讲义_19探测器_V2

1、第十七章第十七章 集成光探测器 教教 师：刘永师：刘永E-mail: YongL集成光探测器 用于集成光路中的探测器必须具有 灵敏度高 响应时间短 量子效率大 以及功率消耗小的特点。 本章将讨论一些具有这些特点的不同探测器结构 。 17.1耗尽层光电二极管 17.2特殊光电二极管结构 17.3改进光谱响应的方法 17.4限制集成光电探测器性能的因素 本章学习各种探测器的工作原理，重点掌握耗尽层光电探测器的工作原理17.1耗尽层光电二极管 集成光路和分立组件中最常用的半导体光探测器是耗尽层光电二极管。耗尽层光电二极管实质上是一个反向偏置的半导体二极管，它的反向电流受耗尽层内或耗尽层附近因吸收光子

2、而产生的电子-空穴对的调制。这种二极管一般是以所谓的光电二极管模式,工作须施加相当大的偏压 17.1.1常规分立光电二极管 最简单的耗尽层光电二极管是p-n结二极管。这种器件在反向偏压Va作用下的能带图如图17.1所示。耗尽层光电二极管的总电流由两部分组成：一部分是漂移电流，由区域（b）中所产生的载流子引起；另一部分是扩散电流，在区域（a）和（c）中产生。 Fig.17.1 p-n结二极管在反偏压Va作用下的能带图 区域（b）中产生的空穴和电子被反偏压电场分开，空穴被扫向p区（c），电子被扫向n区（a）。n区产生的空穴或p区产生的电子有一定的概率扩散到耗尽层（b）边缘，然后被电场扫过耗尽层。区

3、域（a）中的电子或区域（c）中的空穴是多数载流子，它们由于反向偏压的作用各自处在原来的区域，不会被扫过耗尽层。 为了减小实际光电二极管的串联电阻而仍保持最大耗尽层宽度，通常使一个区域的掺杂比另一个区域重得多。这样，耗尽层几乎全部形成在结的掺杂较轻的一边，如图17.2所示，这种器件称为高-低突变结器件。 Fig.17.2 p+-n（高-低）结二极管在反偏压Va作用下的能带图 在GaAs及其三元和四元合金中，电子迁移率一般比空穴迁移率大得多，因此常把p区做得比n区薄，且掺杂也比n区重得多。这样，器件大部分都处于n型材料中，而p区实质上只作为一个接触层。 对于图17.2所示的高-低结形式的器件，其总

4、电流密度Jtot可由下式给出 ppnpWtotLDqpLeqJ00)1 (1 (17.1)式中， 0是总光子通量，单位是光子数/（cm2s），W是耗尽层宽度，q是电子电荷值，是带间光吸收系数，Lp是空穴扩散长度，Dp是空穴扩散系数，Pn0是平衡空穴浓度。式(17.1)中最后一项表示反向漏电流（或称暗电流），它由n型材料中的热生空穴引起，这就解释了为什么这一项不正比于光子通量0 。 式(17.1)的第一项表示光电流，它与0成正比，包含两部分电流：一部分是耗尽层内产生的载流子的漂移电流；另一部分是耗尽层边缘扩散长度Lp范围内产生的空穴的扩散和漂移电流。 探测器的量子效率q，或者说，每个入射光子产生

5、的载流子数，由下式给出： (17.2)q可取0到1之间的任何值。！：式(17.1)和式(17.2)已作了散射损耗和自由载流子吸收小到可忽略不计的假设。 pWqLe11由式(17.2)可见，为了使q达到最大，须使W和Lp两个乘积尽可能大。当W和Lp足够大以致于q近似等于1时，由于暗电流一般小到可忽略，二极管电流就基本正比于0 。 如果带间吸收系数与W和Lp相比太小，许多入射光子将完全通过二极管的有源层进入衬底，如图17.3所示。只有在宽度为W的耗尽层内吸收的光子能以最大的效率产生载流子。从耗尽层边缘到扩散长度Lp的深度范围内吸收的光子对产生光生载流子也有些影响，在这区域内的空穴可扩散到耗尽层。

