Добавил:

ivanov666 Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Башкирский Государственный Аграрный Университет

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

Приборы квантовой и оптической электроники. Курс лекций

.pdf

Скачиваний:

Добавлен:

08.09.2026

Размер:

2 Мб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 1 2 34 / 124 5 6 7 8 9 10 11 12 > Следующая >>>

Отсюда следует, что обнаружительная способность фотоприемника, работающего в фотовольтаическом режиме, определяется квантовой эффективностью и зависит от квадратного корня из произведения площади фотоприемника на дифференциальное темновое сопротивление. Для увеличения обнаружительной способности необходимо повышать дифференциальное сопротивление, т.е. снижать обратные токи.

В общем случае кроме дифференциального сопротивления R

не-

обходимо учитывать все сопротивления, входящие в эквивалентную цепь фотодиода: последовательное сопротивление диода Rп, сопротивление нагрузки Rн и входное сопротивление Rвх электронного тракта, используемого для усиления полезного сигнала:

1/RΣ = (1/ Rт) + (1/ Rп) + (1/ Rн) + (1/ Rвх). (3.9)

Для фотоприемника, работающего в режиме регистрации фонового излучения, в эквивалентную мощность шума следует добавить шумы, вызванные потоком фонового излучения Φф.

Обнаружительная способность при этом будет равна:

æö

ηλ

Dqf

λλ

hc A R

èø

ηΦ Δ

. (3.10)

При малых значениях фARΣ обнаружительная способность определяется суммарным сопротивлением, а по мере роста этого произведения ограничивается фоновым излучением и зависит от эффективности собирания генерируемых носителей и апертурного угла. Когда шумы, обусловленные фоновым излучением, больше, чем тепловые шумы, то достигается режим работы, который называется режимом ограничения флуктуациями числа фотонов фона.

При обратном смещении дифференциальное сопротивление Rт должно учитывать не только тепловые шумы, но и шумы, вызванные протеканием теплового тока. Темновой ток фотодиода является причиной дробового шума, связанного с флуктуациями концентрации носителей заряда и скорости их переноса.

Увеличить произведение дифференциального сопротивления на освещаемую площадь RтAф можно за счет снижения диффузионного тока ID. Для этого полупроводниковый материал для фотодиода выбирают широкозонным с малым значением ni, а р- и п-области легируют до невысокой концентрации примеси.

Кроме дробовых шумов, вызванных протеканием тока, в фотодиодах наблюдаются шумы, амплитуда которых обратно пропорциональна частоте модуляции. Эти шумы называются избыточными или

шумами типа 1/f. Природа этих шумов изучена недостаточно хорошо, но предполагается, что источниками шумов могут быть флуктуации концентрации электронов на поверхности полупроводникового материала, в контактах и т.д.

Частотные характеристики фотодиода с p–n-переходом и его реакция на импульсный сигнал определяются временами задержки сигнала фотоприемника, связанными с движением генерированных носителей заряда от места их зарождения до места собирания. Общее время собирания носителей заряда ограничено шириной p

-области, n-области и области пространственного заряда, а также подвижностью соответствующих носителей заряда (или их максимальной скоростью).

Время собирания носителей заряда в различных областях фотоприемника необходимо сравнить с временной задержкой сигнала элементами эквивалентной схемы фотодиода. Эквивалентная схема фотодиода включает в себя связанные в параллельную цепь дифференциальное сопротивление, барьерную емкость Сб и присоединенное к ним последовательное сопротивление базы фотодиода Rп. В последовательное сопротивление помимо омического сопротивления базы входит переходное сопротивление контактов. Время перезарядки барьерной емкости определяется: tС = RпCб. Наибольшее из перечисленных характеристик времен и будет определять частотные характеристики фотодиода. Время задержки и частотные характеристики фотодиода можно улучшить, если вместо p–n-перехода использовать p–i–n-структуру.

3.3.2. Φотодиод с p–i–n-структурой

Φотодиод с p–i–n-структурой представляет собой полупроводни-

ковую структуру, в которой между р- и п-областями располагается протяженная высокоомная i-область (ν- или π-типа), концентрация примеси в которой много меньше, чем в легированных областях. Благодаря такому соотношению концентраций приложенное обратное смещение приводит к полному обеднению средней высокоомной области подвижными носителями.

