Спектральная (монохроматическая) чувствительность

Для тепловых приемников Sl  не зависит от длины волны, а для фотонных приемников существует максимальная (порого­вая) длина волны lт, выше которой энергии фотона hw = hс/l недостаточно для возникновения фотоэффекта.

На рис. 11.1 представлены спектральные характеристики иде­ализированного теплового и фотонного приемников. Для фо­тонных детекторов наряду с Sl применяют понятие квантового выхода фотоответа b как отношение числа носителей заряда, генерируемых за счет внешнего или внутреннего фотоэффекта, к числу падающих фотонов. В идеальном фотонном детекторе b = 1 при l<lm и b = 0 при l>lт. Обратите внима­ние, что при b = const в коротковол­новой области Sl линейно уменьша­ется с уменьшением l,так как умень­шается число фотонов при Фl=const.

2.       Интегральная чувстви­тельность S-мера реакции фото­приемника на световой поток Ф за­данного спектрального состава

Для идеального теплового приемника S= Sl и не зависит от спектра Ф. Поэтому такие приемники используются для спект­ральной градуировки. Для фотонных приемников величина S за­висит как от спектра фоточувствительности приемника, так и от спектра регистрируемого светового потока. Наиболее часто в ка­честве эталонного светового потока для определения £ использу­ют излучение абсолютно черного тела  с заданной тем­пературой Т или излучение эталонной лампы накаливания с воль­фрамовой нитью. Если температура нити накала равна 2850 К, то такой режим принято называть «режим А».

3.  Минимально различимый сигнал ФMIN — та величина светового потока, измеряемая в [Вт], которая на выходе фотопри­емника создает сигнал, равный шуму. Так как интенсивность белого шума пропорциональна корню квадратному из полосы пропускания  Df  усилительного тракта, то вводят следующую характеристику.

4.  Эквивалентная   мощность   шума  NEP* — та  вели­чина светового потока, которая на выходе фотоприемника в еди­ничной полосе частот вызывает сигнал, равный шуму,

5. Обнаружительная способность D



Эта величина зависит от площади приемника А, так как шум пропорционален л/а.



6. Детектирующая способность D*, называемая также нормированной обнаружительной способностью



Это наиболее объективная и важная характеристика фотодетек­тора данного типа, поскольку она не зависит от его площади и полосы частот усилителя.

7. Инерционность — способность фотоприемника без ис­кажения регистрировать быстрые изменения интенсивности све­тового потока. Она характеризуется или граничной частотой lmax при которой чувствительность фотоприемника падает в заданное число раз (обычно в 2 или е раз), или постоянной времени т (для линейных процессов ).

Для детекторов, фотоответ которых имеет экспоненциальные законы нарастания и спада с постоянной времени т, зависимость чувствительности S или Sl от часто­ты модуляции света f имеет вид



Принцип действия тепловых фотоприемников основан на ре­гистрации изменения свойств материала при изменении его тем­пературы вследствие поглощения оптического излучения. Суще­ствуют различные типы тепловых фотоприемников, основанных на различных эффектах. Среди них наиболее распространены: а) болометры, использующие изменение сопротивления тонкой ме­таллической, полупроводниковой или сверхпроводящей пленки; б) термоэлектрические детекторы типа термопар или термостол­биков, использующие эффект возникновения термоЭДС на кон­тактах двух металлов; в) пироэлектрические приемники, основан­ные на пироэлектрическом эффекте в пироэлектрических, в том числе в ферроэлектрических кристаллах вблизи температуры Кю­ри; г) оптико-акустические приемники (ОАП), называемые ино­гда пневматическими ИК-детекторами или элементами Голея, использующие периодическое расширение и сжатие газа при его нагреве от промрдулировашюго по амплитуде оптического излу­чения, поглощаемого тонкой мембраной.

Инерционность тепловых приемников велика (> 10 мс), а чув­ствительность сравнительно низка D*= l08...1010 см-Гц Вт).


