ФОТОПРИЕМНИКИ

Фотоприемники предназначены для преобразования оптичес­кого сигнала в электрический. Они называются также фотодете­кторами, так как осуществляют детектирование оптического сиг­нала, т. е. его демодуляцию. Фотоприемник как оптический дете­ктор должен обладать: а) большим откликом на входное воздей­ствие оптического сигнала; б) низким уровнем собственных шу­мов; в) широкой полосой пропускания, согласованной со спек­тром входного сигнала; г) линейностью характеристик. Эти тре­бования противоречивы и их невозможно в максимальной степе­ни реализовать в одном приборе, поэтому невозможно создать один универсальный фотоприемник, пригодный на все случаи жизни.

К фотоприемникам также относят фотопреобразователи, основной целью которых является эффективное преобразова­ние световой энергии заданного спектрального состава в электрическую. Типичным примером здесь служат солнечные батареи.

Фотоприемник является первым и основным элементом систе­мы демодуляции и обработки оптического сигнала. Как и в ра­диоэлектронике, системы детектирования в оптической электро­нике разделяют на две группы: а) непосредственного детектиро­вания и б) детектирования с преобразованием. Последняя анало­гична гетеродинному приему. Она применима для детектирова­ния лишь когерентного светового потока, который предваритель­но смешивается с когерентным излучением опорного сигнала, генерируемого лазером и выполняющим функцию местного гете­родина. Оптическое детектирование с преобразованием, как пра­вило, осуществляется в длинноволновом оптическом диапазоне с

l> 10 мкм. Наиболее часто применяют схемы прямого детек­тирования.

КЛАССИФИКАЦИЯ И ТЕХНИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ФОТОДЕТЕКТОРОВ

Все фотоприемники по принципу действия можно разделить на две большие группы: тепловые и фотонные. В свою очередь фотонные приемники подразделяют на фотодетекторы, основан­ные на а) внешнем фотоэффекте (фотоэлектронные умножители и вакуумные фотоэлементы, электронно-оптические преобразова­тели) и б) внутреннем фотоэффекте (фоторезисторы, фотодиоды, фототранзисторы, фототиристоры и т. п.).

Для определения технических возможностей конкретного фо­топриемника используются следующие характеристики:

1. Спектральная (монохроматическая) чувствитель­ность Sl — мера реакции фотоприемника на оптическое излуче­ние с длиной волны l:

Принципиальное устройство ГФТ

Принципиальное устройство ГФТ показано на рис. 1( его зонная диаграмма эмиттер — база — на рис. 55. Заштрихованной показана так называемая легированная плоскость, которая пред­ставляет собой тонкий (~0,1 мкм) сильно легированный акцепто­рами (Nа~1О11 см-2) слой, вводимый при резком гетеропереходе для снижения рекомбинационных потерь на границе раздела ба­за — эмиттер. Широкозонный гетероэмиттер является прозрачным окном для излучения, поглощаемого в относительно узкозонной базе. Наличие пичкового потенциального барьера Dxc для неос­ковных носителей базы на границе гетероперехода позволяет не­зависимо выбирать уровни легирования эмиттера Na и базы Ns так, чтобы N3<<N6, разделить области поглощения    и    переноса.

При этом удается достигнуть практически максимальной доб­ротности фотоприемника (— 100 ГГц) при G>100. Гетерофототранзистор — двухполюсный при­бор, который не имеет подклю­ченной базы.

Как высокодобротный фотоприемник ГФТ является альтерна­тивой лавинным фотодиодам, отличающейся большей технологич­ностью и менее жесткими допусками на разброс его параметров, в том числе напряжения смещения. По Ропор ГФТ существенно (на порядки величин) уступает лавинным фотодиодам. Однако для ин­тегрально-оптических схем этот параметр в ряде случаев не яв­ляется критичным.

