Radiation Hardness Studies of Monolithic Active Pixel Sensors ...

Eine Ausheilstudie
an bestrahlten
Monolithic Active Pixel Sensoren
Masterarbeit
von
Dennis Doering
Betreuer
Prof. Dr. Joachim Stroth
vorgelegt am Fachbereich Physik
der Goethe-Universität
Frankfurt am Main
Frankfurt, 30. November 2010

Kurzfassung
Zusammenfassung
Der Einsatz von CMOS Monolithic Active Pixel Sensoren (MAPS) eignet sich sehr gut in
Detektoren zur Spurrekonstruktion geladener Teilchen. MAPS haben eine hohe Ortsauflösung
(wenige µm), eine hohe Nachweiswahrscheinlichkeit (> 99,9%) und zeichnen sich darüber
hinaus durch eine sehr geringe Dicke (0,05% X0 pro gedünnten Sensor) und gute Strahlenhärte
(> 1 MRad, > 3 · 1013 neq
cm2 ) aus. MAPS wurden deshalb als geeignete Sensoren für Mikrovertexdetektoren
der Schwerionenexperimente STAR und CBM ausgewählt. Ihr Einsatz wird für den
Vertexdetektor am ILC diskutiert. Aufgrund der zur Beantwortung physikalischer Fragestellungen
notwendigen hohen Luminositäten ist die Strahlenhärte der Sensoren für ihren Einsatz noch
weiter zu optimieren. Um die Strahlenhärte zu evaluieren, wurde ein gemeinsames Forschungsund
Entwicklungsprojekt am IKF Frankfurt und IPHC Straßburg gegründet, in dessen Kontext
diese Masterarbeit entstand.
Diese Masterarbeit konzentriert sich auf die Fragestellung, inwieweit Strahlenschäden in den
Sensoren durch thermische Ausheilung reduziert werden können. Die Existenz eines solchen
Ausheileffekts wurde in früheren Studien festgestellt, jedoch nicht systematisch weiterverfolgt.
Darüber hinaus waren diese Studien nur auf ionisierende Bestrahlung beschränkt. Diese Resultate
wurden zunächst überprüft und dann durch eine erste systematische Messreihe zur Ausheilung
von nicht-ionisierend bestrahlter MAPS ergänzt. Ein weiteres Thema war die Ausheilung von
ionisierend erzeugten Strahlenschäden in Anwesenheit von nicht-ionisierend erzeugten Strahlenschäden.
Auf Basis der Ergebnisse wird die Frage diskutiert, ob ein durch Bestrahlung stark in seiner
Leistungsfähigkeit eingeschränkter, auf MAPS basierender Vertexdetektor durch Aufheizung
zumindest teilweise regeneriert werden kann.

B
Abstract
CMOS Monolithic Active Pixel Sensors (MAPS) demonstrated excellent performances in tracking
detectors for charged particles. They provide an outstanding spatial resolution (few µm) and
detection efficiency (> 99,9%) in combination with very low material budget (0,05% X0 per
sensor) and good radiation tolerance (> 1 MRad, > 3 · 1013 neq
cm2 ). MAPS are the technology of
choice for micro vertex detectors for the heavy ion experiments STAR and CBM and a potential
candidate for a micro vertex detector at the ILC. Due to the luminosities needed to address the
physic questions, radiation tolerance is in the focus of the sensor optimization. To approach the
requirements of these experiments regarding radiation tolerance, the radiation tolerance of the
sensors is being evaluated and improved within a joined R&D project carried out by the IPHC
Strasbourg and IKF Frankfurt. The master thesis is part of this project.
The master thesis focuses on the radiation damage in the sensors which could be reduced by
thermal annealing. This was suggested by previous studies which were however restricted to
ionizing radiation damage only. The results were reproduced and complemented by a first
systematic study of the annealing effects of neutron irradiated MAPS. The feasibility of annealing
ionizing radiation damage in the presence of non-ionizing radiation damage will be
demonstrated.
The results of the studies will be presented and the option to recover a strongly irradiated, MAPS
based vertex detector by means of thermal treatment will be discussed.

Inhaltsverzeichnis
Inhaltsverzeichnis i
Abbildungsverzeichnis iii
Tabellenverzeichnis v
1 Einleitung 1
1.1 Motivation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1
1.2 Fragestellung dieser Arbeit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2
2 Monolithic Active Pixel Sensoren (MAPS) 3
2.1 Pixeldesign und Funktionsprinzip . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3
2.2 Signalanalyse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
2.2.1 Signalaufbereitung im Fall des 3T-Pixel . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
2.2.2 Signalaufbereitung im Fall des SB-Pixel . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
2.3 Die verwendeten MAPS-Prototypen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
2.3.1 MIMOSA-15 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
2.3.2 3T: MIMOSA-19 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
2.3.3 SB: MIMOSA-18 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
3 Strahlenschäden 17
3.1 Oberflächenschäden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
3.2 Volumenschäden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
3.3 Thermische Ausheilung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
3.3.1 Ausheilung von Volumenschäden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
3.3.2 Ausheilung von Oberflächenschäden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
3.4 Bekannte Strahlenschäden an MAPS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
3.4.1 Oberflächenschäden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
3.4.2 Volumenschäden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
3.4.3 Ausheilung von Strahlenschäden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
3.5 Offene Fragen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
i

ii INHALTSVERZEICHNIS
4 Methoden zur Strahlenhärteuntersuchung 33
4.1 Experimenteller Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
4.1.1 Elektronik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
4.1.2 Temperaturkontrolle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
4.2 Bestrahlungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
4.2.1 Neutronenbestrahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
4.2.2 Röntgenbestrahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
4.3 Reihenfolge der kombinierten Bestrahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
4.4 Observablen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
4.4.1 Leckstrom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
4.4.2 Rauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
4.4.3 Ladungssammlungseffizienz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
4.4.4 Verstärkung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
4.4.5 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46
4.5 Abschätzung der systematischen Unsicherheiten . . . . . . . . . . . . . . . . . 46
4.5.1 Unsicherheiten in der Temperaturkontrolle . . . . . . . . . . . . . . . 46
4.5.2 Einfluss des Rauschens auf die Messung der Ladungssammlungseffizienz 49
5 Die Strahlenhärtestudie 54
5.1 Separate und kombinierte Bestrahlung im Vergleich . . . . . . . . . . . . . . . 54
5.1.1 Ladungssammlungseffizienz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
5.1.2 Leckstrom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58
5.1.3 Rauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
5.1.4 Zusammenfassung zur kombinierten Bestrahlung . . . . . . . . . . . . 64
5.2 Ausheilung von Strahlenschäden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65
5.2.1 Negative Ausheilung von Volumenschäden . . . . . . . . . . . . . . . 66
5.2.2 Ausheilung von Volumenschäden, Oberflächenschäden und Oberflächenschäden
in Anwesenheit von Volumenschäden . . . . . . . . . . . 70
5.2.2.1 Leckstrom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73
5.2.2.2 Rauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76
5.2.2.3 Ladungsspektrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76
5.2.3 Zusammenfassung zur thermischen Ausheilung . . . . . . . . . . . . . 83
6 Zusammenfassung der Masterarbeit 86
A Anhang 88
A.1 Ergänzung Ladungssammlungseffizienz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
A.2 Parameter und Laufnummern der gezeigten Messdaten . . . . . . . . . . . . . 92
A.3 Erklärung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95
Literaturverzeichnis 97

Abbildungsverzeichnis
2.1 Aufbau eines MAPS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4
2.2 Schaltbild eines 3T-Pixel und SB-Pixel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
2.3 Auslese einer Pixelmatrix . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
2.4 Signalentschlüsselung im Fall des 3T-Pixel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
2.5 Signalentschlüsselung eines SB-Pixel (kontinuierlich) . . . . . . . . . . . . . . 10
2.6 Signalentschlüsselung im Fall des SB-Pixel (diskret) . . . . . . . . . . . . . . 11
2.7 Abmessungen von MIMOSA-18, MIMOSA-19 1. Matrix und MIMOSA-19 2.
Matrix . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
2.8 Photographie eines MIMOSA-18 und eines MIMOSA-19 . . . . . . . . . . . . 16
3.1 Defekterzeugung entlang einer Teilchenspur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
3.2 Schadenswirkungsquerschnitt D(E) als Funktion der Teilchenenergie . . . . . 21
3.3 Ausheilmechanismen Defektmigration, Komplexbildung und Komplexzerfall . 23
3.4 Änderungen der Leistungsdaten eines MAPS nach Röntgenbestrahlung nach
[AY07] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
3.5 Ladungsspektrum von MIMOSA-2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
3.6 Änderungen der Leistungsdaten eines MAPS nach Neutronenbestrahlung nach
[Büd08] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
3.7 Beobachtete Ausheilung in MAPS nach [Dep02] . . . . . . . . . . . . . . . . 30
4.1 Die verwendete Hardware zur Datenaufnahme . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
4.2 Neutronenspektrum nach [BWRP08] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
4.3 Gemessenes Auslesesignal eines Pixel mit verschiedenen Signalhöhen . . . . . 39
4.4 Leckstromverteilung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
4.5 Rauschenverteilung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
4.6 Ladungsspektrum eines Fe-55-Strahlers bei drei verschiedenen Clustergrößen . 43
4.7 Bestimmung der Ladungssammlungseffizienz aus dem Ladungsspektrum eines
Fe-55-Strahlers . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
4.8 Vergleich des gemessenen und mit Gleichung 4.5 berechneten Leckstroms . . . 47
4.9 Ladungssammlungseffizienz bei T = +20 ◦ C . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50
4.10 Ladungsammlungseffizienz, bestimmt mit einer Fe-55-Quelle und Cd-109-Quelle 51
5.1 Ladungssammlungseffizienz als Funktion der Neutronenbestrahlungsdosis . . . 56
iii

iv ABBILDUNGSVERZEICHNIS
5.2 Ladungssammlungseffizienz nach Neutronen- und Röntgenbestrahlung . . . . . 57
5.3 Leckstrom vor und nach Bestrahlung als Funktion der Temperatur . . . . . . . 59
5.4 Rauschen eines unbestrahlten und kombiniert bestrahlten MIMOSA-18 . . . . 62
5.5 Rauschen bei T = −20 ◦ C und T = +20 ◦ C . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
5.6 Mögliche Ausheilung der Observablen nach Neutronenbestrahlung und einjähriger
Lagerung bei Raumtemperatur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
5.7 Überprüfen der Linearität . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69
5.8 Temperaturhistorie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70
5.9 Leckstrom des Sensors als Funktion der Zeit nach Bestrahlung (Lagerung bei
Raumtemperatur) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71
5.10 Leckstrom des Sensors als Funktion der Dauer der Aufheizung auf T = +80 ◦ C 72
5.11 Leckstromverteilung nach Neutronenbestrahlung vor und nach dem Aufheizen
auf T = +80 ◦ C . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74
5.12 Exponentielle Abhängigkeit der Ausheilung bei T = +80 ◦ C . . . . . . . . . . 75
5.13 Ausheilung im Rauschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77
5.14 Ladungsspektrum eines Neutronenbestrahlten Sensor bevor und nach Aufheizung 78
5.15 Position des Sammelpeaks als Funktion der Ausheilzeit . . . . . . . . . . . . . 80
5.16 Vergleich der Spektren vor Röntgenbestrahlung, nach der Bestrahlung und nach
der Ausheilung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
5.17 Änderung des Kalibrationspeaks im Laufe der Wärmebehandlung (chronologisch) 82
A.1 Abbildung 5.2 für MIMOSA-18 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89
A.2 Änderung des Kalibrationspeaks im Laufe der Wärmebehandlung als Funktion
der Zeit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90
A.3 Ausheilung des Leckstromes (Zusammenfassung) . . . . . . . . . . . . . . . . 91

Tabellenverzeichnis
2.1 Ausgewählte Eigenschaften von MIMOSA-15, MIMOSA-18 und MIMOSA-19 13
4.1 Bestrahlung mit schnellen Neutronen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
4.2 Bestrahlungsbedingungen der Röntgenbestrahlung . . . . . . . . . . . . . . . 37
4.3 Fehlerangabe zu den verschiedenen Observablen, jeweils aufgeschlüsselt nach
MIMOSA-18 und MIMOSA-19 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
5.1 Temperaturabhängigkeit des Leckstromes für die einzelnen Bestrahlungen aufgeschlüsselt
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60
A.1 Vollständige Auflistung der zu den Abbildungen gehörenden Messparametern . 93
A.2 Vollständige Auflistung der zu den Abbildungen gehörenden Messparametern . 94
v

vi TABELLENVERZEICHNIS

Kapitel 1
Einleitung
1.1 Motivation
Die Quantenchromodynamik (QCD) ist die momentan erfolgreichste Theorie zur Beschreibung
der starken Wechselwirkung. Als einer der großen Erfolge der QCD gilt die Beobachtung von
3-Jet-Ereignissen am TASSO-Experiment [B + 79]. Damit gelang der experimentelle Beweis zur
Existenz von Gluonen, den Wechselwirkungsträgern der QCD.
Eine wichtige Vorhersage der QCD ist die Aufhebung des Confinements von Quarks und
Gluonen im Quark Gluonen Plasma. Dessen experimenteller Nachweis im Feuerball von Schwerionenkollisionen
ist unter anderem eines der Aufgaben des Compressed Baryonic Matter
Experiments (CBM) [Str05]. Für den experimentellen Nachweis des Quark Gluonen Plasmas
werden verschiedene Sonden diskutiert [FHL + 10], die mit CBM gemessen werden sollen. Eine
Sonde ist beispielsweise die Produktion und Propagation von D-Mesonen, die von der Dichte
und Temperatur des Feuerballs abhängen und damit Rückschlüsse auf ein Quark Gluonen
Plasma erlauben sollen.
D-Mesonen sollen in CBM durch die Identifikation ihres Zerfallsvertex rekonstruiert werden.
Dieser Ansatz stellt besondere Anforderungen an die Leistungsfähigkeit der Detektoren.
Aufgrund der kurzen Zerfallsstrecke von D-Mesonen (cτ ≈ 100µm) und den geringen Produktionsquerschnitten
von 1,2 · 10 −4 bis 1,8 · 10 −4 pro zentrale Au-Au-Kollision ([Dev07]) wird
ein Vertexdetektor gefordert, der einerseits eine gute Vertexauflösung und damit geringe Dicke
und kurze Distanz zum Kollisionspunkt verfügt, andererseits eine hohe Kollisionsrate tolerieren
kann und damit einhergehend eine hohe Strahlentoleranz hat. Dies erfordert Sensoren mit guter
Ortsauflösung, Auslesegeschwindigkeit, Materialdicke und Strahlenhärte.
Monolithic Active Pixel Sensoren (MAPS) werden in einzelnen Punkten von anderen Pixeldetektoren
übertroffen, ihre Stärke ist nach [DAD + 09] die Ausgewogenheit aller Eigenschaften.
Deshalb wurden sie als Schlüsseltechnologie für den Vertexdetektor ausgewählt.
Demnach ist das Ziel, einen auf MAPS basierenden Vertexdetektor zu konstruieren, der den
weltweit einmaligen Kompromiss aus Materialdicke, Vertex- und Zeitauflösung sowie besonders
Strahlenhärte erfüllt.
1

2 KAPITEL 1. EINLEITUNG
1.2 Fragestellung dieser Arbeit
Diese Masterarbeit steht im Kontext der Forschung und Entwicklung des CBM-Experiments
und stellt den derzeitigen Forschungsstand (März 2010) im Technologielabor des IKF Frankfurt
zur Evaluierung der Strahlenhärte von MAPS vor.
Die Leistungsfähigkeit von MAPS wurde in den letzten Jahren deutlich gesteigert. Dennoch
ist ihre Toleranz gegen ionisierende Strahlung noch nicht ausreichend, um den am CBM-
Experiment erwarteten Strahlendosen längere Zeit standhalten zu können. Ziel dieser Arbeit ist
es, Wege zur Verlängerung der Lebenserwartung des Detektorsystems zu finden.
Eine potentielle Strategie könnte das thermische Ausheilen von Strahlenschäden sein, das in
[Dep02] erstmals beobachtet, aber bisher noch nicht systematisch untersucht wurde. Es wurde
ein positives Ausheilen von Oberflächenschäden festgestellt. Das Ausheilen von Volumenschäden
in MAPS war unbekannt. Negatives Ausheilen könnte eine mögliche Reaktion des
Sensors sein, wie in [Mol99] für andere Siliziumdetektoren beschrieben wurde. Dieses könnte
den positiven Ausheileffekt von Oberflächenschäden überkompensieren. Die Aufgabe dieser
Arbeit war die systematische Untersuchung der thermischen Ausheilung von Strahlenschäden in
MAPS, um zu klären, ob thermisches Ausheilen als Option in Frage kommt, die Lebensdauer
der Sensoren zu verlängern.
Die thermische Ausheilung könnte damit eine Möglichkeit sein, entstandene Strahlenschäden
so abzumildern, dass die Sensoren wesentlich höheren Strahlendosen ohne Leistungseinbußen
ausgesetzt werden könnten. Die im Fokus dieser Masterarbeit stehende thermische Ausheilung
könnte damit eine der entscheidenden Strategien sein, um die Strahlenhärteanforderungen von
CBM an MAPS zu erfüllen.

Kapitel 2
Monolithic Active Pixel Sensoren (MAPS)
Monolithic Active Pixel Sensoren (MAPS) sind neuartige Silizium-Pixel-Detektoren zur Detektion
von Spuren geladener Teilchen.
Ursprünglich für Anwendungen in moderner Konsumelektronik z.B. Digitalkameras entwickelt,
werden sie seit 1999 am Institut Pluridisciplinaire Hubert Curien Strasbourg (IPHC) für den
Einsatz als Teilchendetektor optimiert. Sie zeichnen sich besonders durch eine geringe Dicke von
etwa 50 µm und eine hohe Granularität aus. Die typische Pixelgröße (pitch) von 10 bis 30 µm
erlauben eine Ortsauflösung von 1 bis 5µm. Aufgrund dieser Eigenschaften wird ihr Einsatz in
den Vertexdetektoren verschiedener Schwerionen- und Teilchenphysikexperimente erwogen.
MAPS werden in einzelnen Kenngrößen von anderen Detektoren übertroffen, ihre Stärke ist
nach [DAD + 09] die Ausgewogenheit aller Kenngrößen.
2.1 Pixeldesign und Funktionsprinzip
Ein Pixel eines MAPS setzt sich aus dem eigentlichen Sensor sowie einem Teil der Auslese
zusammen. Die Auslese lässt sich in die drei Stufen Vorverstärker (preamplifier), Quellfolger
(source follower transistor) und Auswahltransistor (select transistor) unterteilen.
Das aktive Volumen eines MAPS wird aus drei verschiedenen Dotierungsschichten gebildet.
Dies wird in Abbildung 2.1 (oben links) illustriert. Eine moderat P-dotierte Epitaxieschicht
(epitaxial layer) (nP ≈ 1015 1
cm3 ) wird von zwei hoch P-dotierten Schichten (nP++ ≈ 1019 1
cm3 )
umgeben, der P-Senke (p-well) und dem Substrat (substrate). Die P-Senke wird durch eine
Implantation unterbrochen, die zusammen mit der Epitaxieschicht die Sammeldiode des Sensors
bildet. Wie in Abbildung 2.1 (oben rechts) gezeigt, folgt aus der (P++,P,P++)-Dotierung die
Ausbildung eines Potentials in der Epitaxieschicht.
Das Nachweisprinzip von den Sensor durchquerenden Teilchen beruht auf der Erzeugung von
Elektron/Lochpaaren entlang ihrer Trajektorie (Abbildung 2.1 (unten)). Die vom Potential ge-
3

4 KAPITEL 2. MONOLITHIC ACTIVE PIXEL SENSOREN (MAPS)
y
Substrate
Epitaxial Layer
P++ P P++
Track of a physic particle
+
P-well
Diode
x
Abbildung 2.1: Drei Schichten eines MAPS. Oben links: Ein qualitatives Dotierungsprofil des
Sensors. Gebiete hoher Dotierung werden mit P++ bezeichnet, Areale mit moderater Dotierung
werden mit P gekennzeichnet. Die Sammeldiode in gelber Färbung ist stark N-dotiert. Oben
rechts: Ein qualitatives Profil des Potentials des Leitungsbandes des Siliziums, die aus der obigen
Struktur resultiert. Unten: Ein Schrägbild des Sensors. Eine Teilchenspur wird als roter Pfeil
eingezeichnet. Entlang der Spur werden Elektronen, symbolisiert durch rote Punkte, generiert,
die dann durch den Sensor diffundieren.
n
Potential
Pitch
x

2.1. PIXELDESIGN UND FUNKTIONSPRINZIP 5
Collection
diode
Reset
transistor
+
K
C
+
Source Follower
(a) 3T
Select
Output p
Current source
Self‐bias
diode
Collection
diode
+3.3V
K
C
+
Source Follower
(b) SB
Select
Abbildung 2.2: Schaltbild eines 3T-Pixel (links) und SB-Pixel (rechts).
Output p
Current source
führten Elektronen und Löcher diffundieren durch die Epitaxieschicht. Die Elektronen erreichen
nach einer gewissen Zeit eine der Dioden, in der sie gesammelt und zum Vorverstärker geleitet
werden.
Zwei verschiedene Vorverstärker werden in Abbildung 2.2 als Schaltbild gezeigt. Sie setzen
sich aus der schon vorher diskutierten Diode, aus einer parasitären Kapazität 1 sowie je nach
Version des Pixel, aus einem Resettransistor (reset transistor) oder Ladediode (self-bias diode)
zusammen. Die Pixelversion mit Resettransistor wird als 3 Transistor-Pixel (3T-Pixel) bezeichnet.
Das Pixel mit Ladediode wird üblicherweise Self-Bias-Pixel (SB-Pixel) genannt.
Der Resettransistor/die Ladediode verbindet die Kapazität C mit einem positiven Potential U+
und erlaubt es, die Kapazität auf eine hohe positive Ladung aufzuladen. Dies wird in Kapitel
2.2.1 und 2.2.2 im Detail für beide Vorverstärkertypen getrennt ausgeführt. Eine von der Kapazität
C gespeicherte Ladung Q führt auf eine Spannung U+ zwischen dem Knoten K und Erdung.
U+ = Q
(2.1)
C
Die gesammelten Elektronen N entladen anschließend die Kapazität. Ihre Ladung Qe = N · e
ändert die Spannung um ∆U.
∆U = Qe
C = Q2 − Q1
C
|Q2| < |Q1| (2.2)
Q1 bezeichnet darin die anfangs gespeicherte (positive) Ladung, während Q2 für die kleinere
(positive) Ladung nach der Registrierung der Elektronen steht. Dadurch fällt die Spannung auf
den neuen Wert U1.
U1 = U+ − ∆U (2.3)
Der Quellfolger senkt die Impedanz des Ausgangs, so dass das Spannungssignal als serielles
analoges Signal weitergesendet werden kann. Diese Transistorschaltung modifiziert dabei die
1 Es wird kein realer Kondensator verwendet, da die Kapazität der Leitungen ausreichen.

6 KAPITEL 2. MONOLITHIC ACTIVE PIXEL SENSOREN (MAPS)
Pixel No. 651
1
27
53
…
651
2
28
54
…
652
3
29
55
…
653
…
…
…
…
26
52
78
…
676
a b c z
shift register Col
A
B
C
Z
shift register Row
Output
Abbildung 2.3: Ein Beispiel eines Sensors mit 26 × 26 Pixel. Die Pixel werden nacheinander
durch zwei ansteuernde Schieberegister mit der nächsten Stufe verbunden.
Spannung durch die Verstärkung gS ≤ 1 [Dev07].
Der Auswahltransistor verbindet die Pixel nacheinander mit der nächsten Stufe der Ausleseelektronik,
um die Spannungswerte der Pixel der Reihe nach auszulesen. Die kontinuierliche
Auslese der Pixel wird dabei durch ein Zeitsignal (clock) synchronisiert und mit verschiedenen
Markierungen (marker) in Abschnitte unterteilt. Gruppen von Pixeln werden zu sogenannten
Pixelmatrizen zusammengefasst.
Zwei Schieberegister (shift register) steuern die Pixel an. Abbildung 2.3 illustriert den Ablauf
am Beispiel einer 26 × 26 Pixelmatrix. Zur Auslese F0 von Pixel 1 werden die Transistoren
a und A geöffnet. Um Pixel 2 auszulesen, öffnen folglich b und A. Erreicht die Auslese das
Ende der Pixelzeile A, wird ein Synchronisationssignal als Zeilenmarkierung generiert und
die nächste Zeile B ausgelesen. Das letzte Pixel 676 wird folglich durch die Register z und Z
verbunden. Anschließend wird noch ein weiteres Synchronisationssignal als Markierung für das
Ende des Auslesezyklus generiert und die zweite Auslese F1 startet.
Die Dauer der Integrationszeit tint zwischen F0 und F1 hängt von der Auslesefrequenz ν und
der Pixelanzahl N ab:
tint = N
ν
(2.4)
Beispielsweise ergäbe sich mit einer typischen Auslesefrequenz von ν = 10 MHz = 10 7 s −1 und

2.2. SIGNALANALYSE 7
einer Pixelanzahl N = 26 2 eine Integrationszeit von tint = 0,068 ms.
Die Spannungen der Pixel werden demnach nacheinander gemessen. Im Beispiel wird Pixel
1 vom Auswahltransistor zur Zeit F01 verbunden. Das nächste Pixel 2 wird dann zur Zeit F02
ausgelesen usw. Nach der Auslese des letzten Pixel 676 zum Zeitpunkt F0676 startet der zweite
Auslesezyklus wieder mit Pixel 1 zum Zeitpunkt F11. Nachdem letztlich das Pixel 676 zum
Zeitpunkt F1676 ausgelesen wurde, öffnet der Resettransistor und setzt alle Spannungen zurück.
Innerhalb dieser Phase wird jede potentielle Signalladung gelöscht. Nach Abschluss der Zurücksetzung
beginnt der nächste Auslesezyklus.
Oft ist es sinnvoll, die Messzeit anstatt in Sekunden in Auslesezyklen (frames) anzugeben. Ein
aufgenommener Auslesezyklus umfasst in der Regel einen kompletten Auslesezyklus inklusive
Integrations- und Resetzeit sowie zusätzliche Auslesezyklen, in denen die Pixel zwar angesteuert,
aber die Daten nicht gespeichert werden. Dies ist unvermeidlich, da die verwendete
Datenspeicherung die Datenmenge einer fortlaufenden Auslese nicht speichern kann und es
deshalb zu längeren Totzeiten kommen kann. Allerdings ist Totzeit in dieser Strahlenhärtestudie
von untergeordneter Bedeutung, da nicht mehrere Sensoren synchronisiert werden müssen.
Die Resetzeit sowie die Totzeit der Datenspeicherung ist natürlich in einem Detektor zur Verfolgung
von Teilchenspuren inakzeptabel. Wie im Abschnitt 2.2.2 erläutert wird, wird die
Verwendung von SB-Pixel, kombiniert mit einer leistungsfähigeren Datenspeicherung, eine
Messung ohne Totzeiten ermöglichen [Sch10].
2.2 Der Unterschied in der Signalanalyse der Vorverstärker
3T und SB
Im vorherigen Abschnitt wurden MAPS und ihre beiden Typen 3T und SB eingeführt. Dieser
Abschnitt konzentriert sich auf das Auslesesignal und die Methode zur Teilchenidentifikation.
Zuerst wird der Fall 3T diskutiert, im Anschluss folgt entsprechend der Fall SB.
2.2.1 Signalaufbereitung im Fall des 3T-Pixel
Der Auslesezyklus eines 3T-Pixel wird in zwei Hauptintervalle unterteilt, in die sensitive Integrationszeit
(integration time) und in einen insensitiven Teil, der unter anderem die Wiederaufladung
der Kapazität durch den Resettransistor umfasst. Die Integrationszeit wird als Zeitintervall zwischen
zwei Messpunkten, t = F0 und t = F1 genannt, definiert. Innerhalb der Integrationszeit
verringert jedes gesammelte Elektron die positive Ladung der Kapazität und damit die Spannung.
Freilich fluktuieren die gemessenen Spannungen U(t = F0) und U(t = F1) von Messung zu
Messung aufgrund des nur unvollkommen definierten Resetprozesses. Diese Fluktuationen können
durchaus größer sein als eine Spannungsänderung durch ein minimal ionisierendes Teilchen.