Поэтому в системах передачи информации они не используются. . Тепловые приемники применяются там, где необходимо обес­печить постоянство спектральной чувствительности, а также в да­лекой ИК-области спектра.

Фотонные приемники эффективно работают в той области спектра, где энергия фотона существенно превышает кТ. В слу­чае, когда тепловая энергия сравнима или превышает энергию , фотона hw, тепловое возбуждение действует активнее оптичес­кого и эффективность фотонного приемника резко падает. Поэто­му фотонные приемники, предназначенные для работы в области l>3 мкм, как правило, требуют охлаждения тем более глубоко­го, чем больше рабочая длина волны.

Фотонные приемники, принцип действия которых основан на использовании внешнего или внутреннего фотоэффектов, облада­ют малой инерционностью, большой чувствительностью и высо­кой обнаружительной способностью. В ряде современных прибо­ров достигнуты значения этих величин, близкие к своему те­оретическому пределу. Поэтому в оптической электронике при­меняются в основном фотонные приемники, на свойствах кото­рых мы остановимся ниже.

Оптическую информацию, передаваемую или принимаемую в оптической электронике, можно разделить на два вида: 1) оп­тические сигналы, дискретные во времени и пространстве и 2) оп­тические образы или картины. Соответственно все фотоприем­ники можно разбить на две группы.

1.  Дискретные, как правило, одноэлементные фотоприемники с малой рабочей площадью, предназначенные для приема корот­ких оптических импульсов, обладающие высокой спектральной чувствительностью Sl   в заданной области спектра, большой дете­ктирующей способностью D* и малой инерционностью т. Луч­шим сочетанием параметров в этой группе приборов обладают фотодиоды, особенно p-i-n и лавинные фотодиоды.

2.  Фотоприемники, предназначенные для восприятия свето­вых образов. Как правило, это многоэлементные фотоприемники с самосканированием и высокой пространственной разрешающей способностью, обладающие хорошей чувствительностью в срав­нительно широком спектральном интервале.


Лучшими характе­ ристиками из этой группы приемников обладают фоточувстви­тельные приборы с зарядовой связью.

Вольтамперная характеристика p – n перехода фотодиода.

Фотодиоды как фотоприёмники могут работать в двух режима:

1. Без приложения внешнего напряжения  к p – n переходу, т. е. как источники тока (напряжения ) на рис.1   1-ая область; такой режим работы называется вентильным.

2.  При приложении напряжения в запирающем направлении; такой режим называется фотодиодным. Его мы можем разделить на две области:

а. На рис.1  2-ая  область используется в p –I – n диодах.

б. Если обратное смещение увеличено до значения, близкого к пробойному Vпроб фототок резко возрастает в результате  процесса лавинной ионизации, который приводит к пробою. На рис.1.   эта  3-тья  область.  



Рис. 1 вольт-амперные характеристики р-n перехода.

 

Из рис. 1 видно, что фотодиод может по-разному использоваться для де­тектирования оптического излучения. В простейшем случае (область 1) диод непосредствен­но подключается ко входу усилителя напряжения с высоким входным сопротив­лением, который измеряет изменение Vф (см. рис. 1). В другом случае ток диода усиливается усилителем тока, имеющим низкое входное сопротивление, т. е. напряжение на диоде поддерживается вблизи нуля. При этом оказываются весьма малыми шумы диодного тока. На практике, однако, фотодиоды в системах оптической связи почти всегда работают в фотодиодном режиме. При этом в p – n  переходе существует зона, в которой нет свободных носителей заряда(обедненная зона) и в которой все определяется электрическим полем. Каждая возникающая в этой зоне пара электрон – дырка разделяется и дает вклад в ток, когда электрон и дырка выходят за границы обедненной области. Предположим, что толщина слоя объемного заряда мала по сравнению с длиной поглощения L = 1/а(l). Тогда большая часть пар электрон — дырка будут перемещаться под действием диффузии и только те из них, которые достигнут обедненной зоны, дадут вклад в фототок.


