MASARYKOVA UNIVERZITA PŘÍRODOVĚDECKÁ FAKULTA ÚSTAV FYZIKÁLNÍ ELEKTRONIKY

Transkript

1 MASARYKOVA UNIVERZITA PŘÍRODOVĚDECKÁ FAKULTA ÚSTAV FYZIKÁLNÍ ELEKTRONIKY STUDIUM DOZNÍVÁNÍ KATODOLUMINISCENCE RYCHLÝCH SCINTILÁTORŮ METODOU ČASOVĚ KORELOVANÉHO ČÍTÁNÍ JEDNOTLIVÝCH FOTONŮ Bakalářská práce Ondřej Lalinský Vedoucí práce: RNDr. Petr Schauer, CSc. Brno 2013

2 Bibliografický záznam Autor: Název práce: Studijní program: Studijní obor: Vedoucí práce: Ondřej Lalinský Přírodovědecká fakulta, Masarykova univerzita Ústav fyzikální elektroniky Studium doznívání katodoluminiscence rychlých scintilátorů metodou časově korelovaného čítání jednotlivých fotonů PřF B-FY Fyzika PřF FYZ Fyzika RNDr. Petr Schauer, CSc. Akademický rok: 2012/2013 Počet stran: 50 Klíčová slova: doznívání katodoluminiscence; scintilátor; TCSPC; YAG; YAP; YSO iii

3 Bibliographic Entry Author Title of Thesis: Degree programme: Field of Study: Supervisor: Ondřej Lalinský Faculty of Science, Masaryk University Department of Physical Electronics Study of cathodoluminescence decay of fast scintillators using time-correlated single photon counting method PřF B-FY Physics PřF FYZ Physics RNDr. Petr Schauer, CSc. Academic Year: 2012/2013 Number of Pages: 50 Keywords: cathodoluminescence decay; scintillator; TCSPC; YAP; YAG; YSO iv

4 Abstrakt Tato bakalářská práce se jednak zabývá zprovozněním metody časově korelovaného čítání jednotlivých fotonů (TCSPC) a jejím integrováním do katodoluminiscenční aparatury na ÚPT AV ČR a také jejím využitím ke studiu vlastností scintilátorů. Metoda byla nejprve kvůli výskytu problémů s parazitními signály laděna pomocí testovacího vzorku, a to s pomocí pulzní laserové diody. Další část práce je věnována teplotní závislosti katodoluminiscenčního spektra a doznívání katodoluminiscence scintilátoru YAP:Ce. Metodou TCSPC byly získány doby doznívání katodoluminiscence scintilátorů YAG:Ce, YAP:Ce a YSO:Ce. Ze všech výsledků měření byl mj. v materiálech odhadnut počet druhů katodoluminiscenčních center. Hlavním cílem práce bylo srovnání metody TCSPC s dosud používanou analogovou metodou. Bylo dosaženo závěru, že i když je tato metoda považována za lepší, měření metodou TCSPC s využitím detekční karty PicoQuant TimeHarp 200 nedosahuje kvalitnějších výsledků než výsledků analogovou metodou ani pro záznam velmi slabého světelného záření. Abstract In this thesis it is dealt partly with getting the Time-Correlated Single Photon Counting technique (TCSPC) going and taking her in the cathodoluminescence apparatus on the ISI ASCR, partly with her application to study some attributes of scintillators. Firstly, the method was debugged with an assistance of pulse laser diode because of occurrence of some problems with parasitic signals. Another part of this thesis is engaged in temperature-resolved cathodoluminescence spectrum of the scintillator YAP:Ce. Cathodoluminescence decay times of scintillators YAG:Ce, YAP:Ce and YSO:Ce were obtained by using the TCSPC technique. As a result of those two measurements, a number of types of cathodoluminescence centers were identified. The main goal of this thesis was a comparison of the TCSPC technique with a till now used analogue technique. It was come to the conclusion that although this technique is considered to be better one, superior results couldn t be reached with the use of the TCSPC technique using a PicoQuant TimeHarp 200 card than with the use of the analogue technique even for a recording of a very low light radiation. v

5 vi

6 Poděkování Na tomto místě bych chtěl poděkovat svému vedoucímu bakalářské práce RNDr. Petru Schauerovi, CSc. zacílené vedení k samostatné činnosti. Poděkování také patří Mgr. Janu Bokovi za odborné rady z oblasti katodoluminiscence a nekonečnou trpělivost se mnou při odlaďování metody TCSPC. Na závěr děkuji zvláště své rodině a blízkým za nepostradatelnou morální podporu, všem, kteří tuto práci podpořili byť jen dobrou radou či myšlenkou, a Bohu, neboť vše dobré pochází od něho. Prohlášení Prohlašuji, že jsem svoji bakalářskou práci vypracoval samostatně s využitím informačních zdrojů, které jsou v práci citovány. Brno 24. května 2013 Jméno Příjmení vii

7 Obsah 1 Úvod Scintilátory pro rastrovací elektronovou mikroskopii Interakce elektronu s pevnou látkou Kritéria ideálního scintilátoru Parametry scintilátorů Katodoluminiscence Generace excitovaných stavů Přenos energie a rekombinace Časový vývoj doznívání katodoluminiscence Jednočlenný exponenciální model Víceexponenciální model Metoda časově korelovaného čítání jednotlivých fotonů (TCSPC) Princip metody TCSPC Charakteristické parametry metody TCSPC Maximální časové rozlišení Opakovací frekvence excitačních pulzů Četnost detekovaných jednofotonových pulzů, pile-up efekt Šum Hardwarové uspořádání pro měření metodou TCSPC Průběh měření Princip práce CFD TAC Digitalizace pomocí ADC Problematika elektromagnetického šumu Linearita TACu Doporučení pro PMT Experimentální uspořádání a studované vzorky Uspořádání pro kalibraci metody TCSPC Uspořádání pro měření vlastností scintilátorů Uspořádání pro měření katodoluminiscenčního spektra Použité vzorky Kalibrační část Měření metodou TCSPC viii

8 7.2 Hledání původu vzniku parazitního píku v koaxiálních kabelech Hledání původu parazitního píku v chlazení PMT Sváteční měření Výměna přístrojů, zemní smyčky Výsledky srovnání metody TCSPC a analogové metody Měření vlastností scintilátorů Výsledky měření teplotní závislosti katodoluminiscenčního spektra scintilátoru YAP:Ce Výsledky měření doznívání katodoluminiscence scintilátorů Výsledky měření doznívání katodoluminiscence různých scintilátorů metodou TCSPC Výsledky měření teplotní závislosti doznívání katodoluminiscence scintilátoru YAP:Ce metodou TCSPC Výsledky srovnání metody TCSPC a analogové metody Vyhodnocení naměřených výsledků Kalibrační část Katodoluminiscenční spektrum scintilátoru YAP:Ce Doznívání katodoluminiscence různých scintilátorů metodou TCSPC Teplotní závislost doznívání katodoluminiscence scintilátoru YAP:Ce metodou TCSPC Srovnání metody TCSPC a analogové metody Závěr Použité zdroje ix

9 1 Úvod Přístroje s elektronovým svazkem vyžadují silnou detekční jednotku, která je nejčastěji postavena na scintilačním detektoru. Scintilační detektor obsahuje tři základní jednotky, a to scintilátor, světlovod a fotonásobič. Parametry i výběr v současnosti vyráběných fotonásobičů a světlovodů jsou na takové úrovni, jež umožňuje splnění nejnáročnějších požadavků na detektor. Méně příznivá situace je ve splnění požadavku na vysoce účinný scintilátor, který není dosud beze zbytku vyřešen, a je tím článkem přístroje s elektronovým svazkem, ve kterém se hledá další zlepšení jeho činnosti. V řádkovací elektronové mikroskopii mj. vzrůstají požadavky na časovou odezvu scintilačního detektoru elektronů. Z tohoto důvodu jsou vyhledávány scintilátory s co nejkratší dobou doznívání katodoluminiscence, mnohdy s velmi nízkým světelným ziskem. Cílem této bakalářské práce je analýza doznívání katodoluminiscence těchto scintilátorů, jenže stávající metoda měření časové závislosti intenzity analogového signálu (analogová metoda) přestává stačit. Jako alternativa k analogové metodě se nabízí volba metody časově korelovaného čítání jednotlivých fotonů (anglicky Time-Correlated Single Photon Counting TCSPC), která je zaměřena právě na slabé světelné signály. Princip metody TCSPC je založen na detekci periodického světelného záření tak slabého, že je možno rozlišit jednotlivé fotony. Časy příchodu jednotlivých fotonů v rámci jedné periody jsou registrovány a pomocí nich je rekonstruován časový průběh světelného signálu. Předkládaná bakalářská práce má následující strukturu. První kapitolu představuje tento úvod. Druhá až čtvrtá kapitola vysvětlují základní pojmy používané v této práci. Pátá kapitola upozorňuje na možnosti elektromagnetického rušení a dává doporučení pro experimentální podmínky, jak se rušení vyhnout. Sedmá kapitola se věnuje uvedení metody TCSPC do provozu jejímu ladění na testovacím vzorku se známými luminiscenčními vlastnostmi a její integraci do unikátní katodoluminiscenční aparatury na ÚPT AV ČR. To mohlo být provedeno měřením luminiscence pulzní laserové diody metodou TCSPC a současným srovnáváním výsledků s měřeními analogovou metodou. V osmé kapitole bylo možné přistoupit k měření doznívání katodoluminiscence cerem dopovaných krystalických vzorků YAG (yttirum-alluminium garnet), YAP (yttriumalluminium perovskite) a YSO (yttrium-silicate oxid). Dalším úmyslem bylo srovnání katodoluminiscenčního spektra nebo tvaru doznívání katodoluminiscence vybraného scintilátoru při různých teplotách. V deváté kapitole byly tyto výsledky zhodnoceny a v desáté kapitole byly získané výsledky shrnuty. Byla posouzena použitelnost metody TCSPC ve srovnání s analogovou metodou. 1