Схема включения ГФТ соответствует схеме с общим эмитте­ром, для которой

где vб , v3 — средние скорости электронов около эмиттерного края базы и дырок около базового края эмиттера соответственно; 5vб/vз<50; Dxv= q(Up—Un)=DEg—DxC— скачок потенциала валентной зоны на границе гетероперехода; Dxс — скачок потен­циала для зоны проводимости на границе гетероперехода; DEg = = ЕЭ—Еб — разница ширины запрещенных зон эмиттера и базы (рис. 55). Из выражения  следует, что для получения больших G при Nэ/Nб<<1 и Vб/Vэ<50 необходимо выбирать гетеропары, у которых Dxc/Dxc велико и Dxv>>kT. Для AlxGa1-x As/GaAs при x = 0,28 Dxс=0,3 эВ, а Dxv = 0,053 эВ  (~2 kT при T=300° С).

При комнатной температуре такой гетеропереход дает сравни­тельно небольшой выигрыш в G, что вынуждает повышать уровень легирования эмиттера вплоть до NЭ=1017 см-3. Эффективность ге­тероперехода значительно возрастает, если он плавный. Плавный гетеропереход получают, задавая x=var у перехода. При этом G возрастает примерно в exp (Dxc / kT) раз, что позволяет получать коэффициенты усиления фототока 300—600 при задержке >50 пс.

У гетеропары Gax In1-x_P/GaAs при x=0 величина ступеньки Dxv= 0,29 эВ (~11 kT), а   Dxс=0,16 эВ, что позволяет практиче­ски нелегировать эмиттер. Могут быть также использованы струк­туры InGaAsP/InP, в которых в качестве широкозонного эмиттера используется фосфид индия. У двух последних пар в гетерофототранзисторах наблюдается значительный темновой ток, что прак­тически исключает их применение в качестве низкопороговых ско­ростных  фотоприемников.  Высокий  уровень    легирования    базы (Nб = IO18—1019 см~3)' позволяет получать объемное время жизни неосновных носителей t0>1 пс. При этом поле в базе Еб = Dxв /qWб=  104 В/см, что превышает пороговые значения для GaAs и InP. При таких полях перенос носителей происходит поч­ти баллистическим путем при Vб= (1,5—2,5) • 107 см/с. При низких уровнях легирования эмиттера снижается его емкость СЭ=N1/2Э, что адекватно снижению уровня шумов приемника. Чтобы при этом не возрастало последовательное сопротивление эмиттера, его толщину уменьшают до нескольких десятых долей микрометра.

Гетерофототранзистор — весьма сложная многослойная струк­тура. Однако она типичная для большинства скоростных высоко­чувствительных приемников с вертикальной топологией.

В любой из приведенных на рис. 54 структур коэффициент усиления фототока в соответствии с (63) определяется соотноше­нием



— первичный фототок, обусловленный поглощением    в    активной области прибора доли излучения P0 ,



Здесь hв — квантовый выход внутреннего фотоэффекта; W — тол­щина активной области; а=1/а — длина поглощения.


По опреде­лению первичный фототок (65) равен току фотодиода, у которого коэффициент собирания равен hв. Полоса пропускания фотоприем­ника, ограниченная его инерционностью по выходной электриче­ской цепи, Df=l/2ptp, где tp — время релаксации, зависящее от объемного t0, поверхностного времени жизни носителей фототока, площади фотоприемника, его конструкции. Для линейной кинети­ки фототока, когда tн=tс=tЭф=tp, tp = 0,35/Df, где tp = t3 определя­ется как время нарастания (или спада) импульса фототока в пре­делах от 0,1 до 0,9 его установившегося значения.

В структуре прибора всегда есть размер в направлении движе­ния носителей, который ограничивает его быстродействие време­нем пролета:



где Vд max<(1—3)Vt=107—108 см/с. Из (66) следует, что для по­лучения малых tnp необходимо сокращать критические длины, увеличивать поля в активной области прибора и выбирать мате­риалы с большой подвижностью носителей. При этом инжектиро­ванные излучением носители должны иметь большую подвиж­ность.

В общем случае tпр определяется как дрейфом, так и диффузи­ей носителя. Последняя составляющая появляется тогда, когда излучение поглощается также вне активной области сильного поля. В диодных структурах это означает генерацию электронно-дырочных пар вне области пространственного заряда (ОПЗ). При этом [58] tпр=[WOПЗ +2(Lп + Lр)]/Vднас где Ln , Lp — диффузионные длины неосновных носителей в нейтральных р- и n-областях при­бора соответственно; VДНАС — средняя дрейфовая скорость насыще­ния, определяемая скоростями носителей обоих знаков. Для боль­шинства материалов, применяемых в быстродействующих фото­приемниках,  VДНАС = VРНАС =VДНАС.

