книги / Многоканальные системы передачи оптического диапазона

кединице для излучения, энергия фотонов которого превышает ширину запретной зоны. Это прежде всего твердотельные фотодиоды. Их малые размеры, хорошая совместимость и потенциально низкая стоимость могут удовлетворить почти всем требованиям, предъявляемым

кдетекторам оптических систем передачи информации. Благодаря малым размерам фотодиодов согласование их с волоконными световодами и электронными устройст­ вами не вызывает затруднений, кроме того, они требуют достаточно низких напряжений питания.

Фотодиоды изготовляются на основе специальных р—«-переходов, p—i—n-структур или перехода металл — полупроводник (рис. 4.1). На рисунке 1 — металлический

контакт; 2 — просветляющее покрытие; 3 — обедненный слой; 4 — полупрозрачный металлический слой.

Эти диоды обычно работают при обратном смещении. Фотовозбужденные электроны и дырки, которые генери­ руются внутри области перехода, где существует сильное поле, и в объеме диода, а затем диффундируют к р—«-пе­ реходу, разделяются областью сильного поля, образуя фототок. Однако процессы диффузии протекают медлен­ но по сравнению с дрейфом носителей в области силь­ ного поля. Поэтому в быстродействующих фотодиодах носители должны возбуждаться внутри области р—«-пе­ рехода, где существует сильное поле, или так близко к переходу, чтобы время диффузии было меньше или сравнимо с временем дрейфа носителей. Затем носители диффундируют через переход со скоростью, ограниченной рассеянием и равной 106—107 см/с.

На рис. 4.2, а показана функциональная Схема фотодетектора, работающего при наличии постоянного напряжения, на рис. 4.2, б — эквивалентная схема. Она включает источник сигнального тока i, шунтированный емкостью С и эквивалентным сопротивлением детектора R.

71

б

\ЦФД

irex

*- L

Соотношение между сигнальным током и мощностью оптического излучения зависит от модулирующей часто­ ты излучения. Если несущее излучение промодулировано по интенсивности синусоидальным колебанием частотой а)тах со 10 0 .%-ным коэффициентом глубину модуляции, сигнальный ток на выходе фотодетектора

<- - ^ - C+ ^ U r -^ -(1+e” (a“ t+^ (4Л)

где 11 — квантовая эффективность; q — заряд электрона; h — постоянная Планка; v — несущая частота; тпр — среднее время жизни электрона в энергетической зоне проводимости; тт — время перехода электрона при движе­ нии через толщу материала детектора; Рср — средняя мощность немодулированной несущей; ф — фазовый сдвиг сигнального тока. Отношение тпр/тт = G называют

усилением фотодетектора.

Время перехода носителя определяется выражением

где / — расстояние между электродами; Uo — постоянное напряжение смещения; \ie — степень подвижности элек­ тронов.

Подставив выражение (4.2) в формулу (4.1), увидим, что фототок увеличивается по линейному закону в соответ­ ствии с приложенным напряжением. Увеличение сигналь­ ного тока ограничивается пространственным зарядом. При достижении условий образования пространственного заряда переходное время тт ограничивается значением междуэлектродной емкости и становится равным времени диэлектрической релаксации фотодетектора тр. Тогда максимальное усиление фотодетектора

Параллельное сопротивление R диодов, работающих в видимой области спектра, очень велико, но оно вклю-

72

чается в эквивалентную схему, для того чтобы учесть относительно низкое сопротивление утечки фотодиодов, работающих в ИК диапазоне. Для видимого и ближнего ИК диапазонов можно получить диоды с высокими кван­ товым выходом и быстродействием, малым темновым током и низким последовательным сопротивлением. Для получения высокого квантового выхода требуется свести к минимуму отражение света от поверхности диода и расположить переход таким образом, чтобы большинство фотонов поглощалось внутри области сильного поля перехода или близко к. ней. Твердотельные фотодиоды обычно рассчитаны на падение света по нормали к плоско­ сти перехода.

Быстродействие фотодиодов характеризуется постоян­ ными времени RC и временем диффузии носителей или временем пролета. Граничная частота фотодиода определя­ ется выражением vrp = 1 / ( 2л#С (1 + R/Ri)), где Я ,— внутреннее сопротивление диода. Однако реальные фото­ приемники имеют более низкие граничные частоты, об­ условленные конечным значением сопротивления нагрузки и емкостью или индуктивностью нагрузки или входных цепей усилителя. Чтобы емкости и токи утечки диодов были малы, в быстродействующих фотодиодах исполь­ зуют планарные переходы малых размеров (диаметром от 50 до 1000 мкм). Свет должен быть сфокусирован на эти переходы. Можно получить малые значения после­ довательных сопротивлений фотодиодов с небольшими светочувствительными площадками, если толщина не обедненной носителями базовой области будет невелика,

как в случае p — i — п-диодов.

