阅读说明：本技术 X射线和伽玛射线光电二极管 (X-ray and gamma-ray photodiodes ) 是由 安娜·梅根·巴内特 西尔维亚·布泰拉 于 2018-02-28 设计创作，主要内容包括：公开一种在检测X射线和/或伽玛射线中使用的光电二极管。所述光电二极管包括InGaP,InGaP被布置和配置为吸收入射到所述光电二极管上的X射线和/或伽玛射线,并且响应于此产生电荷-载流子。所述检测器可以被提供于X射线或伽玛射线光子计数谱仪中。(A photodiode for use in detecting X-rays and/or gamma rays is disclosed. The photodiode includes InGaP arranged and configured to absorb X-rays and/or gamma rays incident on the photodiode and generate charge-carriers in response thereto. The detector may be provided in an X-ray or gamma-ray photon counting spectrometer.)

X射线和伽玛射线光电二极管

技术领域

本发明总体上涉及用于检测光子的光电二极管，并且具体地说，涉及具有改进的性能的光电二极管。

背景技术

光电二极管一般用作X射线、伽玛射线(γ射线)和其他辐射的检测器。用于X射线和γ射线应用的大多数光电二极管由硅制成。近年来，很多努力耗费于尝试开发与硅不同的可以在高温下在强辐射环境中进行操作并且更高效(即，检测更大比例的入射辐射)的可替选材料。已经研究了许多材料，包括作为最有前途的一些材料的GaAs、AlGaAs、AlInP、SiC、CdTe和CdZnTe。然而，已经发现，这些材料都遭受显著问题、限制或折衷。例如，虽然SiC是用于这些光电二极管的最成熟的“现代”材料，并且它可以在相对高的温度和强辐射环境中进行操作，但它并不比硅更高效。

期望例如在X射线和γ射线光子计数谱仪中使用光电二极管。科学和工业中的大量应用需要这些谱仪。通过示例的方式，开发用于禁止违禁核材料(例如核武器、“脏弹”等)的检测器当前存在很大的商业压力。然而，这些光子计数谱仪的需求对光电二极管中使用的材料提出极端要求。

期望提供一种改进的光电二极管。

发明内容

本发明提供一种用于在检测X射线和/或伽玛射线中使用的光电二极管，，所述光电二极管包括InGaP，其被布置和配置为：吸收入射到所述光电二极管上的X射线和/或伽玛射线，并且响应于此生成电荷-载流子。

发明人已经意识到，使用InGaP(也称为GaInP)作为光电二极管中的活性材料使得光电二极管能够用于检测X射线和γ射线。这是尤其令人惊讶的，因为InGaP是皆已知在X射线和γ射线光电二极管中作为活性材料表现相对较差的InP和GaP的三元化合物。例如，先前已经发现GaP在X射线能量下不是光谱性的，并且先前已经发现InP仅在低温(≤-60℃)在X射线能量下是光谱性的。由于InGaP是InP和GaP的三元化合物，因此传统上本应预期InGaP比其二元等效物中的任一者具有甚至更差的性能。

在X射线谱法和光子计数X射线谱法中，使用InGaP光电二极管是特别有利的。已经发现InGaP检测器比对应二元化合物GaP和InP表现得显著更好，并且已经发现InGaP检测器具有足够高的能量分辨率以允许在室温时的光子计数X射线谱法(这对于基于GaP和InP的器件不成立)。

此外，InGaP具有低泄漏电流，并且因此，根据本文实施例的光电二极管可以在室温以及之上(即≥20℃)操作，而不利用冷却系统。这使得X射线和γ射线检测系统具有相对低的质量、体积和功率要求。系统可以因此是相对廉价的、紧凑的并且耐温度的，并且因此在例如比如实验室环境外部的航天任务或陆地应用(例如水下探测)的应用中是尤其有用的。还预期包括冷却系统的仪器，从而允许光电二极管在非常高的温度环境中进行操作。归因于使用InGaP，例如，与基于硅的检测器相比，所需的冷却的量将是零或相对低的。

与其他传统的含有铝的半导体材料(例如AlInP)相反，在光电检测器中使用InGaP是有利的，因为它使得能够从检测器消除铝。这是有利的，因为铝如硅那样是行星和地质X射线荧光光谱法(XRF)中频繁关注的材料，并且因此，期望从检测器消除它，以通过从检测器的自发荧光中去除这些线而减少谱分析的复杂性。

与一些其他宽带隙材料(例如GaAs、AlGaAs和AlInP)相比，归因于InGaP(例如In_0.5Ga_0.5P)的相对高的X射线线性衰减系数，由于半导体材料的不仅宽带隙而且减少的体积，可以生产相对薄InGaP检测器，并且可以实现改进的高温性能。

InGaP光电二极管还为硬X射线和伽玛检测提供对GaAs、CdTe和CdZnTe的替选物。

此外，InGaP可以与商用衬底(例如GaAs衬底)晶格匹配，并且可以使用通常的商用技术处理。

InGaP材料对X射线和/或伽玛射线的吸收光生电子-空穴对。

光电二极管可以包括外壳或屏蔽体，其被布置和配置为：阻挡除了X射线和/或伽玛射线之外的光子到达InGaP，和/或被布置和配置为：阻挡放射性β粒子和/或α粒子到达InGaP。

外壳或屏蔽体可以被配置为：基本上阻挡具有比X射线或伽玛射线更低的频率的光子的通过。例如，外壳或屏蔽体可以被布置和配置为：阻挡蓝光到达InGaP。

外壳或屏蔽体可以是金属(例如金属箔)。例如，箔可以是铝箔或铍箔。然而，预期可以使用其他金属或材料。

光电二极管可包括由所述InGaP形成的PIN结或p-n结。

PIN(例如p⁺-i-n⁺)结可以由直接布置在InGaP的p-掺杂层和InGaP的n-掺杂层之间的InGaP的非掺杂层形成。

在PIN结中包含本征i层可以用以提供相对大的耗尽区，并因此提供相对大的体积，以吸收X射线和/或伽玛射线并且生成电荷-载流子。

然而，还预期可以通过p-n结的形式提供InGaP。可以通过InGaP的p-掺杂层接触InGaP的n-掺杂层形成p-n结。

PIN结的i层可以具有以下厚度：≥5μm、≥10μm、≥15μm、≥20μm、≥25μm、≥30μm、≥35μm、≥40μm、≥45μm或≥50μm。提供该相对厚的i层使得能够吸收相对高比例的入射X射线和/或伽玛射线，从而生成相对高的数量的电荷-载流子，并且光电二极管在从X射线和/或伽玛射线生成电流时是相对高效的。

PIN结的p-层和/或n-层可以具有以下厚度：≤0.5μm、≤0.4μm、≤0.3μm、≤0.2μm或≤0.1μm。提供这些相对薄的层限制这些层对X射线和/或伽玛射线的吸收。例如，如果p-层(或n-层)被布置在结的朝向X射线和/或伽玛射线的源的一侧，则尤其是对于较低能量光子，使用相对薄的p-层(或n-层)将吸收相对小比例的光子，使得更大比例的入射X射线和/或伽玛射线能够进入PIN结的i层以在其中被吸收，并且生成电荷-载流子(但本文预期p-层的部分也可以有效地贡献于生成有用的电荷-载流子)。如果n-层(或p-层)被布置在结的远离X射线和/或伽玛射线的源的一侧，则使用相对薄的n-层(或p-层)将减少光子吸收，并且因此减少来自该层的电荷收集。这可以例如改进仪器的光谱性能。

