Individual Carrier
4.1 Individual Carrier Multiple Peaks
Conhecendo a espessura da janela de alum´ınio e a distˆancia entre a janela e o transistor, podemos calcular a energia com que o feixe de pr´otons atinge o transistor (figura 5.3), entretanto conforme visto na figura 4.8, a regi˜ao eletricamente ativa do transistor n˜ao est´a diretamente exposta ao ambiente, mas sim protegida por uma camada de passiva¸c˜ao de ep´oxi, que ´e eletricamente inerte, mas que oferece uma resistˆencia `a passagem do feixe de part´ıculas e deve ser levada em considera¸c˜ao. O gr´afico que relaciona a energia do feixe na sa´ıda do acelerador com a energia m´edia com que o feixe de pr´otons chegam na regi˜ao eletricamente ativa do transistor est´a exposta na figura 5.11.
A camada de passiva¸c˜ao do transistor possui 21(1)µm de espessura e composi¸c˜ao pri- m´aria composta de carbono e oxigˆenio (ep´oxi). A simula¸c˜ao por Montecarlo do TRIM nos mostra que a energia m´edia dos pr´otons acelerados deve ser superior a 900keV para atravessar a camada de ep´oxi. Considerando a perda de energia no ambiente atmosf´erico,
Figura 5.11: Gr´afico com as energias finais do feixe de pr´otons ap´os atravessar a janela de alum´ınio, o ambiente atmosf´erico e a camada de passiva¸c˜ao em fun¸c˜ao das energias do feixe na sa´ıda do acelerador. Todos os c´alculos foram realizados com o software TRIM.
o feixe de pr´otons tem que ter uma energia m´edia superior a 1, 3M eV . Abaixo dessa energia, os pr´otons n˜ao tem energia suficiente para causar danos diretos no transistor. Definindo a energia m´ınima dos pr´otons no volume cr´ıtico em 1, 5M eV para que o alcance calculado seja de 30µm. A energia m´axima de sa´ıda do feixe foi 3, 8M eV (12% acima do limite te´orico de 3, 4M eV do acelerador).
Conhecendo a estrutura interna do transistor, conseguimos fazer um gr´afico com os alcances esperados para cada energia de feixe utilizados no trabalho, mostrados na figura 5.12. Comparando com a imagem do transistor obtido pelo MEV, mostrado na figura 4.7. Observa-se que mesmo na energia mais alta dispon´ıvel no LAMFI, os pr´otons acelerados possuem um alcance m´aximo dentro do transistor de 110µm, insuficiente para alcan¸car o contato de cobre.
Como j´a descrito, na regi˜ao em que ocorre o freamento nuclear, pr´oximo ao pico de Bragg, aumenta a perda de energia linear e consequentemente o efeito do feixe no dispo- sitivo sob irradia¸c˜ao. A figura 5.13 mostra a simula¸c˜ao obtida com o TRIM do aumento do LET na regi˜ao pr´oxima ao alcance m´aximo do pr´oton com 3,2MeV de energia dentro do dispositivo. Note que na regi˜ao de pico, o LET fica cinco vezes maior do que no in´ıcio da trajet´oria do feixe.
Figura 5.12: Alcance dos pr´otons no volume sens´ıvel do transistor em fun¸c˜ao da energia ´util do feixe.
Figura 5.13: LET de pr´oton com 3,2 MeV ao longo de sua trajet´oria dentro do dispositivo.
Medida de dose irradiada
Para os ensaios de irradia¸c˜ao de dispositivos, ´e importante mensurar a dose total irra- diada no dispositivo. Geralmente para medir a carga total das part´ıculas que atingiram o alvo ´e utilizado um copo de Faraday, dispositivo que permite medir a carga el´etrica total das part´ıculas depositadas na amostra. Em geral, o dispositivo e o copo de Faraday n˜ao s˜ao transparentes ao feixe. Dessa forma, ou se mede a dose ou se irradia o dispositivo. Como alternativa, supondo a corrente de feixe est´avel ao longo do tempo, pode-se calcular a dose como o produto da corrente e o tempo.