В выражении tP=tnp + tCX составляющая   схемной   релаксации tCX= (Rн+Rg)Cg ; Cg, Rg — полные емкость и последовательное со­противление приемника; Rн — сопротивление нагрузки.  При мик­роминиатюризации фотоприемников, что характерно для фотопри­емников интегрально-оптических   схем,   время    tcx   уменьшается.


Конструкция  фотоприемника должна быть такой, чтобы выполня­лось неравенство tСX<tnp. Такой оптимизированной диодной струк­турой является р—i—n-диод, в котором область    сильного    поля расширена за счет i-области. В режим истощения при напряжени­ях  смещения   UCM>W2i /2ee0m0r,  Wi=Wt.  Если  при  этом   Won3=1/а, то при фронтальном возбуждении практически все излучение будет поглощаться в области сильного поля диода. Таким об­разом, при h= 0,8—0,9 размеры i-области оказываются тем мень­ше, чем больше коэффициент поглощения излучения а в данном материале. В соответствии с этим для p=Si с р=104 Ом-см в ди­апазоне  l=0,8—0,9 мкм  толщины   Wi = 20—50  мкм  при   Won3 = = 10—20 мкм и Uсм = Uис = 5 В. При этом tр <150 нc и уменьшается с ростом напряжения смещения до единиц наносекунд при UCM =  100 В.

Диапазону длин волн 0,9—1,6 мкм соответствуют материалы AiiiBv, в частности n-- lnP, -InGaAs, -InGaAsP, для которых условие Wi=1/a при R выполняется уже при толщинах 3— 10 мкм. У этих материалов наблюдаются и самые высокие по­движности носителей, достигающие при комнатных температурах 104 см3/В с. (mn =12600 см2/В с, n- Ino,53Gao,47As, lо=1,3мкм). Для приемников излучения на l<0,9 мкм, в частности на l=0,82 мкм, широко используется GaAs, AlGaAs, для которых хо­рошо отработаны технологии получения практически всех типов скоростных фотоприемников. Ниже приведены некоторые значения параметров арсенида галлия, достаточные для расчета характе­ристик фотоприемников на его основе [58].



     ПРИЕМНИКИ ОПТИЧЕСКИХ ИЗОБРАЖЕНИЙ

Рассмотренные выше фотоприемники регистрируют оптичес­кое излучение, попадающее на приемный элемент, как целое. Для регистрации оптического изображения, его последующей обра­ботки и передачи электронными методами необходимо прово­дить поэлементный прием. Современные методы микроэлектро­ники позволяют сформировать на одном кристалле пленарную структуру в виде сетки фотодиодов с количеством элементов 1000 х 1000 и более.


Если на такой многоэлементный фотоприем­ ник спроектировать оптическое изображение, то сигнал в каждом элементе будет пропорционален освещенности в данной точке. Весь вопрос заключается в том, каким образом снять сигнал с каждого из элементов и как осуществить последовательное сканирование (выборку) этих элементов. В качестве примеров успешного решения этого вопроса рассмотрим: а) передающие телевизионные трубки типа «видикон» и

б) фоточувствительные приборы с переносом заряда. Видикон, плюмбиконы и кремниконы. Это электровакуумные приборы, представляющие собой электронно-лучевую трубку, мишень которой изготовлена из фоточувствительного матери­ала. Они предназначены для конверсии оптического изображения в электрические сигналы и наиболее часто применяются как передающие телевизионные трубки. Схема трубки типа «видикон», поясняющая принцип ее работы, приведена на рис. 11.21. Оп­тическое изображение с помощью объектива формируется на тонкой фоточувствительной мишени. Эта мишень со стороны изображения покрыта электропроводящим слоем, прозрачным для оптического излучения (обычно SnO2). На этот слой через нагрузочное сопротивление Rн подается положительный потенци­ал Uраб порядка +50 В относительно катода. С противоположной стороны мишень сканируется электронным лучом, который упра­вляется с помощью обычных фокусирующих и отклоняющих систем аналогично тому, как это делается в электронно-лучевой трубке. В рабочем режиме мишень действует подобно конден­сатору с утечкой. При отсутствии освещения сопротивление ра­бочего слоя велико и электрический заряд накапливается на противоположных обкладках конденсатора. Со стороны элект­ронного луча потенциал обкладки будет равен потенциалу като­да, т. е. 0, в то время как с противоположной стороны он равен Uраб. При освещении мишени сопротивление фоточувствитель­ного материала уменьшается и конденсатор будет разряжаться. Сопротивления слоев и их толщина подобраны таким образом,чтобы за время сканирования од­ного кадра растекание заряда по площади мишени было невелико.