Чтобы кванты излучения определенной энергии поглощались в основном в i-области, следует изготовить приповерхностный р- (или п-) слой толщиной менее чем 1/(2αλ), а высокоомный i-слой, при условии полного обеднения, толщиной Wi > 1/(2αλ). Коэффициент поглощения αλ выбирается для наиболее длинноволновых квантов, которые требуется зарегистрировать. Большая часть генерированных носителей заряда в такой структуре попадает в поле области пространственного заряда и движется к соответствующим областям

с большой дрейфовой скоростью. Все параметры, характеризующие p–i–n-фотоприемник, можно рассчитать, исходя из наличия генерации только в области пространственного заряда и тока I

ОПЗ

= A

(1 – rλ)exp(–αλxj)[1 – exp(–αλW

p–nqΦλ

)]. (3.11)

ОПЗ

Для получения высокой квантовой эффективности желательно снизить коэффициент отражения за счет просветляющих покрытий и подобрать такое значение W

, чтобы αλ >> 1. Однако при малом

ОПЗ

коэффициенте поглощения для выполнения данного условия необходимо создать протяженную i-область. В этом случае время пролета увеличится, и целесообразно освещать фотодиод не перпендикулярно, а параллельно переходу.

Квантовая эффективность такого фотоприемника определяется толщиной так называемого мертвого слоя, т.е. слоя с большой скоростью поверхностной рекомбинации, где практически все генерированные носители заряда рекомбинируют.

Шумы в фотоприемнике с р–i–п-переходом определяются как и в фотодиоде с p–n-переходом.

3.3.3. Φотодиоды с барьером Шоттки

Для снижения потерь на рекомбинацию во фронтальной области с p–n-переходом или со структурой p–i–n необходимо уменьшить глубину залегания перехода. Аналогичного эффекта можно достичь при использовании выпрямляющего контакта металл–полупроводник (барьер Шоттки (БШ)).

Потенциальный барьер формируется на границе раздела между полупроводником и металлом, точнее в присутствии туннельно-прозрачного диэлектрика. Некоторое преимущество регистрации коротковолнового излучения с помощью барьера Шоттки заключается в том, что поглощение этих квантов происходит непосредственно в области пространственного заряда полупроводника, где носители разделяются сильным электрическим полем и собираются практически без рекомбинации за время значительно меньшее, чем время жизни.

Носители заряда, генерированные светом в обедненной области шириной хп, определяют плотность фототока:

= qTλΦλ[1 – exp(–αλxn)], (3.12)

где Tλ – коэффициент пропускания металлической пленки.

Ток за счет оптической генерации заряда в квазинейтральной области n-полупроводника рассчитывается так же, как и в обычном фотодиоде с p–n-переходом.

Общее значение плотности фототока определяется суммой составляющих за счет генерации в области пространственного заряда и n-области. При прохождении электронов через границу раздела металл–полупроводник возможна их частичная рекомбинация на поверхностных дефектах. Полученные токи позволяют определить спектральную чувствительность S

с барьером Шоттки:

= [jλ(xn) + jλp]/ΦλТλ. (3.13)

Если используются антиотражающие покрытия, то значение Тλ зависит от пропускания всех слоев покрытия.

В отсутствие освещения общий обратный ток для фотоприемника с БШ определяется суммой четырех составляющих: тока термоэмиссии, туннельного тока, величина которого зависит от уровня легирования полупроводника, генерационного тока.

Возбуждение носителей заряда в металле квантами излучения и последующий перенос их в полупроводник позволяет создать приемники на основе БШ, работающим в ИК диапазоне. Для перехода электрона из металла в полупроводник он должен обладать энергией, достаточной для преодоления потенциального барьера qΦb, высота которого определяется концентрацией поверхностных состояний на границе металл–полупроводник. Для снижения указанной концентрации применяют такие металлы, которые при взаимодействии с полупроводником (например, кремнием) образуют химические соединения (силициды), за счет которых с границы раздела удаляется диэлектрическая пленка. Выбирая соответствующую пару металл– полупроводник можно регулировать высоту потенциального барьера, следовательно, и длинноволновую границу фоточувствительности. Поскольку основное поглощение происходит в металле, то все спектральные характеристики определяются оптическими процессами в металле, а полупроводниковая подложка в этом случае служит только для создания барьера. Генерированные в металле и перешедшие в полупроводник неравновесные носители заряда являются в нем основными носителями, поэтому такие параметры, как время жизни носителей заряда, концентрация легирующей примеси и т.д. не являются определяющими и, следовательно, требования, предъявляемые к полупроводниковому материалу, менее жесткие, чем в случае р–n-перехода или обычного фотоприемника с барьером Шоттки.

