MODELISATIONS ELECTRIQUE ET PHYSIQUE DE LA DETECTION GEIGER

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Le multiplicateur d’électrons

Les dynodes qui consistent en multiplicateur d’électrons sont arrangées de telle sorte que, le champ électrique entre elles, incite les électrons émis par chaque dynode à frapper l’autre avec une énergie de quelques centaines d’électrons-volts. À la suite de l’émission secondaire, le nombre d’électrons croît de dynode à dynode, en donnant la multiplication nécessaire (26). Cependant, ce n’est pas tous les électrons émis par une dynode qui peuvent atteindre la suivante. Chaque espace inter-dynode du multiplicateur est caractérisé par une efficacité de collection.
La structure du multiplicateur est le plus souvent itérative, toutes les dynodes (sauf, parfois, la première ou les deux premières et la dernière) étant identiques. En raison de la forte courbure de la trajectoire des électrons y entrent, le premier espace inter-dynode forme un accouplement critique entre le système électro-optique d’entrée et la partie itérative du multiplicateur. Pour cette raison, une tension plus élevée est souvent appliquée entre les deux ou trois premières dynodes qu’entre les autres.
Le gain de chaque étage fluctue autour d’une moyenne statistique. La même chose se produit aussi pour le gain global M du multiplicateur, qui est défini en fonction d’une valeur moyenne M et une probabilité de distribution. Les fluctuations de gain peuvent être réduites par:
• L’augmentation du coefficient d’émission secondaire.
• L’amélioration de l’uniformité du coefficient de l’émission secondaire.
• L’égalisation de l’efficacité de collection entre les étages.
Le temps transitoire d’électron entre la première dynode et l’anode varie également, pour les mêmes raisons que dans le système d’entrée:
• Variations de la vitesse initiale de l’électron.
• Variations dans la trajectoire des électrons.
Les facteurs importants qui régissent le gain et le temps de réponse des multiplicateurs sont les matériaux, la géométrie des dynodes et la haute tension appliquée. Le choix du matériau et de la géométrie permet d’optimiser la bande spatiale de sensibilité et la vitesse.
Les matériaux avec des coefficients d’émission secondaire satisfaisant sont, soit isolateurs ou semi-conducteurs. Pour la structure des dynodes, des matériaux comme AgMg, CuBe et NiAl sont utilisés. Les métaux alcalins utilisés dans la formation de la photocathode servent également à réduire l’affinité électronique des surfaces de la dynode. Certains matériaux photoémissifs (en particulier SbCs3) sont également de bons émetteurs secondaires et peuvent être déposés et traités de la même manière pour les deux photocathodes et dynodes.

L’électronique de lecture de capteurs et d’APD classiques

Les capteurs utilisés depuis bien longtemps dans tous les domaines de la détection lumineuse ont toujours vu une amélioration technologique permettant une utilisation conviviale. L’intégration de toute sorte de capteur a nécessairement eu besoin d’un traitement analogique et/ou numérique selon le domaine et les besoins.
La structure de base d’une chaîne de mesure comprend au minimum quatre étages (52) :
• Un capteur sensible aux variations d’une grandeur physique et qui, à partir de ces variations, délivre un signal électrique.
• Un conditionneur de signal dont le rôle principal est l’amplification du signal délivré par le capteur pour lui donner un niveau compatible avec l’unité de numérisation; cet étage peut parfois intégrer un filtre qui réduit les perturbations présentes sur le signal.
• Une unité de numérisation qui va échantillonner le signal à intervalles réguliers et affecter un nombre (image de la tension) à chaque point d’échantillonnage.
• L’unité de traitement informatique peut exploiter les mesures qui sont maintenant une suite de nombres (enregistrement, affichage de courbes, traitements Mathématiques, transmissions des données …).

Situation du problème d’imagerie

On assiste depuis quelques années à l’émergence d’une technique nouvelle de comptage de photons par des détecteurs à jonction polarisés en avalanche, en zone de très forte multiplication (de 107 à 108). Le LAAS-CNRS et le CESR, en collaboration avec la société MICROTEC ont mis au point un procédé de réalisation de ces détecteurs particulièrement adaptés à la réalisation d’imageurs : détecteurs silicium à basse tension, réalisés en matrice (104 pixels/cm2), ayant une très grande homogénéité de performance et d’excellentes caractéristiques I(V). L’objectif principal est de concevoir et de réaliser un imageur multi-usages à la fois très sensible et très rapide. L’idée donc, est de concevoir un nouveau prototype faisant la connectique fine avec les détecteurs et le traitement électroniques des signaux à la fois. Ce système doit s’adapter aux besoins de la matrice de détecteurs.
La première étude faite a consisté en la possibilité d’utilisation d’un système de transfert classique en lignes/colonnes (comme dans les CCD ou CMOS). Le système peut certainement être utilisé pour ce genre de détecteurs. La problématique se présente quand la quantité de pixels devient très grande. Dans ce cas, le système devient très lent et l’intérêt devient moins important. Des nouvelles techniques étudiées pendant cette thèse sont détaillées au chapitre 5.