Следовательно, полезными будут те пары носителей заряда, которые генерируются на расстоя­нии, меньшем диффузионной длины, от обедненной зоны. Можно ввести понятие скорости диффузии носителей, которая пропорциональна логарифмической производной от локальной концентрации носителей заряда С(х):



Здесь D — коэффициент диффузии, который зависит от типа рас­сматриваемых носителей заряда. Если концентра­ция носителей распределяется по экспоненциальному закону, то скорость диффузии Vдифф — постоянная величина, равная про­изведению Da. Если предположить, что полезная толщина полу­проводника е равна длине поглощения, то легко найти время, за которое носители ее проходят:



Это характерно для плоскостных фотодиодов, в которых поглощение происходит в основ­ном вне обедненного слоя и, следовательно, постоянная вре­мени определяется диффузией носителей. Если предположить, что толщина обедненного слоя мала и большая часть актов об­разования пар носителей заряда происходит вне этого слоя.

Влияние диффузии меньше, если р — n-переход расположен близко от поверхности и если велика толщина слоя объемного заряда.

Уменьшив степень легирования слоя N-типа, можно увели­чить ширину слоя объемного заряда при том же рабочем на­пряжении. В пределе мы получаем беспримесный материал с собственной проводимостью (обозначаемый буквой /), к кото­рому добавляется слой материала N-типа с малым удельным сопротивлением для обеспечения омического контакта. Такова структура PIN, обеспечивающая квантовый выход, близкий к единице, и очень высокую чувствительность.

Можно также повысить напряжение на фотодиоде до уровня, при котором возможно лавинное усиление (на рис.1  это 3-тья область). Тогда ширина обедненного слоя будет определяться внешним напряжением и удельным сопротивлением материала.

    p-i-n-ФОТОДИОДЫ

В фотодиоде необходимо совместить область поглощения света с обедненным слоем, чтобы одновременно удовлетворить требованиям быстродействия и высокого квантового выхода.


Это реализуется в фотодиодах с p-i-n-структурой, которые явля­ются наиболее распространенным типом фотодетекторов.

Структура и принцип действия p-i-n-фотодиода пояснены на рис. 11.15. Он состоит из низкоомной п+-подложки, слабо леги­рованного (собственного) i-слоя и тонкого низкоомного p+-слоя толщиной до 0, 3 мкм, через которые производится освещение. Низкоомные n+- и р+-области выполняют роль контактов (а). Наличие центрального высокоомного i-слоя приводит к увеличе­нию ширины слоя объемного заряда (б) по сравнению с обычным p-n-переходом. Его толщина di, подбирается так, чтобы поглоще­ние света происходило в этом i-слое (в), совпадающем со слоем объемного заряда. При приложении обратного смещения U обед­ненный слой распространяется на всю i-область. Это приводит к уменьшению емкости перехода, повышению чувствительности и быстродействия. Падающий свет, затухая по экспоненциаль­ному закону с постоянной, определяемой показателем поглоще­ния кш для данной длины волны, вызывает генерацию носителей заряда преимущественно в i-слое. Фотогенерированные носители ускоряются электрическим полем до скорости насыщения дрейфа (~ 105 м/с), поскольку напряженность электрического поля в обе­дненном слое обычно превышает 1 кВ/см. Эта скорость дрейфа примерно на три порядка превышает скорость диффузии. Поэто­му p-i-n фотодиод конструктивно выполняется так, чтобы мак-

симально уменьшить долю поглощенного света вне i-слоя. С этой целью переход формируется у самой повер­хности кристалла (как это реализуется в кремниевых фотодиодах), или использу­ется эффект широкозонного окна (как в p-i-п-гетерофотодиодах).