光电二极管可以在PIN结或p-n结的任一侧包括电极，用于在结上施加电压，和/或用于测量结中生成的光生电荷-载流子，其中，电极中的至少一个不覆盖其所处的结的一侧的一部分，从而X射线和/或伽玛射线可以通过所述一侧进入结，而不穿过所述至少一个电极。

所述至少一个电极可以是环形的、有孔的、凹陷的或交错的，从而不覆盖整个所述一侧，并且允许所述X射线和/或伽玛射线进入所述结而不穿过形成所述电极的材料。

光电二极管可以包括电压源，其被配置和设置为：在所述PIN或p-n结上施加反向偏置电压，其中，所述电压≥2V、≥3V、≥4V、≥4.5V或≥5V。提供该反向偏置电压可以提供相对大的耗尽深度，因为它将自由电荷-载流子清扫出i层。例如，当光电二极管用在X射线和/或伽玛射线谱仪中时，这也可以对于特定噪声源提供相对低的噪声，并且使得能够实现相对高的分辨率。然而，还预期可以不施加反向偏压。

InGaP可以是具有晶格组成In_0.5Ga_0.5P的晶体结构。InGaP的这些组成使得材料能够与传统衬底(例如GaAs)晶格匹配并且在其上生长。这些比例还使得InGaP能够以高结晶质量生长和/或生长为相对大的厚度。这是尤其有用的，因为如上所述，可以期望提供InGaP的相对厚的层，以增加任何给定X射线或伽玛射线光子将在材料中被吸收的概率。

然而，预期InGaP材料可以是具有晶格组成In_xGa_1-xP的晶体结构，其中，x是除了0.5之外的值。

InGaP可以已经形成在衬底(期望地，半导体衬底(例如GaAs))上。

光电二极管可以具有台面二极管结构。

光电二极管可包括一个或多个层，用于在InGaP材料的每一侧形成电接触部。例如，一个或多个层可以包括至少一个金属层和/或至少一个半导体层。金属层的示例包括金和钛。半导体层的示例包括InGe。

可以在用于形成电接触部的一个或多个层与InGaP之间提供结合层，以使得电接触部能够良好地结合到InGaP层。结合层可以是半导体(例如GaAs)。结合层之一可以是形成InGaP的衬底。

可以在实质平的结构内提供InGaP材料，并且该平的结构可以包括Schottky(肖特基)接触，和/或离子可以已经被植入器件内以形成电阻区域。

可以植入离子从而形成电隔离半导体晶片的部分的电阻区域。例如，如果提供多个二极管结构，则可以植入离子以形成防止一个二极管结构上的电压扩散到相邻二极管的区域。

光电二极管可以是雪崩二极管或非雪崩二极管。

光电二极管理想地是单晶InGaP检测器，即InGaP理想地是InGaP的单晶格的形式。然而，还预期InGaP材料可以是多晶的，即，包括可能具有随机取向的材料中的许多晶体。

光电二极管可以包括由不同半导体的层或区域形成的异质结构，并且因此包括异质结。如上所述，InGaP材料吸收X射线和/或光子以生成电荷载流子，但也可包括不同半导体层以用于其他功能。例如，可以包括另一半导体(例如AlInP)的层以接收来自InGaP材料的电荷-载流子并且生成次级电荷载流子，例如，以扩大电荷-载流子的数量并且形成雪崩光电二极管。然而，还预期InGaP光电二极管可包括一个或多个同质结，从而提供雪崩效应。

本发明还提供一种X射线和/或伽玛射线检测器，包括本文描述的光电二极管；并且包括电子器件，用于处理由所述光电二极管生成的电信号，以确定所述电信号是否至少部分地归因于所述光生电荷-载流子的生成。

光电二极管形成检测器中的电路的部分，并且电子器件可以被设置并且校准以检测由生成所述电荷-载流子所产生的信号。例如，在电流测量模式下，高于暗电流的信号的部分可以确定为由检测器处正接收的X射线和/或伽玛射线所致。

本发明还提供一种X射线和/或伽玛射线光子计数谱仪，包括本文描述的检测器；并且包括处理器，其被设置和配置为：根据所述电信号确定由所述检测器检测到的单独X射线和/或伽玛射线光子的能量，和/或根据所述信号确定由所述检测器检测到的X射线和/或伽玛射线光子的数量。

对于光子计数谱法，检测器可以连接到电子器件链，该电子器件链典型地包括电荷灵敏型预放大器、成形放大器、多通道分析仪和计算机。当X射线或伽玛射线光子由InGaP材料吸收时，在材料中产生一些电荷(多个电子和空穴)。所产生的电荷的量与光子的能量成比例。电荷被清扫到检测器的接触部，并且在它们的行程期间，它们的运动在检测器的接触部上诱导电荷。接触部中之一连接到电荷灵敏型预放大器，因此电荷灵敏型预放大器在其输入处可见电荷，其转换为与它接收的电荷成比例的电压拖尾脉冲。成形放大器取得该拖尾脉冲(其具有快速上升和缓慢下降)并且改变脉冲的形状，以使得其更容易被多通道分析仪测量。多通道分析仪取得成形放大器的输出并且测量脉冲的高度(其与光子的能量成比例)，并且构建包括该脉冲和其接收到的其他脉冲的直方图，因此产生可以在计算机上浏览的谱。

本发明还提供一种系统，包括：X射线和/或伽玛射线的源；和本文描述的光电二极管、检测器或谱仪，用于检测来自所述源的X射线和/或伽玛射线。

本文所指的X射线和/或伽玛射线的源可以是X射线和/或伽玛射线的主源(例如放射性源)。可替选地，本文所指的X射线和/或伽玛射线的源可以是荧光X射线和/或伽玛射线的源。本发明的实施例因此扩及直接来自主源的光子的X射线和/或伽玛射线谱法以及X射线和/或伽玛射线荧光光谱法。

系统可以是核电池或放射性同位素电池，其包括：X射线和/或伽玛射的线所述源；和所述光电二极管，用于将所述X射线和/或伽玛射线转换为电流。

光电二极管被配置为：在光伏模式下进行操作。

核电池或放射性同位素电池可以是核微电池或放射性同位素微电池。

电池可以被配置为使得，大部分或基本上全部所生成的电流(即，非暗电流)来自将来自所述源的X射线和/或伽玛射线转换为电流的光电二极管，例如，而不是来自α粒子和β粒子。

源可以是放射性材料。

源和光电二极管可以被容纳于外壳内，所述外壳可选地被布置和配置为：基本上防止来自源的所述X射线和/或伽玛射线离开外壳。

虽然X射线和/或伽玛射线的源已经描述为与光电二极管处于相同的外壳内，但可替选地预期一个或多个该源可以不位于具有光电二极管的外壳中。例如，光电二极管可以从光电二极管所处的环境清除X射线和/或伽玛射线。预期如下实施例：其中，源是发射X射线和/或伽玛射线的核废料，并且电池中的光电二极管将这些射线转换为电力。