Historique de l’imagerie : CCD et CMOS

Au cours de l’évolution vers l’imagerie et depuis l’utilisation de système de détecteurs à base du Silicium pour visualiser des images et effectuer l’acquisition de données, plusieurs procédés ont été adaptés. Historiquement, le système classique pour faire de l’imagerie se base sur le concept de CCD (Charge Coupled Device en anglais), le système de transfert de charge, en français. Mais il y a aussi le système CMOS qui n’est pas très différent de CCD mais a un autre mécanisme de fonctionnement.

Les CCD

Dans ce concept, le CCD est un dispositif qui assure en même temps les fonctions de conversion photoélectrique, d’accumulation de charge électrique du signal et de transmission de la charge du signal. Lorsqu’une charge est créée dans un pixel, elle est maintenue dans le substrat grâce au potentiel appliqué sur la grille (colonne) de lecture (57). Après un temps d’intégration fixe, les charges de tous les pixels d’une même colonne sont transférées simultanément vers le convertisseur Analogique Numérique. Le mouvement des puits de potentiels est donné par un jeu d’horloges décalées (58).
Ci-dessous, une représentation (Figure 1-24) qui montre le principe de fonctionnement d’un CCD débutant par la génération et la collection des charges dans les puits de potentiel (première étape). Le transport des charges se fait dans une deuxième étape par un jeu de potentiel appliqué sur les différentes grilles.

Vers une nouvelle imagerie : imagerie APD-Geiger

Avant de faire une comparaison entre les différents types d’imagerie existants (Imagerie Geiger actuelle contre les CCD et les CMOS), il est très important d’expliquer d’abord l’imagerie Geiger actuelle et donner ses détails technologiques présents jusqu’à aujourd’hui.
De nos jours, parmi les plus récents systèmes traitant la vraie imagerie Geiger, on peut en citer l’exemple ci-après.
Il existe le système de transfert basé sur l’intégration de l’électronique de traitement sur la même puce de détecteurs. Ce système est développé et utilisé par le groupe italien MPD qui travaille sur ce sujet depuis des années (66). Sur la Figure 1-28, on donne une représentation de cette technologie.
On remarque que sur la représentation du pixel unique (à gauche), il existe un étage de « Quenching ». Cet étage est rajouté pour faire du « Quenching actif », MPD l’appelle « iAQC » pour « integreted Actif Quenching Circuit » (en anglais).
Cette imagerie est en cours de développement. Une technologie de fabrication de ce système a été publiée (67). Les résultats sont prometteurs mais le grand désavantage se trouve dans la surface de détection qui est très petite par rapport à la surface totale.
Nous allons introduire d’abord le système d’imagerie classique et étudier sa compatibilité avec les détecteurs Geiger.

