Фотоприймачі з внутрішнім підсиленням (стр. 5 из 7)
Дуже різка залежність коефіцієнта лавинного множення (мал. 2.3) від прикладеної напруги істотно ускладнює можливість практичного використання ЛФД із високими коефіцієнтами підсилення через дуже жорстку вимогу до точності підтримки на діоді робочої напруги. Сильна залежність напруги лавинного пробою від температури призводить до проблеми термостабілізації. Всі ці чинники обмежують застосування лавинних діодів в апаратурі.Мал. 2.4. Залежність коефіцієнтів іонізації
електронів і дірок від напруженості поля в
кремнії при кімнатній температурі.
Сильна залежність коефіцієнта від напруженості поля в області множення виникає через дві основних причини: існує позитивний зворотний зв'язок між коефіцієнтом множення і напруженістю поля через наявність двох типів носіїв, що можуть іонізувати; швидкість іонізації експоненціально зростає із ростом напруженості поля.
Розглянемо вплив позитивного зворотного зв'язку. Якщо в область множення інжектується чисто електронний струм, то спочатку первинні електрони генерують повторні пари. Повторні електрони стають невідмінні від первинних. Повторні дірки рухаються в протилежному напрямку і під час прямування генерують нові пари. Коефіцієнт множення Мn для інжектованого електронного струму залежить від іонізуючих можливостей носіїв обох типів
Mn =
, (2.4)де an – швидкість іонізації електронів (середнє іонізуючих співударів електронів на одиницю довжини шляху в напрямку поля);
р – швидкість іонізації дірок; d – ширина області збідніння.Аналогічний вираз має коефіцієнт множення і для інжектованого диркового струму. Зворотний зв'язок між коефіцієнтом множення і прикладеною напругою, зумовлена присутністю носіїв двох типів, призводить до нелінійного зростання коефіцієнта множення при збільшенні напруги. Для зменшення зворотного зв'язку треба, щоб фотострум складався з носіїв із великою швидкістю іонізації. Отже, бажано мати матеріал, для якого відношення швидкостей іонізації електронів і дірок велике на всьому інтервалі іонізуючих полів. У таких матеріалах буде меншим і час наростання лавини.
На даний час широке застосування в діапазоні довжин хвиль 1,0…1,6 мкм одержали германієві лавинні фотодіоди, що мають високий квантовий вихід, що слабко залежить від температури. Їхнім основним недоліком є великі темнові струми, що сильно зростають із ростом температури. Це не дозволяє реалізувати в схемах коефіцієнта підсилення більше 10. Крім того, коефіцієнти іонізації електронів і дирок близькі між собою: b/a = 2. Згадані причини призводять у реальних схемах до нестабільності і великих додаткових шумів.
Темновий струм, утворений об'ємною тепловою генерацією носіїв, можна знижувати вибором матеріалу з великим об'ємним часом життя. Зниження струму поверхневих "відпливів" досягається пасивацією поверхні. Істотного зменшення темнових струмів, можна домогтися зниженням робочих температур, наприклад за допомогою термоелектричних охолоджувачів, але це ускладнює конструкцію виробу.
Кремній значно кращий напівпровідниковий матеріал для створення лавинних фотодіодів.
Особливості технології виготовлення ЛФД.
В режимі лавинного пробою через підвищення щільності току в окремих ділянках структури діода можуть утворюватися невеличкі центри розряду, названі мікроплазмами. Тому вирішальним чинником для роботи ЛФД є однорідність лавинного процесу, реалізувати котру можливо тільки в зроблених електронно-діркових переходах. У діоді існує три області, де можуть утворюватися локальні мікроплазми:
– краї p-n-переходів у планарних структурах, де специфічна форма дифузійної області на периферії переходу (циліндрична або сферична) призводить до підвищеної напруженості електричного поля в порівнянні з центральною плоскою частиною;
– поверхні в мезаструктурах, де до локального підсилення напруженості електричного поля призводять забруднення або які-небудь дефекти в місцях перетину p-n-переходу і поверхні, що викликають різке викривлення зон поблизу межі p-n-переходу;
– ділянки з недосконалою кристалічною структурою вихідного матеріалу і з дефектами p-n-переходу, де локальний пробій (внутрішня мікроплазма) обумовлений або локальною неоднорідністю у легуванні вихідного матеріалу, або металевими вмиканнями, або іншими структурними дефектами в області об'ємного заряду p-n-переходу.