6、在被吸收之前穿透深度大于(W+Lp)的光子基本上无光生过程，因为要这些光子产生达到耗尽层并扫过耗尽层的空穴，其统计概率是非常低的。在半导体内部，光子通量(x)随着距离表面的深度x的增加而指数下降，如图17.4所示。因此，若不够大，许多光子在吸收之前穿透太深，所产生的载流子（平均来说）在扩散到达耗尽层之前就已经复合了。 Fig.17.3常规台面结构p+-n结光电二极管的光子深入情况图 Fig.17.4 常规台面光电二极管光吸收与距离表面深度的关系 半导体的带间吸收是波长的强函数。不可能设计一个对所有波长都理想的二极管的耗尽层宽度W。 耗尽层光电二极管的性能，除了、W和Lp很难匹配好，引起量子效率

7、降低外，还受到其他一些限制，这些限制也是很重要的。因为W一般相当小（在0.11.0 m范围），结电容通过熟知的RC时间常数限制高频响应。而且，载流子在W和(W+Lp)之间扩散需要时间，这将限制常规光电二极管的高频响应。下一节将讨论波导耗尽层光电二极管，它能有效地减轻常规光电二极管的许多这些问题。17.1.2波导光电二极管 若把基本的耗尽层光电二极管与波导结合起来，如图17.5所示，则可得到多方面性能的改进。此时光从横向入射到探测器的有源区，而不是垂直射入结平面。二极管光电流密度可用下式表示：)1 (0LeqJ(17.3)Fig.17.5波导探测器示意图 式中，L是光传输方向探测器的长度。因为W

8、和L是两个独立参量，可以选择探测器体内载流子浓度和偏压V，使耗尽层厚度W等于波导厚度，而L应足够长以满足使L1。只要调节长度L，对任何值能得到100%的量子效率。例如：若材料的吸收系数相当小，30 cm-1，只要取长度L3 mm，可得量子效率q0.99988。当然，式(17.3)中再次假定散射损耗和自由载流子吸收可忽略。 因为波导探测器可制作在很狭窄的通道波导中，即使L相对较大，电容也很小。这个电容值约为典型的常规台面光电二极管电容的1/10。因此，高频响应可以得到很大改进。 因为在波导光电探测器中所有入射光子都直接在耗尽层内吸收，不仅使q增大，而且可以消除载流子扩散所引起的时间延迟。这个结果

9、可进一步改善高频响应。 与轴向结构常规台面光电二极管相比，横向结构波导探测器具有许多性能优点，可应用于分立组件及光集成回路中。 17.2 特殊光电二极管结构 有两种很有用的光电二极管结构，既可做成波导形式，又可做成常规非波导形式: 肖特基（Schottky）势垒光电二极管 PIN光电二极管 雪崩光电二极管17.2.1肖特基势垒光电二极管 肖特基势垒光电二极管也是一个简单的耗尽层光电二极管，其中，金属-半导体整流（阻塞）接触代替了p-n结。例如：图17.3和图17.5所示的器件中的p型层被金属所代替，形成对半导体的整流接触，就构成了肖特基势垒光电二极管。光电流仍由式(17.1)和式(17.3)给

10、出，器件实质上与p+-n结类似器件的特性相同。 图17.6表示肖特基势垒光电二极管在零偏压和反偏压作用下的能带图。由图可见，耗尽层延伸进入n型材料，正如p+-n结的情形。势垒高度 B取决于用什么金属-半导体材料组合。 B的典型值约为1 V。 Fig.17.6 肖特基势垒二极管能带图：（a）零偏压（b）反偏压Va 常规台面器件常用薄的、光学上透明的肖特基势垒接触（而不用p+-n结），以消除发生在p+层的高能光子的强烈吸收，增强短波响应，但波导光电二极管则不需要用肖特基势垒接触来改善短波响应，这是因为光子是横向进入有源区的。 然而，因为肖特基势垒光电二极管易于制作，为集成应用的最佳选择。例如：几乎

11、任一种金属（除了银）在室温下蒸镀到GaAs或GaAlAs上，都会产生有整流效应的肖特基势垒。常用的是金、铝或铂。透明导电氧化物如铟锡氧化物（ITO）和镉锡氧化物（CTO）也也能够用来消除接触（面）层层的光子掩模效应，从而提高量子效率，详细介绍见17.2.4节。蒸镀时用光刻胶掩模来限定横向尺寸，而不像扩散浅p+层那样须小心控制时间和温度。 PIN光电二极管 由于PN结耗尽层只有几微米，大部分入射光被中性区吸收， 因而光电转换效率低，响应速度慢。为改善器件的特性，在PN结中间设置一层掺杂浓度很低的本征半导体(称为I)，这种结构便是常用的PIN光电二极管。 PIN光电二极管的工作原理和结构见图3.2

