Оптоэлектроника

Лавинные фотоприемники

В лавинном фотодиоде усиление достигается за счет использования умножения электронно-дырочных пар для увеличения числа фотогенерированных носителей. Ударная ионизация была описана в дополнении 6.В, где коэффициент умножения ап определялся как число вторичных электронно-дырочных пар а&х, генерированных электроном при прохождении расстояния дх в условиях электрического поля. Ана­логичным образом коэффициент а описывает количество пар, генерированных дыркой. Эти коэффициенты сильно зависят от напряженности поля, будучи пре­небрежимо малыми в слабых полях (смотрите рис. 6.В. З). В лавинном фотодиоде мы можем получить сильное поле при приложении значительного обратного сме­щения к ^-/—«-структуре (смотрите рис. 11.23).

Таким образом, имеются три возможных источника тока, проходящего через такой диод (с площадью поперечного сечения А): первичная генерация (термичес­кая или обусловленная поглощением фотонов) АдСгйх в слое толщиной сЬс; ударная

Ионизация, обусловленная электронами (хп1пйх и ударная ионизация, обусловлен­ная дырками ар онарного тока:

-

= «Л + а,1р + Адв

<11

' = ап1„ + а I + Адв

Ах ' ' '

Непрерывность полного тока / = / + / обеспечивается этими уравнениями, при этом, заменяя 1п во втором уравнении, мы получаем:

^ = (ар-ап)1р + ап1 + АЯС Это уравнение обладает общим решением:

/,(*)= Сехр[- («„ -«>]+ А+ А^°

Константа С зависит от граничных условий у контактов: п при х = 0 и р при х= Ь. В идеальном случае я-контакт не может инжектировать дырки 1п(Ь) = 0, а /7-кон­такт не может инжектировать электроны и 7,(0) = 0. Из условия сохранения полно­го тока следует, что 7= /я(0) = 7 (Ь) так, что:

(11.73)

Как мы видим, из этого последнего уравнения следует, что результирующий ток 7/Ад равен генерационному току <7, умноженному на коэффициент М, определяемый как:

(11.74)

АдОЧ Ь а„ - ар ехр[(а„ - аРУ

Коэффициент умножения генерационного тока

В частном случае, когда ап= ар= а выражение для коэффициента умножения упрощается:

Рис. 11.23. В лавинном диоде фотогенериро - ванная электронно-дырочная пара за счет удар­ной ионизации создает вторичные пары.

1

М

-ctL

При заданной напряженности поля (11.74) накладывает предел на длину обла­сти умножения. Если Ь возрастает до значения, обращающего знаменатель в ноль (рис. 11.24), коэффициент умножения возрастает до бесконечности, при этом бес­конечно малый уровень генерации носителей приводит к лавинообразному процес­су, который закорачивает диодную цепь. Такой всплеск тока действительности мо­жет разрушить диод, если только он не ограничивается где-либо в цепи. Уравнение

(11.74) Также показывает, что идеальным материалом для получения большого ко­эффициента умножения в собственной области должен был бы быть материал, в котором коэффициенты ионизации электронов и дырок (ап и ар) были бы как мож­но более близки друг к другу. Однако как мы увидим в дополнении 11.А.5 это могло быть достигнуто за счет намного более важного усиления шума и, таким образом, привело бы к ухудшению обнаружительной способности.

Здесь мы видим, что лавинный механизм приводит к усилению фотопроводимо­сти, но по принципиально другим причинам, чем тем, которые приводят к усиле­нию в фотопроводнике. В дополнении 11.А.5 мы увидим, что лавинные фотодиоды обладают дополнительными источниками шума, возникающими вследствие лавин­ного процесса.

Для реализации лавинного эффекта может быть использован ряд возможных геометрий. Собственная область, например, может использоваться для поглощения света и лавинного усиления сигнала. Мы можем также реализовать поглощение света в области слабого поля (т. е. в одной из контактных областей) и использовать для лавинного умножения только лавинную область. В действительности, если по­глощение фотонов создает неравновесную концентрацию носителей в контактных областях п - и р-типа, часть этих носителей будет диффундировать к области лавин­ного умножения, приводя к инжекционному току (дырочному току при X = О и электронному току при х = Ь). В фотодиодах с разделением областей поглощения и умножения для формирования области лавинного умножения используется широ­козонный полупроводник, в то время как для области поглощения используется узкозонный полупроводник.

Рассмотрим в качестве примера электронный ток /(£), инжектированный из р-контакта при х = Ь. В (11.70)—(11.72) мы имеем <7=0, при этом изменяются

Граничные условия при х = Ь. В этом случае общее решение (11.72) с граничным условием 7(0) = 0 имеет вид:

!,(*)= а"7 {1 ~ ехр [- (ог„ - )у] } (11.76)

А, ~а.

При х = 7, мы имеем:

/ = /„(£)+ /,(!) = /„(!)+ -^-{1- ехр [-(«„-«,>:]} (11.77)

- а,

Из этого мы получаем коэффициент умножения тока электронной инжекции:

(П.78)

Л,(^) «„ - а„ ехр[ {а„ - ар)ь

Коэффициент умножения для инжектированных электронов

Аналогичным образом мы получаем коэффициент умножения дырочной инжекции:

М,=-!— =---------------------------------- (11.79)

1Р(0) а„- ар ехр1(«„ - ар)Ц

Коэффициент умножения для инжектированных дырок

Как и в случае коэффициента умножения М для тока объемной генерации, эти коэффициенты умножения инжектированных носителей расходятся, если ап1 дос­тигает определенного порога (смотрите рис. 11.24).

Лавинные фотодиоды широко используются для детектирования слабых сигна­лов, при этом для детектирования излучения с длиной волны менее 1 мкм наиболее широко используются приемники излучения на основе кремния. В телекоммуникаци­онных областях применения для детектирования сигналов на длине волны 1,55 мкм используются приемники излучения на основе 1пСаА8.