8 KAPITEL 2. MONOLITHIC ACTIVE PIXEL SENSOREN (MAPS)
Die Annahme ist gerechtfertigt, dass die Differenz ∆U unabhängig von diesen Fluktuationen ist
[Dev07]. Dieser Algorithmus wird CDS (Correlated Double Sampling) genannt.
∆U = UCDS = U(t = F0) −U(t = F1) (2.5)
Durch die Anwendung dieses CDS-Algorithmus können somit diese systematischen Unsicherheiten
in der Teilchenidentifikation weitestgehend vermieden werden. Nach Anwendung des
CDS 2 -Algorithmus enthält das Signal damit nur noch sogenannte Hintergrund- und die Signalladung,
die innerhalb der Integrationszeit gesammelt wird.
Im Labor kann die Hintergrundladung in Abwesenheit von Signalladung leicht durch Messungen
ohne störende Signalladungsquelle studiert werden. Die dominierende Hintergrundladungsquelle
ist der Leckstrom der Sammeldiode (leakage current), der die auf der Kapazität gespeicherten
Ladungen durch zufällig angeregte thermische Elektronen verringert. Die Anregung ist exponentiell
von der Temperatur abhängig, so dass eine höhere Temperatur die mittlere Energie der
Elektronen erhöht und somit die Wahrscheinlichkeit steigt, dass ein Elektron die Bandlücke
überspringen kann und das Leitungsband erreicht. Der Leckstrom wird dadurch erhöht 3 .
Das Dunkelstromsignal eines idealen, rauschfreien Pixel UCDS wird hauptsächlich vom Leckstrom
Ileakage verursacht. Gekoppelt sind beide über eine Proportionalitätskonstante, die vom Verhältnis
der Kapazität C zur Integrationszeit tint definiert wird.
Ileakage = C
tint
· [U (F0) −U (F1)] = C
·UCDS
tint
(2.6)
Die Fluktuationen um den Mittelwert des Messsignals werden als Rauschen (noise) bezeichnet.
Zum Teilchennachweis werden zusätzliche Signalladungen QPhy eines in der Integrationszeit
den Sensor durchfliegendes Teilchens als Spannungserhöhung in UCDS nachgewiesen. Der Ablauf
der Analyse zum Nachweis eines möglichen Teilchens wird in Abbildung 2.4 illustriert.
1. Ein Resetstrom IReset füllt die Kapazität über den Resettransistor, wodurch die Spannung
UK steigt.
2. Der Leckstrom verringert in der folgenden Integrationszeit die Spannung UK leicht, was
in einem positiven Signal nach Anwendung von CDS resultiert.
3. Die Kapazität wird wieder gefüllt.
4. Zusätzliche Signalladung verringert die Spannung. Das Signal nach Anwendung von CDS
ist im Vergleich zu vorher ohne Signalladung erhöht.
2Im folgenden wird der Begriff "‘Signal nach Anwendung des CDS-Algorithmus"’ auch als "‘CDS"’ oder
"‘CDS Signal"’ bezeichnet.
3Weitere Informationen über die Elektronentheorie in Festkörper sind in [Kit05] und [S.M85] zu finden. In
[Dev07] werden diese mit dem Schwerpunkt auf MAPS diskutiert.

2.2. SIGNALANALYSE 9
+3.3V
UK Reset
3
IReset transistor
K
C
1. Reset transistor is opened refilling the capacity.
Reset
transistor
+3.3V
K
U K
IReset
C
2
1
0
3 U F0
2
1
0
CDS= U F0‐ U F1
2
3. Reset transistor is opened again refilling the capacity.
U F1
Reset
transistor
+3.3V
UK 3
IReset K
UF0 I Leakage
C
1
0
2
CDS=UF0‐ UF1 2
U F1
5. During the next frame no particle,
only leakage current is measured.
U F0
U F1
Time
Time
Time
U F0
U F1
Time
Time
I Leakage
Reset
transistor
+3.3V
K
C
UK 3 UF0 2
1
0
CDS= UF0‐ UF1 2
2. Leakage current lowers slightly the voltage.
The voltage is measured twice and compared (CDS).
I Leakage
I Signal
K
C
particle
2
1
U F1
Reset
transistor
+3.3V
UK 3
IReset K
UF0 0
CDS= UF0‐ UF1 2
U F1
U F0
U F1
4. A particle generates signal charge,
which lowers the voltage and increases the CDS.
K
2
Hit identified!
1
CDS= UF0‐ UF1 2
Measurement
of leakage current
Variation: Noise
Threshold
6. A threshold is applied to identify a hit
which might be generated by a particle.
Abbildung 2.4: Signalentschlüsselung im Fall des 3T-Pixel.
Time
Time
Time
Time
Time

10 KAPITEL 2. MONOLITHIC ACTIVE PIXEL SENSOREN (MAPS)
Abbildung 2.5: Signalentschlüsselung eines SB-Pixel (kontinuierlich).
5. Die nächste Integrationszeit enthält wiederum keine Signalladung, so dass das Signal
nach Anwendung von CDS durch den Leckstrom bestimmt wird.
6. Die Teilchenidentifikation wird durch einen Vergleich der Signale durchgeführt. Dazu wird
eine Schwelle (threshold) angesetzt und mit jedem Signal, das die Schwelle übersteigt,
wird Signalladung postuliert. Dieses Signal wird als Treffer (hit) bezeichnet.
Durch Vergleich mit Signalen nach Anwendung von CDS ohne Signalladung kann der als
konstant angenommene Leckstrom abgezogen werden, so dass nun die von einem Pixel in einer
bestimmten Integrationszeit gespeicherte Signalladung bekannt ist.
Die Datenverarbeitung kann benachbarte Pixel mit einer niedrigeren Schwelle auslesen und
somit Clusterinformationen erstellen, die mit einer Schwerpunktsanalyse eine noch bessere
Ortsauflösung ermöglichen.
2.2.2 Signalaufbereitung im Fall des SB-Pixel
Der Einsatz einer Ladediode statt eines Resettransistors erlaubt es, in einem SB-Pixel zwei
Nachteile des 3T-Pixel zu kompensieren. Erstens ermöglicht der kontinuierliche Ausgleich
des Leckstromes eine fortlaufende Auslese ohne Unterbrechungen durch den Resetvorgang.

2.2. SIGNALANALYSE 11
I Leakage
Self-bias
diode
+3.3V
K
UK IReset 3
C
CDS=U F0- U F1
1
0
0
2
U F0
Time
Time
1. ILeakage and IReset are in balance, UK is constant and CDS is zero.
I Leakage
Self-bias
diode
+3.3V
K
UK IReset 3
C
CDS=U F0- U F1
1
0
0
2
U F1
U F0 U F1 U F0
3. The low UK increases IReset
until UK reaches the previous value (reset process).
U F1
U F1
U F0
Time
Time
I Leakage
Self-bias
diode
I Signal
+3.3V
K
UK IReset 3
C
CDS=U F0- U F1
particle
1
0
0
2
U F0
Time
Time
2. Signal current upsets the balance, UK drops and CDS is >0.
I Leakage
Self-bias
diode
+3.3V
K
UK IReset 3
C
CDS=U F0- U F1
1
0
0
2
4. After the reset UK is in balance again and CDS is zero.
U F1
U F0
U F1
U F0 U F1 U F0
Abbildung 2.6: Signalentschlüsselung im Fall des SB-Pixel (diskret).
Zweitens wird die notwendige Subtraktion des Leckstromes weitgehend im Pixel durchgeführt.
Damit enthält das Signal nach Anwendung des CDS-Algorithmus eines idealen Pixel nur noch
Signalladung und Ladestrom.
Dies ermöglicht eine diskrete und eine kontinuierliche Auslese.
In der kontinuierlichen Auslese werden die Messungen fortlaufend durchnummeriert. Das Signal
nach Anwendung von CDS wird dabei mit jeweils aufeinander folgende Messungen Fn und
Fn+1 berechnet.
(2.7)
UCDSn = UFn −UFn+1
Tritt nun wie in Abbildung 2.5 zwischen der Messung F0 und F1 Signalladung QPhy auf,
führt dies zu einem positiven Signal, während die nachfolgende Kompensation in einem leicht
negativen Eintrag resultiert. Im Gegensatz zur diskreten Auslese lässt sich hier das Einbringen
der Signalladung und die anschließende Kompensation ohne Totzeit komplett verfolgen [AY07].
U F1
U F1
U F0
U F0
U F1
Time
Time

12 KAPITEL 2. MONOLITHIC ACTIVE PIXEL SENSOREN (MAPS)
Im Unterschied zur vorher diskutierten kontinuierlichen Auslese wird das Pixel bei der diskreten
Auslese entsprechend wie beim 3T-Pixel nur zu den zwei Zeitpunkten F0 und F1 ausgelesen.
Eine mögliche Abfolge für ein individuelles Pixel wird in Abbildung 2.6 ausgeführt.
In der ersten Abbildung sind Leckstrom und Ladestrom im Gleichgewicht, damit ist U (F0) = U (F1)
und das Signal ist null.
Die zweite Abbildung zeigt die Situation beim Auftreten von Signalladung. Sie führt zu einem
im Vergleich zur Integrationszeit nahezu sofortigen Abfall der Spannung. Durch den Abfall der
Spannung erhöht sich gleichzeitig die an der Ladediode anliegende Spannung, was aufgrund
des exponentiellen Zusammenhangs der Diodenkennlinie zwischen Spannung und Stromstärke
zu einem exponentiellen Anstieg des Ladestromes führt, so dass die Signalladung langsam
kompensiert wird. Der Spannungsabfall durch die Signalladung sowie die danach einsetzende
aber noch nicht abgeschlossene Kompensation führt dazu, dass U (F0) > U (F1) ist und somit
das Signal für einen Auslesezyklus ansteigt.
In der dritten Abbildung tritt zwar keine neue Signalladung auf, die vorherige Signalladung
ist aber noch nicht vollständig ausgeglichen, so dass die Spannung leicht ansteigt, damit
U (F0) < U (F1) ist und zu einem leicht negativen Signal führt.
In der vierten Abbildung ist die Signalladung vollständig kompensiert. Bis zum Eintreffen weiterer
Signalladung kompensieren sich Leckstrom und Ladestrom, U (F0) = U (F1) und somit
ist das Signal nach Anwendung des CDS-Algorithmus null.
Der verwendete Messaufbau ermöglicht die diskrete Auslese sowohl von 3T- als auch SB-Pixel.
In einer Spurverfolgungsaufgabe ist dagegen die kontinuierliche Auslese der SB-Pixel erforderlich.
Im Rahmen dieser Strahlenhärtestudie werden keine Spurrekonstruktionen gefordert, so
dass sich deshalb auf die diskrete Auslese beschränkt werden kann.
Ein kritischer Punkt für den erfolgreichen Betrieb eines Sensors mit SB-Pixel ist die Nachladekonstante
τ. Diese beschreibt, wie schnell eine Signalladung kompensiert wird. Ist τ zu
lang, kann sich die Kapazität durch die Signalladung eines weiteren Teilchens weiterentladen,
bevor die ursprüngliche komplett kompensiert wird. Über mehrere Treffer hinweg, kann so
die Spannung auf null absinken und damit das Pixel insensitiv werden. Ein zu kurzes τ führt
dagegen zu einer zu schnellen Kompensation der Signalladung, so dass diese kompensiert wird,
bevor sie gemessen werden kann.
2.3 Die verwendeten MAPS-Prototypen
In den vorangegangenen Abschnitten wurden die theoretischen Grundlagen eines MAPS erörtert.
In dieser Arbeit kommen vom IPHC Straßburg entwickelte, für die Detektion geladener Teilchen
optimierte MAPS zur Anwendung. Tabelle 2.1 listet einige Eigenschaften der drei in dieser
Arbeit verwendeten Prototypen, MIMOSA-15, MIMOSA-18 und MIMOSA-19 genannt, auf.
Alle drei wurden im AMS 0,35 OPTO Prozess hergestellt. Weitere Eigenschaften sowie die

2.3. DIE VERWENDETEN MAPS-PROTOTYPEN 13
komplette MIMOSA-Familie können unter [Str09] nachgeschlagen werden.
Chip SB / 3T Pixelzahl Pixelab- Diodenflä- Besonderheiten
stand [µm] che [µm 2 ]
MIMOSA-15 SB und 3T (2 · 21) · 42 30 (SB), unterschiedliche Matrizen,
= 1764 20 (3T) strahlenharte Dioden
MIMOSA-18 SB 4 · 256 · 256 10 14,96 große Pixelzahl,
= 262 144 gute Ortsauflösung
MIMOSA-19 1 3T 2 · 192 · 192 12 39,8 Große Pixelzahl,
MIMOSA-19 2 = 73 728 58,85 verbesserte Unterdrückung
der Ladungsausbreitung
Tabelle 2.1: Ausgewählte Eigenschaften der verwendeten Sensoren.
2.3.1 MIMOSA-15
MIMOSA-15 wurde speziell darauf ausgelegt, die Auswirkungen von Strahlenschäden zu studieren.
Dazu wurden verschiedene Möglichkeiten zur Signalerhaltung und Ladungssammlung trotz
Strahlenschäden erprobt und die beiden Realisierungen 3T- und SB-Pixel verglichen. MIMOSA-
15 ist sowohl aus SB-Pixel (Pitch 30 µm) als auch aus 3T-Pixel (Pitch 20 µm) aufgebaut. Eine
Matrix besteht aus zwei Submatrizen mit je 21 · 42 Pixel, die mit zwei verschiedenen Verstärker
ausgelesen werden. Damit setzt sich eine Matrix aus 42 · 42 Pixel zusammen.
2.3.2 3T: MIMOSA-19
Die Pixel von MIMOSA-19 verfügen über spezielle, L-förmige Dioden, mit denen die Signalladung
auf weniger Pixel als bei rechteckigen Dioden konzentriert werden sollte. Abbildung
2.7 zeigt dieses Prinzip im Vergleich der beiden unterschiedlichen Dioden von MIMOSA-18
und MIMOSA-19. Die von einem Teilchen angeregten Elektronen diffundieren zu unterschiedlichen
Dioden im Sensor. Der Ansatz der L-förmigen Dioden beruht auf der Annahme, dass die
L-Form die sensitive Fläche nahezu vollständig umschließt bzw. die Diode selbst eine größere
sensitive Fläche hat und damit die Anzahl an Signalelektronen, die in weiter entfernte Dioden
diffundieren, minimiert wird. Dies wurde experimentell in [Büd08] bestätigt. Allerdings wurde
auch gezeigt, dass die größere Diodenfläche zu deutlich erhöhten Kapazitäten führt.
Im Gegensatz zu den SB-Pixel von MIMOSA-18 erlauben es die 3T-Pixel von MIMOSA-19,
Leckstrommessungen durchzuführen, die die entscheidende Observable für die in dieser Arbeit
durchgeführten Ausheilungsstudien darstellt. Ein weiteres Merkmal von MIMOSA-19
ist die große Anzahl an Pixel. Je Sensor stehen zwei unterschiedliche Matrizen mit jeweils
192 × 192 = 36 864 3T-Pixel zur Verfügung. Die Pixelanzahl ist zwar geringer als bei MIMOSA-18,

14 KAPITEL 2. MONOLITHIC ACTIVE PIXEL SENSOREN (MAPS)
Mimosa18
10 µm Diode
Area of diode≈14.96µm²
Electron may diffuse in
a more distant diode
(a) MIMOSA-18
4.4 µm
Area of a diode≈58.85µm²
Mimosa19-2
Electron diffusion
Modified
L-Diode
(c) MIMOSA-19 2
9.5µm
3.4 µm
2.5 µm
9.5µm
Mimosa19-1
Electron diffusion
Area of a diode≈39.8µm²
L-Diode
(b) MIMOSA-19 1
9.5µm
2.5 µm
9.5µm
Abbildung 2.7: Abmessungen von
a) MIMOSA-18, b) MIMOSA-19 1.
Matrix und c) MIMOSA-19 2. Matrix.
Die L-förmigen Dioden von
MIMOSA-19 können, wie illustriert,
die Unterdrückung der Ladungsausbreitung
verbessern.

2.3. DIE VERWENDETEN MAPS-PROTOTYPEN 15
aber noch ausreichend groß für die durchgeführten Untersuchungen. Wie in Abbildung 2.7
(Mitte) illustriert, haben die Dioden der ersten Matrix eine echte L-Form, während die Dioden
der zweiten Matrix in Abbildung 2.7 (unten) eher stufenförmig sind und dadurch eine um 50%
größere Diodenoberfläche besitzen.
2.3.3 SB: MIMOSA-18
MIMOSA-18 verfügt über 4 × 256 × 256 = 262k SB-Pixel mit jeweils einer 10 × 10 µm 2
Oberfläche, wodurch eine exzellente Ortsauflösung erreicht wird. Die sensitive Fläche der
Diode umfasst 14,96 µm 2 . Die exakten Maße der Pixel und ihrer Dioden können Abbildung
2.7 (oben) entnommen werden. MIMOSA-18 kommt unter anderem in der ersten Version des
EUDET-Strahlteleskops TAPI zum Einsatz [Dul08].

16 KAPITEL 2. MONOLITHIC ACTIVE PIXEL SENSOREN (MAPS)
(a) MIMOSA-18
(b) MIMOSA-19
Abbildung 2.8: Photographie eines MIMOSA-18 (oben) und eines MIMOSA-19 (unten) [Str09].
Bei MIMOSA-19 können die beiden Matrizen identifiziert werden.

Kapitel 3
Strahlenschäden in Siliziumdetektoren
Aus Photonen oder massiven Teilchen bestehende Strahlung wechselwirkt mit Materie und kann
dadurch Schäden im Silizium des Detektors hervorrufen, die als Strahlenschäden bezeichnet
werden. Frühere Arbeiten 1 zeigten, dass es weniger auf die Zusammensetzung der durch den
Detektor fliegenden Teilchen als auf deren Wechselwirkung mit dem Detektor ankommt. Hierbei
kann nach Schäden durch nicht-ionisierende Strahlung und Schäden durch ionisierenden
Strahlung differenziert werden.
Strahlenschäden nach nicht-ionisierender Bestrahlung werden auch als Volumenschäden (bulk
damage) und Strahlenschäden nach ionisierender Bestrahlung als Oberflächenschäden (surface
damage) bezeichnet [Mol99]. Während die ionisierende Wechselwirkung Ionisationsprozesse
bewirkt, führt nicht-ionisierende Wechselwirkung meist durch elastische Stöße zum Herausschlagen
von Atomen aus dem Gitter.
3.1 Strahlenschäden nach ionisierender Bestrahlung
(Oberflächenschäden)
Ionisierend erzeugte Strahlenschäden werden durch in die Elektronenwolke eingebrachte Energie
hervorgerufen, die durch geladene Teilchen oder Photonen übertragen wird. Dadurch werden
Atome ionisiert, beziehungsweise Atombindungen und Moleküle aufgebrochen. Die Atome
bleiben aber an ihrer Position im Kristallgitter. Reine Siliziumkristalle werden durch ionisierende
Strahlung nicht beschädigt, da die ionisierten Elektronen durch thermische Elektronen aus
dem Leitungsband ersetzt werden können.
Die Dosimetrie wird durch den Nachweis der Elektronen der durch die Strahlung ionisierten
Atome durchgeführt. Die durch ionisierende Strahlung erzeugte Defektdichte hängt auch dann
lediglich von der Summe des auf das Material übertragenen Energie ab, wenn sich die ein-
1 Beispielsweise nachzulesen in [Dev07] und [Mol99].
17

18 KAPITEL 3. STRAHLENSCHÄDEN
zelnen ionisierenden Wechselwirkungen im Hinblick auf Energieübertrag und Zeitskala stark
unterscheiden [FSA + 96]. Angegeben wird die Strahlendosis ionisierender Strahlung deshalb
allgemein als Energiedeposition pro Masse der bestrahlten Probe.
Die SI-Einheit der Strahlendosis ionisierender Strahlung ist Gray, wobei 1 Gy = 1 J
kg ist. Die
veraltete Einheit Rad mit der Umrechnung 1 Rad = 10−2 Gy ist in der Detektorphysik weit
verbreitet, so dass in dieser Arbeit die Einheit Rad anstatt der SI-Einheit Gy verwendet wird,
um eine Konsistenz mit vorherigen Arbeiten zu erhalten.
Ein besonders wichtiger Mechanismus ist, wenn ionisierende Strahlung an der Grenzfläche
zwischen Silizium und dem Isolator Siliziumdioxid irreversible Defekte erzeugt. Die Kristallgitter
haben eine unterschiedliche Gitterkonstante, wodurch es an der Grenzschicht irreguläre
Bindungen gibt, die sich bei Raumtemperatur nicht regenerieren können, nachdem sie von
ionisierender Strahlung zerstört wurden. Dadurch ändern sich die elektrischen Eigenschaften
des Materials. Insbesondere können durch die Ionisation positive Defekte zurückbleiben, die
unerwünschte, die Eigenschaften des Sensors beeinträchtigende, elektrische Felder generieren.
Weiterhin können Defekte im Siliziumdioxid erzeugt werden. Ionisierende Strahlen können trotz
der relativ großen Bandlücke des Siliziumdioxid von 8,8 eV Elektron/Lochpaare erzeugen. Die
Beweglichkeit der Elektronen im Material ist höher als die Beweglichkeit der Löcher, so dass die
Elektronen in andere Bereiche diffundieren und den Löchern ihre Rekombinationspartner fehlen.
Diese diffundieren dadurch zur Grenzschicht und werden mit einer gewissen Wahrscheinlichkeit
durch Defekte an der Grenzschicht eingefangen, bevor sie mit einem Elektron aus dem Silizium
rekombinieren können. Sie erzeugen ebenfalls elektrische Felder.
Die Ladungsträger diffundieren nicht im Siliziumdioxid, sondern driften durch elektrische Felder.
Deshalb hängen die Schäden ionisierender Bestrahlung davon ab, ob der Sensor in Betrieb
ist und damit elektrische Felder vorhanden sind. Die während der ionisierenden Bestrahlung
generierten Oberflächenschäden sind in kurzgeschlossenen Detektoren wesentlich geringer.
Entsprechend wurden ionisierende Bestrahlungen ausschließlich mit bei der Bestrahlung betriebsfähigen
Chips durchgeführt.
Die induzierten Felder können die elektrischen Eigenschaften der Schaltkreise verändern. So
können diese eine Verbindung zwischen Quelle (source) und Abfluss (drain) eines Transistors
hervorrufen und dadurch ungewollte Leckströme generieren. Zur Abschirmung der Transistoren
haben sich nach [EHAN93] spezielle Schutzringe (guard rings) bewährt, die die Anschlüsse des
Transistors umgeben. Die Schutzringe selbst bestehen aus dünnem Oxid, das ein Ausheilen der
durch die ionisierende Bestrahlung generierten Löcher durch den Tunneleffekt ermöglicht.

3.2. VOLUMENSCHÄDEN 19
3.2 Strahlenschäden nach nicht-ionisierender Bestrahlung
(Volumenschäden)
Schnelle Neutronen können im Gegensatz zu Röntgenphotonen ein Siliziumatom aus dem
Gitter schlagen [Lut01]. Das Herausschlagen erzeugt ein freies Atom und eine Fehlstelle. Beide
diffundieren durch den Kristall und bilden Punktdefekte. Das herausgeschlagene Atom kann
seine Energie durch weitere Stöße abgeben und dadurch weitere Strahlenschäden verursachen.
Dabei verlangsamt es sich mit zunehmender Zahl von Stößen. Ab einem bestimmten Punkt wird
das rückgestoßene Atom so langsam, dass es, fast gestoppt, lokal eine große Anzahl an Defekten
generiert, die sich zu komplexen Defektclustern zusammenschließen können (Abbildung 3.1).
Sowohl Punktdefekte als auch Defektcluster sind für verschiedene Strahlenschäden verantwortlich.
Eine genaue Klassifizierung der Defekte kann mit verschiedenen Verfahren wie zum
Beispiel Deep Level Transient Spectroscopy (DLTS) und Thermally Stimulated Current (TSC)
durchgeführt werden (siehe [Mol99]).
Die NIEL-Hypothese beschreibt die Entstehung von Strahlenschäden durch elastische Stöße
und Kernwechselwirkung [Vas97]. Die Hauptannahme der NIEL-Hypothese ist, dass die
Strahlenschädigung eines Materials proportional zum nicht-ionisierenden Energieverlust des
einfallenden Teilchens ist. Sie ist unabhängig davon, wie sich die Energie im Detail aufteilt.
Ausheilung und Kernumwandlungen werden im NIEL-Modell nicht berücksichtigt.
Bei jeder Wechselwirkung, die zu einem Strahlenschaden führt, wird auf das Atom eine spezifische
Rückstoßenergie ER übertragen. Diese kann als sogenannte Lindhard partition function
P(ER) berechnet werden [MDM87]. Damit lässt sich der Wirkungsquerschnitt D(E), auch
Schadensfunktion genannt, berechnen zu:
D(E) := ∑ ν
Emax R
σν(E) · fν(E,ER)P(ER)dER
0
(3.1)
Der Index ν indiziert alle möglichen Wechselwirkungen zwischen dem einschlagenden Teilchen
der Energie E und den Siliziumatomen im Gitter. σν ist der Wirkungsquerschnitt der jeweiligen
Reaktion ν, während fν(E,ER) die Wahrscheinlichkeit angibt, mit der ein Atom mit der Rückstoßenergie
ER in der Reaktion ν aus seiner Gitterposition herausgeschlagen wird. Eine Integration
wird über alle Rückstoßenergien bis zur Schwelle Ed durchgeführt. Unterhalb der Schwelle
Ed reicht die Energie nicht zu einem Herausstoßen eines Atoms aus. Deshalb ist P(ER < Ed) = 0.
Abbildung 3.2 zeigt die Schadensfunktion D(E) für Neutronen, Pionen, Elektronen und Protonen
über einen weiten Energiebereich von 0,1 meV bis 10 GeV. Der Verlauf der Schadensfunktion
für die verschiedenen Teilchen wird in [Vas97] und [HA93] erläutert. Bei Protonen dominiert
im niedrigen Energienbereich bis zu einer Energie von 1 GeV die Coulombwechselwirkung. Ab
einer Energie von 1 GeV spielen Kernwechselwirkungen die entscheidende Rolle. Bei steigender
Energie nähern sich aufgrund der Isospinsymmetrie die Wirkungsquerschnitte von Protonen und
Neutronen an. Von einigen Resonanzen abgesehen fällt der Wirkungsquerschnitt bei Neutronen

20 KAPITEL 3. STRAHLENSCHÄDEN
Abbildung 3.1: Ein Teilchen bewegt sich durch Silizium, zerfällt in drei Reaktionsprodukte
und wird letztlich durch Stoßprozesse gestoppt. Entlang seiner Trajektorie generiert es einzelne
Punktdefekte, die sich, kurz bevor das Teilchen gestoppt wird, lokal häufen und komplexe
Defektcluster bilden. Die Simulation wurde aus [Mol99] entnommen.