10 2 Scintilátory pro rastrovací elektronovou mikroskopii Rastrovací elektronová mikroskopie (scanning electron microscopy, SEM) využívá k zobrazení struktury preparátu fokusovaný elektronový svazek. Tento primární svazek (primary electrons, PE) není zdrojem informace, ale je rastrován po povrchu vzorku a tím dává vznik signálu, jenž nese informace o vlastnostech místa vzorku, na kterém se tento svazek nacházel. V rastrovací elektronové mikroskopii jsou jako jedny z nejrozšířenějších detektorů částic používány scintilační detektory, jejichž nedílnou součástí jsou scintilátory. 2.1 Interakce elektronu s pevnou látkou Dopad PE na vzorek může v pevné látce doprovázet mnoho dějů (obr. 1). Pokud je vzorek dostatečně tenký, mohou skrz něj některé elektrony projít s určitou ztrátou části své energie. V této kategorii jsou obsaženy neelasticky rozptýlené a prošlé elektrony, které mohou být v případě transmisní elektronové mikroskopie použity jako hlavní nástroj ke zkoumání tenkého vzorku [1]. Equation Cha pter 1 Section 1 Obr. 1: Produkty vznikající při interakci PE s pevnou látkou. Převzato od [2]. Augerovy elektrony jsou speciálním typem nízkoenergetických elektronů, které nesou informaci o chemickém složení povrchu vzorku [3]. Pokud jsou elektrony vyvrženy z vnitřních elektronových slupek atomu, prázdné místo ve vnitřní slupce je okamžitě obsazeno elektrony z vnějších slupek a je emitováno charakteristické rentgenové záření. Především jsou však k zobrazování vzorku v SEM používány sekundární (secondary electrons, SE) a zpětně rozptýlené elektrony (backscattered electrons, BSE). PE, který se nepružně srazí s látkou, ztratí část své kinetické energie. Tuto energii může přijmout nějaký elektron z vnější ze slupek atomů vzorku. Elektrony ve vnějších slupkách jsou slaběji vázány než elektrony ve vnitřních slupkách. Proto se může stát, že část přijaté energie elektron spotřebuje na zvýšení své potenciální energie a uvolnění z vazby. Uvolněný elektron dále putuje látkou jako SE s kinetickou energií obvykle menší než 100 ev. Jako nabitá pohybující se částice však tuto energii postupně ztrácí nepružnými srážkami s okolními atomy vzorku. Počet detekovaných SE s danou energií, které opustily vzorek a byly detekovány, je na obr. 2. Protože však pravděpodobnost nepružné srážky závisí 2

11 na kinetické energii nepřímo úměrně, urazí SE v látce průměrně kolem jednoho až dvou nanometrů. Důsledkem toho SE, kterým se podaří ze vzorku uniknout do vakua, pochází z velmi malé hloubky vzorku v průměru méně než 2 nm od povrchu. SE signál používaný v SEM je vytvořený z SE, které unikly do vakua a byly zachyceny detektorem, signál dává tedy informaci o povrchu vzorku (topografii), jinak řečeno SE znázorňují topografický kontrast [4]. Obr. 2: Energiové rozdělení elektronů opouštějících vzorek. Křivka ilustruje běžné rozdělení na sekundární a zpětně rozptýlenou složku. E 0 značí energii PE. Upraveno podle [4]. Pružně rozptýlené elektrony ztrácí velmi málo nebo žádnou svou energii a mohou projít vzorkem jako prošlé elektrony nebo mohou být vzorkem zpětně rozptýleny ve směru PE (BSE). BSE je elektron, který jednou nebo více pružnými srážkami s pevnou látkou změní svůj směr o více než 90. Protože pružnou srážkou ztratí elektron pouze zlomek své kinetické energie, většina BSE opustí vzorek s energiemi srovnatelnými s kinetickou energií PE. SE a BSE jsou tedy rozlišitelné na základě své kinetické energie. Dále na rozdíl od SE, detekované BSE (s energiemi PE nad 3 kv) pronikají do hloubky desítek až stovek nanometrů. Protože účinný průřez pružného rozptylu je úměrný kvadrátu protonového čísla atomu, lze očekávat, že pomocí BSE lze získat kontrast na základě protonového čísla. BSE tedy mohou odhalit informaci o složení vzorku. Obr. 3: Schéma detekce Everhart-Thornleyho detektorem. Upraveno podle [5]. 3

12 Signál ze SE se získává pomocí Everhart-Thornleyho detektoru (obr. 3). SE jsou nejdříve přitahovány ke kovové mřížce s kladným napětím v řádu několika stovek voltů. Většina elektronů projde skrz mřížku a jsou dále urychlovány směrem na scintilátor s kladným napětím tisíců voltů. Následkem dopadu elektronu na scintilátor může docházet mj. k jevu zvanému katodoluminiscence (kap. 3), kdy jsou emitovány fotony ve viditelné nebo blízké ultrafialové oblasti spektra. Počet fotonů generovaných jedním elektronem závisí na jeho kinetické energii. Elektron o kinetické energii 10 kev vygeneruje stovku fotonů. Tyto fotony jsou sbírány a světlovodem jsou vedeny do fotonásobiče (photomultiplier tube, PMT). Fotony dopadnou na fotokatodu, součást PMT s malou výstupní prací. Energii fotonu absorbuje elektron z fotokatody a může být uvolněn do vakua PMT jako fotoelektron. Tento nízkoenergetický elektron je urychlován na první ze série dynod, každé s kladným napětím vůči fotokatodě. 2.2 Kritéria ideálního scintilátoru Aby bylo možno prohlásit daný scintilační materiál za ideální, měl by splňovat následující kritéria [6]: 1. Materiál by měl konvertovat maximum možné kinetické energie dopadající částice na emitovaná světelná kvanta. 2. Tento převod by měl být lineární, čili energie emitovaného světelného kvanta by měla být přímo úměrná kinetické energii dopadající částice. 3. Scintilační médium by mělo být transparentní vůči vlnové délce svého vlastního emitovaného záření, aby emitované fotony nebyly scintilátorem zpětně absorbovány. 4. Doba katodoluminiscence, tj. časový interval, kdy dochází ke katodoluminiscenci, by měla být v ideálním případě nekonečně malá, aby mohly být generovány úzké elektromagnetické pulzy. 5. Aby mohl být materiál prakticky použitelný v dané oblasti aplikace, mělo by být uskutečnitelné jej vyrobit v dostatečně velkých rozměrech. 6. Index lomu scintilačního materiálu by měl být blízký indexu lomu materiálu světlovodu, aby emitované scintilační fotony mohly být účinně přenášeny světlovodem do fotonásobiče nebo jiného světelného senzoru. 7. Dalším důležitým parametrem určujícím použitelnost scintilátoru je jeho životnost (odolnost proti radiačnímu poškození ionizujícím zářením nebo proti vlhkosti). Ideální případ je ten, kdy je tato životnost srovnatelná s životností ostatních elektronických částí mikroskopu. Avšak (prozatím) žádný materiál nesplňuje současně všechny tyto požadavky [6, 7] a výběr vhodného materiálu scintilátoru je vždy kompromisem mezi těmito faktory. 2.3 Parametry scintilátorů K tomu, aby bylo možno scintilátory porovnávat a určit jejich vhodnost pro aplikaci v dané oblasti použití, je třeba definovat jejich parametry: 1. Konverzní energetická účinnost scintilátoru Celková energie vyzářených scintilačních fotonů E f je vždy nižší než energie absorbovaná scintilačním materiálem. Absorbovaná energie záření je použita hlavně na generaci páru 4

13 elektron-díra, popř. ionizaci. Během tohoto procesu se část energie ztratí ve formě emise rentgenového záření a v neposlední řadě také zahřátím materiálu (fonony) [8, 9]. Proto má význam zavést veličinu zvanou konverzní energetická účinnost S, která je definována jako podíl celkové energie emitovaného světla E f a absorbované energie E dopadajících kvant ionizujícího záření. 2. Katodoluminiscenční spektrum Katodoluminiscenční spektrum je emisní spektrum, které popisuje spektrální rozložení vyzářeného světla. Aby bylo dosaženo nejvyšší účinnosti scintilačního detektoru, je třeba tomuto katodoluminiscenčnímu spektru přizpůsobit spektrální citlivost fotokatody a spektrální propustnost světlovodu. Katodoluminiscenční spektrum je závislé na defektech materiálu a na povaze defektů. Silně defektní materiály mohou mít členitější katodoluminiscenční spektrum než bezdefektní materiály. Katodoluminiscenční spektrum je také ovlivněno spektrem aktivátoru, tj. dopovaných atomů cizího prvku. 3. Světelný výtěžek L pro různé druhy dopadajícího záření Teoretický světelný výtěžek je definovaný jako střední počet scintilačních fotonů na jednotku absorbované energie E elektronu, tedy jako L = S E, (1.1) by měl lineárně růst s energií elektronu. Světelný výtěžek má tedy jednotku počet fotonů na ev (v elektronové mikroskopii spíše na kev). S je konverzní účinnost scintilátoru, která je definována jako poměr střední energie vyzářených luminiscenčních fotonů k absorbované energii záření E. Za předpokladu S = konst. lze formulovat diferenciální světelný výtěžek (dl/dx) úměrný specifické ztrátě energie absorbované částice (de/ dx) [10], tzn. dl d E = S. (1.2) dx dx Avšak u organických scintilátorů se ukazuje, že světelný výtěžek ze záření alfa nebo beta není zcela lineární, odchylky od linearity jsou patrné především u částic s nízkými energiemi [11]. 4. Doba náběhu a doznívání katodoluminiscence scintilátoru Každý katodoluminiscenční materiál emituje světelný pulz během svého katodoluminiscenčního procesu. K základnímu popisu tvaru pulzu mohou posloužit doba náběhu a doznívání katodoluminiscence scintilátoru. Doba náběhu je většinou velmi krátká (většinou desítky ps), z technického hlediska se doba náběhu zavádí jako doba, která uplyne mezi tím, než se intenzita katodoluminiscence navýší z 10 % amplitudy intenzity pulzu na 90 % [9]. Doba doznívání katodoluminiscence je udávána jako čas, který je potřeba od maxima intenzity pulzu k dosažení 1/e z maxima intenzity katodoluminiscence [9, 12] (podkap. 3.3). 5

