Фотоприемные_устройства. Фотоприемные полупроводниковые устройства интегральной оптоэлектроники

• Название: Фотоприемные полупроводниковые устройства интегральной оптоэлектроники
• Дата: 10.01.2019
• Размер: 0.76 Mb.
• Имя файла: Фотоприемные_устройства.docx
• Тип: Документы; #63165
• страница: 1 из 3

Фотоприемные полупроводниковые устройства интегральной оптоэлектроники

Полупроводниковый фотодетектор – это твердотельное устройство, преобразующее энергию светового потока в электрическую энергию, которую удобно и легко регистрировать в виде электрических сигналов в процессе передачи информации по оптическим каналам связи. Помимо этого основного применения, приемники светового излучения могут служить генераторами электрической энергии, как это имеет место в случае солнечной энергетики, - стремительно развивающейся индустрии возобновляемых и неиссякаемых энергетических источников для непосредственных хозяйских нужд. Они же служат датчиками светового излучения, в том числе позволяющими получать качественное оптическое изображение предметов в процессе преобразования светового поля изображения в электрический сигнал и обратно, которое может храниться неограниченно долго и использоваться в дальнейшем по мере надобности.



Рис.1. Коммерческие InGaAs фотодетекторы (фотодиоды), включающие те, которые имеют сопряжение с оптоволокном.

Если полупроводник облучать световым потоком с длиной волны, удовлетворяющей условию

, [мкм], (1)

где h – постоянная Планка, c – скорость света в вакууме, E_g – энергетический параметр, определяющий электронные свойства полупроводника, в том числе и поглощение света в этом материале. При выполнении условия (1) кванты светового поля поглощаются в объеме полпроводника за счет генерации электронно-дырочных пар, вызывая появление избыточной концентрации носителей заряда, что, в свою очередь, вызывает изменение электропроводности полупроводника (внутренний фотоэффект). Это изменение можно относительно просто регистрировать внешними электронными устройствами.

Полупроводниковые фотодетекторы изготавливаются из различных полупроводниковых материалов: Si, Ge, SiGe, GaAs, AlGaAs, InGaAs, InP, PbS, PbSe, HgCdTe, InAs – это далеко не полный перечень материалов и полупроводниковых соединений, которые в настоящее время используются в качестве фотодетекторов. Каждый материал имеет свою энергию запрещенной зоны и, соответственно, каждый материал обладает фотопроводимостью в своей области светового спектрального диапазона.

Свет, как форма электромагнитного излучения, может содержать различные длины световых волн (λ), приходящиеся на разный диапазон. Условно они разделяется на ультрафиолетовый (λ=0-400 нм), видимый (λ=400-800 нм), ближний инфракрасный (λ=800-3000 нм), средний инфракрасный (λ=3000-6000 нм), дальний инфракрасный (λ=6000-40000 нм) и сверхдальний инфракрасный (λ=40000-100000 нм) диапазон световых длин волн. Некоторые полупроводниковые материалы с различными значениями E_g приведены в таб.1.

Каждый полупроводник, используемый в качестве фотодетектора, может регистрировать и преобразовывать световой поток в электрический сигнал только в ограниченном интервале световых частот или длин волн, что непосредственно связано с электронной структурой конкретного материала. Верхняя граница длин волн, способных вызвать изменение в электронной подсистеме полупроводника определяется его энергетической запрещенной зоной в электронном спектре материала, где отсутствуют электронные энергетические состояния, что предопределяет существование максимальной длины волны света λ_с, выше которой невозможна генерация электронно-дырочных пар.