3.2. VOLUMENSCHÄDEN 21
Abbildung 3.2: Der Schadenswirkungsquerschnitt D(E) wird für Neutronen, Protonen, Pionen
und Elektronen gegen die Teilchenenergie aufgetragen. Für eine Erläuterung wird an den Text
verwiesen. Die Abbildung wurde aus [Mol99] entnommen.
unterhalb einer Energie von 1 GeV ab. Dabei bildet sich ein Minimum bei 100 eV, nach dem
der Wirkungsquerschnitt wieder ansteigt.
Der Wirkungsquerschnitt kann mit Gleichung 3.2 als Härtefaktor κ auf eine monoenergetische
Energie von 1 MeV normiert werden [Mol99].
κ =
D(E)Φ(E)dE
D(En = 1 MeV) · Φ(E)dE
Für D(En = 1 MeV) wird 95 MeV mb angenommen [Mol99].
Der äquivalente Neutronenfluss in der Einheit
Energien berechnet.
Φeq = κΦ = κ Φ(E)dE (3.3)
(3.2)
neq
s cm 2 wird damit durch Integration über die
Mit der Bestrahlungszeit tBestrahlung ergibt sich im nächsten Schritt die Neutronenbestrahlungsdo-
sis dnon−io in der Einheit neq
cm 2 , die letztlich als Größe zur Quantifizierung der nicht-ionisierenden
Bestrahlungsdosis verwendet wird.
dnon−io = tBestrahlung · Φeq
(3.4)
Unter der Annahme, dass die durch die Bestrahlung induzierten Defekte für eine Erhöhung
des Leckstroms verantwortlich sind, kann nach [Mol99] für verarmte Sensoren eine lineare

22 KAPITEL 3. STRAHLENSCHÄDEN
Parametrisierung der Abhängigkeit des Leckstromes von der Bestrahlungsdosis Φeq durchgeführt
werden.
∆I = αV · Φeq
(3.5)
V ist das Volumen, in dem der Leckstrom generiert wird, ∆I ist die Differenz des Leckstromes vor
und nach der Bestrahlung. Die Leckströme vor der Bestrahlung sind normalerweise im Vergleich
zu denen nach dem Bestrahlen vernachlässigbar. Trotzdem werden diese in der Berechnung
berücksichtigt. Der Proportionalitätsfaktor α wird Leckstrom erhöhende Schadensrate (current
related damage rate) genannt und hängt von der Betriebstemperatur und Ausheilungshistorie des
Sensors ab. Im Umkehrschluss lässt sich damit aus einer Änderung des Proportionalitätsfaktors
auf eine Ausheilung schließen, wenn dieser in einem zeitlichen Abstand bei gleicher Temperatur
gemessen wird.
Die in der Epitaxieschicht generierten Volumenschäden stellen Rekombinationszentren für
Signalelektronen dar. Eine höhere Dosis nicht-ionisierender Strahlung generiert mehr Defekte.
Eine größere Anzahl an Defekten erhöht die Rekombinationswahrscheinlichkeit der Signalelektronen,
so dass die Lebenserwartung dieser im Leitungsband mit steigender Strahlendosis
sinkt.
3.3 Thermische Ausheilung
3.3.1 Ausheilung von Volumenschäden
Die Defekte im Kristallgitter sind nicht statisch, sondern können diffundieren. Die Diffusionsgeschwindigkeit
hängt hauptsächlich von der Temperatur ab. Jedem Defekttyp kann eine
bestimmte Temperatur zugeordnet werden, ab der er zu diffundieren beginnt. Dies trifft auch auf
durch Strahlung induzierte Defekte zu. Da die Sensoren weiterhin nach der Bestrahlung nicht
tief genug gekühlt werden, lässt sich die Defektmigration nicht unterbinden.
Die Defektmigration hilft, einen Teil der durch Bestrahlung induzierten Defekte zu kompensieren.
Wenn zwei sich rekombinierende Defekte durch die Diffusion aufeinander treffen, können
sich beide aufheben. Der entsprechende Strahlenschaden wird dadurch repariert. Es wird von
einer positiven Ausheilung (beneficial annealing) gesprochen. Gleichzeitig können sich zwei
Defekte genauso gut zu einem Komplexdefekt zusammenschließen und dadurch einen eventuell
schwerwiegenderen Strahlenschaden hervorrufen. Dies wird selbstverstärkende Schädigung 2
genannt. Um diesen Defekt wieder aufzulösen, ist eine wesentlich höhere Energie erforderlich.
Abbildung 3.3 zeigt die drei denkbaren Fälle Migration, Komplexbildung und Komplexzerfall
2 Das Oxymoron "‘negatives Ausheilen"’ beziehungsweise "‘gegenläufiges Ausheilen"’ ist sprachlich näher
am englischen Fachbegriff "‘negative annealing"’ beziehungsweise "‘reversed annealing"’ und wird, obwohl es
streng genommen ein Oxymoron ist, im Folgenden anstatt "‘selbst verstärkende Schädigung"’ verwendet, um das
Verständnis zu erleichtern.

3.3. THERMISCHE AUSHEILUNG 23
Annealing studies with combined radiation irradiated MAPS
Defect annealing
Defect migration Complex formation
Em
Complex dissociation
Ed
Ef
Dennis Doering DPG
Frühjahrstagung Bonn 2010
Em, Ef and Ed depends on temperature.
Abbildung 3.3: Drei Arten von Ausheilmechanismen Defektmigration, Komplexbildung und
=> Each defect has a activation temperature. So heating the sensor may transform
Komplexzerfall.
the defects.
Bei der
Heating
Defektmigration
more activates
wandert
more
der
defects.
Defekt
In
im
addition
Kristallgitter.
question
Zur
of
Migration
wird entsprechend probability. eine Energie Em benötigt. Bei der Komplexbildung bildet der Defekt mit
einem anderen einen stabileren Komplex. Dazu wird eine Anregungsenergie E f benötigt. Beim
Komplexzerfall löst sich der Komplex wieder in die beiden Einzeldefekte auf. Dafür wird eine
im Vergleich zu E f höhere Energie Ed benötigt.
14/19

24 KAPITEL 3. STRAHLENSCHÄDEN
mit den jeweiligen benötigten Anregungsenergien Em, E f und Ed. Da es experimentell oft
schwierig zu entscheiden ist, welcher der drei Prozesse vorliegt, werden die einzelnen Anregungsenergien
in einer effektiven Anregungsenergie EA zusammengefasst.
Die Rekombination von Defekten kann mathematisch durch eine Differentialgleichung beschrieben
werden [Mol99]. Die Anzahl an rekombinierender Defekte pro Zeiteinheit hängt von der
Dichte der jeweiligen Defekte ab.
− dN
dt
= kN (3.6)
N steht für die Defektdichte und k gibt als Proportionalitätsfaktor die Rate an. Diese ist temperaturabhängig
und wird durch eine Arrheniusrelation parametrisiert.
k = k0 · e − E A
k B T (3.7)
EA ist die oben eingeführte Aktivierungsenergie und k0 gibt die Reichweite der Migration an.
Eine entsprechende Lösung der Differentialgleichung ist:
−k(T )·(t−t0)
N = N0 · e
Die Ausheiltemperatur wird nach [Mol99] so definiert, dass bei dieser Temperatur in einer
Zeitspanne von 20 Minuten die Defektkonzentration N gerade auf 1 e absinkt. Die so bestimmte
Ausheiltemperatur ist sowohl defekt- als auch materialspezifisch. Dies ist vor allem beim Vergleich
des gleichen Defekttyps in verschiedenen Materialien zu beachten.
3.3.2 Ausheilung von Oberflächenschäden
(3.8)
In [FSF92] werden Ausheiluntersuchungen nach UV-, Röntgen- und Co-60-Bestrahlung beschrieben.
Beobachtet wird eine drastische Reduzierung der Defektzustände bei einer Temperatur
zwischen 300 ◦ C und 480 ◦ C unter einer H2-Atmosphäre. Dabei werden die aufgebrochenen
Bindungen durch Wasserstoff gesättigt. H2 kann auch durch eine Wasserstoff enthaltene Schicht
oder durch eine Korrosionsreaktion von in der Silizium-Siliziumdioxid-Oberfläche absorbierten
Wassermolekülen bereitgestellt werden.
Die durch UV-Bestrahlung induzierten Zustände können durch die abgesättigten Wasserstoffbrückenbindung
vollständig ausgeheilt werden. Eine erneute Bestrahlung reproduziert die
Ergebnisse der ersten Bestrahlung. Dies wird auch für leichte Röntgenbestrahlung bestätigt.
Die Si-H-Bindungen sind laut [FSF92] allerdings nicht sehr stabil, so dass abhängig von der
Temperatur und Wasserstoffkonzentration die Bindungen wieder aufbrechen können. Damit
stellt sich abhängig von der Temperatur und Wasserstoffkonzentration ein Gleichgewicht aus
aufgebrochenen und gesättigten Bindungen ein.

3.4. BEKANNTE STRAHLENSCHÄDEN AN MAPS 25
3.4 Bekannte Strahlenschäden an MAPS
Parallel zur Forschung und Entwicklung von MAPS für Detektoranwendungen wurden bereits
seit 1999 umfangreiche Strahlenhärtestudien durchgeführt. Insbesondere die Wirkung von
Volumen- oder Oberflächenschäden auf die Eigenschaften der Sensoren bei verschiedenen Arten
von Prototypen waren Themen vorangegangener Arbeiten, die in den folgenden Abschnitten
kurz zusammengefasst werden.
3.4.1 Oberflächenschäden in MAPS
Strahlenhärtestudien zu Oberflächenschäden wurden von [Dep02], [Dev05], [Dev07] und
[AY07] durch Bestrahlung mit ∼ 10 keV Röntgenstrahlung durchgeführt. Wie zum Beispiel
in [AY07] gezeigt, wird nach einer Röntgenbestrahlung der Leckstrom bei 3T-Pixel erhöht,
während bei SB-Pixel die Nachladekonstante sinkt.
Eine Auswahl der Ergebnisse aus [AY07] zeigt Abbildung 3.4. Die Sensoren MIMOSA-11
und MIMOSA-15 wurden bis zu einer Dosis von 1 MRad bestrahlt und bei T = +10 ◦ C und
T = +20 ◦ C betrieben. Der Leckstrom erhöht sich von (8±3) fA auf (75±5) fA. Auch das Rauschen
erhöht sich. Es wurde bei T = −20 ◦ C ein Anstieg von (9,5 ± 1,1) e auf (17,0 ± 1,6) e
sowie bei T = +20 ◦ C eine Erhöhung von (16,6 ± 1,6) e auf (30,9 ± 0,8) e beobachtet. Der
Autor vermutet als Grund für den Anstieg des Leckstromes und des Rauschens positive Ladungsträger
nahe der Silizium-Siliziumdioxidgrenzfläche, die Kanäle zusätzlichen Ladungsflusses
öffnen könnten. Abhilfe könnten, wie in Abschnitt 3.1 ausgeführt, dünne Schutzringe um die
Kontakte der Transistoren schaffen, so dass eine Strahlenhärte bei entsprechend optimierten
Sensoren von bis zu 1 MRad erreicht wird. Aus dem geringeren Anstieg des Rauschens bei
T = −20 ◦ C wird geschlossen, dass es günstig sein kann, die Sensoren zu kühlen.
Der Anstieg des Leckstroms bei SB-Pixel lässt sich nur indirekt über die Nachladekonstante
messen. Die Nachladekonstante verringert sich von (80 ± 40) ms auf 5 ms [AY07]. Der Autor
schlussfolgert indirekt aus diesem Ergebnis, dass sowohl der Leckstrom als auch der Nachladestrom
exponentiell ansteigen und der Anstieg des Leckstroms dadurch ausgeglichen wird.
Der höhere Nachladestrom erschwert allerdings die Signalidentifikation. Bei einem kleinen
Nachladestrom wird ein Signal nur langsam ausgeglichen, die Nachladekonstante ist wie beobachtet
groß. Ist dagegen der Nachladestrom groß, wird ein Signal sehr schnell ausgeglichen, die
Nachladekonstante ist wie beobachtet klein. Eine kleine Nachladekonstante führt dazu, dass die
Diode im Grenzbereich der Strahlentoleranz das Signal immer mehr auslöscht, bis es nicht mehr
identifiziert werden kann.
Ein Einfluss ionisierender Strahlung auf die Ladungssammlungseffizienz wie nach nichtionisierender
Bestrahlung wird laut [Dev07] ausgeschlossen, da Ionisationen im Silizium reversibel
sind. Dies muss allerdings für mindestens MIMOSA-2 eingeschränkt werden. Bei diesen
speziellen Sensoren wurde unerwarteterweise ein Einbruch der Ladungssammlungseffizienz

26 KAPITEL 3. STRAHLENSCHÄDEN
Recharge constant [ms]
140
130
120
110
100
90
80
70
60
50
40
30
20
10
0
Noise [e]
30
20
10
+10°C
Mimosa11
Array2 Submatrix1
0 200 400 600 800 1000
Radiation dose [kRad]
(a) Nachladekonstante τ
Mimosa15
Array1 Submatrix 2
0 200 400 600 800 1000
Radiation dose [kRad]
(c) Rauschen
Leakage current [fA]
-20°C
+20°C
90
80
70
60
50
40
30
20
10
0
+20°C
Mimosa15
Array 1 Submatrix2
0 200 400 600 800 1000
Radiation dose [kRad]
(b) Leckstrom
Abbildung 3.4: Änderungen der Leistungsdaten
eines MAPS nach Röntgenbestrahlung.
Die Nachladekonstante
sinkt, Leckstrom und Rauschen steigen
an. Auch nach einer Röntgenbestrahlung
lässt sich der durch die Bestrahlung
bedingte Anstieg des Rauschens
durch Kühlen der Sensoren verringern.
Die Daten wurden [AY07] entnommen.

5.2. Native radiation tolerance of MAPS against ionizing radiation damage
3.4. BEKANNTE STRAHLENSCHÄDEN AN MAPS 27
Entries / ADC
Entries in Histogram
100
10
800
600
400
200
1
MIMOSA II before and after
irradiation with 400kRad X-Rays
0 100 200 300 400
Charge Collected in 1 Pixel [ADC]
MIMOSA II before and after
irradiation with 400kRad X-Rays
Before
After
Irradiation
0
0 100 200 300 400
Charge Collected in 4 Pixels [ADC]
Before
After
Irradiation
Figure 5.3.: Distribution of the signal charge collected from hits of 55 Abbildung 3.5: Ladungsspektrum von MIMOSA-2 vor (schwarze Linie) und nach Röntgenbe-
F e photons in MIMOSA-2
strahlung (graue Fläche) für eine Clustergröße von einem Pixel (oben) und für eine Clustergröße
von vier
before
Pixel
and
(unten),
after
aufgenommen
an irradiation
mit einer
with
Fe-55-Quelle.
∼ 400 kRad
Der
X-rays.
Sammelpeak
The top
bricht
plot
durch
displays
die
the
Röntgenbestrahlung
charge collected
ein,
with
während
the
der
seed
Kalibrationspeak
pixel of a cluster
sich nicht
only,
signifikant
the bottom
ändert.
plot
Die
refers
Daten
to the
wurden charge [Dev07] collected entnommen.
with a group of four pixels.
111

28 KAPITEL 3. STRAHLENSCHÄDEN
nach Röntgenbestrahlung einer Dosis von 400 kRad beobachtet. Abbildung 3.5 zeigt das damals
gemessene Ladungsspektrum. Der Sammelpeak bricht von 200 ADC auf circa 100 ADC ein,
während sich der Kalibrationspeak und damit die Verstärkung nicht signifikant ändert. Die
Verringerung der Ladungssammlungseffizienz von MIMOSA-2 nach Röntgenbestrahlung wird
in [Dev07] auf einen Durchbruch der P-Senke aufgrund der positiven Ladung zurückgeführt,
so dass in der Epitaxieschicht diffundierende Elektronen auch vom Resettransistor gesammelt
werden können, nicht zum Signal beitragen und dadurch eine Verringerung der Ladungssammlungseffizienz
hervorrufen.
3.4.2 Volumenschäden in MAPS
Die Strahlenhärte von MAPS in Bezug auf Volumenschäden wurde erstmals in [D + 07] beschrieben.
Weitere Informationen können auch den Arbeiten [Dev07], [AY07] und [Büd08] entnommen
werden. Die Autoren kommen übereinstimmend zu dem Ergebnis, dass sich durch Volumenschäden
die Ladungssammlungseffizienz verringert, während gleichzeitig der Leckstrom
und das Rauschen ansteigen.
Ein aussagekräftiges Beispiel kann [Büd08] entnommen werden. Durchgeführt wurde diese
Studie an MIMOSA-19 bei T = −20 ◦C und T = +20 ◦C bis zu einer maximalen Dosis von
1,95 · 1013 neq
cm2 . Eine Auswahl der Resultate zeigt Abbildung 3.6. Bei T = +20 ◦C verringert
sich die Ladungssammlungseffizienz eines MIMOSA-19 von 84% auf 67%. Der Leckstrom
steigt von wenigen fA auf bis zu 60 fA. Das Rauschen steigt von 20 e auf über 40 e. Das bei
−20 ◦C gemessene Rauschen steigt im Vergleich dazu nur leicht an. Der Autor erklärt die
Verringerung der Ladungssammlungseffizienz nach nicht-ionisierender Bestrahlung mit einer
erhöhten Defektkonzentration, so dass diffundierende Elektronen eine höhere Rekombinationswahrscheinlichkeit
besitzen. Diese Defekte werden weiterhin als Quelle für den erhöhten
Leckstrom und das Rauschen angegeben. Darüber hinaus wird aus dem bei −20 ◦C wesentlich
geringeren Anstieg des Rauschens geschlossen, dass die Kühlung der Sensoren eine Lösung
sein könnte, die Volumenschäden tolerieren zu können.
Für die Ladungsammlungseffizienz εCCE(d) von vier Pixel als Funktion der Bestrahlungsdosis
d wird in [Dev07] eine einfache Exponentialabhängigkeit beobachtet.
d −
εCCE(d) = εCCE(0) · e hcc (3.9)
Der Parameter εCCE(0) steht für die Ladungssammlungseffizienz vor der Bestrahlung, während
hcc als Härte der Ladungssammlungseffizienz gegen nicht-ionisierende Bestrahlung interpretiert
werden kann.

3.4. BEKANNTE STRAHLENSCHÄDEN AN MAPS 29
Charge Collection Efficiency
0,86
0,84
0,82
0,80
0,78
0,76
0,74
0,72
0,70
0,68
0,66
Noise [e]
+20°C
Mimosa19-1
-2 0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 20 22
Radiation dose [10 13 n/cm²]
(a) Ladungssammlungseffizienz
50
Mimosa19-1
+20°C
-20°C
40
30
20
Leakage current [fA]
-2 0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 20 22
Radiation dose [10 13 n/cm²]
(c) Rauschen
70
60
50
40
30
20
10
0
+20°C
Mimosa19-1
0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 20
Radiation dose [10 13 n/cm²]
(b) Leckstrom
Abbildung 3.6: Änderungen der Leistungsdaten
eines MAPS nach Neutronenbestrahlung.
Die Ladungssammlungseffizienz
sinkt, der Leckstrom
und das Rauschen steigen. Das Rauschen
steigt bei niedrigen Temperaturen
trotz Bestrahlung nur moderat an.
Die Daten wurden der Arbeit [Büd08]
entnommen.

30 KAPITEL 3. STRAHLENSCHÄDEN
214 Measurements of the Prototype Pixel Devices
hypothesis is based on a lack of n-well guard-rings around the test structures. These rings are
present in the case of the main detecting arrays and they cut current paths from outside of
the active volume.
Abbildung 3.7: Leckstrom als Funktion der Temperatur a) vor der Bestrahlung, b) nach der Bestrahlung,
c) nach drei Wochen Lagerung bei Raumtemperatur und d) nach einem 24-stündigen
Ausheizen des Chips bei einer Temperatur von 100 ◦C. Der Plot wurde [Dep02] entnommen.
Figure 6-37: Variation of the leakage current related to a single nwell/p-epi
diode (STANDARD and NPOL_FL) as a temperature
function measured on MIMOSA III test structures (a) before
irradiation and after 10 keV photons irradiations; (b) one day after, (c)
3 weeks of room temperature annealing, and (d) after additional 24
hours annealing at 100 °C.
The second hypothetic reason, explaining the excess of the measured leakage current can be
the modification of the test structures layout with respect to the actual pixels. The space
occupied by the transistors was liberated and filled with a p + -type region and the test
structures including their vicinity were not masked against filling with an n + -type region and
poly-silicon * . Only the surface of the main detecting arrays was protected against filling. The
filling is done automatically by foundry over the unprotected regions in order to satisfy filling
ratios for each layer according to the DRC † rules. The created floating n + -type and poly-

3.4. BEKANNTE STRAHLENSCHÄDEN AN MAPS 31
3.4.3 Ausheilung von Strahlenschäden in MAPS
Bislang wurden nur wenige Studien zum Ausheilen von Strahlenschäden an MAPS durchgeführt.
In einer frühen Studie mit Diodenstrukturen MIMOSA-3 konnte ein Ausheilen von durch
Oberflächenschäden erzeugten Leckströmen beobachtet werden [Dep02]. Bei dieser Studie, die
die Frage des Ausheilens von Strahlenschäden nur am Rande berührte, wurden die 3T-Pixel der
im IBM 0,25 µm Prozess hergestellten Dioden zunächst 400 kRad weicher Röntgenstrahlung
ausgesetzt. Diese erste Bestrahlung war versehentlich ohne Anlegen einer Betriebsspannung
durchgeführt worden. Sie wurde durch eine weitere Bestrahlung mit 400 kRad und bei laufendem
Sensor ergänzt.
Nach der Bestrahlung wurde, wie in Abbildung 3.7 gezeigt, ein Anstieg des Leckstroms um
ungefähr einen Faktor 200 von 3 fA auf 700 fA festgestellt (bei einer Temperatur von +45 ◦ C).
Nach drei Wochen Lagerung des Sensors bei Raumtemperatur war der Leckstrom auf einen Wert
von ungefähr 220 fA gesunken. Ein 24-stündiges Ausheizen des Chips bei einer Temperatur
von 100 ◦ C reduzierte den Leckstrom erneut auf einen Wert von ungefähr 45 fA. Insgesamt
konnte der Leckstrom durch Ausheilen um 90% gesenkt werden. Das Ausheilverhalten der
beiden unterschiedlichen in MIMOSA-3 integrierten Pixelstrukturen erwies sich als weitgehend
identisch.
Einen weiteren indirekten Hinweis auf das Ausheilverhalten von bestrahlten MIMOSA-11 kann
einer Studie zur Reproduzierbarkeit der Leckstrommessungen in [AY07] entnommen werden.
Um diese Reproduzierbarkeit nachzuweisen, vergleicht die Studie Rauschmessungen an einem
bestrahlten Sensor, die im Abstand von einem Jahr vorgenommen wurden. Gemessen wurde
eine leichte Verringerung des Rauschen von (19,36 ± 1,3) e auf (17,97 ± 1,1) e sowie der
Position des Kalibrationspeaks 3 von 1652 e auf 1624 e. Inwieweit dieser Effekt signifikant ist,
wurde nicht ausgeführt. Die Belastbarkeit dieser Studie wird darüber hinaus dadurch eingeschränkt,
dass die Sensoren bereits zwischen Bestrahlung und der ersten Messung längere Zeit
bei Raumtemperatur gelagert worden waren. Der Autor kommt zu dem Schluss, dass weitere
Untersuchungen erforderlich sind.
Über das Ausheilen von Volumenschäden waren zunächst nur unvollständige Angaben verfügbar.
Ein erster Hinweis kann [Doe08] entnommen werden. In dieser Arbeit wurde die Anzahl der
von RTS betroffenen Pixel in einem MIMOSA-15 nach einer Neutronenbestrahlungsdosis von
1,1 · 10 13 neq
cm 2 untersucht. Erneut konnten zwei Messungen, die in einem Abstand von etwa
einem Jahr an diesem Sensor durchgeführt worden waren, verglichen werden. Es wurde keine
signifikante Abweichung der Ergebnisse beobachtet.
3 Die Position der angegebenen Kalibrationspeaks wurde auf eine Referenzkalibration eines unbestrahlten
Sensors bezogen, die per Definition 1640 e entspricht.

32 KAPITEL 3. STRAHLENSCHÄDEN
3.5 Offene Fragen
Die bisherigen Strahlenhärtestudien an MAPS untersuchten die Sensoren entweder nach Röntgenoder
Neutronenbestrahlung, um so den Einfluss von entweder Oberflächen- oder Volumenschäden
zu evaluieren.
Im Einsatz in einem Schwerionenexperiment werden die Sensoren allerdings einer kombinierten
Bestrahlung ausgesetzt sein, so dass die Sensoren gleichzeitig sowohl Oberflächen- als auch
Volumenschäden haben werden. Bislang wurde angenommen, dass sich die Ergebnisse der
separaten Strahlenhärtestudien auch auf diesen Fall übertragen lassen. Zwar sprechen einige
Argumente für diese Annahme, der experimentelle Nachweis für diese Hypothese wurde noch
nicht durchgeführt. Die experimentelle Prüfung der Hypothese war ein Ziel dieser Masterarbeit.
Die Ausheilung von Strahlenschäden ist in anderen Siliziumdetektoren ein etabliertes Verfahren.
Es werden erste Ansätze zur Ausheilung von Oberflächenschäden in MAPS in [AY07] und
[Dep02] beschrieben, systematische Ausheilstudien insbesondere mit dem Fokus auf Volumenschäden
wurden noch nicht durchgeführt. Die grundlegende Idee war, die Oberflächenschäden
in Anwesenheit von Volumenschäden auszuheilen. Dazu müssen die Volumenschäden ebenfalls
positiv ausheilen, stabil gegen die thermische Ausheilung sein oder wenigstens den Effekt der
positiven Ausheilung der Oberflächenschäden nicht überkompensieren. Ein negatives Ausheilen
darf nicht stattfinden, da dadurch die Strahlenschäden vergrößert werden würden. Um die Strategie
der thermischen Ausheilung auf ihre Tauglichkeit zu testen, wurden in dieser Masterarbeit
Röntgen-, Neutronen- und kombiniert bestrahlte MAPS experimentell auf ihr thermisches Ausheilverhalten
hin untersucht.