14 5. Dosvit Protože doba doznívání neříká žádnou informaci o tom, jak vypadá průběh složitějších závislostí doznívání v časech mnohem větších než doba doznívání, zavádí se veličina dosvit. Dosvit je intenzita vyjádřená v % (nebo absolutně) po určité době po ukončení excitace. 6. Životnost scintilátoru Sledováním déle trvajícího časového vývoje katodoluminiscenční intenzity v průběhu ozařování materiálu lze stanovit jeho odolnost vůči radiačnímu poškození. Životnost daného scintilátoru závisí na oblasti aplikace. Má-li být materiál efektivní pro použití v SEM, musí jeho životnost být alespoň 1000 provozních hodin [13]. Equation Section (Next) 3 Katodoluminiscence Jako jeden z důsledků bombardování látky svazkem elektronů (obr. 1) se mohou emitovat fotony v ultrafialové a viditelné oblasti spektra. Tento jev se nazývá katodoluminiscence. 3.1 Generace excitovaných stavů PE s energií v řádu kev dopadající na vzorek mohou nepružnými srážkami s atomy vzorku předávat část své energie atomům za současného vzniku většího množství párů elektrondíra. Pokud PE prostoupí do objemu vzorku, může tento proces probíhat opakovaně, dokud mají energii větší než je šířka zakázaného pásu. Velikost excitační energie E g závisí na energii valenčního pásu E v a energii vodivostního pásu E c podle vztahu (2.1). Ke vzniku dalších SE je zapotřebí, aby PE náležela energie alespoň o velikosti ionizačního potenciálu daného atomu. Eg = Ec Ev (2.1) Některé příměsi atomů a poruchy v krystalové mříži vzorku drasticky ovlivňují katodoluminiscenční vlastnosti scintilátoru [14]. Úmyslné přidávání příměsových atomů (tzv. aktivátorů) může sloužit k vytvoření dodatečných energiových hladin, které spadají do zakázaného pásu materiálu scintilátoru [15]. 3.2 Přenos energie a rekombinace Katodoluminiscence může být v anorganických látkách tedy kategorizována jako vlastní nebo nevlastní. Vlastní (intrinsická) katodoluminiscence se vztahuje k přímé rekombinaci páru-elektron díra, tedy energie přímé katodoluminiscence je rovna energii zakázaného pásu E g [16]. Přímá rekombinace elektron-děrového páru má však malou pravděpodobnost výskytu. Nevlastní (extrinsická) katodoluminiscence vzniká emisemi, které jsou zapříčiněny přítomností nečistot, defektů, lokálních atypičností krystalové mříže, které umožňují zářivé přechody, souhrnně nazývaných katodoluminiscenční centra. Neboť pravděpodobnost rekombinace roste se snižující se vzdáleností energiových hladin, dostatečným dopováním atomy cizích prvků může docházet k excitaci s mnohem vyšší pravděpodobností. Mechanismus katodoluminiscence je zachycen na obr. 4. 6

15 Obr. 4: Schematická ilustrace mechanismu katodoluminiscence (CL): (a) excitace elektronu z valenčního do vodivostního pásu; (b) emise intrinsické katodoluminiscence přímou rekombinací; (c)-(e) extrinsická katodoluminiscence, která je výsledkem rekombinace vyžadující energiové hladiny v zakázaném pásu (aktivátory). Extrinsická katodoluminiscence je typicky intenzivnější než intrinsická katodoluminiscence z důvodu vyšší pravděpodobnosti výskytu. Překresleno od [15]. Protože elektron má nenulovou kinetickou energii, může se tak pohybovat směrem ke katodoluminiscenčním centrům, která jsou pro něj energeticky výhodnější [2]. Poté, co dosáhne potenciálové jámy dané katodoluminiscenčním centrem, vytvoří lokalizovaný vázaný exciton a může s uvážením na hloubku potenciálové jámy nastat několik případů: 1. V závislosti na povaze katodoluminiscenčního centra elektron rekombinuje zářivě nebo nezářivě. 2. Elektron se díky tunelovému jevu přemístí do jiného katodoluminiscenčního centra. 3. Přenos elektronu do jiného katodoluminiscenčního centra proběhne přes vibrační přechody. 4. Absorpcí energie se dostane z centra do vyšších energiových hladin. Za předpokladu, že dojde k zářivé rekombinaci, je emitován foton. Protože scintilační médium není plně transparentní vůči vlnové délce emitovaného fotonu, může dojít k reabsorpci materiálem. Tento foton může vygenerovat pár elektron-díra, tedy dojde k fotoluminiscenci. Tato fotoluminiscence je při měření parametrů katodoluminiscence scintilátoru nežádoucí a může zkreslovat výsledek experimentu. Re-absorpce je markantní zvláště ve vysoce koncentrovaných scintilátorech a ve vzorcích s velkou optickou hustotou [17]. 3.3 Časový vývoj doznívání katodoluminiscence Jednočlenný exponenciální model V první aproximaci za předpokladu teplotní nezávislosti může být uvažován následující jednoduchý model doznívání katodoluminiscence excitovaný δ-funkčním pulzem. Označením N 0 jako počet elektronů v excitovaném stavu v čase t = 0 a N(t) v obecném čase t můžeme psát vztah (2.2) pro intenzitu katodoluminiscence I(t) v obecném čase t po ukončení excitace [18]. 7

16 ( ) I t ( ) dn t = (2.2) dt Zároveň nechť 1/τ je pravděpodobnost zářivého přechodu s průměrnou dobou života τ excitovaného stavu. Pod podmínkou dobrého zaštiťování katodoluminiscenčního centra doba života τ nezávisí na teplotě a na počtu dalších excitačních center se může pokračovat vztahem (2.3). ( ) N( t) dn t dt = τ (2.3) Integrováním rovnice (2.3) a zpětnou substitucí za N(t) může být řešení zapsáno tvarem ( ) Ie 0 τ. I t t = (2.4) V tomto nejjednodušším případě intenzita I(t) vykazuje exponenciální charakter, I 0 je intenzita katodoluminiscence v okamžiku ukončení excitace [19] Víceexponenciální model Zatímco jednoexponenciální reprezentace je adekvátní pro většinu případů katodoluminiscence, některé vyžadují komplexnější přístup. Mnohem přesněji může být v těchto případech doznívání katodoluminiscence proloženo regresní křivkou ve tvaru sumy exponenciál. Pro intenzitu může být psáno (2.5). t i ( ) Ae τ I t = (2.5) V tomto případě, střední dobu doznívání katodoluminiscence lze spočítat buď jako vážený průměr intenzit i i τ I i = Aτ i 2 i i Aτ i i (2.6) (protože výraz A i τ i zobrazuje příspěvek i-té komponenty intenzity katodoluminiscence v rovnovážném stavu) nebo jako vážený průměr amplitud τ A i = Aiτ i. A i i (2.7) V praxi se pro víceexponenciální model získá doba τ doznívání katodoluminiscence z grafu odečtením času, kdy intenzita katodoluminiscence poklesne na hodnotu 1/e z maxima intenzity. Nutno ještě poznamenat, že dvouexponenciálním dozníváním se projeví právě přítomnost dvou druhů katodoluminiscenčních center. Víceexponenciální regrese funkcí (2.5) je z matematického hlediska samozřejmě možná a obvykle se dosáhne velmi dobré shody výpočtu s experimentem, ovšem z fyzikálního hlediska takový výsledek sám o sobě nelze považovat za důkaz přítomnosti tří či více katodoluminiscenčních center [20].Equation Section (Next) 8

17 4 Metoda časově korelovaného čítání jednotlivých fotonů (TCSPC) 4.1 Princip metody TCSPC Klasická (jednodimenzionální) metoda časově korelovaného čítání jednotlivých fotonů (time-correlated single photon counting, TCSPC) je založena na detekci jednotlivých fotonů periodického světelného signálu, měření časů detekce těchto fotonů v rámci jedné periody a na rekonstrukci časového průběhu vlnového signálu z jednotlivých periodických měření časů [21]. V každé periodě je registrován pouze odezvový pulz značící příchod prvního fotonu. Zejména výhodné použití TCSPC je pro měření doznívání katodoluminiscence scintilátorů, vyznačující se krátkou dobou doznívání a nízkou světelnou emisí [22]. Nízký světelný zisk může být formulován tak, že pravděpodobnost detekce jediného katodoluminiscenčního fotonu v jedné periodě signálu je velmi nízká. Z tohoto důvodu je detekce více než jednoho fotonu ve stejné periodě zanedbatelná [21, 23]. Princip metody je zachycen na obr. 5. Z něj je zřetelné, že existuje mnoho period, kdy nedošlo k detekci žádného fotonu, ostatní periody obsahují jeden foton. Periody s více než jedním fotonem jsou velmi vzácně zastoupeny. Jakmile je detekován příchozí foton, je změřen čas příchodu pulzu (podkap. 4.3). Avšak měřený signál nemá žádnou podobnost s tvarem křivky katodoluminiscence, tato metoda má čistě statistické jádro. Obr. 5: Princip TCSPC. Upraveno podle [23]. 9