12、0和图3.21。中间的I层是N型掺杂浓度很低的本征半导体，用(N)表示；两侧是掺杂浓度很高的P型和N型半导体，用P+和N+表示。I层很厚， 吸收系数很小，入射光很容易进入材料内部被充分吸收而产生大量电子 - 空穴对，因而大幅度提高了光电转换效率。两侧P+层和N+层很薄，吸收入射光的比例很小，I层几乎占据整个耗尽层，因而光生电流中漂移分量占支配地位，从而大大提高了响应速度。另外，可通过控制耗尽层的宽度w，来改变器件的响应速度。 图3. 21 PIN光电二极管结构抗反射膜光电极(n)PNE电极 PIN光电二极管具有如下主要特性： (1) 量子效率和光谱特性。 光电转换效率用量子效率或响应度表示。量

13、子效率的定义为一次光生电子 -空穴对和入射光子数的比值 响应度的定义为一次光生电流IP和入射光功率P0的比值 式中， hf为光子能量， e为电子电荷。 量子效率和响应度取决于材料的特性和器件的结构。)13. 3(00ehfPIhfPeIPP入射光子数空穴对光生电子)14. 3()(0WAhfePIP假设器件表面反射率为零，P层和N层对量子效率的贡献可以忽略，在工作电压下，I层全部耗尽，那么PIN光电二极管的量子效率可以近似表示为式中，()和w分别为I层的吸收系数和厚度。由式(3.15)可以看到，当()w 1时，1，所以为提高量子效率， I层的厚度w要足够大。量子效率的光谱特性取决于半导体材料的

14、吸收光谱()，对长波长的限制由式c=hc/Eg确定。)15. 3()(exp1w图3-22 PIN光电二极管响应度、量子效应率与波长的关系1030507090GeInGaAs0.70.91.11.31.51.700.20.40.60.81.0m (W1)Si图3.22示出量子效率和响应度的光谱特性，由图可见，Si适用于0.80.9m波段，Ge和InGaAs适用于1.31.6 m波段。响 应 度 一 般 为0.50.6 (A/W)。 (2) 响应时间和频率特性。 光电二极管对高速调制光信号的响应能力用脉冲响应时间或截止频率fc(带宽B)表示。对于数字脉冲调制信号，把光生电流脉冲前沿由最大幅度的1

15、0%上升到90%，或后沿由90%下降到10%的时间，分别定义为脉冲上升时间r和脉冲下降时间f。当光电二极管具有单一时间常数0时，其脉冲前沿和脉冲后沿相同，且接近指数函数exp(t/0)和exp(-t/0)，由此得到脉冲响应时间 =r=f=2.20 (3.16) 对于幅度一定，频率为=2f的正弦调制信号，用光生电流I()下降3dB的频率定义为截止频率fc。当光电二极管具有单一时间常数0时， (3.17)35. 0210rcf PIN光电二极管响应时间或频率特性主要由光生载流子在耗尽层的渡越时间d和包括光电二极管在内的检测电路RC常数所确定。当调制频率与渡越时间d的倒数可以相比时，耗尽层(I层)对

16、量子效率()的贡献可以表示为()= (3.18)由()/(0)= 得到由渡越时间d限制的截止频率2/)2/sin()0(dd21fc= （3.19）wvs42. 042. 00式中，渡越时间d=w/vs，w为耗尽层宽度，vs为载流子渡越速度， 比例于电场强度。由式(3.15)、（3.18）和式(3.19)可以看出， 减小耗尽层宽度w，可以减小渡越时间d，从而提高截止频率fc，但是同时要降低量子效率。10100100010000100060020010060 40 20 1064200.10.20.30.40.50.60.70.80.91.01.06 mSi-PIN0.950.900.850.8