В стационарном режиме плотность полного фотото­ка, протекающего через обратносмещенный p-i-n-переход, можно разбить на две части:



где Jдр — плотность дрейфо­вого тока, обусловленного генерацией носителей в i-слое толщиной d, а Jдифф — плотность диффу­зионного тока, обусловлен­ного генерацией носителей в объеме полупроводника за пределами обедненного слоя и их последующей диффузи­ей к области     объемного за­ряда.


Будем считать толщи­ну приповерхностного слоя p+-типа  существенно меньше

1/ kw Током термической генерации можно пренебречь. Тогда в соответствии  с  рис. 11.15, в скорость генерации электронно-дырочных  naр:



где Go определяется потоком падающих фотонов Фw=Iw/hw, коэффициентом оптического отражения Rw и площадью окна А как:



При этих условиях дрейфовый ток:



Плотность диффузионного тока Jдифф определяется через кон­центрацию неосновных носителей (в нашем случае — дырки в n-области) и их коэффициент диффузии Dp как



В свою очередь концентрация неосновных носителей (дырок) находится из одномерного диффузионного уравнения, которое в нашем случае имеет вид:



Здесь tр — время жизни неравновесных носителей, а рn0 — равно­весная концентрация дырок. Решая это уравнение с граничными условиями pn=pn0 при z®¥ и pn=0 при z=d, подставляя это решение в  находим



где Lp=(Dptp )1/2— диффузионная длина.

Полная плотность фототока получается как



Как правило, здесь можно пренебречь вторым слагаемым, содержащим пр0, и тогда плотность полного тока оказывается пропорциональной падающему световому потоку. Она макси­мальна при двух условиях ае >> 1 и aLn> 1, которые противо­речат требованию малой постоянной времени, так как увели­чение е влечет за собой увеличение времени перехода. Для оценки влияния времени перехода на постоянную времени мож­но измерить фазовый сдвиг между фототоком и световым пото­ком, модулируемым высокой частотой. Для простоты предполо­жим, что внешнее напряжение достаточно велико и поэтому в слое с собственной проводимостью нет свободных носителей заряда, а те носители, которые проходят через него, движутся с предельной скоростью при данном электрическом поле, т. е. v =vs. Обозначив круговую частоту модуляции через wbwl, можно представить световой поток в виде f= fi ехр{iwt}. Вклад, вно­симый слоем толщиной dx по оси х, будет равен



если положить а = 0. Следовательно,



где tr = e/vs — время, за которое носитель проходит через обед­ненный слой.


Итак, ток проводимости амплитудно модулирован функцией вида [1—ехр(iwtr)]/iwtr график которой представ­лен на рис. 13.5. Если пренебречь влиянием тока смещения, ко­торый обусловлен внешним напряжением и не зависит от вре­мени, то нетрудно видеть, что при wtr = 2,4 эта функция умень
-

шается на 3 дБ. Следовательно, полоса пропускания на уровне 3 дБ будет равна



Отсюда следует, что хороший компромисс между требова­ниями быстродействия и чувствительности достигается при е= 1/а.

Таблица 1.  P – I – N фотодиоды выпускаемые ОАО  "ЦКБ РИТМ"



ЛАВИННЫЙ ФОТОДИОД

При регистрации очень малых световых мощностей (< 1 нВт) фототоки будут весьма малы (< 1 нА). В этом случае желательно использовать внутреннее усиление в фотоприемнике аналогично тому, как это осуществляется в фотоэлектронном умножителе.

В лавинном фотодиоде (ЛФД), являющемся твердотельным аналогом ФЭУ, усиление фототока происходит за счет лавинного умножения генерированных светом носителей заряда в обратно смещенном p-n переходе (рис. 11.17). При приложении к р-n-переходу обратного напряжения U, близкого к напряжению лавин­ного пробоя Uпр энергия носителей заряда, ускоренных элект­рическим полем, может превысить порог ионизации вещества. Столкновение такого «горячего» носителя с электронами валент­ной зоны приведет к образованию пары электрон — дырка. Если образовавшиеся вторичные носители тоже ускорятся до энергии, превышающей порог ионизации, то они создадут другие носи­тели и т. д., как показано на рис. 11.17. В результате проводи­мость нарастает за счет образования лавины носителей заряда.