光电二极管可以具有本文其他地方描述的任何特征。然而，可以在PIN或p-n结上施加零偏压或前向偏压，而非反向偏压。

本发明还提供一种检测X射线或伽玛射线的方法，包括：

将本文描述的X射线和/或伽玛射线检测器暴露于X射线和/或伽玛射线的源；以及

根据由所述光电二极管生成的信号确定在所述检测器处已经接收到X射线和/或伽玛射线。

这些方法步骤可以前加步骤：选择X射线和/或伽玛射线的所述源，并且朝向所述源移动检测器。例如，所述方法可以用以专门分析已经选择的特定源。

所述方法还可以包括：使用检测器检测X射线和/或伽玛射线的所述源的存在和/或位置。例如，所述方法可以用以检测核材料或放射性材料。

本发明还提供一种对X射线和/或伽玛射线光子进行计数的方法，包括：

将本文描述的X射线和/或伽玛射线谱仪暴露于X射线和/或伽玛射线的源；以及

基于由所述光电二极管生成的电信号，根据所述电信号确定由检测器检测到的单独X射线和/或伽玛射线光子的能量，和/或确定在所述检测器处已经检测到的X射线和/或伽玛射线光子的数量。

本文描述的各种装置和方法可以在大量各种领域(包括科学研究、医学、国防、安全、食品加工、航天等)中。

本文描述的光电二极管可以用在X射线谱法/谱测定法(例如X射线荧光光谱法/谱测定法)中的检测器中。

虽然光电二极管、检测器、谱仪、系统和方法已经描述为用于检测X射线和/或伽玛射线和/或用于与这些X射线和/或伽玛射线的源一起使用，但预期该仪器或方法可以检测其他类型的光子或检测粒子(例如电子、离子、α粒子或β粒子)。

因此，本发明还提供一种光子或粒子检测仪器，包括：

二极管，包括InGaP，其被布置和配置为：吸收所述光子或粒子和/或与之相互作用，并且响应于此生成电荷-载流子；和

电子器件，用于处理由所述二极管生成的电信号，以确定所述电信号是否至少部分地归因于所述电荷-载流子的生成。

二极管可以具有本文描述的光电二极管的特征，不同之处在于，二极管可以与粒子或光子相互作用以生成电荷载流子。

仪器可以包括：用户接口，例如显示器或扬声器；和控制器，用于控制接口以向用户通知已经检测到所述光子或粒子。

本发明还提供一种光子或粒子计数谱仪，包括本文描述的仪器；并且包括处理器，其被设置和配置为：根据所述电信号确定由所述仪器检测到的单独光子或粒子的能量，和/或根据所述信号确定由所述仪器检测到的光子或粒子的数量。

谱仪可以将所述能量或数量输出到所述用户接口。

本发明还提供一种系统，包括：光子或粒子源；和本文描述的仪器或谱仪，用于检测来自所述源的光子或粒子。

本发明还提供一种检测光子或粒子的方法，包括：

将本文描述的仪器暴露于所述光子或粒子的源；以及

根据由所述二极管生成的信号确定在所述仪器处已经接收的光子或粒子。

所述方法可以包括：将输出发送到电子用户接口(例如显示器或扬声器)，以向用户通知已经检测到所述光子或粒子。

本发明还提供一种对光子或粒子进行计数的方法，包括：

将本文描述的谱仪暴露于光子或粒子的源；以及

基于所述二极管生成的所述电信号，根据所述电信号确定由所述仪器检测到的单独光子或粒子的能量，和/或确定在仪器处已经检测到的光子或粒子的数量。

虽然已经描述了使用光电二极管以将X射线和/或伽玛射线直接转换为电力(经由InGaP)的核电池，但预期电池可以首先将X射线和/或伽玛射线转换为其它类型的光子或粒子，并且那些其他光子或粒子可以对InGaP材料进行冲击以生成电荷载流子。

因此，本发明还提供一种核电池或放射性同位素电池，包括：

转换器，用于吸收X射线和/或伽玛射线或与之相互作用，并且响应于此生成其他类型的光子或粒子；和

二极管，包括InGaP，其被布置为接收所述光子或粒子并且将它们转换为电流。

电池可以例如在与二极管相同的外壳中包括X射线和/或伽玛射线的源，或可替选地从本地环境接收X射线和/或伽玛射线。

附图说明

现将仅通过示例的方式并且参照附图描述各种实施例，其中：

图1A-图1B示出由两个不同大小的光电二极管生成的电流如何作为所施加的反向偏压的函数而变化；

图2A-图2B示出两个不同大小的光电二极管的电容如何作为所施加的反向偏压的函数而变化；

图3A-图3B示出两个不同大小的光电二极管的耗尽深度如何作为所施加的反向偏压的函数而变化；

图4示出光电二极管中的掺杂浓度如何作为耗尽深度的函数而变化；

图5A-图5B示出由两个不同大小的光电二极管获得的X射线谱；

图6A-图6B示出对于两个不同大小的光电二极管的作为所施加的反向偏压的函数的并行白噪声、串行白噪声和1/f噪声；

图7示出对于两个不同大小的光电二极管的作为所施加的反向偏压的函数的等效噪声电荷；以及

图8A-图8B示出具有不同厚度的层的PIN结构的检测效率如何作为入射到结构上的光子的能量的函数而变化。

具体实施方式

现将仅通过示例的方式描述InGaP光电二极管的示例性实施例，以帮助理解本发明。应理解，本发明不限于包括该示例中的所描述的所有层或各种层的具体构成。

参照以下表1，示例性光电二极管包括所示的九个层。在n⁺掺杂的GaAs衬底(表1中的层7)上通过金属有机气相外延(MOVPE)生长In_0.5Ga_0.5P晶片(表1中的层4-6)，从而形成p⁺-i-n⁺结构。在GaAs衬底上依次生长In_0.5Ga_0.5P晶片的层，从而形成具有2×10¹⁸cm^-3的掺杂浓度和0.1μm的厚度的In_0.5Ga_0.5P的硅掺杂的n⁺层(表1中的层6)，后接具有无掺杂和5μm的厚度的In_0.5Ga_0.5P的本征层(表1中的层5)，后接具有2×10¹⁸cm^-3的掺杂浓度和0.2μm的厚度的In_0.5Ga_0.5P的锌p⁺掺杂层(表1中的层4)。在In_0.5Ga_0.5P的p⁺掺杂层(表1中的层4)的顶部上生长具有1×10¹⁹cm^-3的掺杂浓度和0.01μm的厚度的GaAs的高掺杂锌p⁺掺杂层(表1中的层3)，以促进欧姆接触。

化学湿法刻蚀技术然后用以对层进行蚀刻，以制造具有200μm和400μm的直径的圆形台面光电二极管。K₂Cr₂O₇:HBr:CH₃COOH的1:1:1溶液后接在H₂SO₄:H₂O₂:H₂O的1:8:80溶液中10秒用以蚀刻圆形台面光电二极管。In_0.5Ga_0.5P器件是未钝化的。

通过沉积具有0.2μm的厚度的金的层(表1中的层2)并且然后沉积具有0.02μm的厚度的钛的层(表1中的层1)在GaAs的高度掺杂层(表1中的层3)上形成欧姆顶部接触部。顶部欧姆接触部具有环形形状，从而允许光子传递通过欧姆接触部中的孔隙。环形欧姆接触部分别覆盖400μm和200μm直径光电二极管中的顶面的33％和45％。通过沉积具有0.02μm的厚度的InGe的层(表1中的层8)并且然后沉积具有0.2μm的厚度的金的层(表1中的层9)在GaAs衬底(表1中的层7)的后部上形成欧姆后部接触部。

表1

对于顶部环形欧姆接触部未覆盖的光电二极管的区域，确定X射线量子效率(QE)在5.9keV和6.49keV的能量处分别为53％和44％(使用Beer-Lambert定律并且假设在p层和i层中完全电荷收集所计算的)。对于环形顶部接触部覆盖的区域，这分别减少到44％和38％。QE计算中使用的线性衰减系数在5.9keV和6.49keV处分别为0.132μm^-1和0.102μm^-1。这些值比其他半导体(例如Si、GaAs和Al_0.52In_0.48P)更高。