Таблица 1



Чем меньше ширина запрещенной зоны полупроводникового материала, тем в более дальней инфракрасной области светового диапазона он может быть использован в качестве детектора светового излучения. В настоящее время имеется несколько конструкций полупроводниковых детекторов для регистрации световых потоков. К ним относятся: 1) фотосопротивления; 2) p-n полупроводниковые диоды; 3) p-i-n диоды (включая лавинно-пролетные диоды); 4) конструкции металл-полупроводник (диоды Шоттки); 5) приборы на основе металл – диэлектрик – полупроводник (МДП). В зависимости от решаемых задач применяются те или конструкции фотодетекторов. Они находят различное применение в оптоволоконных линиях связи (800 – 1600 нм), световой спектроскопии (400 – 6000 нм), спутникового сканирования земной поверхности (200 – 1200 нм), инфракрасных системах наблюдения и других устройствах. Все рассматриваемые типы фотодетекторов должны обладать высокой чувствительностью, обладать низкими уровнями собственных шумов и иметь высокую эксплуатационную надежность. В случае применения фотодетекторов в линиях коммуникационных систем их амплитудно-частотная характеристика должна соответствовать заданной скорости передачи сообщений (Бит/c) в сочетании с малой стоимостью таких устройств и возможностями легкого встраивания в общую схему для передачи сообщений.

Основные характеристики

Современные твердотельные фотодетекторы основаны на уникальном физическом эффекте - внутреннем фотоэффекте. Под этим понимают изменение электропроводности полупроводников, происходящее при поглощении света с образованием свободных носителей заряда. Свободные носители заряда представляют собой заряженные квазичастицы, описывающие нелокализованные (т.е. распространяющиеся по всему объему полупроводника) энергетические состояния электронов в решетке полупроводника, - электроны проводимости или дырки. Избыточная концентрация носителей заряда приводит к изменению электропроводности материала, что, в конечном счете, и регистрируется как выходной электрический сигнал детектора.

Спектральный отклик фотодетектора определяется как отношение плотности фототока, генерируемого световым детектором к интенсивности светового потока падающего на его поверхность:

, [A/Вт] (2)

где J_ph(λ) – плотность фототока, φ(λ) – интенсивность светового потока [Вт/см²].

Если величину J_ph(λ)/Ф(λ) разделить на заряд электрона, а световой поток на энергию кванта света, то мы имеем следующую безразмерную величину:

, (3)

которая называется внешним квантовым выходом (или внешней квантовой эффективностью) фотоэлектрического преобразователя.

Выражение (3), в свою очередь, можно переписать в виде:

. (4)

Внешний квантовый выход – величина безразмерная и может применяться к любому типу фотодетектора. Из последнего выражения и выражения для SR(λ) (3) легко получить:

[A/Вт], (5)

если λ выражается в микронах.



Рис.2. Спектральный отклик идеального и реального Si фотодиодов. Спектральный отклик равен нулю при λ=λ_с, когда энергия квантов света становится меньшей, чем ширина запрещенной зоны полупроводника.

Допустим, что η(λ)=1 (идеальный фотоприемник), тогда SR(λ)=(q/hc)λ. Величина q/hc – универсальная постоянная (q/hc=0.806·10⁴ [1/cм]=1/1.24 [1/мкм]) и внешний спектральный отклик идеального фотодетектора имеет вид:

, [А/Вт]. (6)

В любой практической ситуации только часть светового потока, падающего на поверхность фотодетектора, проникает в его объем. Определенная часть света неизбежно отражается от его поверхности и не вызывает изменение электрической проводимости образца. Поэтому, если выражение для спектрального отклика (2) или (5) или (6) разделить на (1-R_s(λ)), где R_s(λ) – коэффициент отражения света от поверхности фотодетектора при заданной длине световой волны, то мы получим внутренний спектральный отклик фотодетектора:

. (7)

Выражение (7) всегда больше внешнего спектрального отклика и показывает влияние коэффициента отражения на характеристики фотоприемника. Аналогично,

. (8)

В более практической ситуации обычно имеется световые источники, излучающие свет в определенном интервале длин световых волн с различными спектральными интенсивностями. Это может быть очень узкий спектральный диапазон, как это имеет место в современных полупроводниковых лазерах, но может быть представлен и очень широким диапазоном световых частот, например, когда световое излучение Солнца используется для получения электрической энергии (диапазон световых длин волн находится в интервале λ=0.3-3 мкм с плотностью распределения световой интенсивности, приближенно представленной излучением черного тела с температурой ≈6000 ⁰С).