Спектральная зависимость квантового выхода для фотоприемников на основе БШ с возбуждением электронов в металле монотонно увеличивается с энергией фотона, начиная от пороговой, описывается выражением:

η = ξ(hν – hνгр)/hν, (3.14)

где ξ – константа, которая определяется электронными и оптиче-

скими процессами в металле или силициде.

Для фотоприемников с БШ существуют два механизма, определяющие шум этих фотоприемников: дробовый шум за счет флуктуаций обратного тока, протекающего через барьер, и фоновый за счет флуктуации числа фотоэлектронов.

Условием преобладания фоновых шумов является соотношение

>> 2kT/q2ηλΦфλ, (3.15)

0AБШ

где R0 – дифференциальное сопротивление при нулевом смещении;

AБШ – площадь фотоприемников с БШ; Φфλ – поток излучения

фона на длине волны λ при λ < λгр; ηλ – квантовый выход на данной длине волны.

Если определяющим является ток термоэлектронной эмиссии, то

æö

kT kT

exp

qA T

èø

->>

гр

ηΦ λ

λφλ

. (3.16)

Исходя из этого неравенства, можно найти рабочую температуру в режиме ограничения фоном (ОΦ).

Оптимальные рабочие температуры фотоприемников с генерацией носителей в металле (силициде) несколько ниже, чем в обычных фотоприемниках.

3.3.4. Φотодиоды с лавинным размножением

При регистрации малых оптических сигналов возникает необходимость создания фотоприемников с внутренним усилением. К таким фотоприемникам относятся лавинные фотодиоды (ЛΦД), в которых усиление фототока осуществляется за счет размножения носителей ударной ионизацией. Умножение носителей заряда при ударной ионизации характеризуется коэффициентом умножения М, представляющим собой отношение фототока при заданном смещении к фототоку в структуре без смещения: М = Iф(U)/ Iф(0).

Внимание, которое уделяется ЛΦД в последние годы, вызвано необходимостью создания чувствительных ΦП для волоконно-оптических линий связи (ВОЛС). Поскольку минимальные потери и близкая к нулю дисперсия в кварцевых стекловолокнах имеют ме-

сто в области длин волн 0,8…0,9 мкм, ЛΦД для ВОЛС конструируют именно для этих областей. Для первой области и вплоть до 1,06 мкм идеальным материалом является кремний. С точки зрения минимальной дисперсии более подходящая длина волны – 1,32 мкм, а с точки зрения минимальных потерь (0,2 дБ на 1 км расстояния) – 1,55 мкм. Поэтому имеет смысл рассмотреть особенности создания ЛΦД на вторую область. В этой области ЛΦД можно изготовить из германия и соединений A

IIIBV

с подходящей шириной запрещенной

зоны.

В полупроводниках при высоких электрических полях свободные носители заряда получают дополнительную кинетическую энергию, и с ростом поля эта энергия может оказаться достаточной для совершения ударной ионизации. Минимальная энергия, необходимая для ударной ионизации, называется пороговой. Величина пороговой энергии определяет значение коэффициента ударной ионизации для электронов αn и дырок βр.

Для характеристики так называемого избыточного лавинного шума в ЛΦД вводится понятие фактора избыточного шума F = <M2>/<M>2, где <M2> – среднее значение квадрата коэффици- ента умножения, а <M>2 – квадрат среднего значения коэффициента умножения.

Спектральная плотность шума умножения определяется током, протекающим через ЛΦД ние спектральной плотности шума к величине тока после размножения

2qI I M fΔ+< >

()

фт

IqIIMfΔ<>= + < > , а отноше-

()

фт

и дает значение F = <M2>/<M>2. Уравне-

ние для фактора избыточного шума можно записать в виде

F(M) = kM + [2 – (1/M)](1 – k), (3.17)

где k – отношение коэффициентов ударной ионизации.

В случае, когда в область пространственного заряда инжектируются электроны k = βp/αn. При инжекции дырок k = αn/βp. В первом случае, когда βp = 0, k = 0, то F(M) = 2, если же βp/αn, то F(M) = M.

Таким образом, для получения малых значений фактора шума F(M) требуется большая асимметрия коэффициентов ударной ионизации, и если имеет место преимущественная инжекция одного носителя, то его коэффициент ударной ионизации должен быть выше.