Тогда   разрядка   будет  происхо­дить только в том месте, куда падает свет. Когда электронный луч достигнет «разряженной» об­ласти,  он будет ее дозаряжать, вызывая ток  через конденсатор (рабочую мишень) и через нагру­зочное сопротивление Rн. Сумма протекающего заряда будет зави­сеть от того, насколько разрядил­ся конденсатор, т. е. суммой све­та, падающего в данном месте на фоточувствительную мишень. Электрический сигнал, снимае­мый с нагрузочного сопротивле­ния, пропорционален    протекающему через мишень току, т. е. освещенности мишени в том месте, куда падает электронный луч. Сканируя электронным лучом по поверхности мишени, мы таким образом преобразуем оптическое изображение в электрический сигнал.

Недостатком описанной выше трубки типа «видикон» являет­ся большое значение темнового тока. Этот недостаток отсутству­ет в трубке, получившей название «плюмбикон». Принцип дейст­вия этой трубки такой же, но рабочая мишень «плюмбикона» представляет собой слоистую p-i-n-структуру, изготовленную на основе окиси свинца РЬО (отсюда — название трубки), как показано на рис. 11.22, а. Прозрачный слой SnO2 выполняет роль контакта p-типа. С противоположной поверхности слой РЬО обогащен кислородом, что создает p-тип электропрово­дности. На n-SnO2 подается положительный потенциал Uраб, смещающий p-i-n-структуру в обратном направлении. Поэтому темновой ток мал.

Ширина запрещенной зоны РbО — около 2 эВ. Поэтому к красному свету с l > 0,6 мкм этот материал нечувствителен. Для повышения чувствительности в длинноволновом диапазоне до­бавляют тонкий слой PbS (Eg= 0,4 эВ) со стороны мишени, обращенной к электронному лучу.     



Дальнейшее совершенствование мишени привело к замене сплошных фоточувствительных слоев сеткой из кремниевых фо­тодиодов, как показано на рис. 11.22, б. Передающая элект­ронно-лучевая трубка с мишенью в виде кремниевой фотодиод­ной матрицы, предназначенная для преобразования оптического изображения в электрический сигнал, называется кремниконом. Мозаика p-n-переходов общим числом 106 и более (до 108) изго­тавливается на кремниевой пластине методом диффузии или





ионной имплантацией. На поверхность, обращенную к элект­ронному лучу, наносится тонкая проводящая пленка, предох­раняющая пленку SiO2 от накопления заряда.

На n-область мишени через контактный n+-слой подается небольшое положительное напряжение Uраб~5... 10 В, смещающее p-n-переходы в обратном направлении и заряжающее их емкости. Освещение приводит к появлению фототока и разрядке емкостей p-n-переходов. При сканировании электронным пучком проис­ходит их дозарядка. Протекающий через сопротивление Rн ток формирует видеосигнал, в котором закодировано изображение.

Темновой ток, искажающий видеосигнал, в кремниконе очень мал и находится на уровне 10 нА. Устройство обладает хорошей чувствительностью в спектральном диапазоне 0,4...0,9 мкм.

Отметим, что все рассмотренные выше мишени как прием­ники оптических изображений работают в режиме накопления. Типичная длительность кадра tк=(1/25) с, а длительность цикла опроса t0 на 2 — 3 порядка меньше. Это позволяет повысить чувствительность приемника.

Основные недостатки рассмотренных выше приемников изоб­ражений типа «видикон» характерны для всех электровакуумных приборов и связаны с необходимостью вакуумирования, а также использования больших ускоряющих напряжений UA и сравните­льно больших мощностей для управления электронным пучком. Этих недостатков лишены полностью твердотельные приемники оптических изображений, основанные на использовании эффекта переноса заряда в приборах с зарядовой связью (ПЗС).