Kapitel 4
Methoden zur Strahlenhärteuntersuchung
Die Strahlenhärte wird mit einem Verfahren untersucht, das in diesem Kapitel vorgestellt wird.
Um die Leistungsdaten der MIMOSA-Sensoren zuverlässig zu bestimmen, wird eine umfangreiche
Ausleseelektronik (Abschnitt 4.1.1) benötigt. Da die Sensoren auch auf sichtbares Licht
reagieren, müssen sie in einer Dunkelkammer betrieben werden, deren Temperatur wegen
der Temperaturempfindlichkeit von Rauschen und Leckstrom kontrolliert wird. Die Strategien
zur Temperaturkontrolle werden in Abschnitt 4.1.2 vorgestellt. Strahlenhärteuntersuchungen
erfordern die Bestrahlung der Sensoren. Die näheren Umstände dazu werden in Abschnitt 4.2
dargestellt. Wie eine kombinierte Bestrahlung realisiert wurde, wird in Abschnitt 4.3 erläutert.
Daran anschließend werden im Abschnitt 4.4 die Observablen diskutiert, die aus dem Signal der
Sensoren extrahiert werden und anhand derer letztlich die Strahlenhärte und das Ausheilverhalten
der Sensoren beurteilt wird. Die Abschätzung der systematischen Unsicherheiten in der
Messung der Observablen wird in Abschnitt 4.5 ausgeführt.
Cooling support
Chip
Bonds
Device
testboard
Dark chamber
Power/
Control signals
Power Power
Auxiliary
board
Control signals
(digital)
flatcable
Detector signals
flatcable
(analog)
Voltage regulation Detector signals
(analog)
Imager
Board
Configuration
(digital)
USB cable
Detector signals
(digital)
Abbildung 4.1: Die verwendete Hardware zur Datenaufnahme.
33
Analysis
PC
Storage

34 KAPITEL 4. METHODEN ZUR STRAHLENHÄRTEUNTERSUCHUNG
4.1 Experimenteller Aufbau
4.1.1 Elektronik
Zur Messaufnahme wurde der am IPHC Straßburg entwickelte MAPS-Messstand im Technologielabor
des Institut für Kernphysik Frankfurt (IKF) verwendet. Die Messapparatur und
deren Funktion werden in Abbildung 4.1 schematisch veranschaulicht und in [C + 04] detailliert
beschrieben. Der den Sensor beinhaltende Chip wurde auf eine Testkarte (device testboard)
gebondet. Die Hauptaufgabe der Testkarte ist die Weiterleitung der Spannungen und Auslesesignale
sowie eine Rauschfilterung der Referenzspannungen. Zusätzlich ermöglichte die Testkarte
eine Handhabung, ohne den empfindlichen Chip zu berühren. Eine Hilfskarte (auxiliary board)
versorgte die Testkarte über ein Flachbandkabel mit den erforderlichen Spannungen und verband
sie weiterhin mit einer USB-Karte (imager board), welche als AD-Wandler und zur Erzeugung
der Kontrollsignale mit Hilfe eines FPGAs diente. Die USB-Karte konnte über eine Software
mit einem Standard-PC gesteuert werden. Mit dieser konnten die elektronischen Parameter der
Messung angepasst werden sowie die Datenspeicherung auf Festplatten durchgeführt werden.
Die anschließende Datenanalyse wurde mit Mathematica 5.1 durchgeführt.
4.1.2 Temperaturkontrolle
Die Testkarte konnte, durch ein Wärmeleitpad elektrisch isoliert, auf einen temperierten Metallblock
mit einer im Vergleich zur Testkarte und Chip großen Wärmekapazität aufgeschraubt
werden. Karte und Metallblock wurden in einer klimatisierten Dunkelkammer installiert, um
Lichteinfluss auf die Messung zu unterbinden. Die Temperatur in der Dunkelkammer wurde
mit einer Kühlvorrichtung kontrolliert. Ein Kühlsystem 1 ermöglichte es, eine Kühlflüssigkeit
auf eine Temperatur zwischen −75 ◦ C und +40 ◦ C einzustellen. Diese Kühlflüssigkeit wurde
in den Metallblock geleitet, der aufgrund seiner großen Wärmekapazität nur sehr langsam die
Kühlflüssigkeitstemperatur annahm. Entsprechend wurde die Kühlung des Chips verzögert.
Weiterhin erwärmte sich der Chip aufgrund seiner Leistungsaufnahme selbst. Diese Erwärmung
wird entsprechend ebenfalls gekühlt, so dass sich ein Gleichgewicht einstellt, welches reproduziert
werden muss. Aus diesem Grund wurden drei unterschiedliche Kühlprozeduren entwickelt.
So kann erstens bei jeder Messung gewartet werden, bis die Temperatur des Metallblocks
innerhalb von ±2 K mit der gewünschten Temperatur übereinstimmt. Dann wird die Messung
begonnen und Anfangs- und Endtemperatur der Messung notiert. Die genaue Kühlzeit wird
nicht berücksichtigt. Dies hat den Nachteil, dass die gemessene Temperatur unkontrolliert von
der eigentlichen Chiptemperatur abweicht, so dass die Temperaturmessung mit einer großen
Unsicherheit behaftet wird.
1 Nähere Informationen zum Kühlsystem Huber können [Sys10] entnommen werden.

4.2. BESTRAHLUNGEN 35
Alternativ kann zweitens die Hysterese der Kühlvorrichtung ausgenutzt werden. Dazu wird
von der Ausgangstemperatur ausgegangen zuerst auf eine höhere Temperatur innerhalb einer
festgelegten Zeitdauer t1 geheizt und dann innerhalb einer festgelegten Zeitdauer t2 auf die
gewünschte Temperatur gekühlt.
Damit ist zwar noch nicht die genaue Temperatur des Chips bekannt, aber die Temperatur
ist besser reproduzierbar, wenn jeweils die gleichen Zeiträume für das Heizen und Kühlen
gewählt werden. Für die weiteren Auswertungen wird anschließend die Kühlmitteltemperatur
als Temperatur angenommen.
Da die zweite Prozedur mit einem sehr großem Aufwand verbunden ist und die Messungen der
Ausheilstudien nur bei T = +20 ◦ C durchgeführt wurden und somit eine geringere Kühlleistung
erfordern, wurde eine gegenüber der zweiten Prozedur vereinfachte dritte Variante entwickelt.
In dieser wird t1 = 20 min gewartet, bis der Chip die Kühltemperatur möglichst gut annimmt.
Dann wird eine Messung ohne Quelle aufgenommen, die t2 = (9±1) min dauert. Daran schließt
sich eine Messung mit Quelle an, die t3 = (18 ± 1) min lang ist. Anschließend folgt eine weitere
Messung ohne Quelle von ebenfalls t4 = (9 ± 1) min, die redundant mit der ersten ist, aber ein
etwas anderes Temperaturprofil hat. Der Unterschied zwischen der ersten und dritten Messung
kann zur Abschätzung des Einflusses der Temperaturschwankungen auf die Observablen hinzugezogen
werden.
Bei allen Kühlstrategien wurde darauf geachtet, dass die Chips während der Kühlprozedur in
Betrieb waren, damit sich das Temperaturgleichgewicht durch die Inbetriebnahme des Chips
nicht mehr ändert. Die in dieser Arbeit ebenfalls zur Auswertung herangezogenen Messungen
wurden im Rahmen der Arbeiten von [Ott10], [Dom09] und [Büd08] nach der ersten Prozedur
aufgenommen, während die Messungen in dieser Arbeit bei T = −20 ◦ C sowie die Messungen
von MIMOSA-15 nach der zweiten und die Messungen bei T = +20 ◦ C nach der dritten Prozedur
durchgeführt wurden. Die sich daraus resultierende Probleme in der Vergleichbarkeit von
Ergebnissen werden in den jeweiligen Abschnitten diskutiert.
4.2 Bestrahlungen
Im Rahmen dieser Arbeit wurden MAPS mit ionisierender und nicht-ionisierender Strahlung
bestrahlt. Zur Untersuchung von Strahlenschäden nach nicht-ionisierender Bestrahlung wurden
Bestrahlungen mit schnellen Neutronen durchgeführt, Strahlenschäden durch ionisierende
Bestrahlung wurden durch Bestrahlung mit Röntgenlicht erzeugt. Die Bestrahlung mit schnellen
Neutronen wird im Abschnitt 4.2.1, die Bestrahlung mit Röntgenstrahlung im Abschnitt 4.2.2
vorgestellt.

ARTICLE IN PRESS
on rates per atom
s/atom s) Error (%)
5.3
5.6
5.4
5.5
7.8
10.3
6.2
6.6
5.3
5.2
5.1
6.5
5.5
6.9
5.3
5.8
12.7
16.9
7.1
7.2
iate and thermal
were considered.
listed in standard
36 KAPITEL 4. METHODEN ZUR STRAHLENHÄRTEUNTERSUCHUNG
clear Instruments and Methods in Physics Research A 593 (2008) 466–471
Fig. 5. Circles: neutron spectrum of MEDAPP with standard filter set (1 cm B4C epoxy and 3.5 cm lead), based on results of the modified MCNP simulations
(Section 2.1) and adjusted via an equalisation calculation with the measured data
from multiple foil activation (Section 3.1). Results of the transmission calculation
(Section 2.2, solid line) and the analytical fit (Section 2.3, dashed line) are shown
for comparison.
Abbildung 4.2: Das Neutronenspektrum, entnommen aus [BWRP08]. Die Bestrahlung wird mit
dem in [BWRP08] definierten Standardfilterset durchgeführt, um hauptsächlich mit schnellen
Neutronen zu bestrahlen.
detector count.
tributed by the
40 keV 103m and large uncertainties in cross-sections, errors become large
above 5 MeV.
As expected, the spectrum resulting from the transmission
calculation was very similar to the one obtained from MCNP
but exhibiting a more pronounced structure, although it lacked
the small thermal peak. Cell-flagged MCNP calculations showed
that thermal neutrons originate from moderation processes in
the collimator and can therefore not be seen in transmission
calculations.
The mean energy was determined to be 1.9(1) MeV, slightly
lower than a pure
Rh
235 U fission spectrum (2 MeV). The kerma
weighted mean energy is 2.7(2) MeV, the median energy is
1.5(1) MeV.
Simulation and measurements are consistent within
their error margins. The spectrum is shaped as expected
from simple considerations regarding materials and geometry.
This can also be seen in the analytical fit as described in
Section 2.3. After filtering, the best analytical expression for the
spectrum is
fðEÞ ¼1:24 10 20 4.2.1 Neutronenbestrahlung
per atom for thermal
s/atom s) Error Strahlenschäden (%) aus nicht-ionisierender Bestrahlung wurden durch eine Bestrahlung am FRM (II)
in München mit hauptsächlich schnellen Neutronen einer Energie von maximal 10 MeV erzeugt.
12.5Abbildung
4.2 zeigt das Spektrum. Neutronen niedrigerer Energien wurden durch Absorber
5.7herausgefiltert.
Der Neutronenfluss wurde auf Neutronen einer Energie von 1 MeV umgerechnet.
6.8Nach
[BWRP08] erreicht der Neutronenfluss am FRM (II) eine Rate von 3,2(2) · 10
5.5
6.1
5.2
5.2
E=25
Ee
9
10 8 neq
s cm2 . Damit
ergibt sich aus der Bestrahlungszeit nach Tabelle 4.1 die im folgenden Kapitel verwendeten
Bestrahlungsdosen im Bereich von 0,3 bis 1,95 · 1013 neq
cm2 . Die ionisierende Strahlendosis des
dem Neutronenfluss unterliegenden Gammahintergrundes wurde in der Größenordnung von
≈ 100 kRad/1013 neq
cm2 angegeben und ionisierende Strahlenschäden daraus dadurch unterdrückt,
dass die Sensoren nicht gebondet wurden. Die Genauigkeit der Dosimetrie wird mit 10 %
angegeben.
þ 5:88 10 6 e 4:5 10 3 = ffiffi E
p
E 0:88
þ 1:34 10 8 e E sinh ffiffiffiffiffiffi
2E
p . (17)

4.3. REIHENFOLGE DER KOMBINIERTEN BESTRAHLUNG 37
Bestrahlungszeit [h] Dosis [10 13 neq
cm 2 ]
2,6 0,3
5,2 0,6
11,3 1,3
16,9 1,95
Tabelle 4.1: Bestrahlung mit schnellen Neutronen: Bestrahlungszeit und die sich daraus ergebenen
Bestrahlungsdosen.
Vorherige Spotradius Dosisrate
Bestrahlungs- Zeitdauer bis
kRad
Neutrondosis [ mm]
h dauer zur ersten Messung
unbestrahlt 11 419 28 Min 37 Sek 3 h 21 Min
1,3 · 1013 neq
cm2 11 419 28 Min 37 Sek 3 h 41 Min
Tabelle 4.2: Bestrahlungsbedingungen der Röntgenbestrahlung.
4.2.2 Röntgenbestrahlung
Die zwei für diese Arbeit vorgenommenen Bestrahlungen von MAPS mit Röntgenstrahlung
wurden mit Hilfe der kalibrierten Röntgenröhre am KIT in Karlsruhe durchgeführt. Die Röntgenröhre
lieferte einen Strahlstrom von 33 mA bei einer angelegten Spannung von 60 kV. Der
Spotradius betrug circa 11 mm, der Abstand zur Quelle 21 cm, womit sich nach [BR09] eine
Dosisrate von 419 kRad
h ergibt. Die gewünschte Dosis von 200 kRad wurde damit nach 28 Minuten
und 37 Sekunden erreicht. Die Bestrahlungen wurden bei Raumtemperatur durchgeführt.
Die Dosimetrie wurde vom Personal des Instituts angegeben und hat eine Genauigkeit von 15 %.
Die Tabelle 4.2 fasst die Bestrahlungsbedingungen der zweiten Bestrahlung im Januar 2010
zusammen. Die Analyse der kombinierten Bestrahlung in Abschnitt 5.1 beruht auf Messungen
von Sensoren der ersten Bestrahlungsserie, die Ausheilstudien in Abschnitt 5.2 werden nach der
zweiten Röntgenbestrahlung durchgeführt.
4.3 Reihenfolge der kombinierten Bestrahlung
Bisher wurde zwischen ionisierender und nicht-ionisierender Strahlung unterschieden. Dies
bietet sich aus zwei Gründen an. Zum einen sind die hervorgerufenen Strahlenschäden grundverschieden,
zum anderen lassen sich beide Bestrahlungen experimentell getrennt durchführen.
Zur Erzeugung von ionisierenden Strahlenschäden werden auf der einen Seite die Sensoren
mit Röntgenphotonen bestrahlt. Diese besitzen einen zu niedrigen Impuls, um ein Atom aus
dem Gitter zu schlagen. Reine Röntgenbestrahlung verursacht damit keine nicht-ionisierenden
Strahlenschäden. Sie ruft demzufolge nur ionisierende Strahlenschäden hervor. Auf der anderen
Seite ist die Wechselwirkungswahrscheinlichkeit von Neutronen mit der Elektronenwolke der
Gitteratome vernachlässigbar. Ionisierende Strahlenschäden durch die Neutronenbestrahlung

38 KAPITEL 4. METHODEN ZUR STRAHLENHÄRTEUNTERSUCHUNG
überlagernde Gammastrahlung lassen sich durch eine Bestrahlung ohne Anlegen einer Spannung
unterdrücken. Die Strahlenschäden sind folglich hauptsächlich nicht-ionisierend.
Eine kombinierte Bestrahlung wird durch sequentielle Bestrahlung durch zunächst Neutronen
und nachfolgend Röntgenphotonen erreicht. Zwischen den Bestrahlungsvorgängen können Zeitspannen
von Tagen bis zu Jahren liegen. Dies hat den Vorteil, dass der nicht-ionisierende Anteil
bereits vor der Röntgenbestrahlung studiert werden kann und damit Vergleiche vor und nach der
einzelnen Bestrahlung durchgeführt werden können. Die ebenfalls denkbare Reihenfolge erst
Röntgen- und dann Neutronenbestrahlung ist aus zwei praktischen Gründen nicht möglich, da
die Chips zur Neutronenbestrahlung aufgrund der nicht möglichen Abschirmung der Ausleseelektronik
ungebondet sind. Außerdem sind die Sensoren während der Röntgenbestrahlung mit
den Betriebsspannungen zu versorgen, welches gebondete Chips erfordert (siehe Abschnitt 3.1).
4.4 Observablen
Die im Kapitel 3 diskutierte mikroskopische Defektstruktur kann mit dem verwendeten Messaufbau
nicht direkt untersucht werden. Deshalb kann sich diese Strahlenhärtestudie nur darauf
beschränken, aus den makroskopischen Observablen Rückschlüsse auf die mikroskopische
Struktur der durch Strahlenschäden induzierten Defekte zu ziehen. Dazu wird im Folgenden
die in den Arbeiten [Dev07], [AY07], [Doe08] und [Büd08] entwickelte Messprozedur zur
Untersuchung von Strahlenschäden an MAPS vorgestellt. Der eigentliche Messablauf teilt sich
in drei Schritte. Erstens wird eine Referenzmessung möglichst mit einem noch unbehandelten,
das heißt weder bestrahlten noch ausgeheilten, Chip durchgeführt. Zweitens wird der Chip
behandelt bzw. ein zur Referenz baugleicher Chip bestrahlt. Drittens wird die Messung unter
möglichst guter Reproduktion der Versuchsbedingungen der Referenzmessung am behandelten
Chip wiederholt und die verbleibende Leistungsfähigkeit des Sensors nach der Behandlung
abgeschätzt. Der Vergleich mit der Referenzmessung sowie eine Analyse der verschiedenen
Observablen helfen darüber hinaus, besonders strahlenempfindliche Komponenten des Sensors
zu identifizieren. Ziel ist letztlich, die Änderung dieser nach der Behandlung mit Strahlung oder
Ausheilung möglichst umfassend zu verstehen.
Insgesamt können vier Hauptobservablen aus dem Auslesesignal des Sensors extrahiert werden.
Abbildung 4.3 zeigt ein typisches Auslesesignal bzw. Signal nach Anwendung von CDS.
Wie bereits in Abschnitt 2.2.1 ausgeführt, ist der Signalverlauf im Wesentlichen durch Leckstrom
(Abschnitt 4.4.1) und durch Rauschen (Abschnitt 4.4.2) bestimmt. Peaks sind als Signalladung
(Abschnitt 4.4.3), aber auch unter Umständen als Fehltreffer (siehe [Doe08]) zu interpretieren.
In den folgenden Unterabschnitten werden die Observablen im Detail vorgestellt. Dazu wird
zuerst die Berechnung der jeweiligen Observable aus dem Auslesesignal ausgeführt.

4.4. OBSERVABLEN 39
CDS signal [ADC]
700
600
500
400
300
200
Standard deviation: Noise
100
0 200 400 600 800 1000
Epitaxial layer hit
(seed pixel)
Time [s]
Diode hit
Fake hit?
Mean: Pedestal/Leakage current
2
0
0
0 5000 10000 15000 20000
Time [frames]
Epitaxial layer hit
(cluster pixel)
Abbildung 4.3: Auslesesignal eines Pixel mit in verschiedenen Regionen des Sensors registrierten
Treffer einer radioaktiven Cd-109-Quelle. Die Signale könnten auch Fehltreffer sein [Doe08].
Der Leckstrom und das Rauschen werden als Mittelwert beziehungsweise Standardabweichung
über einen Abschnitt ohne Treffer ermittelt.
24
22
20
18
16
14
12
10
8
6
4
CDS signal [keV]

40 KAPITEL 4. METHODEN ZUR STRAHLENHÄRTEUNTERSUCHUNG
Entries in histogram
(1bin=0,1fA)
300
250
200
150
100
50
0
rising
Median
falling
127,2
120 132,5
138,5 140 160 180 200
Pedestal/Leakage current [fA]
Abbildung 4.4: Verteilung des über die Zeit gemittelten Leckstroms aller Pixel (graue Fläche).
Der Median wird als rotes Quadrat sowie die beiden Breiten als blauer Kreis eingezeichnet.
4.4.1 Leckstrom
Wird zwischen zweier aufeinander folgender Auslesezyklen keine Signalladung eines einschlagenden
Teilchens durch die Diode gesammelt, entspricht das dem aus dem CDS resultierende
Signal gerade dem Leckstrom der Diode (vergleiche Abbildung 2.4). Abbildung 4.3 zeigt die
zeitliche Abfolge von Signalen nach CDS und mit aufgelegter Quelle. Es fluktuiert um ein
arithmetisches Mittel. Der Leckstrom Ileakage Pixel j eines beliebigen Pixel j wird zeitlich gemittelt.
Ileakage Pixel j = g
tint · n
n
∑ CDSPixel j
i=1
(ti) (4.1)
CDSPixel j (ti) bezeichnet das Signal nach CDS des Pixel j zur Zeit ti. ti läuft vom Beginn der
ersten Messung zum Zeitpunkt t1 bis zum Ende der n-ten Messung zum Zeitpunkt tn. g bezeichnet
die aus dem Kalibrationspeak ermittelte Verstärkung sowie tint die Integrationszeit, in der
der Leckstrom angesammelt wird.
Der Leckstrom aller Pixel eines Sensors ist in der Regel asymmetrisch verteilt mit starken
Ausreißern zu hohen Werten (siehe Abbildung 4.4). Deshalb scheint die Beschreibung der

4.4. OBSERVABLEN 41
Entries in histogram
(1bin=0,05e)
500
400
300
200
100
0
rising
Median
falling
55
60,5 63,6
60 61,9 65
Noise [e]
70 75 80
Abbildung 4.5: Verteilung des über die Zeit gemittelten Rauschens aller Pixel (graue Fläche).
Der Median wird als rotes Quadrat sowie die beiden Breiten als blauer Kreis eingezeichnet.
Verteilung durch Mittelwert und Standardabweichung nicht angemessen. Stattdessen wird der
Median der Verteilung bestimmt [Büd08]. Der statistische Fehler der Leckstrommessung ist
vernachlässigbar klein. Wichtiger ist hingegen die Breite der Leckstromverteilung, die aus die
aus Toleranzen während der Herstellung resultiert.
Der Median repräsentiert damit als Mittelwert den durchschnittlichen Leckstrom aller Pixel,
während die Fehlerbalken die Breite der Herstellungstoleranz der Pixel im Hinblick auf den
Leckstrom darstellen.
4.4.2 Rauschen
Wie bereits in Abschnitt 2.2.1 ausgeführt und in Abbildung 4.3 an einem Beispiel gezeigt,
schwankt das Signal nach Anwendung von CDS um einen Mittelwert, der mit dem Leckstrom
dieses Pixel identifiziert werden kann. Die Varianz der Fluktuationen ist ein Maß für das Rauschen
des Pixel.
Das Rauschen eines Chips wird in drei Schritten bestimmt. Erstens wird für jedes einzelne

42 KAPITEL 4. METHODEN ZUR STRAHLENHÄRTEUNTERSUCHUNG
Pixel das Auslesesignal nach der Zeit aufgetragen und die Standardabweichung dieses Signals
bestimmt. Hierdurch wird das Rauschen des individuellen Pixel berechnet. Nachfolgend wird
zweitens das Rauschen aller Pixel in einem Histogramm aufgetragen. Es ergibt sich eine asymmetrische
Verteilung, deren Mittelwert das durchschnittliche Rauschen aller Pixel repräsentiert,
während die Breite die Herstellungstoleranz der Pixel im Hinblick auf das Rauschen darstellt.
Die Eigenschaften dieser Verteilung werden drittens in dem Plot 4.5 wie folgt dargestellt: Der
mittlere Datenpunkt repräsentiert den Median der Verteilung. Die Fehlerbalken werden so
gewählt, dass jeweils 17% der Pixel ein Rauschen oberhalb oder unterhalb der Fehlerbalken
haben. Die Fehlerbalken charakterisieren damit die Breite der Verteilung.
Die Quellen dieser Fluktuationen werden in [Dep02] ausgeführt. An dieser Stelle wird nur das
Rauschen des Sensors und der Elektronik eingeführt. Ersteres wird in einem Sensor hauptsächlich
aufgrund der Ladungsquantelung des Leckstromes verursacht. Der Leckstrom beträgt
wenige Vielfache der Elementarladung, so dass dieser entsprechend fluktuiert und damit das
Schrotrauschen hervorruft. Letzteres wird durch Fluktuationen in der Auslesekette hervorgerufen.
Betrifft dieses Rauschen die Pixel einer ganzen Zeile, kann das Rauschen als gemeinsame
Rauschquelle (common mode noise) berechnet und anschließend aus dem Datenstrom gefiltert
werden.
4.4.3 Ladungssammlungseffizienz
Die Wahrscheinlichkeit, dass ein in der Epitaxieschicht diffundierendes Elektron gesammelt
wird, wird Ladungssammlungseffizienz εCCE (Charge Collection Efficiency) genannt. Ein den
Sensor durchquerendes minimal ionisierendes Teilchen erzeugt Elektron/Lochpaare. Diese diffundieren
durch die Epitaxieschicht und je nach Ladungssammlungseffizienz wird ein mehr oder
weniger großer Anteil der erzeugten Ladungsträger die Diode erreichen und damit gesammelt.
Der Signalladungsanteil eines Pixel hängt darüber hinaus von seiner Position relativ zum Einschlagsort
ab, was in verschiedenen Signalgrößen resultiert (Abbildung 4.3). Ein direkter Treffer
eines Röntgenphotons in der Diode erzeugt das größte Signal, alle Signalladungen werden in
einer Diode gesammelt und die benachbarten Dioden enthalten keine Signalladung. Bei einem
Treffer in der Epitaxieschicht sammelt die nächstgelegene Diode die meisten Signalladungen,
die restlichen Signalladungen verteilen sich auf die benachbarten Pixel, die ein entsprechend
kleineres Signal aufweisen. Bei bekannter Ladungssammlungseffizienz εCCE lässt sich aus dem
Summensignal der gesammelten Elektronen Ne aller benachbarter Pixel mit der bekannten
mittleren Energie zur Erzeugung eines Elektron/Lochpaares in Silizium von EA = 3,6 eV die
im Sensor deponierte Energie Ep rekonstruieren.
Ep = Ne · EA
εCCE
(4.2)
Die Ladungssammlungseffienzmessung unter Verwendung einer radioaktiven Quelle dreht
dieses Messprinzip um. Die Energie des absorbierten Teilchens, in diesem Fall ein Photon, ist
für eine gegebene Quelle bekannt. Die Verstärkung der Auslesekette g wird aus der Kalibrierung