研究了200μm和400μm直径InGaP光电二极管的电学特性。

在暗条件下(即，没有X射线或伽玛射线源)并且在⁵⁵Fe放射性同位素X射线(Mn Kα＝5.9keV，Mn Kβ＝6.49keV)的照射下研究作为跨光电二极管施加的反向偏压的函数的由InGaP光电二极管生成的电流。X射线源位于每个台面光电二极管的顶部之上6毫米。在室温并且在干燥氮气气氛(相对湿度<5％)中研究光电二极管。在实验期间使用Keithley6487皮安计/电压源。与电流读数关联的不确定度是其值的0.3％加400fA，而与所施加的偏压关联的不确定度是其值的0.1％加1mV。

图1A示出对于200μm直径光电二极管的作为反向偏压的函数的电流曲线。由空白正方形形成的下部图线示出当光电二极管处于暗条件下时作为反向偏压的函数的电流，而由填充的正方形形成的上部图线示出当光电二极管受X射线源照射时作为反向偏压的函数的电流。图1B示出对于400μm直径光电二极管的作为反向偏压的函数的电流曲线。由空白正方形形成的下部图线示出当光电二极管处于暗条件下时作为反向偏压的函数的电流，而由填充的正方形形成的上部图线示出当光电二极管受X射线源照射时作为反向偏压的函数的电流。从图1A-图1B可见，对于这两种直径的光电二极管，暗电流值小于0.22pA(对于200μm和400μm直径的器件，分别对应于6.7×10^-10A/cm²和1.7×10^-10A/cm²的电流密度)。对于200μm和400μm直径的光电二极管，在30V的反向偏压处分别观测到3.5pA和7pA的照射电流。通过从照射电流减去暗电流，可以确定对于200μm和400μm直径的器件在30V的反向偏置处分别产生3.3pA和6.5pA的光电流。

还使用HP 4275A多频率LCR计从0V到30V研究作为反向偏压的函数的光电二极管的电容。测试信号是具有50mV rms量值和1MHz频率的正弦曲线。与每个电容读数关联的不确定度为～0.12％加上实验重复性误差(±0.07pF)。与所施加的偏压关联的不确定度是其值的0.1％加1mV。也测量相同空白封装件的电容，并且将其从每个封装的光电二极管的所测量的电容中减去，以确定器件自身的电容。

图2A示出对于200μm直径光电二极管的作为所施加的反向偏压的函数的电容，而图2B示出对于400μm直径光电二极管的作为所施加的反向偏压的函数的电容。

然后根据W＝(ε₀ε_rA)/C计算每个光电二极管的耗尽深度(W)，其中，ε₀是真空的电容率，ε_r是In_0.5Ga_0.5P介电常数，A是器件面积，并且C是电容。

图3A示出对于200μm直径光电二极管的作为所施加的反向偏压的函数的耗尽深度，而图2B示出对于400μm直径光电二极管的作为所施加的反向偏压的函数的耗尽深度。从

图3A-图3B可见，在低反向偏压处，随着反向偏压增加，耗尽深度增加。在大约5V的反向偏置电压之上，随着反向偏压的增加，耗尽深度保持几乎恒定(归因于PIN结构中的i层在这些偏压处完全清扫掉电荷载流子)。在30V的反向偏置电压下，对于200μm和400μm直径器件分别测量到4.0μm±0.5μm和4.6μm±0.2μm的耗尽深度。

根据下式计算作为耗尽深度(W)的函数的p^+-i结(即上表1中层4与5之间的结)之下的掺杂浓度：

其中，q是电荷，ε₀是真空的电容率，ε_r是In_0.5Ga_0.5P的相对电容率，A是器件面积，并且C是电容。

图4示出对于400μm直径In_0.5Ga_0.5P器件所获得的掺杂浓度N(W)。

将具有200μm和400μm的直径的(非雪崩)台面光电二极管连接到低噪声、电荷灵敏型预放大器电子器件，以实现X射线谱仪。通过示例的方式，对于在5V之上的反向偏压处操作的200μm光电二极管，仪器在5.9keV处有900eV的系统能量分辨率的能力。

使用200μm和400μm直径器件收集来自⁵⁵Fe放射性同位素X射线源的X射线谱。InGaP光电二极管的顶部表面与X射线源之间的距离是6mm。具有反馈无电阻器设计的低噪声、电荷灵敏型预放大器(类似于Bertuccio,P.Rehak,和D.Xi,Nucl.Instrum.Meth.Phys.Res.A326,71(1993)中的)连接到每个InGaP二极管。使用Ortec 572a成形放大器(其输出连接到Ortec Easy-MCA-8K多通道分析仪)对来自预放大器的信号进行放大并且成形。通过在0V、5V、10V和15V处反向偏置的二极管累计光谱。使用关于每个谱的10μs的成形时间和100秒的使用期限限制。

图5A和图5B分别示出对于200μm和400μm直径器件通过5V的反向偏压获得的X射线谱。在每个谱中，观测到的⁵⁵Fe光峰在5.9keV和6.49keV处分别是Mn Kα和Mn Kβ线的组合。考虑适当比例的5.9keV和6.49keV处的⁵⁵Fe放射性同位素X射线源的相对X射线发射速率[U.Shotzig，Applied Radiation and Isotopes 53，469(2000)]以及这些X射线能量处的检测器的效率方面的相对差异，高斯拟合为组合峰。

如通过5.9keV处的FWHM量化的，作为检测器反向偏压的函数研究InGaP谱仪能量分辨率。在0V的反向偏压时，5.9keV处的FWHM是所获得的最差的(对于200μm和400μm直径器件分别观测到1keV和1.4keV的5.9keV处的FWHM)。这归因于在较高反向偏压处减少的不完全电荷收集噪声的增加的贡献。在所研究的范围内进一步增加的反向偏压的情况下，在5V及之上的反向偏压时，电荷收集效率增加(不完全电荷收集噪声减少)，并且5.9keV处的FWHM改进而且保持恒定。在5V的反向偏压时，对于200μm和400μm直径器件分别观测到0.9keV和1.2keV的5.9keV处的FWHM。

执行噪声分析以识别不同噪声对FWHM展宽的贡献。非雪崩光电二极管X射线谱仪的谱分辨率由以下给出：

其中，ΔE是FWHM，ω是电子-空穴对产生能量，F是Fano因子，E是所吸收的X射线光子的能量，R和A分别是电子噪声和不完全电荷收集噪声[G.Lioliou和A.M.Barnett，Nucl.Instrum.Meth.Phys.Res.A 801，63(2015)]。假设4.8eV的In_0.5Ga_0.5P电子-空穴对产生能量(2.5倍带隙)和0.12的Fano因子，则In_0.5Ga_0.5P的基本“Fano限制”能量分辨率(即R＝0和A＝0)估计为137eV。该噪声贡献考虑半导体X射线检测器中的电离过程的统计特性。由于所测量的FWHM大于137eV，因此需要考虑来自其他噪声源的贡献。系统的电子噪声包括并行白噪声、串行白噪声、诱导栅电流噪声，1/f噪声和介电噪声。检测器和预放大器的输入JFET的泄漏电流是并行白噪声的驱动因素，而检测器和预放大器的输入JFET的电容确定串行白噪声和1/f噪声。针对诱导栅电流噪声调整串行白噪声。