Выбор фотодиода зависит главным образом от рабо­ чей длины волны. В коротковолновой области спектра, когда свет поглощается близко к поверхности полу­ проводника, используются фотодиоды на основе перехода металл — полупроводник с тонкими полупрозрачными ме­ таллическими слоями. В этом случае носители разделя­ ются в области сильного поля, близкой к поверхности, при этом обеспечивается большой квантовый выход. Для видимой области спектра, когда свет проникает на несколь­ ко микрометров в глубь кремния, используются диффузион­ ные р - п - и р — i — п-переходы (см. рис. 4.1, а и б). На рис. 4.3 показаны зависимости коэффициента поглощения а и глубины проникновения р фотонов от длины волны

пригодны для детектирования в диапазоне 0,85—0,9 мкм, а германиевые — при длинах волн более 1 мкм.

В длинноволновой области спектра, близкой к ширине запрещенной зоны материала диода, свет проникает глу­ боко в материал. Поэтому для получения высокого кван­ тового выхода необходима большая ширина слоя объем­

диодов зависит от ширины слоя объемного заряда. Германиевые диоды используются в диапазоне от 1 до 1,5 мкм. В диапазоне от 1,5 до 3,6 мкм и от 3,6 до 5,6 мкм используются InAs и InSb фотодиоды соответственно. На рис. 4.4 приведены спектральные характеристики кремниевых фотодетекторов в зависимости от ширины

74

Рис. 4.5.

Wj слоя объемного заряда, а на рис. 4.5 — значения коэффициента поглощения InGaAs фотодиодов в зависи­ мости от длины волны и от количественного состава компонентов. В фотодетекторах ширина полосы частот ограничивается временем жизни носителей т„р:

Используя выражения (4.3) и (4.4), можно получить произведение усиления тока на ширину полосы для фото­ детекторов: GmaxAv < 1/(2лтр). Эта величина определяет­ ся, влиянием оптических контактов, инжектирующих про­ странственный заряд (при достаточно высоком напряже­ нии смещения).

Для всех полупроводниковых фотодиодов характерно наличие обедненной области с сильным электрическим полем, расположенным между двумя низкоомными обла­ стями полупроводника.

В области длин волн от ближайшего ультрафиолето­ вого до ближайшего инфракрасного излучения (около 1 мкм) предпочтительным материалом для фотодетекто­ ров вследствие своей высокоразвитой технологии является „кремний. Обычно кремниевые фотодиоды имеют p - i — n- структуры е фронтальным освещением, что обеспечивает малую инерционность и высокий квантовый выход. Однако уже на волне А, = 1,06 мкм необходимая для получения высокого квантового выхода толщина обедненной области составляет 500 мкм, что приводит к большому времени пролета носителей и как следствие к ограничению по­ лосы пропускания. Определенный компромисс между

75

квантовым выходом и быстродействием достигается при боковом освещении обедненной области.

Фотодиоды на основе_кремния и германия обладают чувствительностью Рпор= ’То:г1ТВт/Гц|/2 на участке ближ­ него ИК диапазона (ФЭУ на этом участке имеют Рпор = = 10“ 12 Вт/Гц|/2). Они работают при комнатной темпера­ туре, не требуют высоковольтных источников питания, обладают большим быстродействием (10 “ 8— Ю“ 9 с ), мо­ гут быть использованы для приема достаточно широкопо­ лосных сигналов (порядка гигагерц).

— Вместе с тем уровень принимаемого сигнала в опти­

ток обычного фотодиода может быть порядка 10 нА. Такой слабый сигнал трудно выделить на фоне теплового шума. Поэтому применяются лавинные фотодиоды (ЛФД), соче­ тающие детектирование оптических сигналов с внутренним усилением фототока. Внутреннее усиление происходит благодаря лавинному умножению носителей в области сильного электрического поля р —«-перехода, находя­ щегося под большим отрицательным смещением, когда фотоносители приобретают достаточную энергию для создания новых электронно-дырочных пар посредством ударной ионизации. ЛФД имеют значительные преиму­ щества по сравнению со своими конкурентами — ФЭУ — вследствие малых конструктивных размеров, низкого ра­ бочего напряжения и сравнительно низкой стоимости. В отношении чувствительности (особенно в зоне ближнего ИК диапазона) и быстродействия ЛФД и ФЭУ могут рассматриваться как равноценные.

Известны кремниевые ЛФД с фронтальным освеще­ нием, имеющие малую инерционность и высокий квантовый выход на длине волны А, = 0,9 мкм. Для работы при К= 1,06 мкм перспективны кремниевые диоды с боковым освещением. Необходимо отметить, однако, что ЛФД требуют более высокого питающего напряжения, чем фотодиоды, имеют нелинейную характеристику при силь­ ных сигналах и их усиление в большой степени зависит от температуры.

Использование кремниевых и германиевых ЛФД позво­ ляет значительно повысить общую чувствительность фотоприемной системы с широкой полосой пропускания.