17、00.6328带宽 / MHz内量子效率耗尽区宽度 / m400图3.23 内量子效率、耗尽层宽度和带宽的关系由电路RC时间常数限制的截止频率)20. 3(21dtccRf式中，Rt为光电二极管的串联电阻和负载电阻的总和，Cd为结电容Cj和管壳分布电容的总和。 )21. 3(WAcj式中，为材料介电常数，A为结面积，w为耗尽层宽度。 (3) 噪声。 光电二极管的噪声包括由信号电流和暗电流产生的散粒噪声(Shot Noise)和由负载电阻和后继放大器输入电阻产生的热噪声。噪声通常用均方噪声电流(在1负载上消耗的噪声功率)来描述。 均方散粒噪声电流 i2sh=2e(IP+Id)B （3.22） 式

18、中，e为电子电荷，B为放大器带宽，IP和Id分别为信号电流和暗电流。 式(3.21)第一项2eIPB称为量子噪声，是由于入射光子和所形成的电子 - 空穴对都具有离散性和随机性而产生的。只要有光信号输入就有量子噪声。这是一种不可克服的本征噪声， 它决定光接收机灵敏度的极限。 式(3.22)第二项2eIdB是暗电流产生的噪声。 暗电流是器件在反偏压条件下，没有入射光时产生的反向直流电流，它包括晶体材料表面缺陷形成的泄漏电流和载流子热扩散形成的本征暗电流。暗电流与光电二极管的材料和结构有关，例如Si-PIN， Id100nA。均方热噪声电流 式中，k=1.3810-23J/K为波尔兹曼常数，T为等效

19、噪声温度，R为等效电阻，是负载电阻和放大器输入电阻并联的结果。 因此， 光电二极管的总均方噪声电流为i2=2e(IP+Id)B+ RKTB4RKTB4i2T= (3.23） 3.2.3雪崩光电二极管雪崩光电二极管(APD) 反向偏压U光电流暗电流输出光电流I00UB光电二极管输出电流I和反偏压U的关系示于图3.24。 随着反向偏压的增加，开始光电流基本保持不变。当反向偏压增加到一定数值时，光电流急剧增加，最后器件被击穿，这个电压称为击 穿 电 压 UB。APD就是根据这种特性设计的器件。 图 3.24 光电二极管输出电流I和反向偏压U的关系 根据光电效应，当光入射到PN结时，光子被吸收而产生电

20、子 - 空穴对。如果电压增加到使电场达到200 kV/cm以上，初始电子(一次电子)在高电场区获得足够能量而加速运动。高速运动的电子和晶格原子相碰撞，使晶格原子电离，产生新的电子 - 空穴对。新产生的二次电子再次和原子碰撞。如此多次碰撞，产生连锁反应，致使载流子雪崩式倍增，见图3.25。所以这种器件就称为雪崩光电二极管(APD)。 I0NPP(N)光 图图 3.25 APD载流子雪崩式倍增示意图载流子雪崩式倍增示意图 APD的结构有多种类型，如图3.26示出的N+PP+结构被称为拉通型APD。在这种类型的结构中，当偏压加大到一定值后，耗尽层拉通到(P)层，一直抵达P+接触层，是一种全耗尽型结构

21、。拉通型雪崩光电二极管(RAPD)具有光电转换效率高、响应速度快和附加噪声低等优点。 电极电极光抗反射膜NPP(P)E图3.26 APD结构图1. 倍增因子 由于雪崩倍增效应是一个复杂的随机过程，所以用这种效应对一次光生电流产生的平均增益的倍数来描述它的放大作用， 并把倍增因子g定义为APD输出光电流Io和一次光生电流IP的比值。 PIIg0)(0WAhfePIP响应度的定义为一次光生电流IP和入射光功率P0的比值 根据经验，并考虑到器件体电阻的影响，g可以表示为： nBnBURIUUUIg/ )(11)/(100 式中，U为反向偏压，UB为击穿电压，n为与材料特性和入射光波长有关的常数，R为

22、体电阻。当UUB时，RIo/UB1)是雪崩效应的随机性引起噪声增加的倍数，设F=gx，APD的均方量子噪声电流应为 i2q=2eIPBg2+x (3.26b)式中， x为附加噪声指数。 同样，APD暗电流产生的均方噪声电流为 i2d=2eIdBg2+x (3.27) 附加噪声指数x与器件所用材料和制造工艺有关， Si-APD x=0.30.5， Ge-APD x=0.81.0， InGaAs-APD x=0.50.7。 当式(3.26)和式(3.27)的g=1时，得到的结果和PIN相同。 3.2.4光电二极管一般性能和应用 表3.3和表3.4列出半导体光电二极管(PIN和APD)的一般性能。