В этом случае выражение для световой интенсивности заменяется плотностью распределения интенсивности света, приходящейся на единицу длин световых волн [P_λ(Вт/см² мкм)], а выражение для плотности генерируемого тока принимает вид:

, (9)

где λ_min – минимальная длина волны, воспринимаемая фотоприемником, λ_max – максимальная длина волны, воспринимаемая фотоприемником.

Понятно, что для обеспечения максимальной плотности фототока необходимо увеличивать η_int до 1 и уменьшать R_s до 0.

При практических применениях фотоприемника важную роль играют шумовые характеристики, ограничивающие предельные характеристики фотоэлектрической системы. Если выходной сигнал фотоприемника мал, то система ограничивается шумовыми характеристиками других компонентов (усилителей сигнала, величиной нагрузочного сопротивления). Когда сигнал велик, ограничивающим фактором может быть его собственное отношение сигнала к шуму (обнаружительная способность).

Чувствительность фотодетектора R определяется отношением среднеквадратичного напряжения выходного сигнала V_s к среднеквадратичному значению мощности излучения P, ответственной за появление этого сигнала:

. (10)

Эквивалентная мощность шумов характеризует предельную величину отношения сигнал-шум. Эквивалентная мощность шумов P_экв есть среднеквадратичное значение мощности излучения P, падающего на фотоприемник, которое дает среднеквадратичное значение сигнала V_s равное среднеквадратичному значению шумов приемника V_n:

. (11)

где P – среднеквадратичное значение мощности падающего излучения, а полоса частот измерительной системы Δf включается потому, что имеет значение только часть шумов приемника, приходящаяся на фотодетектор.

Обнаружительная способность – величина обратная P_экв, полученная умножением 1/P_экв на A^1/2, где А – площадь приемника:

. (12)

Джонсоновский шум, называемый также тепловым шумом, обусловлен хаотическим движением носителей заряда, и для приемника с внутренним сопротивлением R_D при температуре T К среднеквадратичное напряжение шума будет

. (13)

Этот шум не зависит от частоты вплоть до частот порядка обратного времени электрической релаксации (10¹² – 10¹⁴ Гц) и имеет место даже в отсутствие тока через приемник.

Фликер-шум отличается специфическим спектральным распределением пропорциональным 1/f ^α, где α≈1, а f – шумовая частота. Этот шум играет важную роль на низких частотах. Для большинства полупроводниковых приборов возникновение 1/f шума связано с поверхностными эффектами, особенно в МДП структурах.

Дробовой шум является преобладающим для большинства полупроводниковых устройств. При низких и средних частотах он не зависит от частоты, т.е. имеет «белый» спектр. Средний квадрат тока дробового шума определяется выражением:

, (14)

где I – абсолютная величина тока, протекающая через фотодетектор.

PN/PIN фотодиоды

Имеются абсолютно общие требования к фотодетекторам, используемым в системах передачи сообщений:

• 
  Высокая чувствительность для заданного значения длины световой волны (высокие величины спектрального отклика [А/Вт].
  
• 
  Высокое быстродействие (сравнимое или превосходящее быстродействие п/п лазерных систем.
  
• 
  Малые размеры.
  
• 
  Высокое отношение сигнал-шум.
  
• 
  Температурная стабильность.
  
• 
  Длительный срок службы и малая стоимость.
  

Исходя из этих требований, в настоящее время только фотодиоды могут быть использованы в полной мере для обеспечения задач оптоэлектроники. В свою очередь, фотодиоды можно разделить на диоды без внутреннего усиления фототока и фотодиоды, обладающие внутренним усилением фототока (лавинные фотодиоды). Под внутренним усилением понимается способность генерировать несколько электронно-дырочных пар в объеме устройства при поглощении одного фотона. Кроме того, необходимо отметить, что все фотодиодные системы в нормальном режиме работают при обратном смещении, которое обеспечивает низкие паразитные обратные токи в p-n или p-i-n структурах.

