雪崩光电二极管

2021-04-28 10:14:25 浏览:586

定义

通过雪崩过程实现内部信号放大的光电二极管。

雪崩光电二极管是一种半导体光探测器(光电二极管),工作在较高反向电压下(通常在几十甚至上百伏特),有时仅比阈值稍低。在这一范围内,吸收光子激发的载流子(电子和空穴)在很强的内部电场作用下加速,然后产生二次载流子,这在光电倍增管中经常发生。雪崩过程只发生在几微米的距离上,光电流就能被放大很多倍。因此,雪崩光电二极管可以用作非常灵敏的探测器,只需要较少的电子信号放大,因此电子噪声也比较小。但是,雪崩过程本身就存在量子噪声和放大器噪声,因此会抵消之前提到的优势。附加噪声可以由附加噪声系数F来定量描述,它是表征与理想光探测器相比电子噪声功率提高的因子。

需要注意的是,放大因子以及APD的有效响应度与反向电压非常相关,并且不同器件对应的值不同。因此,常用的做法是表征某一电压范围,其中所有的器件都能达到一定的响应度。

雪崩二极管的探测带宽可能非常高,主要是其灵敏度很高,可以使用比普通光电二极管中更小的分流电阻。

一般来讲,需要探测带宽很高时,APD的噪声特性比普通的PIN型光电二极管要好,然后探测带宽较低时,PIN型光电二极管和一个低噪声的窄带放大器性能更好。放大因子越高,附加噪声系数越高,这都是提高反向电压得到的。因此,通常选择反向电压满足倍增过程噪声约等于电子放大器的噪声,因为这样会使总的噪声最小。附加噪声的大小与很多因子有关:反向电压的大小,材料性质(尤其是,电离系数比)和装置设计。

硅基雪崩二极管在450-1000 nm(有时可以达到1100 nm)波长区域比较敏感,最高响应度在600-800 nm范围内,即该波长区域波长略小于Si p-i-n二极管。根据器件设计和施加的反向电压不同,Si APD的倍增因数(也称为增益)在50到1000之间变化。对于更长的波长,APD需要采用锗或者铟镓砷材料。它们具有更小的电流倍增因数,在10到40之间。InGaAs APDs比Ge APDs更加昂贵,但是具有更好的噪声特性和更高的探测带宽。

雪崩光电二极管的典型应用包括光纤通信中的接收器,测距,成像,高速激光扫描仪,激光显微镜和光学时域反射计(OTDR)。

光子计数的盖革模式

当仔细设计雪崩二极管的电子学元件使其工作在盖革模式时,它可以用于光子计数,即使暗计数速率小于1 kHz并且量子效率在百分之几十的情况下,有时甚至小于50%。盖革模式表明二极管工作在稍高于阈值电压的情况,其中一个电子空穴对(由吸收一个光子或者热学涨落产生的)就能触发一次强的雪崩。在这种情况下,电子淬灭电路降低二极管中的电压使其在短时间内低于阈值电压,因此雪崩停止,经过一段恢复时间(例如,100ns)探测器可以探测其它的光子。该静寂时间是这种技术非常大的一个限制。它限制计数速率在10 MHz量级,然而雪崩二极管在相邻的模式处(即,工作在更低的反向电压下)工作带宽可达GHz量级。

光子计数APD也称为SPAD,即单光子雪崩二极管。它可以应用到量子光学实验中(例如,用于量子编码),以及上面所述的需要很高灵敏度的应用中。在CMOS上集成可以得到包含优化的放大器电子学的SPAD,有时甚至是很大的探测器阵列通过时间分辨探测进行单光子三维成像[9]

不可思议的是,还可以在雪崩光电二极管有源区很短时间间隔内测量吸收的光子数[8]。在该应用中,需要准确测量雪崩效应开始时光电流的变大情况。

雪崩二极管模块

雪崩二极管可以作为模块的一部分,除了光电二极管之外还包含一些电子元件。尤其是,可以将电流放大器(阻抗放大器)集成到模块中进行封装,不仅可以减小电路板上需要的器件数目,还可以提高噪声特性,因此同时得到带宽和响应度的更好特性。有些模块经过特殊优化可以应用到光纤通信系统中,是光纤耦合形式的。

硅光电倍增管

雪崩光电二极管和光电倍增管一个很重要的差别在于后者具有更大的有源区。但是,可以制作硅光电倍增管,包含硅雪崩二极管层,其中有源区可以非常大。

除了很大的有源区,硅光电倍增管也适合测量光子数[12],单个二极管则不能:可以测量很弱入射光脉冲情况下出发的总的光子数目。假设大于一个光子进入单个二极管的几率非常小,那么该数目与光子数近似相等(乘以量子效率)。

参考文献

[1] R. J. McIntyre, “Multiplication noise in uniform avalanche diodes”, IEEE Trans. Electron Devices 13 (1), 164 (1966)
[2] J. S. Marsland, “On the effect of ionization dead spaces on avalanche multiplication and noise for uniform electric field”, IEEE J. Appl. Phys. 67 (4), 1929 (1990)
[3] M. M. Hayat et al., “Effect of dead space on gain and noise in Si and GaAs avalanche photodiodes”, IEEE J. Quantum Electron. 28 (5), 1360 (1992)
[4] C. Hu et al., “Noise characteristics of thin multiplication region GaAs avalanche photodiodes”, Appl. Phys. Lett. 69 (24), 3734 (1996)
[5] A. Rochas et al., “Single photon detector fabricated in a complementary metal-oxide-semiconductor high-voltage technology”, Rev. Sci. Instrum. 74 (7), 3263 (2003)
[6] D. Renker, “Geiger-mode avalanche photodiodes, history, properties and problems”, Nuclear Instrum. Meth. Phys. Research A 567, 48 (2006)
[7] M. G. Liu et al., “Low dark count rate and high single-photon detection efficiency avalanche photodiode in Geiger-mode operation”, IEEE Photon. Technol. Lett. 19, 378 (2007)
[8] B. E. Kardynal et al., “An avalanche-photodiode-based photon-number-resolving detector”, Nature Photon. 2, 425 (2008)
[9] C. Niclass et al., “A 128 × 128 single-photon image sensor with column-level 10-bit time-to-digital converter array”, IEEE J. Solid-State Circuits 43 (12), 2977 (2008)
[10] Y. Kang et al., “Monolithic germanium/silicon avalanche photodiodes with 340 GHz gain–bandwidth product”, Nature Photon. 3, 59 (2009)
[11] S. Assefa et al., “Reinventing germanium avalanche photodetector for nanophotonic on-chip optical interconnects”, Nature 464, 80 (2010)
[12] M. Ramilli et al., “Photon-number statistics with silicon photomultipliers”, J. Opt. Soc. Am. B 27 (5), 852 (2010)

光学器件

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