23、APD是有增益的光电二极管，在光接收机灵敏度要求较高的场合，采用APD有利于延长系统的传输距离。但是采用APD要求有较高的偏置电压和复杂的温度补偿电路，结果增加了成本。因此在灵敏度要求不高的场合，一般采用PIN-PD。 Si-PIN和APD用于短波长(0.85m)光纤通信系统。InGaAs PIN用于长波长(1.31 m和1.55 m)系统，性能非常稳定，通常把它和使用场效应管(FET)的前置放大器集成在同一基片上，构成FET-PIN接收组件，以进一步提高灵敏度，改善器件的性能。这种组件已经得到广泛应用。新近研究的InGaAs-APD的特点是响应速度快，传输速率可达几到十几Gb/s，适用于超高

24、速光纤通信系统。17.3 改进光谱响应的方法 在前面第14章中关于设计和制备单片激光器/波导结构所遇到的波长不兼容的基本问题，在波导探测器中也是很重要的问题。理想的波导在所用波长应有最小吸收，而探测器的作用取决于带间吸收产生载流子，若把探测器与波导单片耦合，为增加对探测器体内通过波导传输的光子的吸收，须采取一些措施，这方面已证实有如下多种有效方法 。17.3.1 混合结构 为实现波长兼容，最直接的方法之一是采用混合结构，即把带隙较窄材料制成的探测器二极管与带隙较宽材料制成的波导耦合，这两种材料的选择原则是，所需探测波长的光子在波导中可自由传输，但在探测器中则被强烈吸收。例如：在Si衬底上制作玻

25、璃波导就是一种波导/探测器混合结构的类型。如图17.9所示 Fig.17.9 玻璃波导与Si光电二极管耦合的波导/探测器混合结构在电阻率为5 cm的n型Si衬底上扩散硼深约1 m，制成二极管，热生长厚1 m的SiO2层，用作扩散掩模，然后溅射沉积玻璃波导并蒸镀银电极，如图所示。测得6328 波长的光总的波导损耗为0.8 dB/cm 10%。波导和探测器之间耦合效率为80%。然而，因光垂直结平面入射而不是平行结平面入射，这种波导探测器特殊结构没有17.1.2节所描述的许多优点，但预期高频响应很好。当反偏压Va为10 V时，这种扩散二极管的电容仅为310-9 F/cm2。因此，若探测器二极管半径约

26、10 m，与50 负载电阻连接，其RC时间常数约15 ps，能探测带宽10 GHz以上的调制频率。 虽然，为了获得最佳吸收特性，混合结构探测器提供了选择波导和探测器材料的可能性，但用单片制作技术能得到更好的耦合效率。单片制作波导探测器还有光横向进入结平面而不是垂直入射进入的优点 17.3.2异质外延生长 波导和探测器单片集成最普遍的方法是在构成探测器的区域用异质外延生长带隙相对窄的半导体。这种方法的一个例子是Stillman et al.22提出的InGaAs探测器与GaAs波导的集成，如图17.10所示。在InxGa(1-x)As中，可以通过改变In原子份数x来调节带隙，使对波长在0.93.

27、5 m范围内的光产生强烈的吸收（见图17.11）。 Fig.17.10 InGaAs探测器与GaAs波导单片集成 图17.10所示的单片波导探测器结构将外延生长的载流子浓度减小型波导与铂肖特基势垒探测器制作在一起。波导厚520 m，在它上面热分解沉积厚6000 的SiO2层作掩模，刻蚀直径125 m的坑以生长InxGa(1-x)As探测器材料。在低偏压下，波长1.06 m时测得这种探测器的量子效率为60%，波导损耗小于1 dB/cm。当偏压大于40 V时可以观察到雪崩倍增效应，倍增因子高达50。 In浓度x0.2，波长1.06 m时可得到最佳性能。这种器件的量子效率不能接近100%，最可能的原