Физические принципы

Наиболее важную роль в процессах генерации электронно-дырочных пар в полупроводниковых фотодетекторах играет процесс поглощения света, связанный с переходами электронов из почти заполненной валентной зоны полупроводника в его зону проводимости. Единственно возможным для осуществления процессов такого типа является поглощение фотона с энергией, достаточной для перехода электронов через запрещенную зону, при этом в валентной зоне возникают незаполненные электронные состояния – «дырки», равноправно участвующие в изменении электропроводности полупроводника. Если к кристаллу приложено или уже имеется встроенное электрическое поле, то электроны и дырки приходят в движение и во внешней электрической цепи наблюдается увеличение тока. Такой эффект носит специальное название – фотопроводимость, который наблюдается в некотором интервале световых волн для рассматриваемого полупроводника. На практике такой процесс дает в области разрешенных световых длин волн сплошной спектр интенсивного поглощения, ограниченный более или менее крутым краем поглощения при E_g≈hν, где E_g – энергетическая ширина запрещенной зоны полупроводника, h – постоянная Планка, ν – частота света. Характер поглощения светового потока с заданной длиной световой волны в объеме полупроводника определяется законом Бугера-Ламберта-Бера.



Рис.3. Спектры поглощения света различными полупроводниками.

Закон Бугера-Ламберта-Бера может быть сформулирован на основе самых общих принципов и выполняется с очень высокой степенью точности при условии, если коэффициент поглощения света в материале экспериментально хорошо определен.

Рассмотрим слой полупроводникового материала толщиной (x, x+dx), через который распространяется световой поток в направлении x. Количество поглощенной световой энергии в слое толщиной dx должно быть пропорционально толщине слоя dx и величине светового потока падающего на этот слой J(x). Если обозначить коэффициент пропорциональности между поглощенной энергией и падающей на слой dx через α, то можно записать

. (15)

Поскольку поглощенная энергия приводит к ослаблению интенсивности света, то (dJ<0). Таким образом, α есть количество поглощенной энергии светового потока единичной интенсивности в слое единичной толщины. Из (15) непосредственно следует

, (16)

где σ – сечение поглощение света [см²], а N – число поглощающих свет центров [см^-3].

Соотношение (16) является формулировкой закона Бугера-Ламберта-Бера, при этом α=σN [см^-1]. Если рассмотреть величину (σN^-1), то ее можно назвать средней длиной свободного пробега фотонов l_фот в поглощающей среде:

. (17)

Из (17) следует, что α – коэффициент поглощения – есть вероятность поглощения или рассеяния фотона на единице длины материала. Рис.3 показывает зависимости коэффициента поглощения света и длины пробега фотонов вдоль направления распространения светового потока от длины волны света, поглощаемого в объеме различных полупроводниковых материалов. Если в полупроводнике имеются поглощающие или рассеивающие центры N_i различной природы, характеризующиеся своими эффективными сечениями поглощения σ_i(λ), то

. (18)

Фотодиод представляет собой p-n переход, сформированный в полупроводниковой пластине n-типа проводимости и имеющий p-слой на одной стороне. Вследствие большого градиента концентрации носителей заряда в разных областях перехода происходит диффузия электронов из n-области в p-область и дырок из p-области в n-область. Возникновение диффузионных потоков приведет к разделению зарядов, вследствие чего появится положительный объемный заряд в n-области, примыкающей к переходу, и отрицательный – в p-области около перехода. Эти объемные заряды в области перехода создадут сильное электрическое поле, направленное от n-области к p-области и препятствующие движению электронов и дырок. В результате образуется потенциальный барьер между p и n слоями полупроводника, что сопровождается образованием обедненного слоя. Неосновные носители заряда, генерируемые световым потоком в разных областях диода, движутся к границе обедненного слоя и переходят из одной области в другую, индуцируя во внешней замкнутой цепи электрический ток, или разность потенциалов между электродами, если цепь разомкнута. Физическая реализация фотодиода показана на рис.4



Рис.4. Общая схема p-n фотодиода.