图6A和图6B分别示出对于200μm直径器件和400μm直径器件所计算的作为检测器反向偏压的函数的并行白噪声、串行白噪声和1/f噪声。并行白噪声贡献示出为圆圈，串行白噪声贡献示出为三角形，1/f噪声贡献示出为正方形。可见，在每个反向偏压处，对于200μm和400μm直径器件，并行白噪声贡献是相似的。这归因于这两种大小的器件中的类似的暗电流，如图1A-图1B所示。与之对比，与200μm直径器件相比，串行白噪声和1/f噪声对于400μm直径器件是更大的。这归因于关于较大直径器件所测量的较大电容，如图2A-图2B所示。可以通过考虑增加的串行白噪声和1/f噪声贡献来部分地解释对于400μm直径器件观测到的增加的FWHM。

从所测量的5.9keV处的FWHM正交去掉5.9keV处的Fano噪声、并行白噪声、串行白噪声和的1/f噪声贡献，以计算5.9keV处的介电噪声和不完全电荷收集噪声的组合贡献。

图7示出对于具有200μm器件(绘制为十字形)和400μm器件(绘制为菱形)的谱仪的作为反向偏压的函数的介电噪声和不完全电荷收集噪声的等效噪声电荷。介电噪声和不完全电荷收集噪声的组合贡献在所有反向偏压处对于400μm器件比200μm器件更大。在0V反向偏压处，组合贡献对于400μm器件和200μm器件分别具有123e-rms和87e-rms的等效噪声电荷。在高于5V的反向偏压处，对于400μm和200μm器件分别计算为105e-rms和78e-rms的等效噪声电荷。由于介电噪声独立于检测器偏压，因此与在≥5V处相比，在0V处观测到的来自介电电声和不完全电荷收集噪声的组合等效噪声电荷的差异可以归因于0V处的不完全电荷收集噪声。因此可以说，在0V处，存在分别使用400μm和200μm器件的不完全电荷收集噪声的18e-rms和9e-rms，并且不完全电荷收集噪声在反向偏压≥5V处是不显著的。

在图7中，反向偏压≥5V处的等效噪声电荷归因于介电贡献。介电等效噪声电荷(ENC_D)由以下给出：

其中，q是电荷，A₂是取决于信号成形的类型的常数(1.18)[E.Gatti、P.F.Manfredi、M.Sampietro和V.Speziali，Nucl.Instrum.Meth.Phys.Res.，A 297，467(1990)]，k是玻尔兹曼常数，T是温度，D是耗散因数，C是电容[G.Lioliou和A.M.Barnett，Nucl.Instrum.Meth.Phys.Res.A 801，63(2015)]。使用上面给出的ENC_D的方程式和图7的实验数据，得到有效介电耗散因数高如(4.2±0.4)×10^-3。应注意，这并不直接对应于In_0.5Ga_0.5P的耗散因数，而是它指示贡献于该噪声的所有介电材料的有效组合耗散因数，如它在此所分析的那样。

虽然本文已经给出能量分辨率(FWHM)的示例，但例如，通过使用具有更低电子噪声的预放大器，更高分辨率是可实现的。

还研究了由In_0.5Ga_0.5P p⁺-i-n⁺结构中的本征层的厚度产生的对检测效率的影响。假设GaAs p⁺侧帽被布置在p⁺-i-n⁺结构的p⁺侧，并且光子入射在器件的该侧。还假设p⁺-i-n⁺结构中的仅本征层是有效的。

图8A示出对于具有厚度为5μm、10μm、30μm和50μm的本征层的四个p⁺-i-n⁺结构，作为入射到结构上的光子的能量的函数的p⁺-i-n⁺结构的检测效率。每个p⁺-i-n⁺结构中p⁺层的厚度是0.2μm。可见，在相对低的光子能量处，即使所有结构具有不同厚度的本征层，检测效率对于它们也是基本相同的。然而，随着光子能量增加，具有更薄本征层的结构具有更低的检测效率。

图8B示出对应于图8A的p⁺-i-n⁺结构的检测效率，不同之处在于，其中，p⁺-i-n⁺结构中的p⁺层的厚度是0.1μm(而非0.2μm)。图8B中的图线遵循与图8A中的图线相同的图样，不同之处在于，在图8B中，检测效率在较低光子能量处较高。

从图8A-图8B可见，在低光子能量处，检测效率受p⁺-i-n⁺结构中的p⁺层的厚度支配。换言之，在低光子能量处，p⁺-i-n⁺结构中的p⁺层越厚，检测效率越低。然而，在较高光子能量处，检测效率受p⁺-i-n⁺结构中本征层的厚度支配。换言之，在较高光子能量处，本征层越厚，检测效率越高。

虽然在图8A-图8B中未示出，但59.5keV的光子能量处的检测效率是特别受关注的，因为这是来自²⁴¹Am的伽玛射线的能量。在这些高能量处，GaAs侧帽中的p⁺层和p⁺-i-n⁺结构中的p⁺层二者对光子或多或少是透明的，并且检测效率因此受限于p⁺-i-n⁺结构中本征层的厚度。例如，对于具有59.5keV的能量的光子，5μm厚本征层的检测效率将是0.005，而50μm厚本征层的检测效率将是0.05。

因为光子计数X射线谱仪的使用，所以已经使得高分辨率X射线天文学和X射线荧光光谱法成为可能。例如，在航天任务中，用于确定特定能量处的单独X射线光子的能量和检测到的X射线光子的数量的能力可能是必要的。这些属性对于研究行星表面、磁气圈和太阳物理学并且对于陆地应用(例如工业监控和非破坏性测试)是特别有用的。如上所述，在这些谱仪中使用宽带隙材料是有吸引力的，因为这些材料可以具有低的热生成的泄漏电流；故此，它们可以在高温进行操作而无需冷却系统，因此产生更紧凑、更低质量和更低功率的仪表化。

已经报道使用与低噪声预放大器电子器件联接的各种宽带隙半导体检测器的高能量分辨率和耐温度型光子计数X射线谱仪。然而，本发明的实施例提供改进的这种仪器。

参照以下表2，使用三甲基镓、三甲基铟、胂和膦作为前体并且氢气作为载气通过低压(150托)金属有机气相外延在重掺杂的n⁺GaAs衬底上生长In_0.5Ga_0.5P p⁺-i-n⁺外延层。乙硅烷和二甲基锌：三乙胺分别用于n-掺杂和p-掺杂。衬底的外延表面具有带有朝向<111>A的10°的误切角的(100)的取向。无意的掺杂i层(5μm的厚度)处于顶部p⁺层(0.2μm的厚度；2×10¹⁸cm^-3的掺杂浓度)和底部n⁺层(0.1μm的厚度；2×10¹⁸cm^-3的掺杂浓度)之间。必须注意，p⁺层和n⁺层的厚度尽可能薄，以降低这些层中的吸收。基于高质量In_0.5Ga_0.5P的生长的经验选取用于p⁺层(0.2μm)和n⁺层(0.1μm)的厚度。i层的厚度反而厚，以在该层中增加吸收并且因此增加量子效率。必须强调，In_0.5Ga_0.5P器件是迄今报道的最厚的i层In_0.5Ga_0.5P光电二极管，但可以提供比5μm更厚的i层。在In_0.5Ga_0.5P p⁺-i-n⁺外延层的顶部上，生长薄的p⁺GaAs层(0.01μm的厚度；1×10¹⁹cm^-3的掺杂浓度)以帮助实现良好的顶部欧姆接触。n型GaAs、n型In_0.5Ga_0.5P和无意的掺杂In_0.5Ga_0.5P在700℃的温度生长，并且随后的p-掺杂层在660℃生长。在室温，生长的In_0.5Ga_0.5P具有1.89eV的光致发光峰能量。该能量与具有III族亚晶格中具有抑制的自发长程有序的材料的带隙良好一致。p⁺GaAs层顶部上的欧姆接触部由Ti(20nm的厚度)和Au(200nm的厚度)形成。沉积到n⁺GaAs衬底的后部上的欧姆后接触部由InGe(20nm的厚度)和Au(200nm的厚度)形成。In_0.5Ga_0.5P光电二极管是未钝化的。使用化学湿法刻蚀技术(1:1:1K₂Cr₂O₇:HBr:CH₃COOH溶液，后接1:8:80H₂SO₄:H₂O₂:H₂O溶液中的10s最后刻蚀)以制备研究中使用的200μm直径In_0.5Ga_0.5P台面器件。器件层、它们的相对厚度和材料总结于以下表2中：