Imagerie classique pour l’APD-Geiger

La mise au point des détecteurs unitaires G-APD et des détecteurs en matrice mixte a exploré l’imagerie temps réel par comptage de photons. L’intérêt le plus immédiat semble être des cameras extrêmement sensibles susceptibles de travailler devant les objectifs télescopiques (très faible ouverture) pour des observations astrophysiques ou pour des observations terrestres ultimes : (applications militaires, surveillance des feux…). Pour ce faire, il faut réduire les bruits thermiques, soit en refroidissant le capteur, soit en travaillant par comptage des coïncidences.
L’étude de l’influence de la température sur le bruit sera détaillée en 2.4.
Notons simplement ici que :
• Pour l’influence de la température, le comptage de bruit thermique est divisé par 2 tous les 8°C, aussi une camera travaillant à 1°C, par rapport à la même camera travaillant à 25°C réduit son bruit divisé par 8, et pour une camera travaillant à la même température de neige carbonique (78°K), le taux serait de plus de 3.107 autorisant des temps d’expositions, compte tenu des performances actuelles des détecteurs (comptage dans l’obscurité = 100coups/s) dépassant plusieurs minutes.
• Le comptage de coïncidence cherche à tirer partie du fait que la probabilité est grande que si une source ponctuelle de photons se manifeste, elle émet plusieurs photons simultanément. Inversement, si deux détecteurs extrêmement proches voient un photon au même instant, il reste très probable qu’ils arrivent de la même source et doivent donc
être validés comme photons incidents. En pratique cela revient à réduire le bruit de mesure en bruit présent dans la seule fenêtre d’ouverture (∆t) de coïncidence : le gain est d’environt , où τ est le délai moyen de survenue d’un signal de bruit thermique
(100Hz), soit un gain de 105, pour une fenêtre de coïncidence de 100ns ; en perdant bien sûr de la définition de l’image.
Pour l’explication du système introduit, une définition d’un cahier de charge donnant tous les paramètres à prendre en compte est nécessaire.
On reçoit du soleil (λ entre 0.5µm et 1μm), de l’ordre de 1012 photons/cm2/s (plein soleil), tandis que pleine lune, le flux n’est plus que de l’ordre de 107 photons/cm2/s.
On souhaite travailler au niveau de sources apportant quelques centaines de photons/cm2/s. Ce qui ramène au pixel dans une optique D L 2 à compter quelques photons par pixel et par seconde.
Considérons un imageur de 1024 points que l’on va lire, par coïncidence de deux pixels, colonne par colonne. Le système est donc réduit à 512 points, dont la connexion avec le circuit de lecture (les compteurs) se fera également sur 512 points.
Toutes les lignes (32) sont activées pendant un certain temps (temps d’exposition) et les impulsions reçues et comptées sont transférées par la suite dans un registre horizontal qui les transferts successivement dans une mémoire pour reconstituer l’image captée. Une représentation de ce système de transfert est montrée sur la Figure 1-29 (cas d’une matrice de 4×4 pixels => 8×4 APDs).
A l’autre extrémité, considérons une matrice placée dans un flux lumineux de 1011 photons/cm2/s (vision nocturne). La même image pourrait être prise par des temps d’exposition de 1µs, soit des cadences d’images supérieures à 104 images/s.
En résumé, le principe d’une imagerie par comptage de photons permet la plus grande sensibilité pour des expositions de l’ordre de la seconde ou la plus grande vitesse pour des expositions de 1µs, selon que la scène est non éclairée ou éclairée. Le plus intéressant semble donc, pour l’instant, de démontrer la faisabilité technologique et de l’illustrer.
Le circuit décrit ci-dessus comporte 4×4 pixels dont, chaque pixel représente l’électronique associée à la sortie de l’APD. Ces blocs (sur une ligne entière ≡ à 32 APDs et 16 sorties) qui génèrent 8 bits numérique chacun représentant le nombre des photons reçus, seront activées pendant un certain délai fixe et transférées instantanément l’une vers l’autre (t1), pour finir dans un registre. Ce dernier sera transféré vers une RAM en sortie selon un ordre périodique (t2→t3→t4→t5 et ainsi de suite…) accumulant les bits acquis dans la RAM. Le système sera donc synchronisé par une horloge avec un pas de 20ns entre les t. Ça revient à dire que, si le nombre de pixels est de 512, le temps de transfert de toutes les lignes vers le registre est 640ns, tandis que le temps de vidage du registre dans la mémoire est 320ns, donc le temps total de transfert correspond à : 640ns + (32 * 320ns) = 10880ns = 10.88µs.
A ce temps s’ajoute le temps total d’exposition qui sera fixé en fonction de la nature de la source émettant des photons.
Prenons le cas d’une source (cas Max) qui émet 1012 photons/cm2/s (cas plein soleil), ce qui ramène 1011 photons/µm2/100µs (une APD de 10*10 µm2) qui correspond à ≈ 9090 images/s.
Dans le cas des sources (cas Min) de faibles émissions photoniques (~500 photons/cm2/s) équivalent à 2 photons/400µm2/100ms (une APD de 20*20µm2) qui correspond à environ 10 images/s.

Résolution du système d’équations

Pour résoudre ce système d’équations, on a utilisé la méthode du TIR (méthode mathématique de calcul consiste à remplacer le problème de conditions aux limites par un problème de conditions initiales). Cette méthode comporte 4 étapes successives:
1. définir les points de départ (les conditions initiales du système).
2. introduire une variable (par exemple j) dans une boucle définie.
3. calculer ensuite les valeurs des inconnus à (j+1), en fixant la valeur de variable du temps (dt).
4. tracer les courbes relatives à tous les points calculés précédemment.
La programmation de cette méthode est possible sur plusieurs logiciels. Nous avons utilisé Matlab.
On prend comme conditions initiales à t=0 :i(0) 0.1mA v(0) Ve 45V.