Мікроплазми генерують нерегулярні "кидки токів", що призводять до раннього пробою або до підвищення рівня шуму приладу. Для запобігання шумів, пов'язаних із флуктуацією щільності легування p-області, необхідна однорідність легування точніше 0,1%. Для зниження надлишкового шуму лавина повинна бути викликана чисто електронною інжекцією у широкій області множення. Це випливає з високого відношення коефіцієнтів іонізації електронів і дірок у кремнії, що у правильно сконструйованих детекторах повинно лежати в межах 0,02 ...0,08. Щоб досягти найменших шумів, необхідне запровадження випромінювання в n-область через p-контакт. У цьому випадку товщина кристалу повинна складати 50 ...70 мкм, що ускладнює технологічне виконання приладу.
 |
Найбільш доступні для виготовлення ЛФД на епітаксіальній структурі типу p-n+ із добре контрольованим профілем p-області. У цьому випадку випромінювання падає з боку n+-прошарку. На мал. 2.5 зображений розтин епітаксіального лавинного фотодіода для ВОЛЗ.
Мал. 2.5. Розтин епітаксального ЛФД із n+-p-π-p+-структурою:
1 – покриття, що зменшує відбиття, (Si3Ni4);
2 – епітаксіальна π-область(ρ >> 300 Ом∙см);
3 – p+-підкладка.
 |
Мал. 2.6. Залежність коефіцієнта множення від напруги на діоді при
різноманітних температурах.
Основні фізичні характеристики.
Постійна часу ЛФД n-p-i-p-типу визначається часом розвитку лавини в області множення Mt 
(де t1—час прольоту носієм області множення) і часом прольоту носіїв від області множення до контакту tдр
tлдф = Mt1 + tдр, (2.5)
причому
Mt1 = MNл.м 
,
Де υеф = υnυp / (υn + υp ); υn, υp – швидкості електронів і області множення; dл.м –ширина "лавинної" області; N л.м– константа, обумовлена співвідношенням коефіцієнтів іонізації електронів і дірок, що змінюється від 1/3 при їхній рівності до 2 при коефіцієнті множення істотно меншому для дірок, ніж для електронів. Як правило, перший доданок. (2.5 ) істотно менше другого, тобто інерційність ЛФД визначається не процесами множення, а проходженням носіїв через область щодо слабкого поля до контакту.
Оскільки ЛФД працюють в області великих обернених зсувів, то їхня ємність не виявляється і не обмежує швидкодії.
Шум-фактор F ЛФД зростає з ростом відношення коефіцієнтів іонізації дірок і електронів: kеф = βpαn. У ЛФД при інжекції тільки електронів
Fn = kефMn + (2 - 1/Mn)(1 - kеф).
Шум-фактор менше, якщо початкове множення починається електронами, тобто носіями з великим коефіцієнтом іонізації. Тому краще виготовляти ЛФД із напівпровідника p-типу провідності.
Спектральная щільність шумового току Iш, може бути визначена зі співвідношення
= 2q(IтM2F + I).
Робоча напруга, як уже відзначалося, повинна підтримуватися постійною із високою точністю. Для зниження вимог до напруги живлення для ЛФД використовують структуру n-p-i-p-типу. Введення області з власною провідністю призводить до перерозподілу прикладеної напруги між нею й областю лавинного множення. Оскільки падіння напруги на області з власною провідністю пов'язано лінійним законом із минущим струмом, то її наявність сприяє стабілізації струму ЛФД і знижує вимоги до стабільності напруги зсуву. Проте робити цю область занадто протяжною не можна, тому що це сильно збільшує роботу напруги і підвищує інерційність. Наприклад, для структури з розмірами області лавинного множення декілька мікрон у звичайному ЛФД необхідно підтримувати напругу зсуву з точністю 0,2% для забезпечення коефіцієнта множення, рівного 50. Введення i-області товщиною порядку 50 мкм забезпечує той же коефіцієнт множення при стабілізації живлення 10%.
Для оптимального порогу ЛФД у широкому діапазоні температур бажано використовувати систему регулювання зсуву, що забезпечує сталість значення М.
РОДІЛ 3. ЗАСТОСУВАННЯ І ПЕРСПЕКТИВИ ФОТОПРИЙМАЧІВ
Фотоприймачі для ультрафіолетового випромінювання.