4.4. OBSERVABLEN 43
Entries in histogram
(1 bin = 1 ADC)
500
400
300
200
100
Large (collection) peak
25 cluster pixel
1 cluster pixel
4 cluster pixel
0
0 25 50 75 100 125 150 175 200 225
Charge collected [ADC]
Small (calibration) peak
Abbildung 4.6: Ladungsspektrum eines Fe-55-Strahlers bei drei verschiedenen Clustergrößen:
1 (rote durchgehende Linie), 4 (blaue gestrichene Linie) und 25 (schwarze Fläche) Pixel. Der
große Peak wandert mit größerer Clustergröße zu höherer gesammelter Ladung. Der kleine
Kalibrationspeak bei einem Wert von 160 Kanälen gibt, wie im Abschnitt 4.4.4 ausgeführt, die
maximal sammelbare Ladung an.
in Abschnitt 4.4.4 berechnet. Damit lässt sich die Ladungssammlungseffizienz εCCE aus der
Zahl der gemessenen Signalladungen S berechnen.
g · S · EA
εCCE =
Ep
(4.3)
Die Verstärkung übersetzt die gemessene Zahl der Signalladungen in ADC-Einheiten in eine
Anzahl von Elektronen.
Ne = g · S (4.4)
Nach der Bestimmung der Ladung des Hauptpixel (seed pixel) kann die Ladung der benachbarten
Pixel ebenfalls rekonstruiert werden und zu einem Cluster um das Hauptpixel zusammengefasst
werden. Abbildung 4.6 zeigt drei Summenladungsspektren der gleichen Messung
für verschiedene Clustergrößen. Die großen breiten Peak ähnlichen Strukturen kommen von

44 KAPITEL 4. METHODEN ZUR STRAHLENHÄRTEUNTERSUCHUNG
Entries in histogram
(1 bin = 1 ADC)
500
400
300
200
100
Epitaxial hit
Collection peak
4 cluster pixel
1 cluster pixel
0
0 25 50 75 100 125 150 175 200 225
Charge collected [ADC]
Diode hit
Calibration peak
Abbildung 4.7: Ladungsspektrum eines Fe-55-Strahlers mit einer Clustergröße von 1 (rote
Linie) und 4 (schwarze Fläche) Pixel.
in der Epitaxieschicht gesammelten Signalladungen. Je größer ein Cluster ist, desto mehr Signalelektronen
können einem Treffer zugeordnet werden. Das Maximum wandert zu höheren
Signalhöhen und die Breite der Struktur nimmt ab. Bei Auslese der 25 Pixel um einen Treffer
werden nahezu alle Signalelektronen gesammelt und die Struktur überlappt mit der maximal
nachweisbaren Ladung. Unvollständige Ladungssammlung aufgrund der Nichtberücksichtigung
von Pixeln, die Ladung gesammelt haben, führt zu erhöhten Fluktuationen, wie aus der Zunahme
der Breite mit abnehmenden Mittelwert zu sehen ist. Als Schlussfolgerung hängt die
Ladungssammlungseffizienz von der Zahl der Pixel ab, die einem Cluster zugeordnet werden.
Deshalb ist es erforderlich, die Größe des Clusters eindeutig festzulegen. Aus Gründen der
Vergleichbarkeit mit [Dev07] wird eine Clustergröße von vier Pixel zugrunde gelegt.
Der Sammelpeak (collection peak) ist der größte Peak im Ladungsspektrum mit einer Clustergröße
von vier Pixel (Abbildung 4.7 schwarze Fläche). Die Position des Sammelpeaks ergibt
sich aus der Anzahl der in der Epitaxieschicht generierten und von vier Dioden gesammelten
Elektronen. Die Ladungssammlungseffizienz ist nach der Konvention aus [Dev07] das Verhält-

4.4. OBSERVABLEN 45
nis der Anzahl von den vier Dioden gesammelten Elektronen zu der in der Epitaxieschicht
generierten Elektronen.
4.4.4 Verstärkung
Die Verstärkung kann dadurch bestimmt werden, dass in bestimmten Fällen ein Photon ohne
Wechselwirkung in der Epitaxieschicht direkt die verarmte Zone der Diode trifft und dort die
Signalladung in einem einzigen Pixel freisetzt. Dies erlaubt die Kalibration der Auslesekette
unter Ausschluss der Epitaxieschicht und damit die Ermittlung der Verstärkung. Treffer in oder
nahe der Diode führen zu einem kleineren, dafür aber sehr schmalen Peak (Abbildung 4.7 rote
Linie), da die Ladungssammlungseffizienz von 100 % nahe der Diode schnell abfällt und es
deshalb im Verhältnis nur kleine Bereiche mit einer hohen Ladungssammlungseffizienz nahe
100% gibt. Der Peak ist der schon vorher angesprochene Kalibrationspeak (calibration peak).
Der Kalibrationspeak ist auch in den Spektren mit größerer Clustergröße sichtbar und wird
dort zu leicht höheren Signalhöhen verschoben. Zwar enthalten die Nachbarpixel bei einem
direkten Diodentreffer keine Signalladung, die Addition benachbarter Pixel mit den jeweils
nächstniedrigeren Signalen führt jedoch dazu, dass das Rauschen von Pixel mit einem im Vergleich
zu den Nachbarpixel höherem Rauschen zur Signalladung dazugezählt wird. Dies führt
zur in Abbildung 4.6 beobachteten leichten Verschiebung des Peaks zu höheren Signalhöhen.
Weiterhin kann der Kalibrationspeak bei höherer Clustergröße wie zum Beispiel in Abbildung
4.6 nicht mehr so gut vom Sammelpeak separiert werden. Deshalb wird die Ladungssammlungseffizienz
anhand des Kalibrationspeaks bei einer Clustergröße von einem Pixel und aus dem
Sammelpeak bei einer Clustergröße von vier Pixel bestimmt. Der Untergrund wird jeweils mit
einer Exponentialfunktion angepasst [Dev03], [AY07].
Der Kalibrationspeak wird für einen unbestrahlten Sensor bei T = −20 ◦ C bestimmt und diese
Kalibrierung für alle weiteren Messungen angenommen. Diese Annahme ist jedoch nicht für
Sensoren nach Röntgenbestrahlung geeignet, weshalb für diesen Fall ein anderes Verfahren
verwendet wird (siehe Abschnitt 5.2.2).
Die Bestimmung der Ladungssammlungseffizienz sollte unabhängig von der Photonenenergie
der verwendeten radioaktiven Quelle sein. In dieser Arbeit werden allerdings auch Versuchsbedingungen
identifiziert, in denen diese Annahme nicht mehr erfüllt ist. Bei der Interpretation
dieser Ergebnisse wird die Kenntnis der beiden verwendeten Strahler Fe-55 und Cd-109 vorausgesetzt.
Eine detaillierte Diskussion zum Ladungsspektrum mit einem Fokus auf die Unterschiede
zwischen den verwendeten Fe-55-Strahler und Cd-109-Strahler wurde durchgeführt, wird
aber nicht im Rahmen dieser Arbeit vorgestellt.

46 KAPITEL 4. METHODEN ZUR STRAHLENHÄRTEUNTERSUCHUNG
4.4.5 Zusammenfassung
In diesem Abschnitt wurde die Extraktion der relevanten Observablen aus dem Primärsignal
beschrieben und die Observablen anhand von Vergleichen charakterisiert. Der Leckstrom wird
als Mittelwert des Auslesesignals identifiziert. Das Rauschen wird als Standardabweichung des
Auslesesignals erkannt. Die Ladungssammlungseffizienz gibt die Wahrscheinlichkeit an, mit
der ein in der Epitaxieschicht generiertes Elektron gesammelt wird. Kalibriert werden kann
die Ladungssammlungseffizienz mit direkten Diodentreffern, für die erfahrungsgemäß eine
Ladungssammlungseffizienz von 100 % erreicht wird.
4.5 Abschätzung der systematischen Unsicherheiten
Bevor Messungen zur Strahlenhärte und Ausheilverhalten durchgeführt werden können, ist es
erforderlich, die Verlässlichkeit der Messungen zu testen und damit die systematischen Unsicherheiten
der Messapparatur abzuschätzen.
4.5.1 Unsicherheiten in der Temperaturkontrolle
Die exakte Kontrolle der Temperatur war eine der großen experimentellen Herausforderungen.
Erstens konnte die Temperatur des Sensors nicht direkt gemessen werden, zweitens ließ sich
diese Temperatur durch die Kühlung nur indirekt kontrollieren. Aus diesem Grund wurden in
Abschnitt 4.1.2 Strategien beschrieben, um die Temperatur möglichst gut kontrollieren und
reproduzieren zu können.
Um abschätzen zu können, wie gut die Temperatur kontrolliert werden kann, wurde der
Leckstrom eines unbestrahlten MIMOSA-19 im Temperaturbereich von T = −56 ◦C bis
T = +30 ◦C gemessen (Abbildung 4.8). Der gemessene Leckstrom steigt darin über drei Größenordnungen
von (6,9 ± 0,1) aA auf (2,52 ± 0,02) fA. Um die Unsicherheit dieser Messung
abzuschätzen, wird der Temperaturverlauf mit dem theoretisch zu erwartenden Temperaturverlauf
verglichen (Abbildung 4.8).
Für den Leckstrom einer Diode gilt nach [Mol99]:
I(T ) = I(TR) · T
Eg 1
exp −
TR 2kB TR
1
(4.5)
T
TR = 293K (= + 20 ◦ C) ist eine Referenztemperatur und Eg = 1,12 eV bezeichnet die Energie
der Siliziumbandlücke. Die gemessene Temperatur T wird in der Einheit Kelvin eingesetzt.
Die Abweichung der Messreihe vom theoretischen Verlauf für niedrige Temperaturen wird
als Hinweis auf eine unzureichende Temperaturkontrolle gewertet. Eine mögliche Ursache
für dieses Verhalten ist die mit größerer Temperaturdifferenz zur Raumtemperatur sinkende
Kühlleistung des Kühlsystems. Entsprechend wird die Temperatur bei sehr hohen oder sehr

4.5. ABSCHÄTZUNG DER SYSTEMATISCHEN UNSICHERHEITEN 47
Leakage current [fA]
1
0,1
0,01
1E-3
1E-4
Reference temperature T R =20°C
-60 -40 -20 0 20 40
Temperature [°C]
Measured leakage current
Calculated leakage current
Abbildung 4.8: Vergleich des mit Gleichung 4.5 berechneten Leckstromes (rote Kreise) mit
dem gemessenen Leckstrom (schwarze Quadrate).

48 KAPITEL 4. METHODEN ZUR STRAHLENHÄRTEUNTERSUCHUNG
niedrigen Temperaturen systematisch überschätzt. Ein weiterer möglicher Grund könnte in der
durch Defekte katalysierten Anregung von Elektronen liegen, die gerade bei niedrigen Temperaturen
dominieren können, wenn die kinetische Energie der Elektronen nicht mehr ausreicht, die
Bandlücke direkt zu überwinden.
Weiterhin ist der Leckstrom bei niedrigen Temperaturen so klein, dass er nur wenige Elektronen
pro Auslesezyklus entspricht. Deshalb wird die Aussagekraft einer Leckstrommessung bei sehr
tiefen Temperaturen eingeschränkt.
Bei Temperaturen ab T > −15 ◦ C wird der Leckstrom über zwei Größenordnungen durch die
Parametrisierung relativ gut beschrieben. Beide Graphen weisen die gleiche Steigung auf. Dies
deutet darauf hin, dass sich die Temperatur des Sensors und die Temperatur des Kühlsupports in
guter Näherung linear zueinander verhält. Würde die Temperatur am Kühlsupport stärker sinken
als die Temperatur des Sensors, würde dies in einer von der Parametrisierung abweichenden
Steigung sichtbar werden.
Die nur ungefähr bekannte absolute Temperatur erschwert das Vergleichen von Leckstrommessungen,
die mit verschiedenen Kühlprotokollen aufgenommen wurden. Dies zeigt bereits eine
einfache Abschätzung mit Gleichung 4.5. Eine optimistische Abschätzung der Temperaturunsicherheit
von ±4 K bei 20 ◦ C resultiert in einer Unsicherheit im Leckstrom von 50%.
Experimentell wurde dies für die Standard-3T-Pixel eines mit 2·10 12 neq
cm 2 bestrahlten MIMOSA-15
untersucht. Dazu wurde der Leckstrom bei T = +23 ◦ C insgesamt 80mal aufgenommen. Die
Temperatur wurde nach der zweiten Strategie kontrolliert (Abschnitt 4.1.2). Die Sensoren wurden
vor der Messung bei T = +23 ◦ C sowohl auf T = +40 ◦ C geheizt, als auch auf T = 0 ◦ C
gekühlt, um systematische Abweichungen in der Temperaturkontrolle zu testen. Der daraus
ermittelte Fehler stellt eine Obergrenze dar für den Fall, dass das Kühlprotokoll nicht genau
definiert ist. Eine Mittelung über diese 80 Messungen ergab einen Leckstrom von (43 ± 6) fA.
Dies entspricht einer Unsicherheit von 15%.
Werden die Messungen dagegen unter strenger Einhaltung des Kühlprotokolls durchgeführt,
lässt sich diese Unsicherheit deutlich verkleinern. Allerdings lassen sich diese dann wiederum
nur mit der größeren Unsicherheit mit anderen Messungen vergleichen.
Um die bestmögliche Reproduzierbarkeit des Leckstromes und damit der Temperatur zu demonstrieren,
wurden zwölf Leckstrommessungen mit MIMOSA-15 in kurzem zeitlichen Abstand
durchgeführt, um auch eventuelle Ausheileffekte auszuschließen. Es wurde ein über alle zwölf
Messungen gemittelter Leckstrom von (51,5±0,4) fA gemessen. Die unter diesen Bedingungen
ermittelte Unsicherheit beträgt < 1%.
Eine weitere Obergrenze für die systematischen Fehler ergibt sich aus der Ausheilstudie, die in
Abschnitt 5.2.1 ausgeführt werden wird. In dieser wird festgestellt werden, dass Ausheilungseffekte
bei mit Neutronen bestrahlten Sensoren nach einem Jahr bei Raumtemperatur und bei
einer Messtemperatur von −20 ◦ C in der gleichen Größenordnung sind wie die systematische
Unsicherheit.

4.5. ABSCHÄTZUNG DER SYSTEMATISCHEN UNSICHERHEITEN 49
Temperatur Observable Fehler [%]
[ ◦C] MIMOSA-18 MIMOSA-19
CCE 7,14 4,75
Sammelpeak 9,09 5,62
-20 Kalibrationspeak 1,29 0,66
Leckstrom 76,67
Rauschen 5,29 1,65
+20
Leckstrom
Rauschen
3,96
10,03
Tabelle 4.3: Fehlerangabe zu den verschiedenen Observablen, jeweils aufgeschlüsselt nach
MIMOSA-18 und MIMOSA-19. Die Fehlerangaben bei T = −20 ◦ C beinhalten zusätzlich die
Unsicherheiten aufgrund unterschiedlicher Wafer.
Unter der Annahme, dass die Ausheilung nicht signifikant ist, kann der Ausheileffekt als systematischer
Fehler interpretiert werden und zur systematischen Unsicherheit hinzugezählt werden.
Damit lässt sich die durch die Ausheilmessungen aufgenommene große Menge an redundanten
Datenpunkte nutzen, um eine weitere Fehlerabschätzung durchzuführen. Die so bestimmte
Unsicherheit stellt wiederum nur eine Obergrenze dar.
Tabelle 4.3 zeigt die Standardabweichung der Observablen jeweils für MIMOSA-18 und
MIMOSA-19. Die so ermittelten Fehler liegen in der gleichen Größenordnung wie die mit anderen
Methoden berechneten Fehler. Einzig der Fehler der Leckstrommessung bei T = −20 ◦ C ist
mit 76,67 % sehr groß. Der Grund ist die Messung von nur wenigen Elektronen Leckstrom bei
der niedrigen Temperatur und daraus resultierend große Fluktuationen. Die Ausheilungsmessserie
bei T = +80 ◦ C liefert durch die Messung des Leckstromes bei T = +20 ◦ C einen Fehler
von 3,96 %.
Zusammenfassend kann für Messungen, die mit dem vorgestellten Messstand aufgenommen
wurden, eine systematische Unsicherheit von 15% angenommen werden. Werden die Messungen
in einer Serie unter einem strikten Kühlprotokoll durchgeführt, lässt sich die systematische
Unsicherheit auf 1% reduzieren. Die Unsicherheit von < 1% gilt allerdings nur für Messungen
innerhalb dieser Serie.
4.5.2 Einfluss des Rauschens auf die Messung der Ladungssammlungseffizienz
Vermutet wurde, dass ein sehr großes Rauschen aufgrund hoher Temperaturen und Bestrahlungsdosen
die Ladungssammlungseffizienzmessung mit einer Fe-55-Quelle beeinflusst. Unter
diesen Bedingungen überlagern sich die Verteilung des Rauschens und des Signals teilweise.
Ein Schnitt auf das Rauschen führt dazu, dass niedrige Signalhöhen ebenfalls verworfen werden
und sich das Signal scheinbar zu höheren Werten verschiebt.

50 KAPITEL 4. METHODEN ZUR STRAHLENHÄRTEUNTERSUCHUNG
Charge collection efficiency
0,90
0,85
0,80
0,75
0,70
0,65
0,60
+20°C
Mimosa19/3T-Pixel
Fe-55
Fe-55, after additional X-ray radiation
Cd-109
Cd-109, after additional X-ray radiation
unexpected
expected
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Radiation dose [10 13 n/cm²]
Abbildung 4.9: Ladungssammlungseffizienz von vier Pixel als Funktion der Neutronenbestrahlungsdosis
jeweils für einzelne Neutronenbestrahlung (gemessen mit Fe-55-Quelle [schwarze
Quadrate], mit Cd-109-Quelle [blaue Dreiecke]) und zusätzliche Röntgenbestrahlung (gemessen
mit Fe-55-Quelle [rote Rauten], mit Cd-109-Quelle [graue Dreiecke]).

4.5. ABSCHÄTZUNG DER SYSTEMATISCHEN UNSICHERHEITEN 51
Charge collection efficiency
0,80
0,75
0,70
0,65
0,60
0,55
0,50
Mimosa19 irradiated with 10 13 n/cm²
Fe-55
Fe-55, additional X-ray radiation
Cd-109
Cd-109, additional X-ray radiation
-40 -20 0 20 40
Temperature [°C]
Abbildung 4.10: Ladungssammlungseffizienz von vier Pixel als Funktion der Temperatur
jeweils für einzelne Neutronenbestrahlung (gemessen mit Fe-55-Quelle [schwarze Quadrate],
mit Cd-109-Quelle [blaue Dreiecke]) und zusätzliche Röntgenbestrahlung (gemessen mit Fe-55-
Quelle [rote Rauten], mit Cd-109-Quelle [graue Dreiecke]).

52 KAPITEL 4. METHODEN ZUR STRAHLENHÄRTEUNTERSUCHUNG
Abbildung 4.9 zeigt unter anderem die mit einer Fe-55-Quelle bestimmte Ladungssammlungseffizienz.
Nach Röntgenbestrahlung scheint die Ladungssammlungseffizienz um absolute 3%
verbessert zu sein. Es ist unerwartet, dass eine einfache Bestrahlung die Funktionsfähigkeit des
Sensors verbessern sollte. Die Ladungssammlungseffizienz scheint sich auch mit steigender
Temperatur über T > 20 ◦ C dramatisch zu verbessern (Abbildung 4.10).
Um zu überprüfen, ob der Schnitt auf das Rauschen auch das Signal verändert, wurde die
Ladungssammlungseffizienz zusätzlich mit einer Cd-109-Quelle bestimmt. Die Cd-109-Quelle
emittiert im Vergleich zur Fe-55-Quelle Photonen höherer Energie. Als Konsequenz sind
Kalibrations- und Sammelpeak zu höheren Signalhöhen verschoben, das Verhältnis der beiden
als Ladungssammlungseffizienz bleibt konstant. Der Schnitt auf das Rauschen sollte die Position
der Peaks nicht verändern.
Abbildung 4.10 enthält weitere Messpunkte, die mit einer Cd-109-Quelle bestimmt wurden. Im
Gegensatz zu der mit der Fe-55-Quelle bestimmten Ladungssammlungseffizienz steigt die mit
der Cd-109-Quelle gemessene Ladungssammlungseffizienz kontinuierlich über den gesamten
Temperaturbereich von −40 ◦ C bis +40 ◦ C an. Ein plötzlicher Anstieg wie bei der Fe-55-Quelle
wird nicht beobachtet. Weiterhin wird in Abbildung 4.9 demonstriert, dass, wie zu erwarten
ist, die Ladungssammlungseffizienz durch zusätzliche Röntgenbestrahlung nicht wie bei den
Messungen mit der Fe-55-Quelle verbessert wird. Als Konsequenz zeigen Ladungssammlungseffizienzmessungen
mit einer Cd-109-Quelle nicht das widersprüchliche Verhalten der Messungen,
die mit einer Fe-55-Quelle durchgeführt wurden.
Demzufolge ist die Bestimmung der Ladungssammlungseffizienz mit einer Cd-109-Quelle bei
hohen Temperaturen und hohen Strahlendosen zuverlässiger als mit einer Fe-55-Quelle. Als
Konsequenz werden in der Ausheilstudie in Abschnitt 5.2.2 die Spektren eines Cd-109-Strahlers
anstatt eines Fe-55-Strahlers betrachtet.

4.5. ABSCHÄTZUNG DER SYSTEMATISCHEN UNSICHERHEITEN 53
———————

Kapitel 5
Die Strahlenhärtestudie
Diese Studie ist ein Beitrag zur Optimierung der Strahlenhärte von MAPS, um diese in Zukunft
als Teil des Vertexdetektors unter einer hohen Strahlenbelastung einsetzen zu können. Die
thermische Ausheilung könnte eine Strategie sein, die Lebensdauer der Sensoren zu erhöhen.
Da die Ausheilstudie zusätzlich an mit kombiniert, Neutronen und Röntgenlicht, bestrahlten
Sensoren durchgeführt wurde, ist es zuerst erforderlich, das bisher unbekannte Verhalten der
Sensoren nach einer solchen kombinierten Bestrahlung zu evaluieren (Abschnitt 5.1). Daran
schließt sich die eigentliche Ausheilstudie im Abschnitt 5.2 an.
5.1 Separate und kombinierte Bestrahlung im Vergleich
Die in einem Schwerionenexperiment erzeugten Strahlenschäden sind eine Kombination aus
sowohl Volumen- als auch Oberflächenschäden. In früheren Strahlenhärtestudien, beispielsweise
[Dev07], [AY07] und [Büd08], wurden Volumen- und Oberflächenschäden separat untersucht
und implizit ohne weitere Prüfung angenommen, dass sich die Resultate auch auf die Kombination
übertragen lassen. Die nachfolgenden Untersuchungen dienen dazu, die Gültigkeit dieser
Annahme zu prüfen.
Erwartet wird, dass abhängig von der gewählten Strahlendosis und Observable die Strahlenschäden
einer Art dominieren. Die Frage ist, was passiert, wenn die Sensoren zusätzlich
Strahlenschäden der anderen Art aufweisen. Interessant sind vor allem Strahlendosen, die bei
beiden Strahlungsarten einen ähnlich großen Effekt hervorrufen. MIMOSA-19 weisen nach
einer Bestrahlung mit Röntgenlicht einer Dosis von 200 kRad bzw. Neutronen einer Dosis von
1 · 10 13 neq
cm 2 einen Leckstrom in der gleichen Größenordnung auf. Wird nun ein MIMOSA-19
einer kombinierten Bestrahlung aus beiden ausgesetzt, kann der Leckstrom dieses Sensors mit
dem Leckstrom von Sensoren nach Einzelbestrahlung verglichen werden. Damit wird überprüft,
ob sich der Leckstrom, wie bisher ohne Prüfung angenommen, aus den Einzelbestrahlungen
prognostizieren lässt oder ob bei einem kombiniert bestrahlten Sensor eine bisher unbekannte
Verstärkung oder Abschwächung auftritt.
In den anderen Observablen wird aufgrund der festgelegten Strahlendosen von einer Dominanz
54

5.1. SEPARATE UND KOMBINIERTE BESTRAHLUNG IM VERGLEICH 55
der Strahlenschäden aus einer der beiden Arten ausgegangen. Es wurde erwartet, dass Oberflächenschäden
das Rauschen vergrößern und Volumenschäden die Ladungssammlungseffizienz
verringern. Im Vergleich zur anderen Schädigung ist die Änderung der Ladungssammlungseffizienz
durch Oberflächenschäden und die Änderung des Rauschens durch Volumenschäden nicht
groß.
Vermutet wurde, dass dies auch bei einer kombinierten Bestrahlung zutrifft. Aber es war nicht
ausgeschlossen, dass bei einer kombinierten Bestrahlung im Vergleich zu den Einzelbestrahlungen
eine signifikante Wechselbeziehung nicht doch auftreten könnte. Ziel dieser Untersuchung
ist es, eine mögliche Wechselwirkung aufzudecken, damit sie bei der Entwicklung des CBM-
Experimentes berücksichtigt werden kann. Weiterhin soll geprüft werden, ob sich die Wirkung
der Volumen- und Oberflächenschäden in kombiniert bestrahlten Sensoren auf die Eigenschaften
addiert.
5.1.1 Addition der Strahlenschäden in der Observablen Ladungssammlungseffizienz
Volumenschäden in der Epitaxieschicht senken nach Abschnitt 3.2 die Wahrscheinlichkeit, dass
ein Signalelektron die Diode erreicht. Deshalb wird erwartet, dass die Ladungssammlungseffizienz
nach Neutronenbestrahlung sinkt.
Ionisationen von Atomen nach Röntgenbestrahlung werden durch Elektronen aus dem Leitungsband
kompensiert. Damit wird keine Änderung der Ladungssammlungseffizienz nach
Röntgenbestrahlung erwartet.
Wie in Abbildung 5.1 für MIMOSA-19 gezeigt, sinkt die Ladungssammlungseffizienz nach
Bestrahlung mit 2 · 1013 neq
cm2 Neutronen von zunächst 85% auf 55% ab. Die Messungen wurden
jeweils bei einer Temperatur von −20 ◦C durchgeführt. Damit können die Ergebnisse in [Büd08]
reproduziert werden. Das Absinken der Ladungssammlungseffizienz lässt sich dadurch erklären,
dass durch Neutronenbestrahlung generierte Defekte die Zahl an Rekombinationszentren erhöhen.
In diesen können Signalelektronen rekombinieren und dadurch für die Messung verloren
gehen.
Wie in Abschnitt 3.4.2 diskutiert, wurde ein exponentieller Zusammenhang zwischen Ladungssammlungseffizienz
εCCE(d) und Bestrahlungsdosis d beobachtet.
d −
εCCE(d) = εCCE(0) · e hcc (5.1)
Eine Anpassung der Funktion 5.1 an die in Abbildung 5.1 aufgeführten Daten ergibt eine
Ladungssammlungseffizienz vor Bestrahlung von εCCE(0) = 0,826 ± 0,001 und eine Härte
gegenüber Neutronenbestrahlung von hcc = (7,7 ± 0,1) · 10 13 neq
cm 2 .
In Abbildung 5.2 wurden die in Abbildung 5.1 gezeigten Daten um Messpunkte nach einer
zusätzlichen Röntgenbestrahlung in der Größenordnung von 200 kRad ergänzt. Sowohl für

56 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Charge collection efficiency
0,9
0,85
0,8
0,75
0,7
0,65
0,6
0,55
0,5
CCE (d)= CCE (0) e - d/h cc
CCE (0)=0,826 ± 0,001
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Radiation dose d [10 13 n/cm²]
h cc =(7,7 ± 0,1) 10 13 n/cm²
Abbildung 5.1: Die Ladungssammlungseffizienz von vier Pixel bei T = −20 ◦ C als Funktion
der Neutronenbestrahlungsdosis. Die Ladungssammlungseffizienz nimmt mit steigender
Bestrahlung ab. An die Daten wird ein exponentieller Fit angelegt. Redundante Messpunkte
aus vorherigen Messserien werden zur Abschätzung der Streuung der Messwerte ebenfalls
hinzugefügt.