18 Detekované fotony musí být uvažovány jako rozdělení pravděpodobnosti fotonů [22], pravděpodobnost detekce v daném čase v úseku jedné periody je úměrná intenzitě katodoluminiscence v témž čase. Když je detekován foton, čas příchodu pulzu je zaznamenáván. Události jsou shromažďovány v paměti přidáním 1 v místě s adresou vztaženou k času detekce. Pro velký počet zaznamenaných fotonů histogram rekonstruuje doznívající křivku [21]. 4.2 Charakteristické parametry metody TCSPC Maximální časové rozlišení Časové rozlišení analogových měření je omezeno funkcí přístrojové odezvy (instrument response function, IRF), která nemůže být kratší než jednotlivá elektronová odezva (single electron response, SER). SER je pulzní odezva detektoru na jeden foton. Časové rozlišení metody TCSPC není limitováno šířkou SER [23, 24], hlavním pilířem rozhodujícím o velikosti časového rozlišení je schopnost detektoru určit přesný čas detekce jednotlivých fotonů. Tato schopnost je převážně určena rozdílem dob reakcí detektoru na různé fotony. Maximální rozlišení je určeno rozptylem dob přenosu na detektor (transit time spread, TTS) [25], který je pro daný detektor typicky o řád menší než SER [23]. Touto metodou je tedy teoreticky možno dosáhnout až desetkrát většího rozlišení než jakoukoli jinou analogovou metodou [21, 26] Opakovací frekvence excitačních pulzů Dlouhá doba doznívání katodoluminiscence scintilátoru může být problémem z hlediska pomalosti měření signálu a vykreslování celkové křivky doznívání. Opakovací frekvence je limitována kinetikou doznívání katodoluminiscence musí odeznít v dané periodě, aby katodoluminiscenčními fotony nebyl zkreslen tvar doznívání v periodě následující. Proto je metoda TCSPC vhodná zejména pro scintilátory vyznačující se krátkou dobou doznívání katodoluminiscence. To umožňuje mít co nejvyšší opakovací frekvenci pulzů a velmi krátkou dobu nabytí tvaru křivky. Hardwarové omezení frekvence je rozebráno v podkap Četnost detekovaných jednofotonových pulzů, pile-up efekt Rychlost měření nezávisí jen na opakovací frekvenci pulzů, ale i na četnosti detekce pulzů. Pravdivé rozdělení pravděpodobnosti je získáno pouze v případě, že zaznamenaný foton je do dalšího excitačního cyklu vždy pouze jediný, který dorazí na fotokatodu [27]. V případě, že další foton dorazí na fotokatodu v mrtvé době, tj. dříve, než je pulz z příchodu prvního fotonu systémem zpracován, není tento foton zaznamenán, což vede ke statistickému zkreslení histogramu doznívání (obr. 6). Tento nežádoucí jev je označován jako pile-up efekt. Účinek tohoto jevu může být minimalizován, pokud četnost fotopulzů nepřesáhne zhruba 1 až 5 % opakovací frekvence [28, 29, 30]. 10

19 Obr. 6: Statistické zkreslení histogramu v důsledku pile-up efektu. Upraveno podle [23] Šum Kvůli náhodnému mechanismu násobení signálu ve fotonásobiči mají pulzy způsobené jedním fotonem různou amplitudu. Pro měření analogovou metodou přispívá tato skutečnost k celkovému šumu. Metodou TCSPC je pulzům přiřazována stejná váha, nezávisle na jejich amplitudě [23]. Z tohoto důvodu šum detektoru nepřispívá k celkovému poměru signál/šum (signal-to-noise ratio, SNR). Vlivy pozadí, charakterizované pulzy s výrazně nižší amplitudou pulzu v porovnání s jednofotonovými pulzy, také nepřispívají k SNR, podobně jako velikost časového intervalu pro jeden kanál při ukládání dat. Přesnost měření může být také ovlivněna stabilitou vzorku vůči elektronovému svazku, teplotě atd. V ideálním případě může být SNR popsáno Poissonovým rozdělením pro N detekovaných fotonů podle vztahu (3.1) [23, 31]. SNR = N (3.1) SNR ale není vlastnost aparatury, SNR je vlastnost objektů, vzorků. Zatímco dynamický rozsah je vlastnost zařízení, aparatury. Dynamický rozsah říká, jaký je rozsah možností měření, neanalyzuje se, proč. Jinak řečeno jakou je možno s daným zařízením měřit největší hodnotu a nejmenší hodnotu. 4.3 Hardwarové uspořádání pro měření metodou TCSPC Průběh měření Katodoluminiscenční foton vyvolá na fotokatodě díky vnějšímu fotoelektrickému jevu vznik fotoelektronu, který násobením na dynodách vytvoří na anodě úzký pulz. Výstupní pulz zaznamenává součástka Constant Fraction Discriminator (CFD). Tento prvek má funkci omezení vlivu kolísání signálu podnícených šumem zdroje nebo různým stupněm zesílení pulzu fotoelektronů na detektoru [32]. Druhý CFD je připojen k detektoru emitovaných fotonů (fotodiodě nebo fotonásobiči). Výstupní pulzy těchto dvou CFD vytváří tzv. start a stop pulz [22], které zpracovává součástka time-to-amplitude converter (TAC), která jej 11

20 převádí na napětí. TAC používá kondenzátor, který je nabíjen po dobu rozdílu časů příchodu start a stop pulzu. Signál z TAC je následně zesílen a pokračuje do Analog-to Digital Converter (ADC). Ten musí rozdělit signál do příslušných časových kanálů a každému kanálu přiřadit místo v paměti signálů jednotlivých fotonů, kterými je nakonec vytvořen histogram pro časy detekcí Princip práce CFD Cílem CFD je měřit čas příchozího fotoelektronového pulzu s co nejvyšším rozlišením. Pokud by byla doba příchodu pulzu měřena pomocí času, kdy intenzita signálu překročí určitou prahovou hodnotu (leading-edge discriminator, LED), byla by měření velmi nepřesná z důvodu různých velikostí pulzů. Mezi časy dvou různých příchozích pulzů (ve stejném čase t) by byl naměřen rozptyl časů příchodů Δt (obr. 7 vlevo). Přesto je LED vhodný např. pro stabilní laserový systém excitující světelné pulzy s invariantní amplitudou [22]. Omezení vlivu fluktuace amplitud signálů může být provedeno pomocí CFD [29]. Základní idea CFD spočívá v rozdělení signálu na dvě části v definovaném poměru, z nichž první část je zpožděna o určitý zlomek periody a druhá část je invertována (obr. 7 vpravo). Pokud jsou obě části sečteny, místo, kde graf prochází nulou je mnohem méně náchylné na původní amplitudu pulzu. Obr. 7. Vlevo: Chyba určování času kvůli variaci amplitud pulzů za použití LED. Vpravo: Operace CFD. Upraveno podle [29] TAC Záměrem TACu je generace napětí s výškou úměrnou časovému opoždění stop pulzu z PMT od excitačního start pulzu [30], čili převést čas na napětí. To je realizováno nabíjením kondenzátoru lineárně s časem. Po obdržení start pulzu začne protékat konstantní proud a kondenzátor je lineárně nabíjen, příchozí stop pulz tento proud vynuluje a kondenzátor je nabit na určité napětí (o problematice linearity TACu se zmiňuje podkap. 5.1). Samozřejmě existuje mnoho period, ve kterých není detekován žádný foton. V těchto periodách je tedy obdržen start pulz, ale stop nikoliv. To je realizováno přídavným obvodem, který zaručí, že po překročení určitého napěti na kondenzátoru dojde k resetu TACu pro další periodu. Frekventované zmíněné události a pozdější resety nejsou problémem při nízkých opakovacích frekvencích [23]. Avšak při značných opakovacích frekvencích ( MHz) by mohlo docházet k tomu, že doba resetu bude stejná nebo delší než perioda excitačních pulzů, tudíž by docházelo k přesycení TAC resety a nemohla by být uskutečněna zaznamenávání signálu dalších pulzů [32]. Systémy s vysokými opakovacími frekvencemi využívají protichůdné uspořádání, reversed start-stop konfiguraci, kdy je jako start pulz použitý signál z detektoru a stop pulz je příští excitační pulz. K převrácení časové osy pak dochází buď při čtení signálu z ADC, nebo až softwarově při tvorbě histogramu. 12

