Le bruit corrélé

Le bruit corrélé correspond à la création d’avalanches supplémentaires après le déclen-chement d’une cellule par un photoélectron ou un évènement thermique. On distingue deux contributions principales : les afters pulses et la diaphonie optique (crosstalk) (fig. 2.8).

Lors du processus d’avalanche, des photons visibles sont créés, à raison de 3.10−5 par électron pour des photons incidents d’énergie supérieure à 1,14 eV (gap du silicium) [Lacaita et al., 1993]. En fonction de leur énergie et de l’endroit où ils ont été créés, ces photons sont susceptibles de diffuser à travers le cristal ou d’être réfléchis sur une des interfaces de la fenêtre optique du SiPM et de déclencher simultanément d’autres avalanches en interagissant directement dans la zone de multiplication ou dans le substrat de cellules voisines [Britvitch et al., 2007]. Ces évènements ne peuvent pas être discriminés de l’avalanche primaire et on observera un pic d’amplitude correspondant à plusieurs cellules activées au lieu d’une seule (impulsions à deux photoélectrons, trois, . . . ) (fig. 2.9). La probabilité de diaphonie est proportionnelle au gain (c’est à dire au nombre de charges créées lors de l’avalanche primaire et donc au nombre de photons produits) et à la probabilité d’avalanche Pavalanche. La probabilité de diaphonie varie ainsi approximativement comme le carré de la surtension

Figure 2.8 – Différentes contributions du bruit d’obscurité : (1) évènements thermiques, (2) diaphonie optique et (3) after-pulse

[Danilov, 2009]. Le premier moyen pour diminuer cette probabilité est donc de fonctionner à basse surtension. L’augmentation de la taille des cellules diminue également la probabilité de diaphonie en limitant le nombre de cellules voisines accessibles [Eckert et al., 2010]. Une autre solution consiste à créer des tranchées entre les cellules du SiPM remplies d’un matériau fortement absorbant ou de métal [Piemonte, 2006; McNally and Golovin, 2009; Nagano et al., 2011; Buzhan et al., 2006] (fig. 2.10). Ces tranchées permettent de supprimer une partie de la diaphonie (contamination latérale dans la zone d’avalanche d’une cellule voisine), mais imposent un compromis avec le facteur de remplissage des cellules et donc l’efficacité de détection du SiPM. La géométrie de ces tranchées est également inefficace pour éliminer la contamination provenant des réflexions des photons sur la fenêtre d’entrée du capteur ou la diaphonie provenant de l’interaction des photons dans le substrat d’une cellule voisine. Pour supprimer cette deuxième composante, d’autres équipes proposent l’utilisation d’une seconde jonction p-n à la frontière entre le substrat et la région d’avalanche afin de former une barrière de potentiel qui empêche les charges créées en dehors de la zone d’avalanche d’y pénétrer [Danilov, 2009; Buzhan et al., 2009]. La combinaison de ces deux modes de suppres-sion permet de réduire la probabilité de diaphonie d’un facteur 40 (diminution d’un facteur 9 et 4,5 pour les tranchées et la jonction supplémentaire, respectivement) [Buzhan et al., 2009]. Un afterpulse est une avalanche retardée qui est déclenchée par une charge capturée par une impureté du cristal durant l’avalanche primaire et qui est libérée après une durée qui dépend du temps de vie de ce défaut (de la nanosesonde jusqu’à plusieurs µs). La probabilité de générer un afterpulse décroit avec le retard par rapport à l’avalanche primaire et, comme pour la diaphonie optique, croit approximativement comme le carré de la surtension [Danilov, 2009; Buzhan et al., 2006]. Cette probabilité dépend également de la pureté du cristal et du temps de recharge. L’afterpulse ayant lieu dans la même cellule que l’avalanche primaire, la charge développée par l’avalanche secondaire dépend de l’état de recharge de la cellule. Si le délai entre l’avalanche primaire et l’afterpulse est petit devant le temps de recharge, la cellule n’est pas complètement rechargée et la charge totale maximale développée par l’avalanche

Figure 2.9 – Signaux issus d’un SiPM (MPPC33-50BB, Hamamtsu). On distingue la contribution de la diaphonie optique (crosstalk) et des afterpulses

secondaire ne peut pas être atteinte. On observe donc un signal d’amplitude inférieure à un photo-électron qui suit une impulsion simple ou multiple créée par l’avalanche primaire (fig. 2.9). Si le délai entre l’avalanche primaire et l’afterpulse est grand devant le temps de recharge, une décharge normale est déclenchée. Comme pour la diaphonie optique, ces évènements ne peuvent pas être distingués d’un signal initié par un photon ou un événement thermique.

Les probabilités de diaphonie optique et d’afterpulses sont généralement comprises entre 5% et 50% en fonction du type de SiPMs et de la surtension utilisée. Ce bruit corrélé a une influence importante sur le signal mesuré à la sortie d’un SiPM. La nature stochastique des processus mis en jeu entraîne tout d’abord une fluctuation sur le gain du SiPM puisque le

Figure 2.10 – Système de tranchée pour diminuer l’impact de la diaphonie optique (crossTalk) [Nagano et al., 2011]

Figure 2.11 – Signaux issus de deux SiPM mesurés grâce à un oscilloscope. On constate un temps de rechargement plus important pour le MPPC33-50BB que pour le MPPC33-25

nombre équivalent de cellules activées par décharge primaire peut être supérieur à 1 et varier d’un évènement à l’autre. Les pixels n’étant plus indépendants, le nombre de cellules activées ne suit plus une distribution Poissonnienne. La fluctuation du gain, qui est équivalente au bruit de multiplication (excess noise factor), peut fortement dégrader les capacités de comptage de photons du SiPM pour les grandes surtensions, mais reste toutefois faible par rapport à celle observée pour les APDs [Britvitch et al., 2007]. Dans le cas d’un SiPM couplé à un scintillateur, cette fluctuation du gain détériore la résolution énergétique. Le bruit corrélé influence également de manière significative la distribution en amplitude du bruit d’obscurité. Lorsque le gain du SiPM est élevé, la charge moyenne développée par un porteur de charge primaire associé à un événement de bruit peut être très supérieure à un photoélectron. Si l’intensité du signal lumineux incident est élevée, sa détection ne sera pas compromise par l’amplitude de ce bruit. Pour de faibles niveaux de lumière, comme ceux produits par des particules β de basse énergie dans un scintillateur plastique, la détection sera par contre difficile.