5.1. SEPARATE UND KOMBINIERTE BESTRAHLUNG IM VERGLEICH 57
Charge collection efficiency
0,9
0,8
0,7
0,6
0,5
0,4
0,3
-20°C
Mimosa19/3T-Pixel
Only neutron radiation
Additional X-ray radiation
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Radiation dose [10 13 n/cm²]
Abbildung 5.2: Die Ladungssammlungseffizienz von vier Pixel als Funktion der Neutronenbestrahlungsdosis
(schwarz). Zusätzlich werden einige Datenpunkte einer extra Röntgenbestrahlung
einer Dosis von 200 kRad (rote Kreise) ergänzt. Abbildung A.1 im Anhang zeigt den
gleichen Graphen für MIMOSA-18.

58 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
MIMOSA-18 als auch für MIMOSA-19 ist keine signifikante Veränderung der Ladungssammlungseffizienz
nach der Röntgenbestrahlung beobachtbar. Röntgenstrahlung scheint damit, im
Gegensatz zur Bestrahlung mit Neutronen, bei den gewählten Dosen die Ladungssammlungseffizienz
nicht zu beeinflussen und damit wie erwartet keinen Strahlenschaden in der Epitaxieschicht
zu generieren.
Eingeschränkt wird die Aussage dadurch, dass Ausheileffekte nicht berücksichtigt wurden.
Die Messungen fanden einige Tage nach der Röntgenbestrahlung statt. Die eventuell zwischen
Bestrahlung und Messung aufgetretene Kurzzeitausheilung wurde nicht geprüft und erst in
der in Abschnitt 5.2.2 diskutierten Studie zum Ausheilen von Strahlenschäden erfasst. Als
gemeinsames Ergebnis beider Studien wird festgestellt, dass Röntgenbestrahlung einige Tage
nach der Bestrahlung die Ladungssammlungseffizienz nicht signifikant beeinflusst.
Die Resultate sind mit der Hypothese, dass sich die Wirkung der Volumenschäden und Oberflächenschäden
auf die Messung der Ladungssammlungseffizienz einfach addiert, verträglich.
5.1.2 Addition der Strahlenschäden in der Observablen Leckstrom
Abbildung 5.3 zeigt den Leckstrom eines MIMOSA-19 sowohl nach Röntgen- als auch nach
Neutronenbestrahlung. Ergänzt wird eine Referenzmessung eines unbestrahlten Chips. Die Referenzmessung
diente dazu, die Leckstromkomponente ohne Strahlenschäden von der Leckstromkomponente
nach der jeweiligen Bestrahlung herauszurechnen. Die Messung des Leckstroms
wurde über 8 000 Einzelmessungen gemittelt. Aus der statistischen Verteilung ergeben sich
deshalb Leckströme von Bruchteilen von Elektronen.
Da der Leckstrom stark von der Temperatur abhängt, wurde für die gezeigten Graphen nicht die
Temperatur der Kühlflüssigkeit angenommen, sondern die Temperaturachse mit der Messung
aus [Dom09] korrigiert. Die angegebene Temperatur bezieht sich deshalb auf die Temperatur
des Metallblocks. Damit wurde der systematische Fehler aufgrund der Abweichung zwischen
Temperatur der Kühlflüssigkeit und des Metallblocks korrigiert. Nicht herausgerechnet werden
konnte der Temperaturunterschied zwischen Metallblock und Sensor, da die Temperatur des
Sensors nicht gemessen wurde.
Der von Defekten der Neutronenbestrahlung hervorgerufene Leckstrom steigt temperaturabhängig
von (0,1422 ± 0,0006) fA bei T = −31 ◦ C auf (53,77 ± 0,09) fA bei T = +20 ◦ C. Der
Leckstrom von Defekten aufgrund der Röntgenbestrahlung steigt ebenfalls temperaturabhängig
von (0,661 ± 0,001) fA bei T = −31 ◦ C auf (152,6 ± 0,2) fA bei T = +20 ◦ C. Damit erhöht
sich der Leckstrom temperaturabhängig sowohl durch Volumen- als auch durch Oberflächenschäden.
Im nächsten Schritt wurde der mit Neutronen bestrahlte Chip nach den Messungen einer Röntgenbestrahlung
ausgesetzt. Anschließend wurde der Leckstrom dieses kombiniert bestrahlten
Chips bestimmt. Eine Änderung des Leckstroms nach kombinierter Bestrahlung kann durch

5.1. SEPARATE UND KOMBINIERTE BESTRAHLUNG IM VERGLEICH 59
Leakage current [fA]
100
10
1
0,1
0,01
Components:
Unirradiated
Non-ionizing irradiated
Ionizing irradiated
Combined irradiated
-50 -40 -30 -20 -10 0 10 20 30
Temperature [°C]
Abbildung 5.3: Der Leckstrom als Funktion der Temperatur aufgeschlüsselt für die verschiede-
nen Bestrahlungen. Die Strahlendosis der Neutronen beträgt 1,3·10 13 neq
cm 2 , während die Sensoren
mit einer Röntgenstrahlendosis von 200 kRad bestrahlt werden.

60 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Leckstrom [ f A]
Temperatur keine Neutron Röntgen kombinierte
[ ◦C] Bestrahlung Bestrahlung
1,3 · 10
Bestrahlung Bestrahlung
13 neq
cm2 -56,5 0,0069 ± 0,0001
200 kRad
-31 0,0078 ± 0,0001 0,1422 ± 0,0006 0,661 ± 0,001 1,117 ± 0,003
+20 1,187 ± 0,009 53,77 ± 0,09 152,6 ± 0,2 57,7 ± 0,3
Tabelle 5.1: Temperaturabhängigkeit des Leckstromes für die einzelnen Bestrahlungen aufgeschlüsselt.
Die unbestrahlte Leckstromkomponente bei den Werten nach Bestrahlung sowie die
Leckstromkomponente der separaten Bestrahlungen bei der kombinierten Bestrahlung werden
jeweils herausgerechnet.
einen Vergleich dieser mit den separaten Bestrahlungen identifiziert werden. Dazu werden die
vorher bestimmten Komponenten aus den separaten Bestrahlungen subtrahiert. Übrig bleibt eine
zusätzliche Leckstromkomponente, die einzig aus der kombinierten Bestrahlung resultiert. Diese
positive oder negative Leckstromkomponente Iadditional kann aus vier Einzelmessungen des
Leckstroms bei den verschiedenen Bestrahlungen Icombined, IX−ray, Ineutron und Iunirradiated extrahiert
werden. Dabei wird die Annahme gemacht, dass die Leckstromkomponenten im Rahmen
der angegebenen Unsicherheit für verschiedene Chips gleich ist und deshalb die Komponenten
aus dem gemessenen Leckströmen herausgerechnet werden können.
Iadditional = Icombined − IX−ray − Ineutron + Iunirradiated
(5.2)
Existiert keine Wechselbeziehung zwischen der Röntgen- und Neutronenbestrahlung, ist Iadditional
ungefähr 0. Ein positives Iadditional deutet auf eine Erhöhung des Leckstromes, ein negatives
Iadditional auf eine Verringerung des Leckstromes durch die kombinierte Bestrahlung im Vergleich
zu den zu erwarteten Leckströmen einer separaten Bestrahlung hin.
Die Leckstromkomponente der kombinierten Bestrahlung Iadditional ist nach Abbildung 5.3 über
den gesamten Temperaturbereich positiv und steigt von (1,117±0,003) fA bei T = −31 ◦ C auf
(57,7 ± 0,3) fA bei T = +20 ◦ C an. Tabelle 5.1 fasst diese Messdaten zur Übersicht zusammen.
Die kombinierte Bestrahlung ist für einen 27% bis 137% höheren Leckstrom verantwortlich als
von den Einzelbestrahlungen zu erwarten ist. Sie nimmt weiterhin mit der Temperatur zu.
Eingeschränkt wird diese Aussage dadurch, dass zum Testen der Hypothese zwei Chips zur Verfügung
standen, so dass beim Vergleich der Leckströme nach den Bestrahlungen Unsicherheiten
in der Produktion und den Bestrahlungen berücksichtigt werden müssen. Letztere werden nach
Abschnitt 4.2 mit maximal 15% angegeben, sind demzufolge kleiner als der beobachtete Effekt.
Um die Unsicherheit weiter zu reduzieren, sollte derselbe Chip ohne Strahlenschäden, mit Volumenschäden,
mit Oberflächenschäden und mit sowohl Volumen- als auch Oberflächenschäden
untersucht werden. Dies ist jedoch nicht mit demselben Chip möglich.

5.1. SEPARATE UND KOMBINIERTE BESTRAHLUNG IM VERGLEICH 61
Damit wird als Schlussfolgerung für den Leckstrom im Rahmen der Messung eine signifikante
zusätzliche Komponente nach kombinierter Bestrahlung identifiziert. Um eine gesicherte
Schlussfolgerung zu erreichen, müsste noch ausgeschlossen werden, dass das Ergebnis von
den systematischen Unsicherheiten verursacht wird. Dennoch wird das Ergebnis als starker
Hinweis angesehen, dass es eine Wechselbeziehung gibt. Als Ursache für die Wechselbeziehung
zwischen beiden Arten der Bestrahlung werden vor allem an der Grenzschicht zwischen Silizium
und Siliziumdixoid vermutet. Durch Neutronenbestrahlung induzierte Defekte können die
thermische Anregung der Elektronen erleichtern. Aufgrund der hohen P-Dotierung sind diese
in der P-Senke nicht sehr beweglich. Nun ist vorstellbar, dass die durch Röntgenbestrahlung
generierten Felder die Elektronen zunächst zur Silizium-Siliziumdixoidoberfläche ziehen und
von dort zur Diode leiten. Dies führt dann zu einer zusätzlichen Leckstromkomponente, die
ausschließlich nach einer kombinierten Bestrahlung auftritt.
Die Additivität des Leckstromes wird verworfen. Der Effekt der identifizierten zusätzlichen
Komponente ist allerdings schwach, so dass er wenige praktische Auswirkungen haben wird
und es ist gerechtfertigt, eine Additivität näherungsweise anzunehmen.
5.1.3 Addition der Strahlenschäden in der Observablen Rauschen
Während das Rauschen eines unbestrahlten MAPS nahezu temperaturunabhängig ist, steigt es bei
bestrahlten Sensoren stark mit der Temperatur an. Diese Temperaturabhängigkeit wurde bereits
für separate Volumen- und Oberflächenschäden in den Arbeiten [Büd08] und [AY07] untersucht.
Bisher nicht untersucht wurde die Temperaturabhängigkeit nach kombinierter Bestrahlung. Abbildung
5.4 zeigt das Rauschen eines unbestrahlten sowie kombiniert bestrahlten MIMOSA-18.
Die Fehlerbalken repräsentieren die Breite der Verteilung, während die redundanten Messpunkte
die systematische Streuung zeigen. Das Rauschen des unbestrahlten MIMOSA-18 zeigt über
den ganzen Temperaturbereich von ∆T = 80 K keinen besonders großen Anstieg. Das Rauschen
des entsprechend bestrahlten Sensors dagegen steigt um einen Faktor 4. Bemerkenswerterweise
ist die Lücke zwischen beiden Graphen bei niedrigen Temperaturen sehr klein. Daraus lässt sich
schließen, dass das Rauschen bei niedrigen Temperaturen nicht von Defekten aus der Bestrahlung
dominiert wird. Dies deckt sich mit der Erwartung, dass der durch die Strahlenschäden
erzeugte, zusätzliche Anteil des Rauschens vorwiegend ein Schrotrauschen ist, welches vom
Leckstrom verursacht wird. Dieses wird erst bei höheren Temperaturen bedeutsam. Damit bietet
es sich geradezu an, die Chips bei niedrigen Temperaturen zu betreiben, da bei diesen das Rauschen
durch die Bestrahlung im Vergleich zur Messung bei T = +20 ◦ C nur geringfügig ansteigt.
In Abbildung 5.5 wird das Rauschen in Abhängigkeit von der Neutronenbestrahlungsdosis aufgetragen.
Das Rauschen steigt bei T = −20 ◦ C leicht von circa 11 e − auf 13 e − , bei T = +20 ◦ C
stark von 13 e − auf 40 e − an. Durch die zusätzlichen Oberflächenschäden steigt das Rauschen
stark bei T = −20 ◦ C auf 23 e − und bei T = +20 ◦ C auf 65 e − .

62 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Noise [e]
70
60
50
40
30
20
10
No radiation
Combined radiation
-40 -20 0 20 40
Temperature [°C]
Abbildung 5.4: Das Rauschen für einen unbestrahlten (schwarze Quadrate) und für einen mit
kombinierter Strahlung einer Dosis von 1,3 · 10 13 neq
cm 2 und 200 kRad (rote Kreise) bestrahlten
MIMOSA-18-Sensor.

5.1. SEPARATE UND KOMBINIERTE BESTRAHLUNG IM VERGLEICH 63
Noise [e]
70
60
50
40
30
20
10
0
No X-ray radiation
Additional 200kRad X-ray radiation
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Neutron radiation dose [10 13 n/cm²]
(a) T = +20 ◦ C
Noise [e]
22
20
18
16
14
12
10
8
6
4
2
0
No X-ray radiation
Additional 200kRad X-ray radiation
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Neutron radiation dose [10 13 n/cm²]
(b) T = −20 ◦ C
Abbildung 5.5: Das Rauschen von MIMOSA-18 jeweils für T = −20 ◦ C (links) und
T = +20 ◦ C (rechts) als Funktion der Neutronenbestrahlungsdosis (schwarze Quadrate). Die
Fehlerbalken repräsentieren die Breite der Verteilung, die redundanten Datenpunkte die systematische
Streuung der Messungen. Zusätzliche Datenpunkte aus Messung von Sensoren nach
einer extra Röntgenbestrahlung von 200 kRad bei gleicher Neutronenstrahlendosis werden als
rote Kreise hinzugefügt.

64 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Die zusätzlichen Volumenschäden erhöhen das Rauschen nur leicht oder haben innerhalb der
Fehlerbalken keinen signifikanten Einfluss. Das Rauschen steigt bei T = −20 ◦ C durch die Volumenschäden
von 21 e − auf 23 e − beziehungsweise ist trotz der zusätzlichen Volumenschäden
bei T = +20 ◦ C nahezu konstant auf einem Wert von 65 e − .
Aus diesem Vergleich lässt sich damit ableiten, dass es bei diesen Strahlendosen keinen zusätzlichen
signifikanten Rauschbeitrag aufgrund der kombinierten Bestrahlungen gibt, der um
Größenordnungen über den Einzelbestrahlungen liegt. Der gemessene zusätzliche Leckstrom
sollte aber in einem leicht erhöhten Schrotrauschen resultieren.
Ein Grund für die Dominanz des Rauschens nach der Röntgenbestrahlung liegt in den gewählten
Strahlendosen und in der quadratischen Addition der Rauschenbeiträge. Die Strahlendosen
wurden so gewählt, dass eine additive Komponente im Leckstrom möglichst gut studiert werden
kann. Dies führt dazu, dass das Rauschen nach der Röntgenbestrahlung gegenüber dem Rauschen
nach der Neutronenbestrahlung dominiert und sich keine klare zusätzliche Komponente
extrahieren lässt. Für das Rauschen war damit die gewählte Röntgenstrahlendosis von 200 kRad
zu hoch. MIMOSA-18 und MIMOSA-19 wurden nicht besonders strahlenhart gegenüber ionisierender
Bestrahlung in der Größenordnung von 200 kRad konstruiert.
Die Ergebnisse sind mit der Annahme verträglich, dass sich das Rauschen der kombinierten
Bestrahlung aus den separaten Bestrahlungen prognostizieren lässt. Bei den angesetzten Bestrahlungsdosen
dominiert das durch Oberflächenschäden generierte Rauschen, signifikante
Korrelationseffekte mit zusätzlichen Volumenschäden wurden nicht beobachtet.
5.1.4 Zusammenfassung zur kombinierten Bestrahlung
In diesem Abschnitt wurde die Hypothese untersucht, ob sich der Einfluss von Strahlenschäden
kombiniert bestrahlter Sensoren, die sowohl Volumen- als auch Oberflächenschäden aufweisen,
auf die Eigenschaften der MAPS aus dem Einfluss der Strahlenschäden von Sensoren, die
jeweils nur Oberflächen- beziehungsweise Volumenschäden besitzen, prognostizieren lässt.
Dazu wurden ein Sensor mit Neutronen bestrahlt, um Volumenschäden im Sensor zu erzeugen
und ein zweiter Sensor mit Röntgenlicht bestrahlt, um Oberflächenschäden zu generieren.
Eine kombinierte Bestrahlung wurde durch eine Neutronenbestrahlung, gefolgt von einer Röntgenbestrahlung
erreicht. Um die Hypothese zu prüfen, wurden zunächst MIMOSA-18 und
MIMOSA-19 Sensoren entweder mit Neutronen oder Röntgenlicht bestrahlt. Die Eigenschaften
dieser Sensoren wurden mit denjenigen eines Sensors verglichen, der nacheinander beiden
Bestrahlungen ausgesetzt worden war.
Wie erwartet verringert sich die Ladungssammlungseffizienz nach Neutronenbestrahlung aufgrund
der steigenden Zahl von Signalelektronen, die durch Volumenschäden eingefangen und zur
Rekombination gezwungen werden. Zusätzliche Oberflächenschäden nach Röntgenbestrahlung
einer Dosis von 200 kRad ändern die Ladungssammlungseffizienz in dieser Versuchsanordnung

5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 65
nicht signifikant.
Der Leckstrom wird sowohl durch Bestrahlung mit Neutronen als auch durch Bestrahlung mit
Röntgenlicht erhöht. Niedrigere Temperaturen haben in allen Fällen einen niedrigeren Leckstrom
zur Folge. Es wird vermutet, dass der Leckstrom nach den beiden Bestrahlungen aus verschiedenen
Quellen, Oberflächenschäden und Volumenschäden, stammt. Es gibt einen kleinen, aber
dennoch signifikanten Korrelationseffekt, der den Leckstrom einer kombinierten Bestrahlung
stärker erhöht als von den separaten Bestrahlungen erwartet wird. Damit wird das Modell eines
linearen Effekts der Strahlenschäden im Leckstrom widerlegt, der zusätzliche Beitrag ist nicht
dominant, so dass in den meisten Fällen einfach eine lineare Addition angenommen werden kann.
Das Rauschen erhöht sich genauso wie der Leckstrom nach der Bestrahlung. Im Gegensatz zum
Rauschen eines unbestrahlten Sensors ist das Rauschen nach Bestrahlung stark temperaturabhängig,
wobei das Rauschen des bestrahlten Sensors bei niedrigen Temperaturen nur leicht über
dem des unbestrahlten Sensors liegt. Weiterhin wird eine Dominanz der Röntgenbestrahlung
auf das Rauschen festgestellt. Das nach Neutronenbestrahlung gemessene Rauschen scheint
dagegen eher zu vernachlässigen zu sein. Bei einer kombinierten Bestrahlung wird bei den
gewählten Strahlendosen keine signifikante Korrelation festgestellt, so dass für das Rauschen in
erster Näherung die Summe der unterschiedlich erzeugten Strahlenschäden maßgebend ist.
Effekte der kombinierten Bestrahlung, die Größenordnungen über den separaten Bestrahlungen
liegen, können in dem von dieser Arbeit untersuchten Rahmen ausgeschlossen werden.
5.2 Ausheilung von Strahlenschäden
Wie in Abschnitt 3.3 diskutiert, sind strahleninduzierte Defekte beweglich und können durch
das Gitter diffundieren. Treffen zwei Defekte aufeinander, kann je nach Defektart entweder
eine positive oder negative Ausheilung stattfinden. Positive Ausheilung tritt beispielsweise auf,
wenn zwei Defekte rekombinieren. Wenn sich zwei Defekte gegenseitig stabilisieren, wird
von negativer Ausheilung gesprochen. Die Ausheilung wird durch eine höhere Temperatur
beschleunigt.
Die offene Fragestellung ist, ob bei MAPS eine Ausheilung von Volumenschäden auftritt, ob
das Ausheilen der Volumenschäden positiv oder negativ ist und wie stark das Ausheilen von
Oberflächenschäden in Anwesenheit von Volumenschäden ausgeprägt ist.
Deshalb wurde in dieser Arbeit das Ausheilverhalten von MAPS (MIMOSA-19) nach der
Bestrahlung mit Röntgen-, Neutronen- und kombinierter Bestrahlung bei T = +20 ◦ C und
T = +80 ◦ C und Zeitdauern bis zu einem Jahr untersucht.
Der erste Unterabschnitt 5.2.1 konzentriert sich auf die Ausheilung von Volumenschäden nach

66 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
einem Jahr Lagerung bei Raumtemperatur. Dazu wurden alle zur Verfügung stehenden Observablen
bei T = −20 ◦ C nach den unterschiedlichen Bestrahlungen gemessen. Der zweite
Abschnitt 5.2.2 beschränkt sich dagegen auf den bei +20 ◦ C gemessenen Leckstrom, Rauschen,
Ladungssammlungseffizienz sowie Kalibrationspeak und untersucht so die Ausheilung von
Oberflächenschäden und Volumenschäden bei einer Aufheizung bis zu T = +80 ◦ C.
5.2.1 Negative Ausheilung von Volumenschäden
Zuerst wurde das Ausheilverhalten von Volumenschäden durch Messungen an mit Neutronen
bestrahlten Sensoren untersucht. Für diese Aufgabenstellung wurden die Chips einmal vor
und einmal nach einjähriger Lagerung in Stickstoffatmosphäre bei annähernd Raumtemperatur
TLagerung ≈ +20 ◦ C vermessen. Die Temperatur während Messung betrug TMessung = −20 ◦ C.
Insgesamt standen vier Chips jeweils bestrahlt mit einer Strahlendosis von 2,93 · 10 12 neq
cm 2 bis
1,95 · 10 13 neq
cm 2 sowie ein unbestrahlter Referenzchip zur Verfügung. Die Eigenschaften Ladungssammlungseffizienz
a), Sammelpeak (Ladungssammlungseffizienz) und Kalibrationspeak
(Verstärkung) b), Leckstrom c) und Rauschen d) wurden gemessen und werden in Abbildung
5.6 als Funktion der Strahlendosis dargestellt.
Die Chips wurden im Rahmen der Arbeit [Büd08] zum ersten Mal einige Wochen nach der
Bestrahlung im April 2008 bei T = −20 ◦ C vermessen. Die Ergebnisse, die sich auf diese Reihe
beziehen, werden im Folgenden als "‘reference"’ bezeichnet.
Anschließend wurden die Chips ungefähr ein Jahr bei Raumtemperatur unter Stickstoffatmosphäre
gelagert. Dann wurden die gleichen Sensoren im Rahmen dieser Arbeit im Mai 2009
wieder charakterisiert. Da hier eine eventuelle Ausheilung stattgefunden haben könnte, werden
die Ergebnisse aus dieser Messserie als "‘possible annealing"’ gekennzeichnet.
Eine zweite Serie von neu bestrahlten MIMOSA-19 mit der gleichen Bestrahlungsdosis ermöglichte
eine zweite Referenzmessung. Bei diesen Chips sollte noch keine Ausheilung stattgefunden
haben, so dass die Bezeichnung "‘no annealing"’ gewählt wurde.
Damit ist eine Abschätzung möglich, ob die gemessenen Abweichungen auf systematische
Unsicherheiten in der Messung zurückzuführen sind, oder, ob eine Ausheilung von Strahlenschäden
aus Neutronenbestrahlung nach einer Lagerung von einem Jahr bei Raumtemperatur
vorliegt. Ein eventueller Ausheileffekt sollte dazu führen, dass die Messung nach einem Jahr
Lagerung "‘possible annealing"’ signifikant von beiden Referenzmessungen "‘reference"’ und
"‘no annealing"’ abweicht. Insbesondere sollte die Abweichung der Messung "‘possible annealing"’
größer sein als zwischen den beiden Referenzmessungen, da diese ein Maß für die
Unsicherheiten aufgrund verschiedener Chips sind.
Damit ist eine Abschätzung möglich, ob die gemessenen Abweichungen auf systematische Unsicherheiten
in der Messung zurückzuführen sind oder, ob eine Ausheilung von Volumenschäden
nach einer Lagerung von einem Jahr bei Raumtemperatur vorliegt.
Die Ergebnisse aller drei Messungen stimmen in Abbildung 5.6 in allen Observablen im Rahmen
ihrer Unsicherheit überein. Die Messung mit der möglichen Ausheilung "‘possible annealing"’

5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 67
Charge collection efficiency
Leakage current [fA]
1,0
0,9
0,8
0,7
0,6
0,5
0,4
0,3
0,2
0,1
0,0
2,5
2,0
1,5
1,0
0,5
0,0
Reference
Possible annealing
No annealing
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Radiation dose [10 13 n/cm²]
(a) CCE
Reference
Possible annealing
No annealing
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Radiation dose [10 13 n/cm²]
(c) Leakage current
Peak position [ADC]
Noise [e]
180
170
160
150
140
130
120
110
100
90
80
22
21
20
19
18
17
16
15
Calibration peak
Collection peak
Reference
Possible annealing
No annealing
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Radiation dose [10 13 n/cm²]
(b) Peaks
Reference
Possible annealing
No annealing
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Radiation dose [10 13 n/cm²]
(d) Noise
Abbildung 5.6: Ergebnisse der Ausheilstudie an Sensoren, bestrahlt mit Neutronen und anschließender
einjähriger Lagerung bei Raumtemperatur. Die mögliche Ausheilmessung (possible
annealing, schwarze Quadrate) wird mit zwei Referenzmessungen (reference, blaue Dreiecke/no
annealing, rote Kreise) verglichen. Für den c) Leckstrom wird in Abbildung 5.7 jeweils für jede
Messserie ein linearer Fit durchgeführt.