28、因是由于肖特基势垒二极管的耗尽层宽度小于最佳值。为了使W等于波导厚度，必须非常小心地控制波导中载流子的浓度。在GaAs-GaInAs界面缺陷中心伴随产生的应力也会引起q减小。 一般来说，III-V族化合物半导体及其有关三元（和四元）合金给器件设计者提供了很宽的带隙范围和相应的吸收边波长范围。Kimura and Daikoku23给出了带隙宽度、吸收边波长和晶格常数之间的关系，如图17.11所示。虚线对应于间接带隙组份的范围。Fig.17.11 选用的III-V族合金，其吸收边波长、晶格常数与组份的关系对于波长比吸收边短的光，直接带隙材料的带间吸收系数一般大于104 cm-1，而间接带隙材料的

29、则要小几个数量级。然而，也能用间接带隙材料做有效的探测器，尤其是采用波导探测器结构可调节长度L以补偿较小的。 制作波长范围为1.01.6 m的探测器最常用的材料是GaInAsP 17.3.3 质子轰击 第4章曾叙述过在半导体中用质子轰击产生俘获载流子的缺陷中心，引起载流子浓度降低和折射率增加，这是制作半导体光波导的方法。这样制得的光波导在质子轰击之后常需充分退火，以消除俘获中心引起的光吸收。 对应这种光吸收的机理之一是载流子从陷阱中激发出来，挣脱俘获并对光电流产生贡献。因此，可通过在注入区上面形成肖特基势垒结制得光电二极管，如图17.15所示28（也可用浅p+-n结）。 Fig.17.15质子

30、注入光电探测器示意图 加上反偏压，由于二极管耗尽层中光激发所释放的载流子被电场扫过而产生光电流。因为禁带中有相当多的俘获中心能级，半导体的有效带隙减小，以致能量比带隙小的光子也能被吸收而起产生载流子的作用。这样，在给定半导体中制作的质子轰击光电二极管能对该材料一般不吸收的光子响应。 例如：Stoll et al.28制作的GaAs探测器对1.15 m波长响应灵敏。这个光波导结构是在简并掺杂n型衬底（n1.251018 cm-3）上生长的的3.5 m厚n型外延层（掺S，n106 cm-3）。质子注入前，测得1.15 m光衰减为1.3 cm-1，但在要制作探测器的区域以能量300 keV、剂量21

31、015 cm-2作质子注入后，增加到300 cm-1以上。在500 C作部分光损伤退火30分钟，减少到15 cm-1，可使光在整个注入区长度内通过。然后，在注入区顶部蒸镀Al肖特基势垒接触，器件才制作完毕。质子注入探测器的相对光谱响应作为波长的函数如图17.16所示，图中同时给出类似的不用质子注入的GaAs探测器的响应曲线。在波长大于9000 时，不用质子注入的GaAs探测器响应很小，可以略去；但质子轰击探测器有一显著的吸收尾，一直延伸到波长1.3 m。记住，在波长较长时即使相当小，探测器整个长度的总吸收仍相当大。 Fig.17.16 GaAs质子注入探测器的光响应17.3.4 电吸收 使单片

32、波导探测器的吸收边位移到所需要的较长波长范围的另一种方法是电吸收，或称Franz-Keldysh效应。在半导体二极管上加反偏压，耗尽层内建立起强电场，该电场可引起吸收边向较长波长位移，如图17.19所示。 图中，曲线A表示载流子浓度为31016 cm-3的n型GaAs正常无偏压时的吸收边；曲线B表示1.35105 V/cm电场作用下计算所得吸收边的Franz-Keldysh位移，这个电场大小相当于50 V反偏压跨越宽度为3.7 m的耗尽层。波长9000 时这种Franz-Keldysh效应位移对应于从25 cm-1增加到104cm-1，这是很难忽略的效应！ Fig. 17.19由于Franz-Keldysh效应，GaAs吸收边的位移（A）零偏压情况；（B）反偏压产生电场为1.35105 V/cmFig.17.20说明Franz-Keldysh效应的能带图。图中示出强反偏压作用下P+-n结（或肖特基势垒结）的n区的能带弯曲 Franz-Keldysh效应的物理基础可从图17.20所示简单的能带弯曲模型来理解图中x表示离开结平面的距离。在远离结的区域没有电场，光子至少须具有带隙能量E-E以产生电子跃迁，如图中的（a）。但在电场很强的耗尽区内，如图中（b）这种跃迁也能产生，这种光子的能量比带隙小，