Поглощение фотона является началом процесса, вы­звавшего лавину.

Коэффициент лавинного умно­жения М сильно зависит от на­пряжения смещения U. Эта зави­симость может быть представле­на эмпирической формулой



где показатель степени n прини­мает значения от 2 до 6 в зависи­мости как от характеристики по­лупроводникового материала, так и от структуры p-n-перехода.


При U=Uпр с повышением напряже­ ния происходит резкое увеличение коэффициента умножения, кото­рый может достигать 103. Обычно используют рабочие напряже­ния, при которых M= 10...100. Очевидно, что коэффициент лавин­ного умножения М и характеристики фотодиода сильно изменя­ются при изменении не только напряжения, но и температуры. Поэтому в электрической схеме смещения ЛФД необходимо предусматривать жесткие меры, устраняющие влияние этих изме­нений.

Процесс образования лавины носит вероятностный характер. Величина М изменяется случайным образом, флуктуируя около своего среднего значения (11.29). Это создает дополнительный шум, который весьма нежелателен. Для его уменьшения необ­ходимо, чтобы коэффициенты иони­зации электронов и дырок различа­лись как можно более сильно, а ла­винный пробой стимулировался но­сителями заряда, обладающими бо­лее высокими их значениями. Обычно такими носителями являются элект­роны.

Отношение коэффициентов иони­зации электронов и дырок К=ап/ар в кремнии зависит от напряженности электрического поля, изменяясь при­мерно от 0,1 при E= 3 • 10s В/см до 0,5 при E=6-105 В/см. Поэтому для по­лучения минимальных шумов желательно низкое значение напряженности электрического поля лавин­ного пробоя.

В германии коэффициент ионизации электронов и дырок срав­нимы, K= 1 и среднеквадратичный дробовой шумовой ток изме­няется по закону М3. Поэтому германиевые ЛФД обладают худшей обнаружительной способностью и меньшей D*, чем ана­логичные диоды из кремния.



Наибольшее различие в коэффициентах ионизации и мини­мальное К достигается в таких материалах, в которых значение спин-орбитального расщепления валентной зоны Dco примерно равно или немного меньше ширины запрещенной зоны E8. Это условие реализуется, в частности, в твердом растворе AlxGa1-xSb. В лавинных фотодиодах на основе этого материала при М=100 шум-фактор увеличивается всего в 3 раза. Аналогичная ситуация может быть реализована и в некоторых других полупроводнико­вых твердых растворах, а также в структурах на основе сверх­решеток.



Для получения максимального отношения сигнал/шум в ла­ винном фотодиоде необходимо подбирать оптимальную вели­чину напряжения обратного смещения, регулируя тем самым коэффициент умножения М. Поясним это с помощью рис. 11.19, где в двойном логарифмическом масштабе представлены зависи­мости мощности сигнала и мощности различных видов шумов от коэффициента лавинного умножения М. Мощность полезного сигнала растет пропорциональ­но М2 (поскольку Р~Р). При небольших значениях М дробо­вой шум лавинного умножения обычно меньше теплового шу­ма, величина которого остает­ся постоянной. Поэтому увели­чение М приводит к росту от­ношения   сигнал/шум  до   той поры, пока дробовой шум не превысит тепловой. Оптималь­ный  коэффициент  умножения Мот_, при котором отношение сигнал/шум максимально, до­стигается тогда, когда дробо­вой шум примерно в два раза превысит тепловой (рис. 11.19). На практике оптимальный ко­эффициент лавинного умноже­ния  Мопт   подбирают  регули­ровкой напряжения смещения. Для разных фотодиодов эта вели­чина колеблется от 10 до 150 В.