Приемники изображения на ГОС. Это растровые безвакуумные приемники оптических изображений. Они осуществляют воспри­ятие изображения, его разложение на элементарные фрагменты, поэлементное электронное считывание (сканирование) и форм­ирование на выходе видеосигнала, адекватного изображению. Поэлементное считывание происходит за счет управляемого пе­ремещения макроскопических зарядовых пакетов вдоль полупро­водниковой подложки в приборах с переносом заряда при подаче на них определенной последовательности тактовых импульсов.



Фотоприемник на ПЗС представляет собой специальную фо­точувствительную МДП (или МОП)* — микросхему с регу­лярной системой электродов, расположенных на поверхности диэлектрика настолько близко друг к другу, что за счет перекры­тия электрических полей соседних электродов внутри полупро­водника становится существенным их взаимодействие. Основу прибора составляет элементарный конденсатор со структурой металл — диэлектрик — полупроводник (МДП-конденсатор). Наиболее часто в качестве полупроводника используется кремний, а функцию диэлектрика выполняет его окисная пленка SiO2.



 На рис. 11.23, а изображен такой МОП-конденсатор: металличес­кий электрод, нанесенный на термически окисленную подложку из p-кремния. Если к металлическому электроду приложить поло­жительное напряжение Uo относительно p-подложки, то на гра­нице раздела SiO2-Si образуется потенциальная яма для неоснов­ных носителей заряда (электронов). Распространение потенци­альной ямы вдоль границы раздела, т. е. вдоль поверхности кремния, ограничивается специально созданными р+-областями полупроводника, имеющими тот же тип проводимости, что и подложка, но степень легирования на несколько порядков выше. Их называют областями стоп-диффузий. Ограничение обеспечивается тем, что в низкоомных областях стоп-диффузий поверхностный потенциал на границе раздела близок нулю (рис. 11.23, б). При воздействии света с hw>Eg возникающие в полу­проводнике неосновные носители заряда (электроны) собираются в потенциальной яме вблизи границы раздела и образуют инвер­сионный слой толщиной порядка 10 нм. Это пояснено на рис. 11.23, в. Процесс идет аналогично тому, как это происходит в фотодиоде, с той разницей, что сквозному движению носителей заряда препятствует потенциальный барьер на границе диэлект­рик — полупроводник. Поэтому в потенциальной яме накапливается заряд Q, который пропорционален интенсивности и времени воздействия света. При увеличении заряда Q в яме поверхност­ный потенциал уменьшается, как это показано сплошной линией на рис. 11.23, б. Обедненная область схлопывается, а емкость электрод — подложка увеличивается.



Таким образом, в течение промежутка времени, меньшего времени релаксации, МДП (МОП)-конденсатор может служить запоминающим элементом для аналоговой информации. Это прибор динамического типа, а носителем информации в нем является зарядовый пакет, который определяется интегралом от светового потока по времени накопления с учетом разрядки за счет процессов рекомбинации и возможных утечек.

Пусть теперь два МДП-конденсатора, изготовленные на об­щей подложке с общим диэлектрическим слоем, расположены настолько близко друг к другу, что их обедненные области перекрываются и потенциальные ямы взаимодействуют («связы­ваются»). Тогда подвижный заряд неосновных носителей будет накапливаться в том месте, где выше значение поверхностного потенциала, т. е. где глубже яма. Если изменять потенциал во времени, то заряд будет перетекать в наиболее глубокую часть потенциальной ямы. В этом и состоит идея управляемого перено­са заряда от одного электрода к другому. Она проиллюстрирова­на на рис. 11.24 на примере ставшей классической трехкратной (трехфазной) схемы.

Электроды в ПЗС-фотоприемной матрице располагаются в виде линейки (строки) или матрицы, как показано на рис. 11.24, а. Зазор между электродами 1...2 мкм и менее. Число электродов в линейке обычно 5 • 102...2-103, а в матрице может достигать 106 и более. Электроды изготавливаются из алюминия или полик­ремния (для улучшения прозрачности). Одна строка от другой в матричном приемнике отделяется узкими областями p+-стоп-канальной диффузии. Одна элементарная ячейка фото­приемника на ПЗС включает три соседних электрода одной стро­ки, обозначенные Э1 — ЭЗ на рис. 11.24, а. Каждый из однотип­ных электродов подсоединен к своей шине тактового питания. Функцию фотоприемника выполняет одна структура, например, первая. Две другие служат для считывания, коммутации и вывода сигнала.