3.3.5. Φотоприемники со структурой

металл–диэлектрик–полупроводник

При освещении МДП-конденсатора кванты излучения с энергией hν ≥ Eg проходят через слой полупрозрачного металла и диэлек-

трика (ширина запрещенной зоны диэлектрика больше, чем у полупроводника) и поглощаются в полупроводнике, в соответствии с величиной коэффициента поглощения. Появление избыточных носителей изменяет емкость МДП-структуры или поверхностный потенциал, поэтому регистрация фотосигнала может происходить различными методами: непосредственным измерением разности величины емкости при освещении и без освещения, измерением конденсаторной фото-ЭДС, регистрацией тока дозарядки.

Измерение емкости МДП-структуры. Изменение емкости МДПструктуры под действием излучения регистрируется обычными методиками, например, замещением в резонансном контуре, с помощью емкостно-омического делителя и т.д. Важным параметром при таких измерениях является абсолютное значение изменения емкости, поэтому при конструировании фоточувствительных МДПструктур необходимо увеличить коэффициент перекрытия емкости k = C

max/Cmin

. Максимальное значение емкости C

МДП-структуры

max

зависит от свойств диэлектрика, поэтому увеличение коэффициента перекрытия возможно при использовании тонкого диэлектрика с большим значением относительной диэлектрической проницаемости εД. Минимальная толщина диэлектрика определяется его прозрачностью для туннелирования носителей заряда из полупроводника в металл и обратно.

Измерение конденсаторной фото-ЭДС. На освещаемую МДПструктуру подают такой потенциал, чтобы при отсутствии освещения приповерхностная область полупроводника находилась в режиме обеднения или слабой инверсии. При генерации квантами излучения свободных носителей заряда изменяется ширина области пространственного заряда, а вместе с ней поверхностный потенциал ϕп и дифференциальная емкость. Если ток через диэлектрик равен нулю, меняется разность потенциалов между затвором и подложкой, возникает так называемая конденсаторная фото-ЭДС Uз = (Qп/CД) + ϕп. Исходя из баланса зарядов Qм = Qп = qNдW тенциала на поверхности ϕп = (qNдW

)/2εппε0 и баланса зарядов в

ОПЗ

+ Qn, величины по-

ОПЗ

полупроводнике при освещении и отсутствии тока через диэлектрик

ΔQп = qNдΔW

+ ΔQn = 0, можно найти изменение потенциала на

ОПЗ

поверхности полупроводника (пп):

Δϕпп = (qNдW

ОПЗ

)ΔW

/2εппε0. (3.18)

ОПЗ

Изменение потенциала на поверхности вызывает изменение потенциала на затворе ΔUз. Для импульса света длительностью меньше чем время жизни неосновных носителей заряда t <<τn, конденсаторная фото-ЭДС равна

ΔUз = qΔQnW

– ток за счет электронно-дырочных пар, генерируемых светом;

где I

/2εппε0 = Iфt/Cп, (3.19)

ОПЗ

t – длительность светового импульса.

Чтобы повысить величину конденсаторной фото-ЭДС, необходимо уменьшить уровень легирования полупроводника. При более точных расчетах необходимо учесть влияние поверхностных состояний, которые могут действовать как центры прилипания и рекомбинации.

Главное преимущество фотоварикапов перед фоторезисторами и фотодиодами – это малый уровень шума. Основной источник шума в МДП-структурах – генерационно-рекомбинационные процессы, происходящие на локализованных состояниях границы раздела диэлектрик–полупроводник.

Изменения конденсаторной фото-ЭДС достаточно инерционно, поскольку для обеспечения режима холостого хода используется большое сопротивление нагрузки, поэтому время перезарядки емко-

–3

сти τ = RC составляет τ ≥ 10

с, и это является основным недостат-

ком указанного метода.

Режим регистрации тока дозарядки. При изменении емкости МДП-структуры через нагрузочное сопротивление протекает ток дозарядки.

При приложении к затвору переменного сигнала Uз(t), через диэлектрик протекает ток смещения:

æö

εε

д0 д

=⋅ -

см

ddd d

tt t

èø

. (3.20)

Если к затвору приложить напряжение, при котором в полупроводнике возможно лавинное размножение, то генерированные светом дырки размножаются в ОПЗ и создают инверсную область с зарядом Qp. При условии, что Qn ≥ qNдW

, потенциал на поверхности

ОПЗ

не изменяется (dϕп/dt) = 0. В отличие от пробоя в p–n-переходах лавинный процесс в МДП-структурах нечувствителен к флуктуациям внешнего напряжения, при этом нет локальных микроплазм и разогрева. Образовавшиеся локальные микроплазмы приводят к более сильному экранированию поля ОПЗ, следовательно, снижают его, происходит самогашение, а концентрация носителей в лавине усредняется по всей площади МДП-структуры.