表2

将192MBq ⁵⁵Fe放射性同位素X射线源(Mn Kα＝5.9keV，Mn Kβ＝6.49keV)定位为离200μm直径In_0.5Ga_0.5P台面光电二极管的顶部表面5mm远，以研究照射下的检测器性能。

使用比尔-朗伯定律并且假设p层和i层中完全电荷收集，计算通过器件的光学窗口(接触部未覆盖的区域)的In_0.5Ga_0.5P X射线量子效率(QE)。

图10示出作为高达10keV的光子能量的函数的In_0.5Ga_0.5P X射线量子效率。对于结构计算5.9keV处的为53％和6.49keV处的为44％的X射线量子效率(QE)。以下表3示出对于In_0.5Ga_0.5P以及其他不同材料的在5.9keV和6.49keV处的衰减系数。对于二元化合物和三元化合物的衰减系数是根据适当加权的其单一元素的衰减系数而估计的。

表3

In_0.5Ga_0.5P器件安装在TAS Micro MT气候箱内部以用于温度控制。温度初始地设置为100℃并且以20℃逐步降低到20℃。在每个温度进行任何测量之前，将器件留置达30分钟以确保稳定。使用Keithley 6487皮安计/电压源测量作为反向偏压的函数的In_0.5Ga_0.5P泄漏电流。与单独电流读数关联的不确定度是其值的0.3％加400fA，而与所施加的偏压关联的不确定度是其值的0.1％加1mV。使用HP 4275A多频率LCR计测量作为反向偏压的函数的In_0.5Ga_0.5P电容。与每个电容读数关联的不确定度是0.12％，而与所施加的偏压关联的不确定度是其值的0.1％加1mV。测试信号是具有50mV rms量值和1MHz频率的正弦曲线。在泄漏电流和电容测量二者中，反向偏压(以1V增量)从0V增加到15V。

使用⁵⁵Fe放射性同位素X射线源获得X射线谱，以在从100℃到20℃的温度照射200μm直径In_0.5Ga_0.5P器件。实验装置利用反馈无电阻设计的定制电荷灵敏型预放大器。预放大器在与光电二极管相同的温度操作。来自预放大器的信号由Ortec 572a成形放大器成形，并由多通道分析仪(Ortec Easy-MCA-8K)数字化。在0.5μs、1μs、2μs、3μs、6μs和10μs的成形时间累计并且分析谱。在每种情况下，In_0.5Ga_0.5P器件在0V、5V、10V和15V处受反向偏置。每个谱的使用期限是200秒。在干燥氮气气氛(相对湿度<5％)中执行实验。

图11中示出在100℃和80℃测量的封装器件的泄漏电流；并未报告在低于80℃的温度的泄漏电流，因为它们低于皮安表的本底噪声。作为空白封装件的反向偏压的函数的泄漏电流的测量显示，二极管的封装正显著贡献于测量的泄漏电流。在100℃和80℃，封装的器件(定义为所组合的半导体和封装件)在10V的反向偏压处分别具有1.5pA和0.5pA的泄漏电流。在相同温度和反向偏压条件下，空白封装件分别具有1.1pA和0.2pA的泄漏电流。当反向偏压在每种情况下增加到15V时，在封装器件和空白封装件的情况下测量的泄漏电流在这两个温度变得不可区分。考虑到与泄漏电流测量关联的不确定度，与来自封装件的泄漏电流相比，来自二极管自身的泄漏电流可以认为是可忽略的。

在不同温度，测量作为反向偏压的函数的封装的In_0.5Ga_0.5P检测器的电容。在不同温度也测量相同类型的空白封装件的电容，并且将其从封装的In_0.5Ga_0.5P光电二极管的所测量的电容减去。在每个温度，多次测量电容；考虑平均值及其相对标准偏差。在所研究的温度范围中，发现In_0.5Ga_0.5P检测器自身的电容(C)是温度不变的。在图12中示出在100℃和80℃作为反向偏压的函数的1/C²，在温度≤60℃时发现类似的结果。在3V之下的反向偏压处发现1/C²与反向偏压之间的依赖性；1/C²在高于3V的反向偏压处是恒定的。

使用⁵⁵Fe放射性同位素X射线源获得X射线谱。虽然可以使用高于100℃的温度，但本文并未描述这些结果。在100℃，贯穿谱获取时间，二极管是稳定的。在这些温度被使用之后，二极管并未降级。

当将所施加的反向偏压从0V增加到5V时，观测到能量分辨率的改进(由5.9keV处的FWHM量化)。可以考虑检测器的电容的减少以及可能地改进的电荷收集来解释该结果。当在反向偏压>5V处操作检测器时，未观测到FWHM的进一步改变。可以考虑In_0.5Ga_0.5P光电二极管在高于5V完全耗尽来解释后者行为。

最佳成形时间(即产生最小FWHM的成形时间)随温度而变化，如图13所示。因为在这些温度In_0.5Ga_0.5P光电二极管和Si JFET的较低的泄漏电流，所以FWHM在较低的温度降低。图13示出当检测器在5V受反向偏压时在最佳成形时间的作为温度的函数的5.9keV峰的最小的观测到的FWHM。

图14A和图14B中分别呈现在光电二极管在5V处受反向偏压的情况下在100℃和20℃具有最佳能量分辨率(最小FWHM)的谱。每个谱中还示出解卷积的Mn Kα(虚线)和Mn Kβ(点划线)峰。观测到的⁵⁵Fe光峰是⁵⁵Fe放射性同位素X射线源的特征Mn Kα(5.9keV)和Mn Kβ(6.49keV)线的组合。为了确定图13和图14中的5.9keV峰的FWHM，对光峰执行高斯拟合：将Mn Kα和Mn Kβ峰根据检测到的组合光峰解卷积。该拟合考虑按适当比例的5.9keV和6.49keV处的放射性同位素X射线源的相对X射线发射速率以及这些X射线能量处检测器的相对效率。

非雪崩X射线光电二极管谱仪的能量分辨率(FWHM)因Fano噪声、电荷捕获噪声和电子噪声而降级。Fano噪声归因于电离过程的统计特性。在所研究的每个温度中，观测到的FWHM大于所期望的Fano受限能量分辨率，表明除了统计电荷产生过程之外的噪声源是显著的。在光电二极管X射线谱仪中，电子噪声由以下五个不同分量产生：并行白噪声、串行白噪声、诱导栅电流噪声、1/f噪声和介电噪声。检测器和预放大器(在每个温度未冷却而操作)的Si输入JFET的泄漏电流影响并行白噪声。检测器和预放大器的输入JFET的电容影响串行白噪声和1/f噪声。并行白噪声和串行白噪声分别与成形时间成正比和成反比；而1/f噪声和介电噪声独立于成形时间。