В течение первой фазы (диаграмма «а» на рис. 11.24) проис­ходит прием оптического сигнала в каждой из Э1-структур. К электроду 1 прикладывается положительное напряжение сме­щения Uo около 10...20 В.


За это время в каждой из Э1- структур происходит накопление заряда пропорционально освещенности в данной точке.

Во время второго цикла (диаграмма «б») к электроду 2 при­кладывается напряжение считывания исч>и0. Происходит перетекание накопленного зарядового пакета в более глубокую поте­нциальную яму, т. е. под электрод Э2.

Во время третьей фазы (диаграмма «в») потенциал с электро­да 1 снимается и заряд полностью перетекает под электрод Э2. Третий электрод ЭЗ играет роль буфера, обеспечивающего одно­направленное перемещение заряда. Если бы он отсутствовал, то зарядовый пакет из ячейки Э1 мог бы равновероятно перетекать как вправо, так и влево.

Итак, зарядовый пакет перенесен на один шаг вправо и подго­товлен к следующему перемещению. Чтобы переместить его на полную ступень (элементарную ячейку), надо произвести три переноса из ямы в яму, для чего требуется три отдельных так­товых импульса, как показано на временных диаграммах рис. 11.24, г.

В конце каждой строки имеется элемент вывода, не показан­ный на рис.  11.24. Таким элементом может быть, например,



n+-область под последним электродом. Когда очередной зарядо­вый пакет достигнет этой области, он свободно пройдет через р-п+-переход, создавая на нагрузочном сопротивлении выходной сигнал. Таким образом все зарядовые пакеты могут детектиро­ваться с помощью единственного выходного диода, изготовлен­ного на той же подложке. В этом состоит одно из существенных достоинств приборов с переносом заряда.

Для удобства технической реализации перечисленных выше функций обычно их пространственно разделяют, для чего имеют­ся секции накопления, хранения и выходной регистр. Единичный кадр возбуждается в секции накопления (Э1) в течение 1/25 или 1/30 с (ТВ-стандарты), затем быстро (10~4...10~7 с) параллельно сдвигается в секцию хранения, из которой в течение времени накопления последующего кадра последовательно построчно пе­реносится в выходной регистр. Обычно применяют два способа считывания из секции накопления: строчно-кадровый, при кото­ром зарядовый пакет пробегает всю строку, и адресный или координатный, при котором зарядовый пакет от каждого элемен­та матрицы накопления передается в соседний с ним элемент матрицы хранения.


В последнем случае обе матрицы как бы вставлены друг в друга. Такие структуры называют фоточувст­вительными приборами с зарядовой инжекцией.

Зарядовый пакет сохраняется ограниченное время (порядка 10-1...10-3 с). Рекомбинация и захват электронов на объемные и поверхностные центры приводит к искажению хранимой ин­формации. При передаче зарядового пакета из ячейки в ячейку также происходит некоторая потеря информации вследствие вза­имодействия электронов зарядового пакета с поверхностными ловушками, а также неполного перетекания зарядов. Для умень­шения этих нежелательных эффектов применяют ряд мер как в системе электрического питания устройства, так и при его технологическом исполнении. Кроме рассмотренной на рис. 11.24 простейшей структуры типа приборах поверхностным каналом и одноярусным расположением электродов, существует много других разновидностей матричных фотоприемников на ПЗС, в том числе поверхностные фоточувствительные ПЗС с двух-и трехъярусным расположением электродов, фоточувствитель­ные ПЗС с объемным (скрытым) каналом и др. Принцип их работы остается аналогичным рассмотренному выше.