Études de la variation de v et i en fonction de Rq

La variation de la résistance de « Quenching » entraine forcement une variation de l’allure de la tension aux bornes de la diode. Le courant subit aussi une variation. L’étude de ce paramètre cherche à trouver une valeur optimale de la résistance de « Quenching » pour une amplitude de la tension et du courant conservant une meilleure amplification dans l’étage en aval et une meilleure consommation aussi.
Une résistance de « Quenching » classique est de l’ordre de 100kΩ, d’après la définition du mode de fonctionnement de SiPM depuis sa découverte et son apparition dans le monde de la photodétection de la lumière (76). Chez Hamamatsu (77), on trouve une résistance de « Quenching » de l’ordre de 200kΩ.
Dans le modèle étudié, on a utilisé une résistance de 100kΩ. Pour l’étude de variation de v et i en fonction de Rq, on a fait un balayage de la résistance de 50kΩ à 250kΩ. Cette variation affecte bien sûr la valeur du temps mort. Sur le Graphique 2-7, on présente la tension v aux bornes de la diode en fonction du temps t avec plusieurs valeurs de Rq.

Etudes de divers types de bruits

Le bruit dans une photodiode est composé principalement du bruit thermique causé par générations de porteurs thermiques qui déclenche le même effet qu’une détection de photons. D’autres types de bruit peuvent s’ajouter à ce bruit, mais ils restent négligeables devant l’effet causé par le bruit thermique : Le bruit du système de lecture est le plus important parmi ces autres types (80) ; il peut être filtré par un comparateur à seuil.

Le bruit thermique d’une APD-Geiger

Le mécanisme de l’avalanche dans une APD-Geiger prend effet lorsqu’un photon est absorbé par sa surface sensible. Ce phénomène crée une paire électrons/trous. Electrons et trous sont accélérés par la présence d’un champ électrique très intense dominant la ZCE, résultat d’une forte polarisation de l’APD-Geiger : électrons et trous sont alors multipliés selon un effet d’avalanche. Malheureusement, ce phénomène peut se produire dans la même structure par les porteurs même s’il n’y a pas des photons. Un tel phénomène donne naissance à des impulsions identiques à celles de nature photonique. Ce genre de bruit dépend fortement de la qualité de la structure cristalline (la durée de vie des porteurs). Il dépend aussi de la température, dont le refroidissement contribue à le diminuer (un facteur 2 tous les 8 degrés (81)). Un autre moyen de diminuer ce bruit est d’utiliser la coïncidence entre différentes APDs.
Afin de réduire ce bruit ou d’éliminer son impact sur l’APD-Geiger, il faut comprendre sa nature : nous avons mis en jeux un système électronique qui a comme but d’explorer le bruit évoqué en mesurant sa dispersion temporelle. La courbe ou l’histogramme temporel obtenu (Graphique 2-11), donne le nombre des impulsions thermiques (parasites) rencontrées en fonction de l’écart entre elles, avec un pas de mesure de 20ns. Cette distribution est définie comme étant, la probabilité d’apparition des différentes périodes séparant deux impulsions de bruit (82).