分别在图15A、图15B和图15C中示出所计算的并行白噪声、串行白噪声(在反向偏压在5V处的光电二极管的情况下，在0.5μs、1μs和10μs的成形时间，关于诱导栅电流噪声和1/f噪声所调整的)。在图线中，示出并行白噪声(空白圆圈)、串行白噪声(空白正方形)和1/f噪声(空白三角形)贡献。在增加的温度和增加的成形时间观测到的高并行白噪声并非归因于检测器的高泄漏电流，而是反而归因于预放大器的未冷却的Si输入JFET的较高电流。

如上所述，(1)光峰的FWHM在反向偏压>5V处并未减少，(2)随着反向偏压增加超过5V，光峰的质心通道数量并未增加，(3)图14所示的谱通过高斯得以良好地拟合，而没有超过所预期的低能量拖尾的肩峰(shoulder)或其他失真。因此，可以假设5.9keV处的FWHM与所计算的噪声贡献(Fano噪声、并行白噪声、串行白噪声和1/f噪声)之间的正交差异可以归因于介电噪声(即，在该条件下，电荷捕获噪声是可忽略的)。

图16中示出介电噪声的温度依赖性。图16示出当电光二极管反向偏压在5V处时作为函数温度的5.9keV处的介电噪声的等效噪声电荷。在温度范围100℃至20℃中，5.9keV处的介电噪声贡献随着降低温度而线性地降低：在100℃，计算得出94e-rms±15e-rms的值；而在20℃，确定为68e-rms±7e-rms的值。对求平方的介电等效噪声电荷与温度之间的关系执行线性最小二乘拟合。据此，与谱仪中的所有介电性关联的组合耗散因数被估计为(8.5±0.8)×10^-3。拟合的标准偏差与实验不确定度的比较表明，线性拟合是适当的，验证了所计算的组合耗散因数的值。

图17示出作为函数温度的5.9keV处的介电噪声的求平方的等效噪声电荷(ENCD2)。还示出的是通过线性最小二乘拟合计算的最佳拟合的线。

In_0.5Ga_0.5P谱仪允许高温操作(高达最大的所研究的100℃)。与使用Al_0.52In_0.48P和Al_0.8Ga_0.2As谱仪所实现的相比，它呈现更好的FWHM。用于在这样的高(100℃)温度工作的能力连同它们的较大X射线衰减系数一起使得In_0.5Ga_0.5P谱仪优于最近报道的具有60℃的最大操作温度的GaAs谱仪。相比于先前报道的Al_0.52In_0.48P X射线谱仪，In_0.5Ga_0.5P X射线谱仪在100℃也执行得更好。对于In_0.5Ga_0.5P器件的5.9keV处的FWHM在100℃是1.27keV，对照使用类似器件读出电子器件的对于Al_0.52In_0.48P器件的1.57keV。In_0.5Ga_0.5P也具有比Al_0.52In_0.48P更大的线性衰减系数。

由于用以表征这些材料的读出电子器件已经是广泛地相当的，因此可以考虑这些材料(GaAs、AlInP、InGaP)的不同电子-空穴对产生能量和在高温下读出电子器件的噪声贡献解释对于它们的所获得的FWHM的差异。86e-rms的预放大器的输入处的总噪声例如对应于GaAs中的840eV、In_0.5Ga_0.5P中的1.00keV和Al_0.52In_0.48P中的1.08keV。对于In_0.5Ga_0.5P谱仪观测到的在60℃在5.9keV处的1.02keV的FWHM非常接近预期值。因此，以e-rms计的总噪声在GaAs谱仪和In_0.5Ga_0.5P谱仪中是相似的，因为预放大器在这些温度受限于除了检测器泄漏电流之外的噪声。还应注意，In_0.5Ga_0.5P的X射线衰减系数远大于关于其他材料(例如SiC)的X射线衰减系数。因此，即使在In_0.5Ga_0.5P的情况下最终可实现的能量分辨率比其他材料更低，In_0.5Ga_0.5P也可以仍然对于低通量、高能量应用是优选的。

Fano受限能量分辨率与X射线光子吸收时的电荷产生过程有关，并且是非雪崩X射线光电二极管谱仪的统计受限能量分辨率。可以使用以下方程式1计算Fano受限能量分辨率(以eV计的FWHM)：

其中，ε是半导体电子-空穴对产生能量，F是Fano因子，并且E是X射线光子的能量。不同半导体在相同X射线光子的能量处具有不同的Fano受限能量分辨率。这是因为，每个能量处的Fano受限能量分辨率取决于物理材料性质(平均电子-空穴对产生能量和Fano因子)。

对于室温(20℃)电子-空穴对产生能量测量，相对于基准200μm GaAs台面光电二极管中所产生的电荷而测量由来自In_0.5Ga_0.5P光电二极管中的⁵⁵Fe放射性同位素X射线源的X射线的吸收所产生的电荷。GaAs器件的结构总结于以下表4中。In_0.5Ga_0.5P和GaAs检测器并行连接到定制低噪声电荷灵敏型预放大器。

表4

对In_0.5Ga_0.5P光电检测器和GaAs光电检测器都在10V处独立地进行反向偏压。通过放射性同位素X射线源轮流单独地照射In_0.5Ga_0.5P器件和GaAs器件来累计谱。对累计谱的检测到的Mn Kα(5.9keV)峰和Mn Kβ(6.49keV)峰进行高斯拟合；图18中示出对于In_0.5Ga_0.5P检测器和GaAs基准光电检测器的所累计的⁵⁵Fe X射线谱和拟合的5.9keV峰。

图18示出在⁵⁵Fe放射性同位素X射线源的照射下使用In_0.5Ga_0.5P器件和GaAs基准光电检测器在10V反向偏压处累计的X射线谱。还示出的是用于In_0.5Ga_0.5P器件(点划线)和GaAs基准光电检测器(虚线)的所拟合的5.9keV线。为了清楚，所拟合的6.49keV Mn Kβ峰并未示出，而是适当地包括于拟合中。

使用预放大器的零噪声能量峰和由GaAs基准光电二极管检测的5.9keV峰的位置计算对应于每个MCA通道的电荷的量。在该计算中，还使用GaAs电子-空穴对产生能量(4.184eV±0.025eV)。然后使用以下方程式2确定In_0.5Ga_0.5P电子-空穴对产生能量(εInGaP)：

其中，εGaAs是GaAs中的电子-空穴对产生能量，NGaAs和NInGaP分别是GaAs基准检测器和In_0.5Ga_0.5P检测器中产生的电荷的数量。在室温(20℃)对于εInGaP测量到4.94eV±0.06eV的实验值。为了检查在较高反向偏压处操作In_0.5Ga_0.5P检测器的效果，将反向偏压增加到15V，并且重复实验。在该实例中，测量到4.90eV±0.04eV的电子-空穴对产生能量。值的相似性进一步证实电荷捕获是可忽略的。如果电荷捕获是显著的，则由于在较高电场下改进的电荷传输，就会在较高反向偏压处观测到明显的电子-空穴对产生能量的实质性减少。