O copo de Faraday consiste em um copo met´alico aterrado projetado de forma a coletar part´ıculas com carga el´etrica. A quantidade de carga el´etrica que chegou no copo de Faraday ´e obtida, integrando ao longo do tempo, a corrente el´etrica entre o copo e o aterramento e funciona bem nos casos em que o feixe de part´ıculas atravessa o alvo e alcan¸ca o copo de faraday, situa¸c˜ao que nem sempre acontece.
Os transistores utilizados neste trabalhos s˜ao espessos o suficiente para que o feixe de pr´otons n˜ao os atravessem. As irradia¸c˜oes foram todas realizadas em ambiente atmosf´e- rico, que trouxeram um problema adicional para a medida da carga depositada atrav´es de medidas em copo de Faraday devido `a ioniza¸c˜ao das mol´eculas presentes no ar ao longo do trajeto das part´ıculas aceleradas, que podem gerar um erro sistem´atico na medida da corrente de feixe que deve ser corrigido.
6.1
Espalhamento M´ultiplo
Nas energias empregadas neste trabalho e considerando a espessura n˜ao desprez´ıvel da janela de alum´ınio, o feixe de pr´otons sofre espalhamentos m´ultiplos ao passar pela janela de extra¸c˜ao, portanto n˜ao podemos mais apenas utilizar a f´ormula cl´assica de Rutherford para calcular a se¸c˜ao de choque de espalhamento. [6.1], sendo necess´ario obter a se¸c˜ao de choque de espalhamento experimentalmente, obtendo assim um fator de corre¸c˜ao para utiliza¸c˜ao da f´ormula cl´assica.
dσ dΩ(Ec, θc) = 1 4π0 2 Z 1Z2e2 4Ec 2 1 sin4(θc/2) (6.1) Para obter o fator de corre¸c˜ao Rutherford, foi utilizado como alvo um filme de alum´ınio com as mesmas caracter´ısticas de espessura e composi¸c˜ao da janela de alum´ınio do arranjo externo. A montagem foi realizada na cˆamara de an´alise multiprop´osito do LAMFI, com um detector de part´ıculas posicionado a 450 da linha normal do alvo, conforme mostra a
figura 6.1.
A medida da carga coletada pelo copo de Faraday, no arranjo de RBS do LAMFI, tem precis˜ao de 3%, o ˆangulo s´olido do detector de part´ıculas utilizado foi 0, 7310(14)msr. A energia m´edia dos pr´otons foi mantida em 2,6 MeV, Com a carga total dos pr´otons acelerados medido pelo copo de Faraday em 2, 94(9)µC equivale a um total de 1, 83(5) × 1013part´ıculas. Pela medida de carga obtida pelo copo de Faraday e o ˆangulo s´olido do
detector, esperam-se Nexp = 1, 34(8) × 1010part ∗ sr no detector.
Utilizando o programa Simnra [59], foi ajustado o melhor valor de part´ıculas esferor- radiano supondo um espalhamento Rutherford. Neste ajuste o melhor resultado obtido ficou em Nrh = 1, 166 × 1010part ∗ sr, j´a considerando a eficiˆencia e o tempo morto da
eletrˆonica de aquisi¸c˜ao. A figura 6.2 mostra o ajuste.
Atrav´es da diferen¸ca obtida do resultado experimental e o resultado esperado atra- v´es do c´alculo da equa¸c˜ao de Rutherford, obtemos o fator de corre¸c˜ao Rutherford para espalhamento de pr´otons de 2,6 MeV em alum´ınio a 45o.
Figura 6.1: Figura esquem´atica da cˆamara de an´alise multiprop´osito do LAMFI. Neste arranjo o detector de part´ıculas foi posicionado a 45o com rela¸c˜ao a normal da folha de alum´ınio, a carga foi obtida pelo copo de Faraday posicionado atr´as da folha. A energia do feixe de pr´otons foi mantida em 2,6 MeV
Frh =
Nrh
Nexp
= 0, 87(3) (6.2)
O fator de corre¸c˜ao para espalhamento m´ultiplo obtido na equa¸c˜ao 6.2 de pr´otons em alum´ınio s´o vale para pr´otons com energia de 2,6 MeV e ˆangulo de espalhamento de 45o.