21 Od okamžiku příchodu fotonu do následující periody uplyne tzv. mrtvá doba, kdy časy dalších příchozích fotonů (pulzů) v této mrtvé době zůstanou nezaznamenány. Mrtvá doba je doba, kdy je systém neschopný detekovat foton a je způsobena celkovou dobou potřebnou pro zpracování signálu (obr. 8). Tato doba se skládá z intervalu potřebného pro přenos informace k ADC a časem nutným pro vybití kondenzátoru TACu. Teprve poté (s následující celou periodou) je TAC připraven přijmout další foton. Je zřejmé, že z důvodu mrtvé doby dochází pro vysoké frekvence k saturaci, protože fotony přicházející během mrtvé doby nemohou být čítány, navíc pokud mrtvá doba zasahuje do další periody, celá tato perioda musí být vynechána a detekční účinnost klesá [29]. Více příchozích fotonů ve stejné periodě způsobuje pile-up efekt (podkap. 4.2). Moderní TCSPC elektronika má mrtvou dobu kolem 125 ns a saturační opakovací frekvenci 8 MHz [23, 29]. Obr. 8: Procesy v TACu a jeho mrtvá doba. Upraveno podle [23] Digitalizace pomocí ADC ADC měří amplitudu napětí pulzu přicházejícího z TACu a převádí ji na číslo kanálu ukládací paměti, do kterého by měl být foton přičten [33]. Tato informace o místě uložení je poslána do vícekanálového analyzátoru (multichannel analyser, MCA) v digitální formě čísla kanálu. Okamžitě po obdržení kanálového čísla přidá MCA 1 k obsahu dané paměťové buňky s cílem, aby bylo zaznamenáno, že foton byl právě detekován s oním časově specifickým start/stop zpožděním. 5 Problematika elektromagnetického šumu Šum může mít rozdílné důsledky na zaznamenávaný signál. Šum při počátku nebo konci detekce informace může znatelně snížit časové rozlišení, detekční účinnost a diferenciální linearitu TCSPC systému [23]. Asynchrononní radiofrekvenční (RF) šum, např. šum z radiových nebo televizních vysílačů redukuje SNR start a stop pulzů. Výsledkem je nízká přesnost evidence časů příchodu fotonů. Navíc šum může znemožnit snížení prahového napětí CFD, aby bylo možno zachytit všechny jednofotonové pulzy během detekování. Výsledkem je snížení detekční účinnosti. 13

22 Ignorování šumu je nejvíce kritické pro PMT signály. Nejenže jednofotonové pulzy z PMT mohou mít malou amplitudu, která je v řádu 100 mv, existuje velké množství pulzů s mnohem nižší amplitudou. Ty jsou samozřejmě náchylnější k vnějšímu šumu. Problémem v TCSPC systémech je obvykle vodivé propojení šumu. RF vlny z vnějšího zdroje projdou skrz sestavu a indukují proudy v zemních smyčkách mezi jednotlivými komponentami TCSPC systému. Pojem zemní smyčka se v elektrických systémech vztahuje k proudu téměř vždy nechtěnému, který vzniká ve vodiči, o jejichž koncích se předpokládá, že by měly být na stejném potenciálu, často uzemněné, ale ve skutečnosti jsou na potenciálech jiných. Také proudy ve zdroji VN mohou RF vlnami zasahovat do zemnícího systému. Obr. 9 vlevo ukazuje, co se může stát, když jsou různé systémové součásti připojeny k různým síťovým zásuvkám. Indukované proudy tečou částečně po vodivé vnější části koaxiálních kabelů spojující různé komponenty systému. Protože impedance vodivé vnější části není nulová, část RF šumu je přeměněna do vnitřního vodiče a tím zasáhne do signálních proudů. Pokud jsou zemní smyčky shromaždištěm šumu, pak nemá pouhé stínění jednotlivých komponent TCSPC systému moc velký význam buď musí být zemní smyčky nalezeny a přerušeny, anebo musí být rušivé proudy odkloněny, aby neměly vliv na citlivé části systému. Nejjednodušším řešením tohoto problému je napájení všech součástí systému z jediné zásuvky tak, jak je ukázáno na obr. 9 vpravo. Obr. 9: Zemní smyčka vzniklá zapojením různých komponent aparatury do různých zásuvek. Upraveno podle [23]. Podobná situace může nastat, je-li k PC s modulem TCSPC připojen síťový kabel. Síťové kabely často prochází velkou částí budovy a tím dávají za vznik velké zemní smyčky. Síťovým kabelem může být tedy do TCSPC systému vnesen značný šum. Nejvhodnější způsob, jak eliminovat rušení RF šumem, je omezení dosahu RF vlnění k signálním proudům. Toho se dá dosáhnout důkladným stíněním detektoru. V ideálním případě by stínění kabelu mělo být připojeno přímo k zapouzdření (housingu) PMT ve stejném místě, kudy k detektoru vchází signál. Proud šumu se totiž stáčí přímo na povrch housingu, nevstupuje tedy dovnitř a neovlivňuje detektor. Vyrobení specializovaného koaxiálního konektoru je nejlepší způsob připojení stínění kabelu k housingu, což ale nemusí být z technických důvodů proveditelné. Ambulantní řešení, které zajišťuje alespoň nějakou opravu, je obalit cm kabelu vodivou fólií (staniolem, měděnou fólií ) v blízkosti detektoru a připájet ji k housingu, jak je uvedeno na obr. 10. Kovová fólie obalená kolem signálního kabelu spolu se stíněním kabelu tvoří kondenzátor a odvádí velkou část rušivého proudu mimo detektor. 14

23 Obr. 10: Ambulantní řešení RF štítu kolem detektoru. Upraveno podle [23]. 5.1 Linearita TACu Diferenciální nelinearita časového měření je nejvýznamnějším zdrojem chyb v TCSPC měřeních. Často je to způsobeno prací TACu a ADC. Mj. mohou nelinearitu způsobovat parazitické zásahy do start a stop pulzů. Ty mohou vzniknout kvůli ovlivnění synchronizačními kabelům, šumu ovlivňujícímu signál jdoucí do detektoru, atd. To může způsobit nerovnoměrnost šířky kanálů a následně také neshodu s počtem detekovaných fotonů v každém kanálu. Tyto chyby se mohou projevovat jako dodatečný šum, jako zvlnění nebo zkreslení křivky. Správné EM stínění detektoru je extrémně důležité. Přenos šumu z laseru nebo ze synchronizačního kanálu na signál z detektoru je často zdrojem nelinearity. Často podomácku vyrobené laserové diody bývají zdrojem problémů s linearitou TAC. Aby bylo dosaženo krátkých laserových pulzů, bývají diody excitovány extrémně strmými a silnými proudovými pulzy. Pokud nejsou laserové diody dostatečně stíněny od detekčního mechanismu, může se šum přenést do PMT nebo přímo do TCSPC modulu. Jediným způsobem, jak se tomuto problému vyhnout, je správné navržení zapouzdření laserové diody. 5.2 Doporučení pro PMT PMT by měl pracovat pokud možno s co největším ziskem. Použití PMT specializovaného přímo na TCSPC je velkou výhodou. Tyto přístroje mívají větší zisk a užší rozdělení amplitud elektronových pulzů, které jsou odezvou na jediný foton. Pomocí obr. 11 je možno odůvodnit, proč by měl PMT operovat s co nejvyšším ziskem (na co největším napětí). Při malých napětích je šum méně rozlišitelný od skutečného signálu než při vyšším napětí. Při kalibraci aparatury pro měření doznívání katodoluminiscence metodou TCSPC je obecně možno uvažovat dvou opačných možností: Výstupem z pulzní diody do PMT je vysoká intenzita světla a nízké napětí na PMT nebo na fotokatodu PMT nechat dopadat málo světla, ale zvýšit napětí na PMT. Z obr. 11 vyplývá jasné doporučení: Při malém napětí existuje s malou amplitudou sice hodně pulzů, ale TCSPC modul má problém je detekovat a rozlišit od šumu. Lepší je použít nízký vstupní signál na PMT a velký zisk. Pro TCSPC modul je snazší detekovat méně pulzů, zato s velkou amplitudou. Šum je pak možno lépe odfiltrovat volbou hladiny diskriminátoru. Výhodou je eliminace pile-up efektu, nevýhodou může být až příliš malý počet pulzů, což může vést ke snížení detekční účinnosti. 15

24 Obr. 11: Rozložení výšek pulzů z PMT ovlivňované šumem. Upraveno podle [23]. Pro téměř všechny PMT lze časové rozlišení zlepšit zvýšením napětí mezi fotokatodou a první dynodou. Zvýšením tohoto napětí se také redukuje závislost IRF na vlnové délce (tzv. barevný posun ). Může být také užitečné zvýšit napětí mezi prvními dvěma dynodami. Příkladem PMT zaměřeného na měření metodou TCSPC (rychlá měření) je např. dále v měřeních používaný PMT Hamamatsu R Ten používá napěťový dělič zachycený v tab. 1 [34], který je vhodný právě pro rychlá měření. Elektroda K Dy1 Dy2 Dy3 Dy4 Dy5 Dy6 Dy7 Dy8 Dy9 Dy10 P Dělící poměr 3 1, Tab. 1: Dělící poměr napětí pro PMT Hamamatsu R zaměřeného na měření metodou TCSPC. Napájecí napětí: 1500 V, K je fotokatoda, Dy jsou dynody, P je anoda [34]. Běžné rychlé PMT mají často navíc jednu nebo více zaostřovacích elektrod mezi fotokatodou a první dynodou. Napětí na těchto elektrodách ovlivňuje TTS, barevný posun a také intenzitu temných pulzů. Detektory na čítání fotonů mají zvýšenou pravděpodobnost vytvoření dodatečných pulzů v průběhu následujících několika mikrosekund po detekci fotonu (afterpulzy). V měřeních s vysokou opakovací frekvencí (desítky MHz) se mohou afterpulzy z více period nahromadit a mohou vytvořit značné pozadí, což ve výsledku vede ke snížení dynamického rozsahu. Snížením opakovací frekvence nebo snížením napětí na PMT lze docílit zmenšení vlivu afterpulzů, tedy ke zvětšení dynamického rozsahu. 16