68 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
weicht nicht stärker ab als die zweite Referenzmessung "‘no annealing"’. Ein signifikanter
negativer Ausheileffekt wird damit unter diesen Rahmenbedingungen nicht beobachtet.
Abbildung 5.6 c) zeigt die Abhängigkeit des Leckstromes von der Dosis der Neutronenbestrah-
lung im Bereich von 0 bis 2 · 10 13 neq
cm 2 für drei verschiedene Messserien bei T = −20 ◦ C. Wie
erwartet scheint der Leckstrom linear mit der Bestrahlungsdosis zu steigen.
In Abschnitt 3.4.2 wurde für verarmte Sensoren die lineare Abhängigkeit des Leckstromes ∆I
von der nicht-ionisierenden Bestrahlungsdosis Φeq eingeführt.
∆I = αV · Φeq
(5.3)
Diese wird nun für MAPS anhand von Neutronenbestrahlung bei T = −20 ◦ C überprüft und
darüber hinaus die Hypothese einer möglichen negativen Ausheilung getestet, die sich in einer
Änderung des Proportionalitätswerts αV zeigen sollte. Abbildung 5.7 zeigt für alle in Abbildung
5.6 gezeigten Graphen einen durchgeführten Linearfit und die daraus berechneten Werte αV .
Der rote Graph a) "‘reference"’ wurde 2008 gemessen. Im Rahmen dieser Arbeit wurden der
graue Graph b) "‘possible annealing"’ und der blaue Graph c) "‘no annealing"’ im Jahr 2009
erstellt. Die Messungen a) "‘reference"’ und b) "‘possible annealing"’wurden mit dem gleichen
Chips aufgenommen, während die Messung c) "‘no annealing"’ von Chips aus einem anderen
Wafer stammen.
Allgemein sind alle drei Graphen in einer sehr guten Übereinstimmung. Die Hypothese eines
linearen Zusammenhangs zwischen Leckstrom und Bestrahlungsdosis nach dem NIEL-Modell
kann auch auf MAPS übertragen werden. Die Unsicherheiten der Parametrisierung betragen
4 − 10%.
Darüber hinaus erlauben die Unterschiede im Wert von αV kombiniert mit der Information über
die unterschiedlichen Messbedingungen einige Rückschlüsse auf eine eventuell stattgefundene
Ausheilung. Eine signifikante negative Ausheilung sollte sich in einem signifikant größeren
αV -Wert für die Messung b) "‘possible annealing"’ zeigen.
Tatsächlich ist αV für die Messung mit einer Ausheilhistorie von ca. einem Jahr bei Raumtemperatur
mit αV = (0,74 ± 0,04) fA cm 2 etwas kleiner als die beiden Referenzmessungen
mit αV = (0,76 ± 0,08) fA cm 2 und αV = (1,05 ± 0,08) fA cm 2 . Dies ist ein Hinweis auf
eine leichte positive Ausheilung. Eingeschränkt wird dies, dass die Messwerte von a) mit einem
anderen Kühlungsprotokoll aufgenommen wurden. Da aber die Abweichungen zwischen
a) "‘reference"’ und b) "‘possible annealing"’ kleiner sind als zwischen b) "‘possible annealing"’
und c) "‘no annealing"’, scheinen die Differenzen zwischen den beiden verschiedenen Wafern
eine größere Rolle zu spielen als die Verschiedenheit im Kühlungsprotokoll und eine eventuell
stattgefundene Ausheilung. Damit lässt sich für Volumenschäden in MAPS im Zeitraum von
wenigen Wochen bis zu einem Jahr nach der Bestrahlung ein signifikantes negatives Ausheilverhalten
mit großer Sicherheit ausschließen. Es existieren darüber hinaus Hinweise auf eine
positive Ausheilung.

5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 69
Leakage current [fA]
2,4
2,0
1,6
1,2
0,8
0,4
-20°C
reference
V=0,76 0,08 fA cm²
0,0
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Leakage current [fA]
2,4
2,0
1,6
1,2
0,8
0,4
Radiation dose [10 13 n/cm²]
(a) T = −20 ◦ C, reference (2008)
-20°C no annealing
V=1,05 0,08 fA cm²
0,0
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Radiation dose [10 13 n/cm²]
(c) T = −20 ◦ C, new chips, irradiated 2009, no annealing
Leakage current [fA]
2,4
2,0
1,6
1,2
0,8
0,4
possible annealing
-20°C
V=0,74 0,04 fA cm²
0,0
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Radiation dose [10 13 n/cm²]
(b) T = −20 ◦ C, possible annealing (2009)
Abbildung 5.7: Detailansicht der Graphen
aus Abbildung 5.6 c). Für die
drei Graphen wird ein Linearfit nach
Gleichung 3.5 durchgeführt und der
αV -Wert angegeben.

70 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
T[°C]
+80°C
+20°C
Neutron
radiation
1 year
2h transport
X-ray
radiation
Measurements and
storage at +20°C
(280h)
Heating at +80°C (73h)
Measurements and storage
at +20°C (191h)
Abbildung 5.8: Die den Sensoren zugrundeliegende Temperaturhistorie, siehe Text.
Time
5.2.2 Ausheilung von Volumenschäden, Oberflächenschäden und Oberflächenschäden
in Anwesenheit von Volumenschäden
Um den Ausheilprozess von Oberflächenschäden in An- und Abwesenheit von Volumenschäden
zu untersuchen, wurden ein unbestrahlter und ein mit 1,3 · 1013 neq
cm2 vorbestrahlter MIMOSA-19
bei Raumtemperatur jeweils mit einer ionisierenden Dosis von 200 kRad bestrahlt. Diese Bestrahlung
wurde mit der ∼ 10 keV Röntgenquelle des KIT (siehe Abschnitt 4.2.2) durchgeführt.
Die Dosimetrie wurde vom Personal des Instituts vorgenommen und hat eine Genauigkeit von
15 %.
Die Temperaturhistorie der Sensoren wird in Abbildung 5.8 schematisch dargestellt. Direkt nach
der Röntgenbestrahlung wurden die Sensoren ins Labor geschickt. Nach zwei Stunden Transport
bei Raumtemperatur wurden die Eigenschaften der Sensoren zum ersten Mal gemessen. Die
Messung wurde dann in regelmäßigen Abständen wiederholt, während die Chips bei Raumtemperatur
(T ≈ +20◦C) in Stickstoffatmosphäre gelagert wurden. Nach 280 Stunden wurden die
Sensoren zusätzlich zur Lagerung bei Raumtemperatur für insgesamt 73 Stunden in einem Ofen
bei T = +80◦C ausgeheilt, um den Einfluss einer höheren Temperatur auf den Ausheilprozess
zu studieren. Um die Eigenschaften des Sensors bei T = +20 ◦C messen zu können, wurden
die Chips in definierten Abständen wieder abgekühlt, so dass letztlich zu den 73 Stunden bei
T = +80◦C noch 191 Stunden Lagerung bei Raumtemperatur hinzukommen1 .

5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 71
Leakage current [fA]
440
420
400
380
360
340
320
300
X-ray radiation
Combined radiation
Funktion: I leakage =I 0 e -t Anneal +I stabil
X-ray Combined
I 0 = (80±14) fA (75±8) fA
I stabil = (337±15) fA (353±8) fA
= (104±58) h (83±30) h
0 40 80 120 160 200 240 280
Annealing time at +20°C [h]
Abbildung 5.9: Leckstrom des Sensors als Funktion der Zeit nach Bestrahlung (Lagerung bei
Raumtemperatur) nach einer einzelnen Röntgenbestrahlung (schwarze Quadrate) als auch nach
einer kombinierten Bestrahlung (rote Kreise). Die Fehlerbalken repräsentieren die Streuungsbreite
des Leckstroms der individuellen Pixel um den Median. Der statistische Fehler des Medians
ist geringer als die Größe der Punkte.

72 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Leakage current [fA]
350
300
250
200
150
100
50
X-ray radiation
Combined radiation
Neutron radiation
Stored 3 days at room temperature
0
0 10 20 30 40 50 60 70 80
Annealing time at +80°C [h]
Abbildung 5.10: Leckstrom des Sensors als Funktion der Dauer der Aufheizung auf
T = +80 ◦ C für die einzelne Röntgenbestrahlung (schwarze Quadrate), für die kombinierte
Bestrahlung (rote Kreise) und Neutronenbestrahlung (blaue Dreiecke). Die überlagernde
Ausheilung durch die Messung und Lagerung der Chips bei T = +20 ◦ C wird in der Zeitskala
nicht berücksichtigt. Deshalb ist innerhalb der Daten der kombiniert- und röntgenbestrahlten
Sensoren bei Stunde 15 ein Knick zu erkennen. Dieser resultiert aus einer dreitägigen Lagerung
der Sensoren bei Raumtemperatur.

5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 73
5.2.2.1 Leckstrom
Die Ergebnisse der Studie im Hinblick auf den Leckstrom werden in Abbildung 5.9 gezeigt.
Der Leckstrom beider Sensoren sinkt nach der Lagerung bei Raumtemperatur (T ≈ +20 ◦ C)
von (418 ± 15) fA auf (338 ± 11) fA (ionisierende Bestrahlung) und von (425 ± 14) fA auf
(346 ± 11) fA (kombinierte Bestrahlung). Die Fehlerangaben ebenso wie die Fehlerbalken in
der Abbildung stellen die Breite der Streuung der Leckströme der individuellen Pixel um den
Median dar. Aufgrund der großen Anzahl der Pixel ist der statistische Fehler des Medians hierbei
praktisch vernachlässigbar. Der Leckstrom des kombiniert bestrahlten Sensor liegt leicht über
demjenigen des Sensors nach der Röntgenbestrahlung. Obwohl sich die Leckstromverteilungen
der beiden Sensoren im Allgemeinen überlappen, ist die Abweichung statistisch signifikant.
Sie bleibt jedoch mit 2 − 5% in der Größenordnung der systematischen Ungenauigkeit des
Versuchsaufbaus.
Wie in Abschnitt 3.3 erläutert, wird die Abhängigkeit der Defektkonzentration von der Ausheilzeit
mit einem Exponentialansatz beschrieben. Unter der Annahme, dass der Leckstrom mit der
Zahl der verbleibenden Defekte skaliert, wird ein exponentielles Ausheilverhalten erwartet.
ILeakage = I0e − t Anneal
τ + Istabil (5.4)
Hierbei steht I0 für den Anteil des Leckstrom, der ausgeheilt werden kann. Istabil ist der Anteil
des Leckstromes, der bei der gewählten Temperatur nicht ausgeheilt wird, während τ die Zeitkonstante
der Ausheilung charakterisiert.
Die Zeitkonstante beträgt bei der Ausheilung bei Raumtemperatur (104 ± 58) h nach der Röntgenbestrahlung
und (83 ± 30) h nach der kombinierten Bestrahlung. Die Fehlerangaben ergeben
sich aus der Anpassung. Deshalb kann nur abgeleitet werden, dass die Zeitkonstanten bei Raumtemperatur
in der gleichen Größenordnung bei rund 100 Stunden liegen. Der exponentielle Fit
ermöglicht auch eine Extrapolation des Leckstromes kurz nach der Bestrahlung. Dieser beträgt
(417±21) fA für die Röntgenbestrahlung und (428±11) fA, wenn vor der Röntgenbestrahlung
bereits Volumenschäden durch eine Neutronenbestrahlung vorhanden waren.
Abbildung 5.10 zeigt den Leckstrom als Funktion der Dauer des anschließenden Ausheilens
bei T = +80 ◦ C. Der Leckstrom sinkt nach 73 Stunden bei T = +80 ◦ C auf (142 ± 5) fA für
kombinierte Bestrahlung beziehungsweise (116 ± 4) fA für die einzelne Röntgenbestrahlung.
Im Laufe der Ausheilung differenzieren sich die Leckströme der beiden Chips bei längeren Ausheilzeiten
zunehmend aus. Die gesamte Verringerung des Leckstromes beträgt im untersuchten
Zeitraum circa 70%.
Neben der oben genannten Studie wurde auch ein möglicher Einfluss eines Ausheilprozesses
bei T = +80 ◦ C auf einen Sensor mit nur Volumenschäden untersucht (Abbildung 5.10 blaue
Dreiecke). Der an diesem Sensor gemessene mittlere Leckstrom der Dioden sinkt um einen
1 Die zum Erwärmen und Abkühlen der Sensoren benötigte Zeit lag bei jeweils 15 Minuten und wird im
Folgenden zur Zeit bei T = +20 ◦ C hinzugerechnet.

74 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Entries in histogram
(1bin=0,5fA)
1800
1600
1400
1200
1000
800
600
400
200
0
Neutron radiation dose:
d=10 13 n/cm 2
Median:
39,6fA 43,5fA
Before heating
After 7 days heating to +80°C
0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60 65 70 75
Leakage current [fA]
Abbildung 5.11: Leckstromverteilung nach Neutronenbestrahlung. Vor dem Heizen (schwarze
Fläche) und nach siebentägiger Aufheizen auf T = +80 ◦ C (rote Linie). Die Breiten beider
Verteilungen überlagern sich, der Median verschiebt sich durch das Heizen um 3,9 fA.

Leakage current [fA]
5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 75
Leakage current [fA]
350
300
250
200
150
100
50
X-ray radiation
0
0 10 20 30 40 50 60 70 80
350
300
250
200
150
100
50
Annealing time at +80°C [h]
Funktion: I leakage =I 0 e -t Anneal +I stabil
I0 Istabil = (182±6) fA
= (119±3) fA
= (11±1) h
(a) Röntgenbestrahlung
Combined radiation
Funktion: I =I e leakage 0 -tAnneal
+Istabil I = (166±6) fA
0
I = (150±4) fA
stabil
= (11±1) h
0
0 10 20 30 40 50 60 70 80
Annealing time at +80°C [h]
(c) Kombinierte Bestrahlung
Leakage current [fA]
45
44
43
42
41
40
39
38
37
36
Neutron radiation
Funktion: I =I e leakage 0 -tAnneal
+Istabil I = (3,2±0,4) fA
0
I = (39±0,3) fA
stabil
= (22±7) h
35
0 10 20 30 40 50 60 70 80
Annealing time at +80°C [h]
(b) Neutronenbestrahlung
Abbildung 5.12: An Abbildung 5.10
angepasster Fit nach Gleichung 5.4. Es
wird eine stabile Komponente Istabil
und eine auf die Ausheilung zurückzuführende
Komponente I0 identifiziert.
geringen Betrag, der innerhalb des Bereichs der Produktionsstreuung der Dioden bleibt. Der
direkte Vergleich zweier dieser Verteilungen, die vor und nach dem Ausheilvorgang aufgenommen
wurden, zeigt, dass der Abfall statistisch signifikant ist. Mit einem Wert von 3,9 fA oder
9% bleibt er jedoch für die Praxis irrelevant. Damit ist die Ausheilung positiv. Das in [Mol99]
beschriebene negative Ausheilen wird innerhalb der untersuchten Ausheilzeit nicht beobachtet.
Über die Ausheilung im Zeitraum zwischen Neutronenbestrahlung und der ersten Messung kann
keine Aussage gemacht werden.
Abbildung 5.12 zeigt den exponentiellen Fit, durchgeführt für den Leckstrom nach einer Aufheizung
auf T = +80 ◦ C nach a) Röntgenbestrahlung, b) Neutronenbestrahlung und c) kombinierter
Bestrahlung. Die Zeitkonstante unterscheiden sich für die Röntgen- und kombinierte Bestrahlung
nicht signifikant und liegen bei (11 ± 1) h. Die Zeitkonstante der Ausheilung nach der
separaten Neutronenbestrahlung ist dagegen mit (22 ± 7) h deutlich größer. Damit liegt es
nahe, dass im gewählten Zeitraum und den gewählten Ausheiltemperaturen hauptsächlich nur

76 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Oberflächenschäden ausheilen. Die Addition der stabilen Leckstromkomponente I0 aus Volumenschäden
und Oberflächenschäden beschreibt nach Abzug des unbestrahlten Beitrages in
erster Näherung die stabile Leckstromkomponente der kombinierten Bestrahlung. Besonders
stark ist die Verringerung des Leckstromes innerhalb der ersten 15 Stunden bei T = +80 ◦ C.
Beobachtet wurde ein Verringerung um etwa 35 %.
5.2.2.2 Rauschen
In Abbildung 5.13 wird das Rauschen von MIMOSA-19 als Funktion der Ausheilzeit gezeigt.
Erwartungsgemäß sinkt das Rauschen wie der Leckstrom mit zunehmender Ausheildauer. Durch
die Ausheilung bei T = +80 ◦ C verringert sich das Rauschen des Sensors mit sowohl Volumenals
auch Oberflächenschäden von (93 ± 3) e − auf (57 ± 1) e − und das Rauschen des Sensors
mit nur Oberflächenschäden von (89 ± 2) e − auf (52 ± 1) e − . Das Rauschen des Sensors mit
Volumenschäden verringert sich dagegen trotz längeres Aufheizen bei T = +80 ◦ C nur von
(43 ± 2) e − auf (40 ± 2) e − . Die Fehlerangaben beziehen sich wieder auf die Produktionstoleranzen
der Pixel, die statistische Unsicherheit ist geringer. Die Verringerung des Rauschens des
nur mit Neutronen bestrahlten Sensors nach den ersten beiden Messungen bis zur 30. Stunde
ist auf einen zeitweilig modifizierten Versuchsaufbau und daraus resultierender veränderten
Verstärkung zurückzuführen, die sich im Rauschen nicht vollständig herausrechnen lässt. Die
daraus resultierende Unsicherheit liegt noch innerhalb der Breite der Produktionstoleranz.
Dieses Ergebnis stützt die Annahme, dass es sich beim Rauschen vorwiegend um Schrotrauschen
handelt, welches durch die Aufheizung der Sensoren auf T = +80 ◦ C gesenkt werden kann.
Das Rauschen wird auch nicht durch ein eventuelles negatives Ausheilen der Volumenschäden
erhöht. Als Konsequenz haben ausgeheilte Sensoren ein geringeres Rauschen als nur bestrahlte
Sensoren und es wird unter der Annahme, dass sich auch die Ladungssammlungseffizienz durch
die Ausheilung nicht verschlechtert, ein größeres Signal-Rausch-Verhältnis für die ausgeheilten
Sensoren erwartet. Die Strahlenhärte der Sensoren kann damit durch thermische Ausheilung der
Strahlenschäden zu einem gewissen Teil verbessert werden.
5.2.2.3 Ladungsspektrum
Neutronbestrahlung bewirkt nach Abschnitt 5.1.1 einen Einbruch der Ladungssammlungseffizienz.
Verantwortlich dafür werden Volumenschäden gemacht. Eine offene Frage ist, ob diese
Volumenschäden bei T = +80 ◦ C ausheilen. Eine negative Ausheilung der Ladungssammlungseffizienz
würde der positiven Ausheilung des Rauschens entgegenstehen.
Abbildung 5.14 zeigt das Ladungsspektrum einer Cd-Quelle bei einer Clustergröße von einem
Pixel, aufgenommen für einen Neutronenbestrahlten Chip vor und nach sieben Tage Aufheizung
auf T = +80 ◦ C. Da die Spektren mit einem halben Jahr Abstand aufgenommen wurden, wurde
die Verringerung der Intensität der Cd-Quelle korrigiert.
Die Spektren sind in sehr guter Übereinstimmung. Es ist kein Hinweis auf eine Änderung

5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 77
Noise [e]
100
90
80
70
60
50
40
30
20
10
0
Gain changed
X-ray radiation
Combined radiation
Neutron radiation
Stored 3 days at room temperature
0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 200
Annealing time at +80°C [h]
Abbildung 5.13: Ausheilung im Rauschen als Funktion der Ausheilzeit bei T = +80 ◦ C für
kombinierte Bestrahlung (rote Kreise), Röntgenbestrahlung (schwarze Quadrate) und Neutronenbestrahlung
(blaue Dreiecke). Auch hier ist der Knick durch eine längere Ausheilung der
kombiniert und röntgenbestrahlten Sensoren bei Raumtemperatur sichtbar. Die Verringerung des
Rauschens des nur mit Neutronen bestrahlten Sensors nach den ersten beiden Messungen bis
zur 30. Stunde ist auf einen zeitweilig modifizierten Versuchsaufbau und daraus resultierender
veränderten Verstärkung zurückzuführen.

78 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Entries in histogram
(1 bin = 1 ADC)
600
500
400
300
200
100
neutron dose: 10 13 n eq /cm 2
Before heating
After heating 7 days to +80°C
Renormalized (corrected
0
for half life of test source)
0 50 100 150 200 250 300 350 400 450 500 550 600 650
Charge collected [ADC]
Cd-109
1 pixel cluster
+20°C
Abbildung 5.14: Ladungsspektrum eines Neutronenbestrahlten Sensor vor (schwarz) und nach
einer Aufheizung (rot) von sieben Tagen auf T = +80 ◦ C. Die Clustergröße beträgt 1 Pixel.

5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 79
des Spektrums und damit der Ladungssammlungseffizienz erkennbar. Damit heilen die durch
Neutronen induzierten Volumenschäden unter diesen Bedingungen nicht aus. Eine Verschlechterung
der Ladungssammlungseffizienz durch ein negatives Ausheilen wird nicht beobachtet, so
dass Neutronenbestrahlte Sensoren ausgeheilt werden können, ohne dass eine Verringerung der
Ladungssammlungseffizienz zu erwarten ist.
Im nächsten Schritt soll die Hypothese überprüft werden, ob Volumenschäden positiv ausheilen.
Bekannt war, dass Neutronenbestrahlung Defekte hervorruft, die Rekombinationszentren für
Signalelektronen darstellen, so dass der Sammelpeak sich zu niedrigen Signalhöhen verschiebt.
Wenn nun diese Defekte thermisch ausheilen, verringert sich die Anzahl an Rekombinationszentren,
mehr Signalelektronen erreichen die Dioden und der Sammelpeak verschiebt sich wieder
zu höheren Signalhöhen. Am größten sollte der Effekt sein, wenn alle 25 Pixel um einen Cluster
ausgelesen werden, da dort dann entsprechend auch Elektronen beitragen, die in die äußeren
Pixel des Clusters diffundiert sind und damit eine entsprechend lange Diffusionsstrecke zurückgelegt
haben. Abbildung 5.15 zeigt die Position des Sammelpeaks als Funktion der Ausheilzeit
bei +80 ◦ C. Nach der Neutronenbestrahlung verringert sich die Position des Sammelpeaks wie
erwartet. In Übereinstimmung mit der Hypothese erhöht sich die Position des Sammelpeaks
durch die Aufheizung systematisch um 5%. Abbildung 5.15 zeigt darüber hinaus auch die
Position des Kalibrationspeaks, bestimmt bei einer Clustergröße von einem Pixel, aus der sich
die Verstärkung ermitteln lässt. Diese fluktuiert im Gegensatz zum Sammelpeak nur in der
Größenordnung von 0,2% und ist deshalb nicht wie nach einer Röntgenbestrahlung für die
Änderung des Spektrums verantwortlich.
Auch wenn der Effekt mit 5% nicht sehr groß ist, kann die Messung als starker Hinweis für die
Hypothese, dass Volumenschäden in MAPS positiv ausheilen, angesehen werden.
Wie in Abschnitt 5.1.1 diskutiert, wurde kein signifikanter Effekt nach Röntgenbestrahlung auf
die Ladungssammlungseffizienz beobachtet. Die Messungen wurden mit einem großen zeitlichen
Abstand zur Bestrahlung durchgeführt, aus diesem Grund waren Kurzzeitausheilungseffekte
(short term annealing) nicht messbar. Um diese Kurzzeitausheilungseffekte zu messen, wurde in
der folgenden Studie das Ladungsspektrum möglichst zeitnah nach der Bestrahlung aufgenommen.
Insbesondere wurden die in Abschnitt 5.1.1 ausgeführten Erkenntnisse berücksichtigt und
das Ladungsspektrum des Cd-109-Strahlers und nicht des etablierten Fe-55-Strahlers betrachtet.
Der Einfluss der Bestrahlung und danach einsetzenden Ausheilung auf das Ladungsspektrum
wird in Abbildung 5.16 gezeigt. Die Röntgenbestrahlung und damit das Generieren von Oberflächenschäden
führt zu einer Verschiebung des Spektrums zu leicht niedrigeren Signalhöhen. Vor
allem der Kalibrationspeak wird breiter und verschiebt sich signifikant um 30 ADC-Einheiten.
Die niedrigen Signalhöhen werden nach der Bestrahlung wegen des erhöhten Rauschens weggeschnitten.
Weiterhin verschwindet bei ungefähr 120 ADC im Cd-109-Spektrum die Röntgenfluoreszenzlinie
von Ba Lα fast vollständig.
Das Spektrum verschiebt sich durch die 280 Stunden Lagerung bei Raumtemperatur und
73 Stunden bei T = +80 ◦ C wieder zu höheren Signalhöhen. Die Verschiebung des Spektrums
nach der Bestrahlung wird durch die Ausheilung nahezu vollständig kompensiert. Dies erklärt,

80 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Peak position [ADC]
610
600
590
580
570
560
550
540
530
520
510
500
490
480
470
460
Neutron irradiation
Collection peak (Gaussian fit, 25 pixel cluster)
Calibration peak (Maximum, 1 pixel cluster)
T =+20°C
measure
Cd-109
d=10 13 n /cm eq 2
0 2000 4000 6000 8000 10000
Annealing time at +80°C [min]
Abbildung 5.15: Position des Sammelpeaks (schwarze Quadrate) und Kalibrationspeaks (rote
Kreise) als Funktion der Ausheilzeit bei T = +80 ◦ C. Der Sammelpeak wurde bei einer
Clustergröße von 25 Pixel mit einem Gauß-Verteilung bestimmt, während der Position des Kalibrationspeaks
nur das Maximum im Spektrum mit einer Clustergröße von 1 ist. Die Messpunkte
links der senkrechten blauen Linie wurden vor der Neutronenbestrahlung ermittelt.

5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 81
Entries in histogram
(1 bin = 1 ADC)
800
700
600
500
400
300
200
100
Before radiation
After radiation
After annealing
0
0 100 200 300 400 500 600
Charge collected [ADC]
Abbildung 5.16: Vergleich der Spektren der Ausheilstudie vor der Röntgenbestrahlung (schwarze
Fläche), zwei Stunden nach der Bestrahlung (rote Linie) und nach der durchgeführten
Ausheilung (blaue gestrichene Linie). Die Clustergröße beträgt ein Pixel.