Твердотельные приемники изображения делятся на две груп­пы: линейные (однострочные) и двумерные (матричные). Для получения двумерного изображения с помощью линейного при­емника нужно применять механическое сканирование, например, вращающимся зеркалом. В матричных фотоприемниках накопле­ние заряда происходит в течение всего времени кадра, поэтому их фоточувствительность выше, чем линейных приемников, где вре­мя накопления заряда ограничено проходом одной строки. Современные матричные приемники оптических изображений на основе ПЗС характеризуются следующими основными парамет­рами: напряжение питания (амплитуда рабочих импульсов) — 10...30 В; фронты управляющих трапецеидальных импульсов — 0,01...0,1 мкс; максимальная тактовая частота — (1...50) МГц; относительные потери при единичном акте передачи — 10-3...10-5; минимальная (пороговая) экспозиция, различимая на фоне шумов,— (0.1...1) нДж/см2; динамический диапазон ~60 дБ; плотность темнового тока — (5...20) нА/см2; чувствительность S= 0,1...0,4 А/Вт в спектральном диапазоне — 0,4... 1,1 мкм для кремниевых приборов; разрешающая способность — (10...50) лин/мм.Основные области применения матричных фотоприем­ников на ПЗС — это телевизионная техника, распознавание об­разов, оптические измерения, фототелеграфия, ночное видение и т. д.

Шумы фотодиодов.

А. Шумы в отсутствие лавинного усиления

В данном случае фототок пропорционален вызывающей его световой мощности. Такое соотношение выполняется в среднем, поскольку, как показывает более детальный анализ, фототок есть случайная величина, которая, как и всякая другая случай­ная величина, характеризуется различными моментами распре­деления вероятностей: средним значением, среднеквадратич­ным и т. д. Это и понятно, так как ток на выходе фотодиода равен сумме отдельных токов, соответствующих движению но­сителей заряда, возникающих в разные моменты времени.

Этот шум, который будет добавляться к шумам цепей уси­ления и обработки информации, искажает сигнал и так же, как потери в оптических волокнах, ограничивает дальность опти­ческой связи.

Обозначим через p(t) мощность светового импульса, падаю­щего на фотодиод, через {tn}--последовательность моментов времени, в которые рождается пара электрон — дырка, а через u(t) — импульс напряжения на нагрузочном резисторе фото­диода, создаваемый парой носителей в момент t = 0). Полное напряжение на нагрузочном резисторе будет равно

где N — полное число пар носителей заряда, генерируемых све­товым импульсом. Как показано, процесс генерации носителей, с которым связаны случайные перемен­ные {tn} и N, описывается распределением Пуассона с парамет­ром l(t), зависящим от времени. Таким образом, вероятность того, что в промежутке времени (t, t+ T) возникнет п пар но­сителей заряда, равна

В таком случае среднее напряжение на выходе равно:

Добавленное здесь слагаемое s2t учитывает шумы, главным образом тепловые, которые вносят электронные схемы, вклю­ченные на выходе фотодиода.

Положив p(t) = const = р0, можно написать выражение для отношения сигнала к шуму:

Допустим также, что u(t)—импульсный отклик идеального фильтра низких частот с полосой пропускания Df; тогда окон­чательно получим

Следовательно, существует такое значение световой мощ­ности р0, при котором шум равен сигналу, т.
е. S/B = 1 (или О дБ). Такая мощность называется эквивалентной мощностью шума. Чем меньше эквивалентная мощность шума, тем меньше оптическая мощность на входе приемника, необходимая для обеспечения заданного отношения сигнала к шуму. Обычно теп­ловой шум пропорционален полосе пропускания Df, и поэтому эквивалентная мощность шума измеряется в единицах Вт*Гц-1/2 .

Б. Шумы при наличии лавинного усиления

Полученные выражения показывают ту важную роль, кото­рую играют собственные шумы фотодиода в уменьшении пол­ного отношения сигнала к шуму. Для уменьшения этого влия­ния можно использовать лавинный фотодиод с внутренним коэф­фициентом усиления М. Коэффициент усиления — случайная ве­личина, распределение вероятности которой зависит от типа но­сителя заряда, вызывающего ионизацию. Обозначим через Мn значение  коэффициента  усиления  в  момент  времени  tn когда рождается   первая   пара   электрон — дырка. Полное напряжение на нагрузочном резисторе будет равно

Не вдаваясь в детали довольно сложного расчета, напишем сразу формулу для среднего квадрата:



где M — среднее значение величины Мn , a F(M)— коэффициент шума, характеризующий отклонения от постоянного коэффи­циента усиления, равного М. При данных условиях выражение (13.25) принимает вид



Аналогичным образом можно определить эквивалентную мощность шума для системы фотодиод — нагрузка. Отметим, что она зависит от коэффициента усиления М. Если предполо­жить, что F(M) = MX то легко показать, что существует оптимальное значение M, при котором эквивалент­ная мощность шума минимальна.