25 6 Experimentální uspořádání a studované vzorky V experimentální části práce bylo použito zařízení, uvedených v tab. 2. V tabulce jsou také uváděny u každého zařízení možné limitující parametry. Zařízení Model Parametr Hodnota parametru Zdroj VN pro excitační jednotku Tesla BS 242G - - Fokusační cívky Agilent Technologies N6700B - - maximální frekvence 10 MHz TR-0331 minimální šířka pulzu 50 ns Pulzní generátor maximální amplituda 5 V maximální frekvence 50 MHz HP 8160A minimální šířka pulzu 10 ns maximální amplituda 10 V doba náběhu luminiscence 14,6 ns Pulzní laserová S6510 doba doznívání luminiscence 29,8 ns dioda vlnová délka záření 655 nm Monochromátor SPM 2 spektrální šířka optické propustnosti nm Světlovod materiál křemenné sklo Suprasil spektrální šířka optické Grade A propustnosti nm celkové napětí 2000 V průměrný temný proud při -20 C 1 na (20 cntps) průměrný temný proud při 20 C 10 4 cntps Hamamatsu R čas průchodu elektronů 23 ns plateau 1000 V 1100 V PMT maximální prům. anodový proud 1 μa maximum spektrální citlivosti fotokatody nm celkové napětí 1500 V Tesla 65-PK-415 průměrný temný proud při 10 A/lm 50 μa maximální prům. anodový proud 200 ma Housing PMT Hamamatsu C Chlazení PMT Hamamatsu C Zdroj VN pro PMT Hamamatsu C9525 maximální rozsah VN 2000 V šířka pásma 1,5 GHz Hamamatsu C5594 (neinvertující) zesílení 36 db (asi 63x) konverzní faktor 3,2 mv/μa šířka pásma 150 MHz Zesilovač Hamamatsu C9663 (neinvertující) zesílení 38 db (asi 80x) konverzní faktor 0,4 mv/μa šířka pásma 1,1 GHz PicoQuant PAM 102-T (invertující) zesílení 18 db (asi 8x) konverzní faktor 0,4 mv/μa Invertor vyrobeno na ÚPT AV ČR šířka pásma 1,5 GHz šířka pásma 2,5 GHz Osciloskop Tektronix DPO 7254 maximální vzorkovací frekvence 40 GS/s doba náběhu (z 10 % na 90 % int.) 150 ps časové rozlišení 250 fs počet kanálů 4096 Zásuvný modul maximální rozlišení 40 ps do PC pro metodu PicoQuant TimeHarp 200 rozsah Zero Cross 0 mv 40 mv TCSPC rozsah diskriminátoru 0 mv 400 mv Tab. 2: Seznam použitých zařízení a nejdůležitějších možných limitujících parametrů. 6.1 Uspořádání pro kalibraci metody TCSPC Ke kalibrační části bylo použito těchto vybraných přístrojů: pulzní generátor 8160A společnosti Hewlett Packard, pulzní laserová dioda a invertor, které byly vyrobeny nebo upraveny přímo na ÚPT AV ČR, operační zesilovač spol. Hamamatsu model C5594, fotonásobič Hamamatsu R (PMT), napájecí zdroj chlazení PMT pomocí Peltierova článku Hamamatsu C10372, housing PMT Hamamatsu C , stabilizovaný zdroj vysokého 17

26 napětí pro PMT Hamamatsu C9525, detekční karta TimeHarp 200 připojenou k PC přes PCI slot a příslušný software TimeHarp 200 od společnosti PicoQuant GmbH. Chlazení jednoho konce Peltierova článku bylo realizováno proudící vodou. Pro kalibraci a integrování metody TCSPC do katodoluminiscenční aparatury bylo použito schématu uvedeného na obr. 12. V únoru 2013 byl zakoupen nový zesilovač PicoQuant PAM 102-T se zabudovaným invertorem. Výrobce udává, že tento zesilovač je přímo navržen pro metodu TCSPC. Výhodami oproti zesilovači Hamamatsu C5594 jsou integrovaný invertor, protože měřící karta TimeHarp 200 přijímá záporný signál, dalšími výhodami jsou stabilita zesílení a velmi nízký šum. Výhodou také je, že zesilovač upravuje tvar pulzu (část invertuje) a umožňuje měřící kartě TimeHarp 200 přesněji určit čas příchodu fotonu. Úprava tvaru pulzu je ale také zároveň jeho hlavní nevýhoda, protože zesilovač nelze vůbec použít pro měření analogovou metodou. Další nevýhodou je jeho malé zesílení v porovnání s dvěma dalšími dostupnými zesilovači uvedenými v tab. 2. Dále byl také pořízen PMT Hamamatsu R specializovaný právě na měření metodou TCSPC, protože PMT Tesla 65-PK-415 nelze pro měření metodou TCSPC použít. Podle výrobce by měl být signál také z anody PMT Hamamatsu výrazně méně zatížen temnými proudy. Další výhodou je vyšší kvantová účinnost. Použití PMT Hamamatsu R pro analogovou metodu je ale nevýhodné, protože maximální průměrný anodový proud je padesátkrát menší než pro PMT Tesla 65-PK-415. Obr. 12: Schéma zapojení přístrojů pro kalibraci metody TCSPC. Modrá barva představuje testovanou metodu TCSPC, červená barva dosud používanou analogovou metodu. Černá barva je pro obě metody společná. V rámci kalibrační části bylo také zkoumáno možné rušení způsobené zemními smyčkami. Všechno nedůležité bylo odpojeno. Přístroje, které byly zemněny, byly přepojeny na jednofázový prodlužovací kabel s vidlicí na jednom konci a mnohonásobnou zásuvkou ( pes ) na druhém konci. Schéma zapojení je na obr

27 Obr. 13: Schéma zapojení kalibrační aparatury pro testování zemních smyček. Zelené spoje jsou na nulovém potenciálu. 6.2 Uspořádání pro měření vlastností scintilátorů Pro studium doznívání katodoluminiscence scintilátorů bylo použito schématu uvedeného na obr. 14. Pro analogovou metodu bylo použito černé a červené části schématu, pro metodu TCSPC bylo použito černé a modré části schématu. Excitační proud lze měnit ve velikém rozsahu, optimální hodnoty se pohybují od řádu desítek pa až do jednotek μa. Pro měření katodoluminiscenčního spektra scintilátoru byl PMT nahrazen spektrometrem Horiba Jobin Yvon ihr320 se CCD detektorem Horiba Jobin Yvon Synapse. Obr. 14: Schéma zapojení přístrojů pro měření vlastností scintilátorů. Modrá barva představuje studovanou metodu TCSPC, červená barva dosud používanou analogovou metodu. 19

28 6.3 Uspořádání pro měření katodoluminiscenčního spektra Teplota byla regulována pomocí velikosti napětí na napařené uhlíkové vrstvě s odporem asi 118 Ω podle obr. 15. Napětí 30 V na uhlíkové vrstvě by mělo stačit k tomu zahřát vzorek na 300 C. Uhlíková vrstva ohřívá Faradayovu klícku, která je zavěšena na scintilátoru a je do ní vyvrtán otvor, ve kterém je platinový odporový článek, pomocí něhož probíhá měření teploty. Obr. 15: Vzorková komora v katodoluminiscenční aparatuře a regulace teploty scintilátoru pomocí uhlíkové vrstvy a platinového odporového článku uvnitř komory. 1 primární svazek elektronů, 2 světlovod z křemenného skla, 3 clonka se štěrbinou a luminoforem na povrchu, 4 víčko klece a teflonová izolace víčka, 5 Faradayova klec, 6 platinový odporový termočlánek, 7 uhlíková topná vrstva. 6.4 Použité vzorky V této práci byly hlavním předmětem zájmu vzorky z těchto cerem aktivovaných sloučenin: Y 3Al 5O 12, YAlO 3 a Y 2SiO 5. Tyto vzorky byly vyrobeny ve spolupráci s firmou Crytur, s. r. o. Monokrystaly Y 3Al 5O 12, YAlO 3 jsou dvě z nejznámějších fází pseudobinárního systému Y 2O 3 Al 2O 3. Fáze odpovídající poměru Y 2O 3:Al 2O 3=3:5, tj. Y 3Al 5O 12, má kubickou granátovou strukturu a je známa pod názvem ytrito-hlinitý granát (yttrium aluminium garnet YAG) Fáze poměru 1:1, tj. YAlO 3, má ortorombickou perovskitovou strukturu a je známa pod názvem ytrito-hlinitý perovskit (yttrium aluminium perovskite YAP) [13]. Příprava probíhá Czochralskiho metodou [35]. Korund (Al 2O 3) se taví a nechá se rozpustit v Y 2O 3. Sloučenina CeO 2 se pak využívá k vytvoření luminiscenčního aktivátoru Ce 3+, který je vmícháván do taveniny ve velmi nízké koncentraci. Cer je u měřeného vzorku YAP:Ce obsažen v koncentraci 0,1 mol%, u měřeného vzorku YAG:Ce je obsažen v koncentraci 0,4 mol%. Vlastnosti monokrystalů jsou velmi výrazně určeny koncentrací případných stopových nečistot v surovinách, takže při výrobě vzorku byla ryzosti látek věnována mimořádně velká pozornost. Ryzost výchozích látek matrice je u měřeného vzorku 5N. Monokrystalické vzorky byly seřezány a vybroušeny na tvar tenkého disku o rozměrech 9,6 0,6 mm. Povrch každého vzorku byl upraven leštěním na optickou kvalitu a zbytky leštidla a další nečistoty zanesené při leštění byly chemicky zlikvidovány. Pro svod elektrického náboje na povrchu vzorku byl disk potažen magnetickým naprašováním padesáti- 20

