
Nello spettro di raggi X che si ottiene bombardando con elettroni un 
bersaglio di un particolare metallo si possono notare delle linee 
caratteristiche dovute agli elettroni incidenti che rimuovono un elettrone 
dall�atomo bersaglio, lasciando uno stato vuoto in un guscio energetico 
(shell) interno dell�atomo. Un elettrone appartenente ad un livello energetico 
pi� esterno pu� riempire il posto vuoto, rilasciando l�energia in eccesso sotto 
forma di un fotone X. 
Figura 1-1 Spettro X del molibdeno [1.2] 
 
L�emissione caratteristica di raggi X per un bersaglio di molibdeno � 
mostrata in fig. 1-1: si notano i due picchi relativi ad un elettrone che viene 
scalzato dal guscio energetico K (n = 1) e ad un elettrone di livello superiore 
11
 
che, decadendo energeticamente, lo sostituisce. I raggi X prodotti dalla 
transizione dal livello n = 2 al livello n = 1 sono chiamati raggi X K
α
 mentre 
quelli da livelli ≥ 3 al livello 1 sono raggi X K
β
. Transizioni al livello n = 2 o 
guscio L sono indicate come raggi X L. La distribuzione continua a sinistra 
dei due picchi � la radiazione di bremsstrahlung. 
I raggi γ sono fotoni di alta energia prodotti dai processi di decadimento 
gamma delle sostanze radioattive. Altri due processi di decadimento sono il 
decadimento alfa (α ), che porta all�emissione di nuclei di elio, e il 
decadimento beta (β ), che consiste nell�emissione di elettroni o positroni (un 
positrone � una particella identica all�elettrone fatta eccezione per il segno 
della carica elettrica, che per il positrone � positiva). Il decadimento gamma 
in genere si verifica a seguito di un processo di decadimento nucleare di tipo 
α  o β , processi che lasciano il nucleo atomico in uno stato energeticamente 
eccitato; il decadimento γ  consente al nucleo di passare ad uno stato 
energetico inferiore emettendo un fotone γ  di energia tra 1MeV ed 1GeV.  
Notevole � la capacit� di penetrazione dei raggi X e γ : una particella α  
penetra a mala pena un foglio di carta, una particella β  pochi millimetri di 
alluminio, i raggi γ  possono penetrare diversi centimetri di piombo [1.2]. 
12
 
1.2 Interazione tra radiazioni γ  e X e la materia  
Quando i raggi X e γ  arrivano sulla superficie del rivelatore, penetrano 
nel materiale di cui � costituito in una serie di interazioni con esso. 
Dato che l�energia quantica di un fotone X o γ  � troppo elevata per essere 
semplicemente assorbita dall�atomo attraverso una semplice transizione di un 
elettrone verso livelli energetici pi� esterni, esso provoca l�allontanamento 
dell�elettrone dall�atomo (ionizzazione). Per tale motivo i raggi X vengono 
indicati come radiazioni ionizzanti. 
L�interazione di un fotone X o γ  con la materia avviene in tre possibili 
modi:  
 
Figura 1-1  [1.4] 
 
• per completo assorbimento dell�energia del fotone da parte dell�elettrone, 
(effetto fotoelettrico), 
13
 
• per parziale assorbimento dell�energia da parte dell�elettrone stesso e 
conseguente emissione di un secondo fotone di raggi X dovuto 
all�energia residua del primo fotone (effetto Compton). 
 
Figura 1-2  [1.4] 
 
• mediante produzione di una coppia elettrone � positrone. Questo si 
verifica quando l�energia del fotone � superiore a 1,022 MeV, essendo 
l�energia a riposo di un elettrone e quindi di un positrone pari a 0,511 
MeV. Quando l�energia del fotone � molto superiore a questa soglia, la 
produzione di coppie elettrone � positrone diviene la via principale di 
interazione dei raggi X e γ con la materia. 
La sezione d�urto complessiva per un fotone che interagisce con la 
materia pu� essere allora espressa nella seguente forma: 
(1.1) 
14
 
 
Per un fascio di fotoni di intensit� I, (espressa in unit� di energia per 
unit� di tempo e unit� di area) risulta I = ΦE, con Φ flusso di fotoni per 
unit� di tempo e di area. Il flusso di fotoni primari perduti nel-
l�attraversamento di uno spessore dx di materia a causa dei tre processi di 
interazione risulta: 
dΦ = ΦN (σ
Comp + 
σ
photo + 
σ
pair 
) dx                        (1.3) 
 
dove N � la densit� di atomi. La conseguente attenuazione di intensit� � pari 
a: 
 
dI = ΦEN (σ
Comp + 
σ
photo + 
σ
pair 
) dx = I � dx,                 (1.4) 
 
dove � � il coefficiente totale di assorbimento, definito da: 
 