82 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Position of calibration peak [ADC]
620
610
600
590
580
570
560
550
540
530
520
X-ray radiation
+20°C
+80°C
0 5 10 15 20
Number of measurements
X-ray radiation
Combined radiation
Abbildung 5.17: Änderung des Kalibrationspeaks im Laufe der Wärmebehandlung (siehe Text).
Der Graph als Funktion der Zeit nach Bestrahlung wird in Abbildung A.2 im Anhang gezeigt.
warum der beobachtete Effekt in vorherigen Studien nicht festgestellt werden konnte. Diese
wurden bereits durch Ausheilung der Oberflächenschäden bei Raumtemperatur beseitigt, bevor
mit der Messung begonnen wurde.
Die Verschiebung der Kalibrationspeaks der mit Röntgenstrahlung und kombinierter Bestrahlung
bestrahlten Sensoren wird in Abbildung 5.17 systematisch gezeigt. Vor der Röntgenbestrahlung
sind die Kalibrationspeaks des unbestrahlten und Neutronenbestrahlten Chips in Übereinstimmung.
Volumenschäden beeinflussen damit scheinbar die Position des Kalibrationspeaks und die
Verstärkung nicht. Eingeschränkt wird diese Aussage dadurch, dass die Messung mit großem
zeitlichen Abstand zur Neutronenbestrahlung stattfand und deshalb eventuelle Kurzzeitausheileffekte
der Volumenschäden nicht gemessen werden konnten.
Die Röntgenbestrahlung bewirkt einen Abfall der Position des Kalibrationspeak, welche sich
dann im Laufe der Zeit wieder regeneriert. Kurz nach der Bestrahlung ließ sich das Ladungsspektrum
des kombiniert bestrahlten Sensors nicht erstellen. Der kombiniert bestrahlte Sensor
war nicht funktionsfähig. Erst ab der zweiten Messung einige Stunden später gelang eine Aufnahme
und Analyse des Spektrums. Der Kalibrationspeak des kombiniert bestrahlten Chips ist

5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 83
im Vergleich zum nur mit Röntgenstrahlen bestrahlten Chip unerwarteterweise zu niedrigeren
Signalhöhen verschoben, was sich auch nicht durch die folgende Ausheilung ändert. Damit
scheint es offensichtlich einen zusätzlichen Strahlenschaden durch kombinierte Bestrahlung zu
geben, der den Ausheilprozess in der Verstärkung verlangsamt.
5.2.3 Zusammenfassung zur thermischen Ausheilung
Volumenschäden scheinen im Vergleich zu Oberflächenschäden auf anderen Zeitskalen auszuheilen.
Der Nachweis signifikanter Ausheileffekte bezüglich Volumenschäden erwies sich als
eine besondere Herausforderung. Einfacher war dagegen der Nachweis, dass Volumenschäden
unter den gewählten Rahmenbedingungen nicht negativ ausheilen.
Bei einer Lagerung der Chips bei Raumtemperatur bis zu einem Jahr und Messung der Observablen
bei T = −20 ◦ C zeigten sich keine signifikanten Ausheileffekte. Einzig im Proportionalitätswerts
αV , der unter anderem die Änderung des Leckstroms durch Ausheilung charakterisiert,
zeigte sich ein Hinweis für eine positive Ausheilung. Die Signifikanz ist allerdings gering, da die
beobachtete Verringerung des Wertes in der gleichen Größenordnung war wie die Unsicherheiten
aufgrund Temperatur und Produktionstoleranzen. Ein negatives Ausheilen der Volumenschäden
bei Raumtemperatur im Zeitraum von wenigen Wochen bis zu einem Jahr wurde nicht beobachtet.
Die Rahmenbedingung Ausheilung bei T = +80 ◦ C und Messung des Leckstromes bei T = +20 ◦ C
ergab zusätzlich einen kleinen signifikanten positiven Ausheileffekt. Der Leckstrom konnte
durch diese siebentägige Ausheilung um circa 10 % verringert werden. Untermauert wurde die
Signifikanz dieses Ergebnisses dadurch, dass die Ausheilung durch Messungen in definierten
Zeitabständen systematisch verfolgt werden konnte. Ein durchgeführter Exponentialfit ergab für
die Ausheilung bei T = +80 ◦ C eine Zeitkonstante von (22 ± 7) h.
Das Ladungsspektrum eines mit Neutronen bestrahlten Sensor (Clustergröße: 1 Pixel) ändert
sich auch nach siebentägiger Aufheizung auf T = +80 ◦ C nicht signifikant. Insbesondere eine
Verringerung der Ladungssammlungseffizienz, welche als eine negative Ausheilung interpretiert
werden könnte, wird nicht beobachtet. Das Ladungsspektrum bei einer Clustergröße von 25
Pixel zeigt darüber hinaus eine Verschiebung zu höheren Signalhöhen durch die Aufheizung.
Eine Änderung der Verstärkung als Ursache konnte ausgeschlossen werden. Damit wird dies als
Hinweis auf eine positive Ausheilung von Volumenschäden in MAPS angesehen.
Ein Grund für die festgestellte positive Ausheilung könnten neben nicht-ionisierende Strahlenschäden
auch ionisierende Strahlenschäden aus der den Neutronen unterliegende Gammastrahlung
sein. Zur Unterdrückung der Auswirkungen der ionisierenden Bestrahlung wurden die
Neutronenbestrahlungen ohne Spannung durchgeführt. Eine Einflussnahme kann dennoch nicht
ausgeschlossen werden.
Inwieweit Ausheilungen kurz nach der Neutronenbestrahlung eine Rolle spielen, konnte in dieser
Arbeit nicht thematisiert werden, da die Sensoren erst einige Wochen nach der Bestrahlung
untersucht wurden.

84 KAPITEL 5. DIE STRAHLENHÄRTESTUDIE
Zur Ausheilung von Oberflächenschäden konnten die explorativ ermittelten Ergebnisse von
[Dep02] reproduziert werden. Wie erwartet, verringerte sich der Leckstrom kurz nach der Bestrahlung
durch Lagerung bei Raumtemperatur. Eine kontrollierte Aufheizung auf T = +80 ◦ C
beschleunigte den Ausheilprozess.
Darüber hinaus wurden Ausheileffekte von Oberflächenschäden in Anwesenheit von Volumenschäden
durch Untersuchungen eines kombiniert bestrahlten Sensors studiert. Es zeigte sich,
dass der Leckstrom sich auch bei Anwesenheit von Volumenschäden mit der gleichen Zeitkonstante
von (11 ± 1) h verringerte. Besonders groß war die Ausheilung des Leckstromes aus
Oberflächenschäden in den ersten 15 h Lagerung bei T = +80 ◦ C. Hier ließ sich der Leckstrom
um 35 % verringern.
Wie schon in Abschnitt 5.1.3 bei den gewählten Dosen für das Rauschen festgestellt, überwiegen
die durch Oberflächenschäden generierten Leckströme die durch Volumenschäden hervorgerufenen
Leckströme kurz nach der Röntgenbestrahlung. Im Vergleich zu Volumenschäden können
diese durch Aufheizen sehr stark verringert werden. Der Leckstrom aus Volumenschäden scheint
von der Ausheilung nahezu unbeeinflusst zu bleiben. Damit relativiert sich der dominierende
Einfluss der Oberflächenschäden mit der Ausheilung, so dass sich der Beitrag der aus den
Volumenschäden generierten Leckströme am Ende der Ausheilung separieren lässt.
Auch im Rauschen wurde nach der Röntgenbestrahlung und Ausheilung bei T = +80 ◦ C die
gleiche Ausheilsignatur beobachtet. Damit liegt es nahe, dass das durch die Bestrahlung erhöhte
Rauschen auf den Anstieg des Leckstromes zurückzuführen und damit das Rauschen als Schrotrauschen
zu identifizieren ist.
In Bezug auf die Verstärkung stellten vorherige Studien, die in einem größeren zeitlichen Abstand
nach einer Röntgenbestrahlung durchgeführt wurden, keine signifikante Änderung der
Verstärkung durch Röntgenbestrahlung fest. Die Untersuchung der Verstärkung kurz nach der
Röntgenbestrahlung und während der einsetzenden Ausheilung brachte eine Verfeinerung der
Aussage. Es wurde eine Verringerung der Verstärkung durch die Röntgenbestrahlung beobachtet,
die sich im Rahmen der Ausheilstudie nahezu vollständig restaurierte. Aus diesem Grund wurde
in der vorherigen Studie kein signifikanter Einfluss der Röntgenbestrahlung festgestellt.
Bekannt war, dass sich die Verstärkung durch Neutronenbestrahlung in einigem zeitlichen
Abstand zur Bestrahlung nicht signifikant ändert. Naheliegend wäre damit eine Verringerung der
Verstärkung eines vorher mit Neutronen bestrahlten Sensors nach einer zusätzlichen Röntgenbestrahlung
in der gleichen Größenordnung wie nach einer Röntgenbestrahlung. Die Untersuchung
der Verstärkung eines kombiniert bestrahlten Sensors brachte dann ein unerwartetes Ergebnis.
Die Verstärkung verringerte sich im Vergleich zur separaten Röntgenbestrahlung noch einmal
signifikant beziehungsweise die nachfolgende Restaurierung der Verstärkung fand im Vergleich
zur separaten Röntgenbestrahlung offensichtlich verlangsamt statt.
Die von [Mol99] festgestellten negativen Ausheileffekte von Volumenschäden wurden an MAPS

5.2. AUSHEILUNG VON STRAHLENSCHÄDEN 85
unter den gewählten Rahmenbedingungen nicht beobachtet. Damit ist die Befürchtung widerlegt,
dass negative Ausheileffekte eine Abmilderung von Strahlenschäden durch thermische
Ausheilung verhindern könnten.
Schlussfolgernd scheint deshalb die Ausheilung bei bis zu T = +80 ◦ C eine Strategie zu sein,
um den durch Bestrahlung generierten Leistungsverlust zumindest teilweise auszugleichen.
Sie kann somit einen Beitrag dazu leisten, MAPS in einem Vertexdetektor trotz der extremen
Strahlenbelastung betreiben zu können.

Kapitel 6
Zusammenfassung der Masterarbeit
In dieser Masterarbeit wurde die thermische Ausheilung von Strahlenschäden in Monolithic
Active Pixel Sensoren (MAPS) untersucht. Die Fragestellung war, ob die thermische Ausheilung
eine Option ist, die Lebensdauer bestrahlter Sensoren zu erhöhen.
Die Hypothese wird bestätigt. Es wurden positive Ausheilungseffekte beobachtet. Dagegen
wurden keine negativen Ausheileffekte an bestrahlten Monolithic Active Pixel Sensoren (MAPS)
festgestellt. Damit wird die thermische Ausheilung eines auf MAPS basierten Vertexdetektors
als Option nahegelegt, die Leistungsverluste durch Strahlenschäden abzumildern und damit die
Lebensdauer zu verlängern.
Für die Beantwortung der Fragestellung wurde im ersten Teil das Verhalten kombiniert bestrahlter
Sensoren im Vergleich zu Sensoren mit jeweils nur Volumen- oder Oberflächenschäden
untersucht. Im zweiten Teil wurde die Ausheilstudie durchgeführt, in der die Sensoren in regelmäßigen
Abständen nach einer Lagerung bei Raumtemperatur beziehungsweise T = +80 ◦ C
vermessen wurden.
Vor der eigentlichen Ausheilstudie wurden separat mit Röntgenlicht und Neutronen bestrahlte
Sensoren mit einer Kombination aus beiden bestrahlte Sensoren verglichen. Wie erwartet wurde
festgestellt, dass bei den Strahlungsdosen von 200 kRad und 1,3 · 10 13 neq
cm 2 Oberflächenschäden
das Rauschen erhöhen und Volumenschäden die Ladungssammlungseffizienz verringern. Zusätzliche
Volumenschäden beziehungsweise zusätzliche Oberflächenschäden beeinflussen das
Rauschen beziehungsweise die Ladungssammlungseffizienz in einem kombiniert bestrahlten
MAPS nicht signifikant. Die Strahlenschäden addieren sich damit im Wesentlichen.
Der Leckstrom ist bei den gewählten Dosen in der gleichen Größenordnung, weshalb sich dieser
für den kombiniert bestrahlten Sensor im Detail analysieren lässt. Dabei wurde ein signifikanter
positiver Beitrag in einem kombiniert bestrahlten Sensor identifiziert. Dieser geht vermutlich
auf eine Wechselwirkung zwischen beiden Bestrahlungen zurück. In praktischen Anwendungen
spielt diese zusätzliche Leckstromkomponente wahrscheinlich keine Rolle.
Als Schlussfolgerung dieser Studie wurde keine Verschlechterung aller untersuchter Eigenschaften
der Sensoren nach kombinierter Bestrahlung, Größenordnungen über den separaten
Bestrahlungen, beobachtet.
86

In der Ausheilstudie wurden die Sensoren bei T = +20 ◦ C und T = +80 ◦ C bis zu einem Zeitraum
von einem Jahr ausgeheilt. Bei nur mit Neutronen bestrahlten Sensoren wurde bei einer
Lagerung bei TLagerung = +20 ◦ C und einer Messung bei TMessung = −20 ◦ C über den Zeitraum
von einem Jahr keine negative signifikante Ausheilung beobachtet. Nach einer Aufheizung
auf TAu f heizung = +80 ◦ C für mehrere Tage und einer Messung bei TMessung = +20 ◦ C wurden
kleine positive Ausheileffekte in der Größenordnung von 9% im Leckstrom beobachtet.
Bei mit Röntgenstrahlung und kombinierter Bestrahlung bestrahlten Sensoren wurden nach einer
Aufheizung sowohl auf T = +20 ◦ C als auch auf T = +80 ◦ C sehr große Ausheileffekte von bis
zu 70% im Leckstrom und im Rauschen beobachtet. Die Oberflächenschäden scheinen auch in
Anwesenheit von Volumenschäden sehr stark positiv auszuheilen, während die Volumenschäden
im Vergleich dazu nur leicht positiv auszuheilen scheinen.
Das Ladungsspektrum eines mit Neutronen bestrahlten Sensor (Clustergröße: 1 Pixel) ändert
sich auch nach siebentägiger Aufheizung auf T = +80 ◦ C nicht signifikant. Ein Hinweis auf eine
positive Ausheilung von Volumenschäden wird bei einer Clustergröße von 25 Pixel beobachtet.
Kurz nach Röntgenbestrahlung wurde eine Verringerung der Verstärkung beobachtet, die im
Zeitrahmen weniger Tage wieder vollständig ausheilt.
Eine negative Ausheilung und damit eine Verschlechterung der Observablen durch thermische
Ausheilung wurde in dieser Arbeit generell nicht beobachtet.
Damit wird als Schlussfolgerung dieser Arbeit festgestellt, dass die thermische Ausheilung von
Strahlenschäden eine Möglichkeit darstellt, die Auswirkung der Bestrahlung auf die Leistung
der Sensoren abzumildern. Die Ausheilung als Thema sollte weiterverfolgt werden.
Noch offen ist die Untersuchung der eventuell vorhandenen Ausheileffekte von mit Neutronen
bestrahlten Sensoren im Zeitrahmen kurz nach der Bestrahlung bis wenige Wochen nach der
Bestrahlung. Auch die Ausheilung bei T = +80 ◦ C sollte nicht nur für wenige Tage, sondern
auch für mehrere Monate untersucht werden, um ein eventuell einsetzendes negatives Ausheilen
auf diesen Zeitskalen auszuschließen. Schließlich kann noch die Ausheilung bei Temperaturen
T > +80 ◦ C untersucht werden. Dort stellt sich die Frage, ob weitere Defekte ausheilen, so dass
bei höheren Temperaturen noch größere Ausheileffekte beobachtet werden könnten.
Beschränkt wird die Wahl der möglichen Ausheiltemperatur allerdings von der mechanischen
Stabilität des ganzen Detektors über einen großen Temperaturbereich. Hier ist die Frage, ob ein
Detektor, der voraussichtlich bei T = −20 ◦ C betrieben werden soll, überhaupt auf T = +80 ◦ C
aufgeheizt werden kann, ohne Schädigungen an der Ausleseelektronik und mechanischen Aufhängung
hervorzurufen.
87

Anhang A
Anhang
A.1 Ergänzung Ladungssammlungseffizienz bei kombiniert
bestrahlten MAPS
Im Abschnitt 5.1.1 wird die Ladungssammlungseffizienz bei separat und kombiniert bestrahlten
MAPS analysiert. Aus Gründen der Übersicht wurde die Abbildung A.1 in den Anhang verschoben.
Sie zeigt in Ergänzung zu Abbildung 5.2 den gleichen Zusammenhang für MIMOSA-18
anstatt MIMOSA-19.
88

A.1. ERGÄNZUNG LADUNGSSAMMLUNGSEFFIZIENZ 89
Charge collection effifiency
0,9
0,8
0,7
0,6
0,5
0,4
0,3
-20°C
Mimosa18/SB-Pixel
Only neutron radiation
Additional X-ray radiation
0,0 0,5 1,0 1,5 2,0
Radiation dose [10 13 n/cm²]
Abbildung A.1: Abbildung 5.2 für MIMOSA-18.

90 ANHANG A. ANHANG
Position of calibration peak [ADC]
610 +80°C
600
590
580
570
560
550
540
X-ray radiation
+20°C
X-ray radiation
Combined radiation
0 50 100 150 200 250 300 350
Time after X-ray irradiation [h]
Abbildung A.2: Änderung des Kalibrationspeaks im Laufe der Wärmebehandlung. Röntgenstrahlung
führt zu einem Einbruch des Kalibrationspeak, der sich aber innerhalb der Ausheilstudie
vollständig regeneriert. Einzelne Neutronenbestrahlung verschiebt den Kalibrationspeak
im Vergleich zum unbestrahlten Chip nicht. Die zusätzliche Röntgenbestrahlung eines kombiniert
bestrahlten Sensors führt dazu, dass der Kalibrationspeak im Vergleich zur einzelnen
Röntgenbestrahlung zu niedrigen Signalhöhen verschoben wird. Die Differenz zwischen Röntgenbestrahlten
und kombiniert bestrahlten Sensor verringert sich auch nach Ausheilung nicht.

A.1. ERGÄNZUNG LADUNGSSAMMLUNGSEFFIZIENZ 91
Leakage current [fA]
450
400
350
300
250
200
150
100
50
0
Irradiated with
no
X-ray
neutron
combined
radiation
T=+20°C T=+80°C
0 40 80 120 160 200 240 280 320 360
Net annealing time [h]
-70%
Abbildung A.3: Ausheilung des Leckstromes für die verschieden bestrahlten Sensoren.

92 ANHANG A. ANHANG
A.2 Parameter und Laufnummern der gezeigten Messdaten
Den Tabellen A.1 und A.2 können die wichtigsten Parameter und die Laufnummer zu den
jeweiligen Abbildungen entnommen werden. Die aufgelisteten Parameter sind die verwendete
Chipversion, die Anzahl an aufgenommenen Auslesezyklen, die gestoppte Messzeit, die nichtionisierende
und ionisierende Bestrahlungsdosis, die zur Aufnahme der Spektren verwendete
Quelle und die Kühltemperatur während der Messung. Nicht aufgelistete Parameter können
durch die bekannte Laufnummer in den Laborbüchern nachgeschlagen werden.

A.2. PARAMETER UND LAUFNUMMERN DER GEZEIGTEN MESSDATEN 93
Chip Auslese- Messzeit Neutron Röntgen Quelle Temperatur interne
zyklen [s] [1013 neq
cm2 ] [kRad] [ ◦C] Laufnummer
Tab. 4.3 Mi19 10k - 0 ... 1,95 0 keine, -20 & +20 180xx,185xx,190xx
20k/50k Fe & Cd 195xx,197xx-199xx
Tab. 5.1 Mi19 50k 2500 0 & 1,3 0 & 200 keine -56,5 ... +20 192xx
Abb. 4.3 Mi19 20k 1096 1,3 0 Cd +20 19986
Abb. 4.4 Mi19 10k 558 1,3 200 keine +20 19881
Abb. 4.5 Mi19 10k 558 1,3 200 keine +20 19881
Abb. 4.6 Mi19 20k 1102 0 0 Fe -20 19878
Abb. 4.7 Mi19 20k 1102 0 0 Fe -20 19878
Abb. 4.8 Mi19 50k 2500 0 0 keine -56,5 ... +30 192xx
1901x,19257,19269,
Abb. 4.9 Mi19 3k/20k - 0 ... 1,95 0 & 200 Fe & Cd +20 19311, 19315,
19318,19323
Abb. 4.10 Mi19 20k 1000 1,3 0 & 200 Fe & Cd -40 ... +40 1924x,1927x,
1931x,1932x
Abb. 5.1 Mi19 3k/20k - 0 ... 1,95 0 Fe -20 1902x,195xx,
19233,19247
Abb, 5.2 Mi19 3k/20k - 0 ... 1,95 0 & 200 Fe -20 1902x,195xx,19233,
19247,19263,19273
Abb. 5.3 Mi19 10k 500 0 & 1,3 0 & 200 keine -56,5 ... +30 192xx
Tabelle A.1: Vollständige Auflistung der zu den Abbildungen gehörenden Messparametern. Die Laufnummern 180xx und 190xx
werden [Büd08] entnommen, die Laufnummern 182xx, 183xx, 192xx und 193xx stammen von [Dom09] und [Ott10].

94 ANHANG A. ANHANG
Chip Auslese- Messzeit Neutron Röntgen Quelle Temperatur interne
zyklen [s] [1013 neq
cm2 ] [kRad] [ ◦C] Laufnummer
Abb. 5.4 Mi18 1k/10k - 0 & 1,3 0 & 200 keine -30 ... +40 1805x,1857x,
19822x,1826x
Abb. 5.5 Mi18 1k/10k - 0 ... 1,95 0 & 200 keine -20 & +20 1805x,1857x,
1822x,1826x
Abb. 5.6 Mi19 3k/20k - 0 ... 1,95 0 Fe -20 1902x,1957x
Abb. 5.7 Mi19 1k/10k - 0 ... 1,95 0 keine -20 & +20 190xx,1957x
Abb. 5.9 Mi19 10k 500 0 & 1,3 200 Cd +20 194xx
Abb. 5.10 Mi19 10k 500 0 & 1,3 0 & 200 Cd +20 191xx,197xx-199xx
Abb. 5.11 Mi19-6 10k 500 1,3 0 Cd +20 19719,19978
Abb. 5.12 Mi19 10k 500 0 & 1,3 0 & 200 Cd +20 191xx,194xx
Abb. 5.13 Mi19 10k 500 0 & 1,3 0 & 200 Cd +20 191xx,194xx
Abb. 5.14 Mi19 20k 1100 1,3 0 Cd +20 19315,19977
Abb. 5.15 Mi19 20k 1000 0 & 1,3 0 Cd +20 19311,19315,197xx-199xx
Abb. 5.16 Mi19 20k 1000 0 0 & 200 Cd +20 191xx,194xx
Abb. 5.17 Mi19 20k 1000 0 & 1,3 0 & 200 Cd +20 191xx,194xx
Abb. A.1 Mi18 3k/20k - 0 & 1,3 0 & 200 Fe -20 1805x,1857x,18227,
18241,18255,18265
Abb. A.2 Mi19 20k 1000 0 & 1,3 0 & 200 Cd +20 191xx,194xx
Abb. A.3 Mi19 20k 1000 0 & 1,3 0 & 200 Cd +20 191xx,194xx,197xx-199xx
Tabelle A.2: Vollständige Auflistung der zu den Abbildungen gehörenden Messparametern. Die Laufnummern 180xx und 190xx
werden [Büd08] entnommen, die Laufnummern 182xx, 183xx, 192xx und 193xx stammen von [Dom09] und [Ott10].

A.3. ERKLÄRUNG 95
A.3 Erklärung
(nach §30 (11) Ordnung für den Bachelor- und den Masterstudiengang)
Hiermit erkläre ich, dass ich die Arbeit selbstständig und ohne Benutzung anderer als der
angegebenen Quellen und Hilfsmittel verfasst habe. Alle Stellen der Arbeit, die wörtlich oder
sinngemäß aus Veröffentlichungen oder aus anderen Texten entnommen worden sind, sind von
mir als solche kenntlich gemacht worden. Ferner erkläre ich, dass die Arbeit nicht - auch nicht
auszugsweise- für eine andere Prüfung verwendet worden ist.
Frankfurt am Main, den 30. November 2010.
Dennis Doering

96 ANHANG A. ANHANG

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[Str09] IPHC Strasbourg. List of MIMOSA chips, 2009. [Online; accessed 29-December-
2009].
[Sys10] Huber System. Kühlung, 2010. [Online; accessed 29-December-2009].
[Vas97] A. Vasilescu. The NIEL scaling hypothesis applied to neutron spectra of irradiation
facilities and in the ATLAS and CMS SCT. ROSE/TN-97/2, 1997. ROSE Internal
Note.

100 LITERATURVERZEICHNIS

Danksagung
Mein außerordentlicher Dank geht an all jene, die durch ihre fachliche und persönliche Unterstützung
zum Gelingen dieser Masterarbeit beigetragen haben.
Mein besonderer Dank gilt Herrn Professor Joachim Stroth für die Möglichkeit, nach der Bachelorarbeit
auch meine Masterarbeit in seiner Arbeitsgruppe schreiben zu können. Auch für die
konstruktiven Vorschläge und Anregungen insbesondere zu Vorträgen und Abstrakts möchte ich
danken. Für nicht selbstverständlich sehe ich es an, dass es mir ermöglicht wurde, bereits als
Masterstudent Vorträge außerhalb der Arbeitsgruppe zu halten und so wichtige Erfahrungen im
Präsentieren der eigenen Arbeit vor einem fremdem Publikum zu machen.
Bei der gesamten Arbeitsgruppe möchte ich mich für die Unterstützung bedanken.
Besonders betonen möchte ich meinen Dank für Dr. Michael Deveaux für seine persönliche
Betreuung. Du warst mir für alle Probleme der erste Ansprechpartner. Besonders für deine
Geduld bei den vielen Iterationsschritten und für deine kritische Korrekturen, die nicht nur diese
Arbeit, sondern auch die von mir gehaltenen Vorträge letztlich auf ein ganz anderes Niveau
gehoben haben, bin ich dir unendlich dankbar. Danke auch für das Angebot "‘Work and Fly"’.
Danken möchte ich Christian Müntz für die Unterstützung. Danke für die scheinbar einfachen
Fragen während der Meetings, die mich immer zum intensiven Nachdenken angeleitet haben.
Danken möchte ich weiterhin den Bachelorstudentinnen Melissa Domachowski und Sarah Ottersbach,
deren Messungen ich in diese Arbeit integrieren konnte. Weiterhin möchte ich mich bei
meinen Kollegen Kathrin Göbel und Christian Trageser nicht nur für die fachlichen Ratschläge
bedanken, die mich jetzt schon seit dem 2. Semester im Studium begleitet haben und dies
hoffentlich noch einige weitere Jahre tun werden. Danken möchte ich ebenso Franz M.Wagner,
dass er die Neutronbestrahlungen für uns durchgeführt hat, sowie Alexander Dierlamm für
die Organisation der Röntgenbestrahlung. Danken möchte ich in diesem Zusammenhang auch
Moritz Guthoff für die Betreuung während der Bestrahlungen.
Mein besonderer Dank geht an all jene, die diese Arbeit Korrektur gelesen haben. Namentlich
zu nennen sind hier Professor Joachim Stroth, Dr. Michael Deveaux, Dr. Bernhard Wiedemann,
Christian Trageser, Kathrin Göbel, Tobias Tischler, Borislav Milanovic, Sarah Ottersbach, Martina
Weyreter und Stacey Flanagan.
Zum Schluss richtet sich vor allem mein Dank an all die vielen Personen, deren einzelner Beitrag
zu dieser Arbeit nicht genau zu benennen ist, deren Relevanz in ihrer Gesamtheit aber sicherlich
die der namentlich genannten Personen übersteigt.