29 nanometrovou vrstvou hliníku. Tato tloušťka se ukazuje jako ideální pro postačující odvedení náboje z povrchu vzorku a zároveň dosažení vysokého světelného zisku při použítí elektronového svazku o energii 10 kev [36]. Srovnávací měření doznívání katodoluminiscence pro různé vzorky bylo provedeno také na práškovém cerem dopovaném polykrystalickém vzorku Y 2SiO 5 (yttrium orthosilicate YSO). Výroba polykrystalu byla založena na metodě sol-gel, kdy byly Y 2O 3 a CeO 2 rozpuštěny v tetraethylortosilikátu a v jiných silikátových rozpouštědlech. Poté se rozpouštědlo nechalo za zvýšené teploty vypařit a tím byla získána pevná fáze látky. Tímto způsobem vzniklý amorfní prášek byl potom žíhán a následně nadrcen na mikrometrová zrna. Prášek byl usazováním deponován s efektivní nominální tloušťkou 6 μm na skleněný substrát o průměru 10 mm a napařen vrstvou hliníku (60 nm). Koncentrace ceru ve vzorku byla určena na 0,2 mol%. 21

30 7 Kalibrační část Cílem kalibrační části bylo zdokonalení experimentálního využití metody TCSPC, aby následně mohlo být v budoucnu efektivně využito této metody např. k měření doby doznívání katodoluminiscence scintilátorů, které je nyní prováděno pomocí osciloskopu (analogová metoda) kvůli rychlosti měření a většímu dynamickému rozsahu. K tomuto účelu byla prováděna měření intenzity světelných pulzů generovaných pulzní laserovou diodou S6510 jako testovací vzorek. Jiný testovací vzorek nebyl k dispozici. 7.1 Měření metodou TCSPC Snahou bylo nastavit parametry aparatury, aby bylo dosaženo maximální detekční účinnosti (cntsps counts per second tj. počet detekovaných fotonů za vteřinu), minimální doby potřebné k vykreslení pulzu v dostačující kvalitě a také, aby bylo dosaženo co nejvyššího dynamického rozsahu, nejlépe vyššího, než je možno docílit analogovou metodou za použití osciloskopu. Pro optimalizaci experimentu byly regulovány tyto charakteristické veličiny: Perioda opakování pulzu, šířka pulzu, amplituda pulzu, napětí na zesilovači, napětí na PMT, zpoždění (delay) pulzu vůči pulzu, který začíná cyklus (trigger), doba měření, hladina diskriminátoru měřicí karty. Změnou periody opakování pulzu bylo zjištěno, že zaznamenané fotony, které předchází samotnému náběhu pulzu, nemají původ jako temné proudy v PMT, ale že se převážně jedná o doznívání signálu pulzu z pulzní diody z předešlé periody. Je možno se o tomto výroku přesvědčit na obr. 16. Z tohoto důvodu nebyla dodržena jednotná nula u svislé osy. Obr. 16 vykazuje značné fluktuace, diskuze o chybách, fluktuacích a jiných omezeních bude provedena později v kapitole 9. Obr. 16: Časová závislost signálu před excitací (-300 až asi -150 ns) na periodě opakování excitačních pulzů při nízké detekční účinnosti a vliv dosvitu na počátku další periody. Měřena byla luminiscence pulzní laserové diody podle schématu na obr. 12. Nulová hodnota času je vztažena k okamžiku ukončení excitace. 22

31 Doba čítání jednotlivých fotonů je při těchto měřeních všude stejná a to 15 minut. Intenzita signálu před samotnou excitací (v čase asi -300 ns) je tedy tvořena převážně dosvitem pulzní laserové diody v čase odpovídající délce periody menší o 300 ns. Pro různé periody lze srovnat v tab. 3 absolutní dosvity v časech daných periodou měření. Perioda (µs) Dosvit v čase (µs) Dosvit (counts) 1,0 0,7 37 2,0 1,7 7 2,5 2,2 4 4,0 3,7 1 5,0 4,7 1 Tab. 3: Srovnání signálu před excitací (ozn. jako dosvit) pulzní laserové diody v obr. 16. Se vzrůstající periodou klesá vliv doznívání pulzní diody na další pulz, avšak také klesá detekční účinnost, a při periodě 5 μs je vliv temných proudů nezanedbatelný. Volba vyšší periody než 5 μs je kvůli pomalu se zmenšujícímu dosvitu v dlouhých časech pulzní diody a také kvůli velmi nízké detekční účinnosti nevhodná. Experimentálně bylo zjištěno, že detekční účinnost aparatury původně nemohla být nastavena podle představ minimálně na 5000 cntsps (tj. 1 % opakovací frekvence), protože asi od detekční účinnosti 60 cntsps se se zvyšující detekční účinností začne řádově rychleji prosazovat velmi úzký parazitní pík určitou dobu před samotným pulzem (viz obr. 17), jehož původ je zatím neznámý. Obr. 17: Graf pulzu laserové diody bez parazitního píku a pulzu s parazitním píkem po zvýšení detekční účinnosti. Měřeno podle schématu na obr. 12, nulová hodnota času je vztažena k okamžiku ukončení excitace. Původ parazitního píku, jeho intenzita a provázanost s pulzem z pulzní diody byla zkoumána v závislosti na charakteristických veličinách aparatury. Bylo prokázáno, že časový rozdíl mezi parazitním píkem a pulzem generovaným pulzní diodou nezávisí na parametrech 23

32 experimentu, jako jsou: opakovací frekvence a amplituda excitačního pulzu, delay, napětí na zesilovači, napětí na PMT, hladina diskriminátoru modulu TCSPC. Při těchto experimentech bylo zjištěno, že intenzita parazitního píku je ovlivňována rušivými vlivy prostředí. Až o jeden řád bylo možno zvýšit detekční účinnost, aniž by se fluktuace projevila, pokud byl pomocí uzemněného staniolu obalen a elektromagneticky odstíněn kabel spojující PMT a chlazení PMT, tento kabel zřejmě neúmyslně fungoval jako anténa pro elektromagnetické signály. Maximální možná detekční účinnost bez projevu parazitního píku byla navýšena z 60 cntsps na asi 400 cntsps. Přítomnost parazitního píku se však od této hodnoty detekční účinnosti výše opět projevila, ať už byl zmíněný kabel odstíněn a staniol uzemněn sebevíc, přímá příčina vzniku parazitního píku byla tedy v tomto místě zavržena. 7.2 Hledání původu vzniku parazitního píku v koaxiálních kabelech Protože původ vzniku parazitního píku byl stále neznámý, a detekční účinnost aparatury bez jeho přítomnosti už nebylo možno více optimalizovat, byla prováděna měření za konstantních experimentálních podmínek, kdy parazitní pík dosahoval určité výše, při změně hardwarových prvků a jejich prostorovém rozmístění. Pokusy byly realizovány za těchto podmínek (dále jen původní aparatura): amplituda excitačního pulzu 4,5 V, perioda opakování excitačního pulzu 2,5 μs, šířka excitačního pulzu 100 ns, napětí na zesilovači 4,2 V, napětí na PMT 1120 V, hladina diskriminátoru 40 mv, delay 1,6 μs, doba měření 15 minut. Kvůli podezření, zda některý z koaxiálních kabelů, spojujících dílčí přístroje, není špatný a není přímou příčinou vzniku parazitního píku, byla provedena série měření, při nichž byl vždy právě jeden z kabelů vyměněn za jiný. Po každé výměně bylo provedeno jedno či více měření a byla zaznamenána maximální intenzita parazitního píku (max count). Protože na intenzitu popř. na časový rozdíl parazitního píku od pulzu z pulzní diody mohla mít vliv rovněž délka kabelu, tato informace byla také zaznamenána. oproti původní aparatuře vyměněn čas konce max count parazitího píku (cca) délka kabelu datum kabel mezi těmito dvěma přístroji měření bez výměny - 11: bez výměny - 11: pulzní generátor a dioda kratší 12: zesilovač a PMT stejná 12: zesilovač a invertor delší 12: pulzní generátor a PC stejná 16: invertor a PC stejná 17: invertor a PC stejná 17: Tab. 4: Závislost intenzity parazitního píku na různě dlouhých koaxiálních kabelech a času. Z tab. 4 nevyplývá žádná souvislost přítomnosti parazitního píku s použitými kabely. Větší vliv by mohl být přiřčen době provedení experimentu, která byla zpětně dohledána z času vzniku datového souboru, proto byla provedena série měření bez výměny kabelů oproti původní aparatuře s různými časy, všechny ostatní parametry včetně prostorového rozložení přístrojů zůstaly zachovány. čas konce měření max count parazitního píku (cca) 13: : : : Tab. 5: Závislost intenzity parazitního píku na denní době měření (datum 13.8.). 24