4. ΦОТОТРАНЗИСТОРЫ

4.1. Принципы работы и основные параметры фототранзисторов

В некоторых случаях для обработки информации, поступающей в виде слабого оптического сигнала, требуется предварительное усиление и желательно, чтобы это усиление происходило в самом фотоприемнике. Внутреннее усиление фотосигнала можно получить в фототранзисторе. Обычные транзисторы подразделяются на два вида: биполярные (БТ n–p–n- и p–n–p-типа) и полевые (ПТ), которые в свою очередь различаются по конструкции затвора: ПТ с p–n-переходом, ПТ с барьером Шоттки и МДП–ПТ. При рассмотрении фототранзисторов (БΦТ или ПΦТ) будем придерживаться той же классификации, добавляя подробности, касающиеся выбора материала или совершенствования конструкции для более эффективного преобразования оптического сигнала.

Простейшая схема включения БΦТ – это схема с общим эмиттером и оборванным контактом к базовой области, так что базовый ток равен нулю. При такой схеме включения базовая область находится под плавающим потенциалом. Темновой ток будет определяться током I области транзистор можно освещать непосредственно через эту область, но тогда для увеличения фоточувствительной площади базовую область необходимо сделать достаточно широкой, а это заметно ухудшит быстродействие БΦТ. Предпочтительнее освещать транзистор через эмиттерную область, тогда для генерации носителей заряда в базовой области необходимо, чтобы эмиттер был прозрачным в заданном диапазоне длин волн.

разделяются полем коллекторного перехода. Таким образом, структура база–коллектор представляет собой обычный фотодиод. Если БΦТ n–p–n-типа, то электроны, генерированные в базовой области, переносятся в коллекторный переход, а положительный некомпенсированный заряд дырок остается в базе и понижает потенциал между эмиттером и базой, вследствие чего в базу инжектируются дополнительные электроны. При освещении общий коллекторный ток этого БΦТ равен

= I

кэ0

/(1 – h

кб0

). Для генерации носителей заряда в базовой

21б

Генерированные в базовой области электронно-дырочные пары

где I

– фототок, вызванный генерированными электронами; h

фn

= Iфn + h

21эIфn

= (1 + h

, (4.1)

21э)Iфn

коэффициент передачи тока в схеме с общим эмиттером.

21э

–

То есть эффективный квантовый выход фототранзисторов в

(1 + h

) раз больше, чем отдельного фотодиода. На рис. 4.1 изобра-

21э

жена схема включения биполярного n–p–n-БΦТ, на которой пока- заны отдельные составляющие фототока.

Рис. 4.1. Схема включения биполярного n–p–n-фототранзистора

и токи, протекающие через него

Рассмотрим процессы, происходящие в транзисторе при освещении базовой области через прозрачный эмиттер. Кванты излучения поглощаются не только в тонкой базовой области, но также в области пространственного заряда коллектора и в самом коллекторе.

Избыточную концентрацию электронов в плоскости х базовой области р-типа (бnΔ ), на основе которой в дальнейшем рассчитывают электронный ток Inб, находят из решения уравнения непрерывности с учетом генерации носителей заряда при поглощении квантов света

⎡⎤

ΔΔ

DxW

бб

⎢⎥ ⎢⎥

⎣⎦

−+ηαΦ −α−− =

λλ λ

⎡⎤

exp 0

(

⎣⎦

)

, (4.2)

где η – квантовая эффективность; αλ – оптический коэффициент

поглощения; Φλ – поток фотонов, т.е. количество фотонов с энергией, достаточной для генерации носителей заряда, падающих на единицу площади в единицу времени; Wб – ширина квазинейтральной базы.

Распределение концентрации избыточных дырок кpΔ , генерирован- ных излучением в квазинейтральной коллекторной области (не занятой ОПЗ), получают из решения уравнения непрерывности для дырок:

⎡⎤

ΔΔ

DxW

кб

кк

⎢⎥ ⎢⎥

⎣⎦

−+ηαΦ −α−− =

λλ λ

⎡⎤

exp 0

(

⎣⎦

. (4.3)

)

<<< < Предыдущая 1 2 34 / 124 5 6 7 8 9 10 11 12 > Следующая >>>

Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]