Table des matières

CHAPITRE 1 : LA PHOTODETECTION AUJOURD’HUI
INTRODUCTION
1.1 NOTIONS PHOTOMETRIQUES
1.2 LES DETECTEURS
1.2.1 Les PMT
1.2.1.1 La photocathode
1.2.1.3 Le multiplicateur d’électrons
1.2.1.4 L’anode
1.2.2 L’APD-Geiger
1.2.3 Les SiPM
1.2.4 Le marché mondial de PMT et d’APD-Geiger
1.2.4.1 Les fabricants de PMT
1.2.4.2 Les fabricants d’APD-Geiger
1.3 LE TRAITEMENT DE DONNEES
1.3.1 L’électronique de PMT
1.3.2 L’électronique de lecture de capteurs et d’APD classiques
1.3.3 L’électronique d’APD-Geiger
1.3.4 L’électronique de SiPM
1.4 LE SYSTEME D’IMAGERIE
1.4.1 Situation du problème d’imagerie
1.4.2 Historique de l’imagerie : CCD et CMOS
1.4.2.1 Les CCD
1.4.2.2 Les CMOS
1.4.3 Vers une nouvelle imagerie : imagerie APD-Geiger
1.4.3.1 Imagerie classique pour l’APD-Geiger
CONCLUSION
CHAPITRE 2 : LES MODELISATIONS
INTRODUCTION
2.1 LES PARAMETRES DU MODELE
2.1.1 La tension d’avalanche
2.1.2 Le courant d’obscurité
2.1.3 Le gain
2.1.4 L’efficacité quantique
2.1.5 Le temps mort
2.2 INTRODUCTION A LA DETECTION DES PHOTONS
2.3 MODELISATIONS ELECTRIQUE ET PHYSIQUE DE LA DETECTION GEIGER
2.3.1 Nouveau modèle physique
2.3.2 Résolution du système d’équations
2.3.3 Simulation des modèles
2.3.4 Études de la variation de v et i en fonction de Rq
2.3.5 Etudes du gain G
2.4 ETUDES DE DIVERS TYPES DE BRUITS
2.4.1 Le bruit thermique d’une APD-Geiger
2.4.2 La coïncidence entre les APD-Geiger
CONCLUSION
CHAPITRE 3 : LA FABRICATION DES COMPOSANTS
INTRODUCTION
3.1 DEFINITION DU PROCEDE DE FABRICATION
3.1.1 Recherche d’une option technologique
3.1.2 Les procédés technologiques simulés
3.1.2.1 Choix des plaquettes du Silicium
3.1.2.2 Choix des paramètres électriques et intégration dans les simulations
3.1.2.3 Les procédés simulés
3.1.3 Le premier procédé réalisé
3.1.3.1 Représentation de la première structure
3.1.3.2 Caractéristiques électriques du procédé
3.1.3.3 Caractéristiques optiques du procédé
3.1.4 Premiers résultats et discussion
3.1.5 Conception des résistances en polysilicium
3.2 CONDUITE DU PROCEDE DE FABRICATION
3.2.1 La structure technologique finale
3.2.2 Le procédé technologique
3.2.3 Les étapes technologiques
3.2.4 Les tests et les contrôles
3.2.5 Les premiers résultats
3.2.6 Dispositifs et assemblage
CONCLUSION
CHAPITRE 4 : CARACTERISATIONS STATIQUES ET DYNAMIQUES
INTRODUCTION
4.1 LES CARACTERISATIONS STATIQUES DES DETECTEURS UNITAIRES
4.1.1 Les caractéristiques statiques I(V) des différentes jonctions, dans le noir
4.1.2 Vérification de la conformité des tensions de claquage aux objectifs de conception
4.1.3 Influence des dimensions sur le courant de fuite
4.1.4 Homogénéité de la tension de claquage sur le substrat
4.1.5 Les Résistances en polysilicium
4.1.6 Influence de la température
4.1.7 Mesure des capacités des jonctions
4.1.8 Comparaison des caractéristiques statiques avec les données de la littérature.
4.2 LES CARACTERISTIQUES DYNAMIQUES DES DETECTEURS UNITAIRES
4.2.1 Les caractéristiques dynamiques V(t)
4.2.2 Les caractéristiques du bruit thermique en mode Geiger
4.2.2.1 Le bruit thermique
4.2.2.2 La dispersion du bruit thermique
4.2.3 Caractérisation en lumière
4.2.4 La réponse spectrale
4.2.5 Le gain obtenu
4.2.6 La coïncidence entre les APD
4.2.7 Comparaison des caractéristiques dynamiques avec les données de la littérature.
4.3 LE FONCTIONNEMENT MATRICIEL
4.3.1 L’homogénéité des dispositifs
4.3.2 Les caractéristiques des SiPMs
CONCLUSION
CHAPITRE 5 : LES APPLICATIONS.
INTRODUCTION
5.1 LES APPLICATIONS DE LA DETECTION CLASSIQUE : APPLICATIONS COURANTES DES PHOTOMULTIPLICATEURS
5.1.1 Les applications astrophysiques actuelles à PMT
5.1.2 Les applications en Biologie moléculaire
5.2 LES APPLICATIONS ENVISAGEABLES GRACE A LA TECHNOLOGIE GEIGER
5.2.1 En Biologie : Expérience de retour de fluorescence après photo aveuglement (FRAP)-Détection à haute sensibilité d’intensités de fluorescence
5.2.2 Les applications médicales : EXPLODERM
5.2.3 Applications en astrophysique THE : CHERPIC (Astronomie CHERenkov au PIC du Midi
5.2.3.1 Mesure du rayonnement cosmique au Pic du Midi
5.2.3.2 CHERPIC : Mesure en astrophysique des très hautes énergies (de quelques dizaines de GeV à quelques centaines de TeV)
5.2.3.3 Vers un CTA-Geiger : CHERPIC
5.3 PERSPECTIVES SUR LES IMAGEURS
CONCLUSION
CONCLUSIONS ET PERSPECTIVES
BIBLIOGRAPHIE

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