33 Výrazná závislost výšky samotného parazitního píku na času provedení experimentu může být pozorována z dat tab. 5. To může být vysvětlováno existencí určitého citlivého místa aparatury na elektromagnetické rušení, které může být podmíněno lidským faktorem, a to prací ostatních zaměstnanců ústavu s elektrickými přístroji. Parazitní píky v různých částech dne mohou být pozorovány na obr. 18 (oblast časové osy asi ns), kde se může ověřit invariance tvaru luminiscenčního pulzu samotné pulzní diody (od 500 ns dále), který v různých časech zůstává přibližně stejný. Disfunkce některého z přístrojů v důsledku neustálé práce aparatury jako zdůvodnění snižování intenzity parazitního píku v průběhu dne může být zavrženo. Obr. 18: Závislost intenzity parazitního píku (asi -100 ns) na denní době při zachování experimentálních podmínek (uvedených v úvodu podkapitoly 7.2) aparatury sestavené podle obr. 12. Čas udává konec patnáctiminutového měření. Cílem dalších měření byla snaha objevit ono elektromagneticky rušené místo, jehož nalezením by mohla být potenciálně zvýšena celková detekční účinnost aparatury, popř. zvětšením periody pulzů zvýšen dynamický rozsah za současného zachování detekční účinnosti. Pro nalezení onoho přístroje/kabelu posloužil staniol, jímž byla daná věc dokonale obalena a uzemněna. Protože bylo ukázáno, že intenzita parazitního píku velmi pravděpodobně závisí na denní době měření, některá měření byla prováděna opakovaně v různou denní dobu. Provedená měření jsou shrnuta v tab

34 změna oproti původní aparatuře čas konce měření datum max count parazitního píku (cca) poznámka beze změny 13: invertor izolován a uzemněn 14: zesilovač izolován a uzemněn 14: beze změny 15: zesilovač izolován a uzemněn 15: zesilovač a kabel mezi zesilovačem a invertorem izolováno a uzemněno zesilovač a kabel mezi zesilovačem a invertorem izolováno a uzemněno zesilovač a kabel mezi zesilovačem a invertorem izolováno a uzemněno 16: : : beze změny 12: beze změny 12: delší kabel a větší vzdálenost mezi zesilovačem a invertorem delší kabel a větší vzdálenost mezi zesilovačem a invertorem delší kabel a větší vzdálenost mezi zesilovačem a invertorem delší kabel a větší vzdálenost mezi zesilovačem a invertorem delší kabel a větší vzdálenost mezi zesilovačem a invertorem delší kabel a větší vzdálenost mezi zesilovačem a invertorem delší kabel mezi zesilovačem a invertorem kabel od PMT do napájení PMT izolován a uzemněn 10: kabel od PMT do napájení PMT izolován neuzemněn 11: kabel od PMT do napájení PMT izolován a uzemněn 11: beze změny 12: chlazení PMT izolováno a uzemněno 12: napájení PMT izolováno a uzemněno 12: pulzní generátor izolován a uzemněn 13: PMT izolován a uzemněn 13: beze změny 13: zadní strana PC izolována a uzemněna 14: beze změny 14: Tab. 6: Závislost intenzity parazitního píku na izolaci a uzemnění různých dílčích částí aparatury v různých časech a dnech. Z dat z tab. 6 nelze vyvodit přímá souvislost mezi existencí parazitního píku a libovolnou součástí původní aparatury pro měření metodou TCSPC. Nejlepší měření z :40, kde parazitní pík dosahoval maximální hodnoty 2200 counts a velikost parazitního píku byla poprvé menší než samotný pulz z pulzní diody, bylo bez jakéhokoli zásahu do přístrojů zopakováno dne Stejného výsledku však nebylo dosaženo. Pokud opravdu max count parazitního píku souvisí s prací ostatních zaměstnanců, pak je pochopitelné, že právě nejlepšího výsledku bylo dosaženo :40, protože to byl pátek odpoledne, v okolí bylo přítomno nejméně zaměstnanců v pracovním týdnu. 26

35 7.3 Hledání původu parazitního píku v chlazení PMT Prokázaným rušeným místem byl označen kabel spojující PMT a chlazení PMT, proto byla provedena série měření, jak je výsledek experimentu ovlivněn teplotou PMT a pohybem vody ke chlazení PMT. Nechlazený PMT má laboratorní teplotu, chlazený PMT by měl mí teplotu kolem -30 C. Hodnoty v tab. 7 zobrazují všechny povolené kombinace chladicí vody a chlazení PMT, aby nedošlo k poškození PMT. Pokud je chlazení zapnuto, musí téci i voda, zároveň také po vypnutí chlazení by měla voda téci asi 30 minut. Protože měření jsou zřejmě ovlivněna časem, je zde dodatečně také uváděn. kombinace chlazení PMT a vody čas konce max count parazitního píku měření (cca) vypnuto chlazení i voda 10: vypnuto chlazení i voda 11: vypnuto pouze chlazení, voda teče 11: voda teče, chlazení právě spuštěno 11: voda teče, chlazení dlouho spuštěno 12: voda teče, chlazení právě vypnuto 12: vypnuto chlazení i právě voda 12: Tab. 7: Závislost intenzity parazitního píku na stavu chlazení PMT a na pohybu vody jako chladicího média Peltierova článku (datum 15.8.). Po provedení více měření v různých dnech a denních dobách bylo usouzeno, že stav provozu chlazení PMT a vody nejspíš neovlivňují intenzitu parazitního píku. 7.4 Sváteční měření Idea, že max count parazitního píku souvisí s prací zaměstnanců, mohla být potvrzena nebo vyvrácena pouze měřením v době, kdy je na ústavu minimum zaměstnanců. Nabízelo se provést sérii měření ve svátek 28. září (pátek), sérii zopakovat první pracovní den po svátku, 1. října (pondělí), a výsledky srovnat (obr. 19). Obr. 19: Graf závislosti max countu parazitního píku na rozdílu času konce aktuálního a prvního měření pro sváteční a první posváteční měření v pracovním dni. Experimentální podmínky uvedené v úvodu podkapitoly 7.2 byly zachovány. 27

36 Byla prováděna série patnáctiminutových měření, všechna se stejnými parametry původní aparatury. Konec měření byl vždy zaznamenán (čas uložení souboru). Byl vynesen graf závislosti max countu parazitního píku na čase, ten je možno vidět na obr. 19. Konci prvního měření byl přidělen čas 0, koncům dalších (aktuální) měření byl přidělen čas, který je roven rozdílu času konce aktuálního a času konce prvního měření. První měření dne bylo ukončeno v čase 10:30, první měření dne bylo ukončeno v čase 13:35. Z obr. 19 vyplývá, že max count parazitního píku nejspíše nesouvisí s prací zaměstnanců na ústavu. Proto byla prováděna další kalibrační měření. 7.5 Výměna přístrojů, zemní smyčky Protože se závislost max countu parazitního píku na práci zaměstnanců neprokázala, byla prováděna další kalibrační měření. V těch byly prováděny zásahy do původní aparatury v podobě výměny jednotlivých přístrojů, avšak s negativním výsledkem parazitní pík se projevoval ve stejném (nebo ještě větším) měřítku jako bez provedení úpravy: Úplně odpojené chlazení PMT (tedy i ta anténa pro rušivé vlivy). Vyměněný PMT Hamamatsu R za model Tesla 65-PK-415. Vyměněný pulzní generátor HP 8160A za model TR Housing Hamamatsu C vyměněný za polystyrenovou krabici obalenou staniolem a uzemněnou (bez chlazení). Vyměněný operační zesilovač Hamamatsu C5594 (neinvertující) + invertor za model Hamamatsu C9663 (neinvertující) + stejný invertor. Zesilovač a invertor byl později vyměněn za zesilovač PicoQuant PAM 102-T (invertující). Místo luminiscence pulzní diody při uspořádání přístrojů podle schématu na obr. 12 byla měřena katodoluminiscence scintilátoru podle obr. 14. Parazitní pík se při zvýšené detekční účinnosti opět objevil. Mezi zařízeními, která nemohla být vyměněna, je také detekční karta PicoQuant TimeHarp 200 připojena k PC. Uvažovalo se tedy právem, že ona je hledaným slabým místem v aparatuře. Ta nemohla být vyměněna za samostatnou měřící bedýnku z finančních důvodů. Protože zatím vše naznačuje, že parazitní pík může mít původ v elektromagnetickém rušení, bylo prověřováno, zda není rušena zemními smyčkami. Nejprve bylo provedeno několik měření při zemnění stejném jako na obr. 13. Parazitní pík se projevoval neustále. Další měření byla provedena pro zapojení, kde celá aparatura byla zemněna pouze přes pulzní generátor. Ostatní zelené spoje na obr. 13 byly přerušeny izolací zemnících kolíků. Parazitní pík se stále projevoval. Posledním krokem bylo úplné oddělení všech zelených spojů, takže aparatura byla na plovoucím potenciálu. Nemohlo být provedeno žádné měření, protože z bezpečnostních důvodů musela být aparatura opět uzemněna. Teorie týkající se zemních smyček tvořenými zapojením více přístrojů k různým zemím nebyla potvrzena. 7.6 Výsledky srovnání metody TCSPC a analogové metody Na závěr kalibrační části bylo provedeno srovnávací měření metody TCSPC a analogové metody s použitím pulzní laserové diody jako vzorek. Výsledek je na obr. 20. Měřící aparatura byla sestavena podle schématu na obr. 12. Detekční účinnost byla tak nízká ( 75 cntsps), aby se vůbec neprojevil parazitní pík. Opakovací frekvence excitačního pulzu 28

37 o šířce 50 ns a amplitudě 3,2 V byla 250 khz, napětí na zdroji vysokého napětí pro PMT bylo 1200 V, měření metodou TCSPC trvalo 15 minut. Pro měření metodou TCSPC byl zvolen nejlepší výsledky vykazující zesilovač PicoQuant PAM 102-T (invertující). Pro měření analogovou metodou byl vyměněn zesilovač PicoQuant za Hamamatsu C9663 (neinvertující) + invertor. PMT zůstal Hamamatsu R Obr. 20: Srovnání tvaru pulzu laserové diody excitované pulzem o délce 50 ns. Měřeno bylo metodou TCSPC a analogovou metodou se schématem na obr. 12. Data byla normována k maximu intenzity luminiscence. 29