Глазковая диаграмма

Использование глазковой диаграммы считается грубым, но быстрым, мето­дом получения достаточно хорошей оценки качества принятого сигнала. На рис. 5.9(а) показана идеализированная глазковая диаграмма, без следов како­го-либо ухудшения качества сигнала.


Рис. 5.9(6) показывает прекрасную глазковую диаграмму реального сигнала, без ухудшения качества. В этом случае эксперимент проведен в лаборатории, где передатчик и приемник соединены непосредственно, с использованием соответствующего аттенюатора. Глазко­вая диаграмма позволяет отображать на экране осциллографа две или больше двоичные последовательности одна поверх другой. Если ворота схемы приня­тия решений приемника в точности соответствуют битовому периоду двоич­ного потока, то мы получим картину глазковой диаграммы, приведенную на рис. 5.9(6). Она должна демонстрировать максимальное возможное открытие «глаз». Если глаза начинают закрываться, мы можем наблюдать картину, по­хожую на ту, что продемонстрирована на рис. 5.9(с).

Следующий комментарий будет полезен в интерпретации глазковой диа­граммы:

• Высота от верха до низа глазковой диаграммы является мерой шума в сигнале. Как только линии становятся толще и мохнатее, схема оказы­вается больше подверженной шуму и можно ожидать ухудшения  качества сигнала, т.е. BER. Высота открытой части глазковой диаграммы является мерой запаса по шуму. Как только схема начнет ухудшать сиг­нал под действием шума, «глаза» начинают все больше закрываться. Ширина сигнала в центральной части глазковой диаграммы является мерой накопленного джиттера (дрожания фазы). Если линии тонкие, как на рис. 5.9(а), то уровень накопленного джиттера мал. Чем шире линии в центре глазковой диаграммы, тем больше уровень джиттера.

   Расстояние между двумя точками пересечения оси времени дает отно­сительную меру битового периода.

Иногда на дисплей осциллографа накладывается маска. Если сигнальные линии на дисплее остаются за границами маски, то схема считается прием­лемого качества. Дисплей с маской служит качественной характеристикой уровня шума, джиттера, времен нарастания и спада и длительности битово­го импульса. Глазковая диаграмма дает качественные, а не точные количе­ственные, оценки уровня качества.





Уровень принятого сигнала и BER

Один из первых шагов при проектировании звена ВОСП - установить по­роговый уровень принимаемого сигнала, заданный характеристиками конк­ретного приемника. Для каждого типа приемника производитель дает кри­вую или семейство кривых, где представлена зависимость BER от уровня сигнала, выраженного обычно в дБм. Рассматриваемый пороговый уровень может изменяться от 10-9 до 10-12, в зависимости от организации, исследова­теля или оператора сети/системы. Например, оператор Sprint устанавливает порог на уровне 10-12, исследователь Agrawal — на уровне 10-9, стандарт MIL-HDBK-415  - на уровне 10-9, стандарт ITU-T G.957 - на уровне 10-10, a Telcordia TSGR - на уровне 2  10-10 (интерфейс DSX). Мы предполагаем, что эти уровни соответствуют всей системе в целом для сиг­нала, переданного «из конца в конец». Следовательно, лежащая в основе ВОСП сеть, по которой передаются сигналы, рассчитанные на эти пороги, должна иметь значительно лучшие характеристики. Если мы представим, например, что число мультиплексных (ввода-вывода) и регенераторных сек­ций, соединенных в тандемном соединении, чтобы пересечь континенталь­ную часть США, равно 100, то для каждого звена в этом соединении потре­буется BER порядка 2 10-12 для того, чтобы получить на приемном конце уровень BER порядка 10-10, при условии случайных ошибок.

Табл. 5.2 дает представление о предельных характеристиках для PIN-диодов и APD.

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. 

                                                                       

---

---