� = Nσ = σ ( N
a
ρ/A ),                        (1.5) 
 
15
 
con N
a 
numero di Avogadro, ρ densit� del materiale e A massa atomica. �/ρ � 
il valore pi� comunemente tabulato, poich�  questa quantit� � indipendente 
dallo stato fisico della materia. 
L�intensit� I(x) del fascio di fotoni, che ha attraversato uno spessore di 
materia pari a x, � data da: 
 
I(x) = I
0
e
(-�/ρ)ρx
,                   (1.6) 
 
dove I
0 
� l�intensit� iniziale. 
In questo caso il coefficiente di attenuazione µ  � riferito al solo 
assorbimento dei fotoni primari, trascurando tutte le particelle e i fotoni 
secondari. Nello scattering Compton solo una parte dell�energia del fotone 
primario viene assorbita dall�elettrone, mentre i fotoni secondari prodotti 
possono subire ulteriori scattering. Pertanto il parametro pi� adatto a valutare 
l�attenuazione di una radiazione γ o X non � �, ma �
en
, la costante di 
assorbimento energetico, che sostituisce � nelle formule precedenti. 
Detto Z il numero atomico dell�atomo del materiale coinvolto 
nell�interazione, σ
photo
 � proporzionale a Z
n
, dove n � approssimativamente 
4.5, σ
Comp
 � proporzionale a Z e σ
pair
 proporzionale a Z
2
; la sezione d�urto 
16
 
totale risulta aumentare, cos� come la costante di attenuazione, per materiali 
con numero atomico medio pi� elevato [1.3]. 
   
Figura 1-3  Importanza relativa dei tre tipi di interazione 
fotonica: le linee indicano i punti di uguale dominanza di due 
effetti 
 
0,01 0,1110 100
0
20
40
60
80
100
n
u
m
e
r
o
 
a
t
o
m
i
c
o
 
Z
 
 
hν  (MeV)
Produzione 
di coppie
Effetto 
Compton
Effetto 
fotoelettrico
17
 
1.3 Rivelatori X e γ  a semiconduttore 
Lo schema pi� semplice impiegato per la fabbricazione di un 
rivelatore di raggi X a semiconduttore si evince dalla sottostante 
figura 1-5. 
Figura 1-4  Assorbimento fotonico [1-5]. 
 
Il materiale semiconduttore � posto a contatto di due elettrodi metallici. 
Lo spessore del materiale impiegato dipende dal coefficiente di 
attenuazione della radiazione incidente e dall�efficienza con cui riesce a 
raccogliere la carica prodotta. 
Un fotone gamma o X assorbito da un semiconduttore pu� generare un 
numero di coppie lacuna � elettrone proporzionale alla sua energia.  
18
 
Tipicamente, l�energia di formazione di una coppia elettrone � lacuna in 
un semiconduttore attraversato da un fotone X o γ  � di circa 4 eV, cos� un 
fotone di 100 keV generer� circa 25000 coppie.  
Applicando un potenziale di bias esterno applicato attraverso i contatti 
metallici produce un campo elettrico pi� intenso di quello prodotto dalle 
cariche formate dal fotone, ci� al fine di vincere l�attrazione tra le cariche 
positive e negative generate e consentire di raccogliere le cariche. 
Le lacune e gli elettroni  che vengono a formarsi hanno concentrazioni 
date dalle relazioni: 
 
dove F rappresenta la velocit� di generazione delle coppie lacuna � 
elettrone, τ
n
 e τ
p
 sono i tempi di vita medi di elettrone e lacuna. 
La corrente prodotta �: 
(1.7) 
(1.8) 
n
Fn τ=
p
Fp τ=
pn
t
pe
t
ne
I +=
19
 
dove t
n
 � il tempo che l�elettrone impiega per andare dal catodo all�ano-
do, t
p
 il tempo che la lacuna impiega per andare dall�anodo al catodo. 
Essendo poi: 
 
  dove L � la distanza tra i contatti, E � il campo elettrico applicato e µ  le 
mobilit�. Combinando le equazioni (1.7), (1.8), (1.9): 
Ponendo µ  = µ
n
+µ
p
 e τ  = τ
n
 = τ
p
: 
F dipende dal tipo di interazione e quindi dal numero atomico del 
materiale utilizzato come rivelatore, Z deve quindi essere il pi� alto possibile 
per avere alte fotocorrenti. 
µ
(1.9) 
(1.10) 
(1.11) 
n
n
E
L
t
µ
=
p
p
E
L
t
µ
=
E
L
eF
I
ppnn
)( τµ+τµ=
E
L
eF
I µτ=