跨温度范围100℃至20℃研究In_0.5Ga_0.5P电子-空穴对产生能量对温度的依赖性。对于这组测量，将检测器单独地连接到定制低噪声电荷灵敏型预放大器(即，没有GaAs基准检测器)并且通过⁵⁵Fe放射性同位素X射线源照射。通过将稳定化的脉冲发生器(BerkeleyNucleonics Corporation型号BH-1)连接到预放大器的测试信号输入，跨温度范围测量预放大器自身的转换因子随温度的改变。脉冲发生器峰的质心位置的改变允许预放大器性能随温度的改变脱离于光电二极管的电子-空穴对产生能量的改变。对于测试电容随温度的改变，适当地校正脉冲发生器峰的质心位置的改变。收集谱，并且高斯拟合光峰和来自脉冲发生器的峰，以确定它们的质心相对于零噪声峰的位置。X射线光子在In_0.5Ga_0.5P光电二极管中产生的电荷与以MCA的电荷规模的光峰的位置的相对改变有关。对于预放大器的转换因子随温度的改变(从脉冲器峰确定)，对后者进行校正。In_0.5Ga_0.5P电子-空穴对产生能量(εInGaP)的改变引起在不同温度产生的不同量的电荷。在每个温度，然后使用先前确定的室温εInGaP计算εInGaP的绝对值。

在图19中报道作为温度的函数的In_0.5Ga_0.5P电子-空穴对产生能量。发现表明In_0.5Ga_0.5P电子-空穴对产生能量随增加温度而增加的明显的轻微趋势：在100℃，εInGaP＝5.02eV±0.07eV，而在20℃，εInGaP＝4.94eV±0.06eV。这种趋势是惊人的。传统上考虑平均电子-空穴对产生能量随着温度增加而线性地降低。可以考虑电子-空穴对产生能量对材料带隙能量的依赖性来理解这种降低。根据先前报道，半导体中电子-空穴对产生能量与带隙能量之间的经验关系是线性的。由于带隙在温度降低时增加，因此至少部分地归因于带隙的改变，对于电子-空穴对产生能量预计类似的行为。先前对于硅进行的理论蒙特卡罗计算预测作为温度的函数的Si电子-空穴对产生能量的减少。在该模型中，考虑作为X射线吸收、原子弛豫和电子能量损失的物理机制。

由In_0.5Ga_0.5P制成的X射线检测器的5.9keV处的所预期的Fano受限能量分辨率(FWHM)在20℃可以计算为139eV。这是使用方程式1估计的，对于电子-空穴对产生能量的所确定的值，并且假设Fano因子为0.12。观测到在20℃至100℃温度范围上的可忽略的改变。

在27℃(300K)获得的电子-空穴对产生能量(4.95eV±0.03eV)与通过经验Bertuccio-Maiocchi-Barnett(BMB)关系对于In_0.5Ga_0.5P预测的值(4.83eV±0.21eV)良好地一致。

图20示出在300K的温度对于Ge、Si、GaAs、Al_0.2Ga_0.8As、Al_0.8Ga_0.2As(填充的圆形)和In_0.5Ga_0.5P(填充的正方形)的作为它们各自的带隙能量的函数的平均电子-空穴对产生能量。

数据的线性最小二乘法拟合示出，可以对于In_0.5Ga_0.5P使用新数据细化先前报道的电子-空穴对产生能量与带隙能量之间的BMB依赖性。新的关系是ε＝AEg+B，其中，A＝(1.62±0.08)，并且B＝(1.79±0.13)eV。

首次，发明人已经展示跨温度范围100℃至20℃的范围使用具有InGaP检测器的X射线谱仪。谱仪特征在于不同的成形时间和检测器反向偏压。使用0.5μs的成形时间在100℃在5.9keV处的最佳能量分辨率(最小FWHM)是1.27keV，并且当InGaP检测器反向偏压在5V处时，其改进为在20℃的840eV(使用10μs的成形时间)。当将所施加的反向偏压从0V增加到5V时，观测到能量分辨率的改进(由5.9keV处的FWHM量化)。可以考虑较大电场强度中的改进的电荷收集来解释5V处获得的较好结果。在10V和15V处观测到与在5V处测量的FWHM相似的FWHM，表明在5V以上处的电荷捕获噪声是可忽略的。系统噪声分析显示，观测到的FWHM比似然统计受限能量分辨率(即Fano受限能量分辨率)更高。计算并行白噪声、串行白噪声、1/f噪声和介电噪声。在增加的温度观测到的较高并行白噪声由预放大器的Si输入JFET而非光电检测器产生。

虽然本文已经讨论了圆形光电二极管(从上到下看)，但可预期光电二极管的其他几何形状。圆形器件可优选用于单像素检测器，因为它们的顶面面积与侧壁面积比率是最大化的。对于包括以1D或2D阵列布置的多个这些光电二极管的像素阵列检测器，可以期望圆形或其他形状的器件。例如，可以期望使用具有棋盘格形状的器件(例如正方形或多边形器件)。

已经描述了光电二极管用在谱法中或用以确定X射线和/或伽玛射线源的源和/或位置的各种实施例。然而，预期光电二极管可以用在其他仪器中。例如，光电二极管可以用在放射性同位素微电池(也称为核微电池)中。

核微电池包括：放射性源，用于发射放射性粒子(即α粒子或β粒子)或光子；和检测器，其接收那些粒子或光子并且将它们转换为电流。这些器件是期望的，因为它们具有相对长的寿命期限(例如>10年)、高能量密度和小尺寸。这些器件可以用在例如微机电系统(MEMS)、可植入医疗设备和军事装备的应用中。期望核微电池可在极端条件(包括热温度和冷温度、极端压力、机械冲击和振动)下是可使用的，因为它们可能是例如在航空、航天、深海探测以及用于热环境和寒冷环境(例如沙漠)的仪表中的专业应用所需的。

操作温度对微电池光伏电池性能的影响对于许多目标应用是重要的，因为温度可能显著影响伏打电池的性能。

发明人已经认识到，包括InGaP的光电二极管在核微电池中是特别有用的，因为如上所述，InGaP在将X射线和伽玛射线转换为电荷载流子时是惊人地有效的。此外，使用InGaP使得微电池能够以相对低的性能损失在相对宽的温度范围中并且在高剂量的辐射下操作。这些特性与相对高的转换效率和相对低的生产成本(例如，它可以使用常见的生长方法在商业GaAs衬底上生长)结合使得InGaP特别适合用于X射线和/或伽玛射线核微电池中。

还已经认识到，例如，因为软X射线源(例如光子能量<10keV)可以相对容易地受屏蔽，以提供安全条件，所以与放射性同位素β粒子源相比，使用包括放射性同位素X射线源的核微电池减少与器件损坏关联的风险。

现将仅通过示例的方式描述核微电池的示例性实施例，以帮助理解本发明。应理解，本发明不限于包括所描述的所有层或该示例中的各种层的具体组成。

形成微电池，其包括关于以上表1描述的400μm直径台面光电二极管和用于照射光电二极管的206MBq ⁵⁵Fe放射性同位素X射线源(Mn Kα＝5.9keV，Mn Kβ＝6.49keV)。X射线源定位成离检测器(即，具有在X射线源与衬底(表1中的层7)之间的PIN结构)的顶部表面5mm远。

微电池放置在具有干燥氮气气氛(相对湿度<5％)的TAS MicroMT气候箱内部。在温度范围-20℃至100℃上使用Keithley 6487皮安计/电压源测量作为所施加的正向偏压(按0.01V增量，从0V至1V)的函数的电流特性。

图9示出对于各种不同温度条件作为跨光电二极管的前向偏压的函数的由微电池生成的电流。

虽然已经参照优选实施例描述了本发明，但本领域技术人员将理解，在不脱离所附权利要求中阐述的本发明的范围的情况下，可以进行形式和细节方面的各种改变。