P-I-Nфотодиод представляет собой разновидность фотодиода, когда обедненная область распространяется на всю толщину фотодиода (рис.5). Для осуществления такой конструкции необходимо выбирать полупроводниковый материал с максимально высоким удельным сопротивлением (собственный полупроводник или i – полупроводник). Благодаря этому слою генерируемые светом электронно-дырочные пары достигают внешних электродов фотодиода за минимальное время для рассматриваемой конструкции посредством дрейфа носителей заряда в сильном электрическом поле в объеме фотодиода.



Рис.5. Общая схема p-i-n фотодиода показана на верхнем рисунке слева. Схематичное представление распределения потенциала структуры показано на верхнем рисунке справа. Внизу показана кривая поглощения света в полупроводнике.

При большом обратном смещении, приложенным к pn-переходу, которое создает сильное электрическое поле в области пространственного заряда, переход пробивается и через него может протекать очень большой ток. Существуют три основных механизма пробоя: тепловая неустойчивость, туннельный эффект и лавинное умножение или ударная ионизация.

В лавинном p-i-n фотодиоде достигается усиление первичного фототока за счет управляемого лавинного умножения числа носителей заряда. Лавинное умножение достигается за счет увеличения напряжения смещения до величины, близкого к напряжению пробоя p-i-n перехода с достижением напряженностей электрического поля порядка E>10⁵ В/см в узкой области умножения носителей заряда (рис.6). Двигаясь в сильном электрическом поле, носители заряда приобретают большую кинетическую энергию (большую, чем ширина запрещенной зоны полупроводника) и, отдавая часть этой энергии другим носителям, генерируют дополнительные электронно-дырочные пары за счет переходов электронов из валентной зоны полупроводника в зону проводимости. Избыточные электроны и дырки, генерируемые собственными «горячими» носителями заряда вызывают увеличение общего фототока, т.к. в процессе поглощения одного фотона может генерироваться несколько электронно-дырочных пар.



Рис.6. Принцип работы лавинного p-i-n фотодиода.

Пусть с левой стороны обедненной области шириной W в нее втекает ток I_p0. Если электрическое поле в обедненной области настолько велико, что вследствие ударной ионизации могут генерироваться электронно-дырочные пары, то дырочный ток будет нарастать с координатой и на правой границе обедненной области (x=W) достигнет величины M_pI_p0 (M_p>1). Аналогично электронный ток будет возрастать в направлении от x=W к x=0. Полный ток I=I_p+I_n в стационарных условиях постоянен. Приращение дырочного тока в точке с координатой x равно числу электронно-дырочных пар, генерируемых за одну секунду на расстоянии dx:

. (19)

или

, (20)

где α_n и α_p – коэффициенты ионизации электронов и дырок.

Решение уравнения (20) с граничным условием I=I_p(W)=M_pI_p0 записывается в виде

, (21)

где M_p=I_p(W)/I_p(0) – коэффициент умножения дырок.

Уравнение (21) в этом случае можно переписать в виде

. (22)

Напряжение лавинного пробоя определяется выражением, при котором M_p стремится к бесконечности. Следовательно, условие пробоя дается интегралом ионизации

. (23)

Если лавинный пробой инициируется не дырками, а электронами, то интеграл ионизации имеет вид

. (24)

Коэффициенты ионизации α_n или α_pопределяются как среднее число ионизаций, производимых носителем заряда на единице пути в направлении поля, например, для электронов коэффициент ионизации как функция энергии электронов может быть записан в виде

, (25)

где w_i(E) – вероятность ионизации, f(E) – функция распределения электронов, g(E) – плотность квантовых состояний в зоне проводимости и v_d – дрейфовая скорость электронов.

На практике используются аппроксимационные зависимости коэффициентов ионизации, которые в основном представляются в виде:

, (26)

где A и B – коэффициенты, разные для разных полупроводников.

Более простым выражением для коэффициента умножения носителей заряда M_n,p является широко распространенное соотношение, предложенное Миллером:

, (27)

где U – напряжение, приложенное к pn-переходу, U_bn,p – напряжение пробоя pn-перехода, m – постоянный коэффициент для данного полупроводника.