Конструкции ЛФД могут ме­няться в зависимости от свойств применяемых  материалов.  По­скольку эти приборы работают в лредпробойном режиме, то ос­новным   требованием   является очень высокое качество и одно­родности как самого материала, так и p-n-структуры. Недопусти­мы утечки тока и появление са­мопроизвольных     микроплазм в дефектных областях. В качест­ве примера на рис. 11.20 приве­дена структура кремниевого ла­винного фотодиода.



Для уменьшения отражения света рабочая поверхность покрывается просветляющей диэлектрической плен­кой. Защитное кольцо по периметру p-n-перехода служит для предупреждения локальных лавинных пробоев и достижения рав­номерного по площади лавинного усиления. В фотодиодах на основе кремния глубина проникновения света велика вследствие малости показателя поглощения. Поэтому область обедненного слоя по аналогии с p-i-n-фотодиодом формируют в виде слаболе­гированного высокоомного        p---слоя (p-слоя).


К этой области примыкает р-слой с высокой концентрацией носителей, образу­ющий лавинную область с большой напряженностью электричес­кого поля. В фотодиодах на основе прямозонных полупровод­ников A3B5 показатель поглощения велик, необходимость в со­здании широкого обедненного слоя отсутствует и они могут быть выполнены в виде простой p+-n-структуры. Лавинные фотодиоды обладают очень высоким быстродейст­вием, достигающим (0,2...0,5) нc. Они имеют максимальное про­изведение коэффициента усиления на ширину полосы пропуска­ния, составляющее 100 ГГц и более. В то же время ЛФД значите­льно дороже, требуют специального источника питания, они капризнее в эксплуатации, чем p-i-n- фотодиоды. Они применяют­ся в оптоэлектронике для регистрации слабых оптических пото­ков, промодулированных высокочастотным сигналом.

ЛАВИННЫЕ ФОТОДИОДЫ на основе германия (Ge) и кремния (Si)



    Гетероструктурные диоды и диоды с барьером Шотки.



При использовании прямозонных и непрямозонных материалов вда­ли от порога коэффициент поглощения может быть очень большим — более 106 м-1. Тогда при изготовлении диода необходимо обеспечить очень тонкий и сильно легированный (хорошо проводящий) поверхно­стный слой. При этом появляются трудности, обусловленные относи­тельно высокой скоростью поверхностной рекомбинации. Большая часть рождающихся в поверхностном слое носителей рекомбинирует на поверхности, прежде чем успеет диффундировать к контактам. Сле­довательно, ухудшается квантовый выход. Найдено два способа прео­доления этой трудности: диод с барьером Шотки (рис. 12.7, а) и гетероструктурный диод (рис. 12.7, б).

В диоде с барьером Шотки используется отрицательно смещенный выпрямляющий слой металл — полупроводник.


Это не всегда возможно; например, в германии обратный ток возрастает слишком быстро с ростом напряжения. Конечно, пленка металла должна быть достаточ­но прозрачной для излучения. Практически это означает, что ее толщи­на не должна превышать 10 нм.

Гетероструктурные диоды больше подходят для использования в оптической связи на длинных волнах. Образующий поверхностный слой полупроводник должен иметь широкую запрещенную зону, чтобы поглощение излучения было слабым. Поглощение становится значи­тельным при попадании света в узкозонный материал гетероструктуры, где электрическое поле максимально. Если скорость рекомбинации не слишком велика, можно получить высокий квантовый выход. Обычно работают с двумя системами, а именно



в которых можно выделить три области — поверхностный слой, дрейфовую область и подложку. В системе InGaAsP в состав поверх­ностного слоя может входить InP.

Гетерофототранзисторы.

Весьма перспективными для интегрально-оптических и оптоэлектронных схем оказываются биполярные фототранзисторы с широкозонным гетероэмиттером — гетерофототранзисторы   (ГФТ), реализация которых стала возможной благодаря успехам эпитаксиальной технологии. 

                                                                       


Содержание раздела

---

---