К лавинным фотодиодам предъявляются те же тре­ бования в отношении квантового выхода и быстродей­ ствия, что и к обычным фотодиодам без умножения,

76

однако в отличие от обычных фотодиодов следует учиты­

При конструировании ЛФД должны быть приняты специальные меры, чтобы обеспечить пространственную равномерность умножения носителей по всей свето­ чувствительной площади диода. Микроплазмы, т. е. не­ большие области с пробивным напряжением, более низким, чем пробивное напряжение остального перехода, и по­ вышенную утечку по краям перехода можно исключить при использовании защитного кольца (ЗК) (рис. 4.6).

Использование материала без дефектов и очистка в про­ цессе обработки позволяют изготовлять диоды, свободные от микроплазмы. В диодах, свободных от микроплазмы и имеющих большие рабочие области, пространственная равномерность умножения носителей ограничивается либо неоднородностями исходного материала, либо неравномер­ ностью профиля диффузии. Обычно разброс в усилении может составлять от 20 до 50 % при среднем значении усйлТния'Т0^

Наибольшее усиление по току наблюдается в тех случаях, когда смещение на диоде приближается к пробивному напряжению (рис. 4.7). На рисунке 1 — умноженный фототок; 2 — максимальное умно­ жение; 3 — умножение от­ сутствует; 4 — темновой ток пробоя. У кремниевых

77

Г * " ентально наблюдалось усиление фототока

обратном напряжении умножения носи­ телей не происходит. Наибольшее умножение достигается при пробивном напряжении. Максимальное усиление ЛФД /ограничивается либо эффектами насыщения, либо про­ изведением коэффициента усиления на полосу пропуска­ ния. Насыщение умножения носителей, вызванное током, наблюдается вследствие того, что носители, выходящие из области, в которой происходит умножение, уменьшают электрическое поле внутри перехода и вызывают падение напряжения на последовательном сопротивлении и на сопротивлении нагрузки диода. Это приводит к уменьше­ нию коэффициента умножения носителей, зависящего от тока. Такое насыщение проявляется при высоких интен­ сивностях света. При малых интенсивностях темновой ток ограничивает среднее значение максимального коэф­ фициента умножения носителей, которое можно достичь при низких частотах. Снижение температуры диодов с достаточно высокими пробивными напряжениями (20 В для Si и Ge) уменьшает темновой ток и приводит к большим величинам коэффициента умножения носи­

телей.

При высоких модулирующих частотах или при ко­ ротких оптических импульсах произведение коэффициента усиления по току на полосу пропускания GAv ограничи­ вает максимально возможное усиление. Для кремниевых и германиевых п +—р- -диодов величины GAv соответству­ ет 100 и 60 ГГц соответственно. •

Величина произведения GAv обратно пропорциональна среднему значению времени пролета носителей через область умножения и зависит от отношения скоростей электронной и дырочной ионизации. Для Ge величина GAv не зависит от возбуждения, так как коэффици­ енты ионизации почти равны, но для Si эта вели­ чина выше, так как лавинная ионизация вызывается электронами, ибо у них более высокий коэффициент объемной ионизации. Другими словами, значение произве­ дения коэффициента усиления на ширину полосы про­ пускания ЛФД зависит, исключительно от размеров ^области .умножения- В ряде работ произведены расчеты функции передачи этой области и приведены численные результаты. Было найдено, что для реальных диодов дробовой шум, определяемый средним значением фото­ тока /ф и темнового тока /т, растет быстрее, чем квадрат

коэффициента умножения носителей М, т. е. приблизи­ тельно как

? = 2<7(/ф + /т)М2+*Ду,

где х — показатель увеличения шума, изменяющийся в пределах от 0,4 до 1 в зависимости от типа фото­ детектора.

Коэффициент шума F = MX зависит от отношения коэффициентов объемной ионизации и типа носителей, которые вызывают лавинную ионизацию. Для Ge диодов коэффициент избыточного шума увеличивается пропор­ ционально коэффициенту умножения носителей (М = I). В Si диодах (F = M°‘A), InSb диодах, GaAs диодах с барьером Шотки инициирование лавинного умножения электронами приводит к небольшому избыточному шуму.

Структуры современных лавинных диодов различных типов схематически были показаны на рис. 4.6. Простей­ шими лавинными фотодиодами являются кремниевые п+ — р~ лавинные фотодиоды (см..рис. 4.6,а). Они рабо­ тают при относительно низких напряжениях . и могут использоваться в диапазоне длин волн приблизительно от 0,4 до 0,8 мкм. Аналогичные Ge п+ — р~-диоды скон­ струированы таким образом, что защитное кольцо оканчи­ вается в мезаструктуре, что уменьшает ток поверхностной утечки. Эти диоды используются как быстродействующие с усилением в диапазоне 0,5—1,5 мкм. Произведение коэффициента усиления.по току на полосу пропускания' для Si диодов равно 100 ГГц и для Ge диодов 60 ГГц, откуда следует, что при. полосе пропусканияприемной системы 1 ГГц возможно усиление по току, равное соответ­ ственно 100 и 60 раз.

Для диапазона от 0 $ до примерно 1,1 мкм разработаны лавинные диоды п+—v—р+-структуры (см. рис. 4.6, б) и п+—р—л —р +-структуры (см! рис. 4.6, в). Для диапазона 0,4—0,9 мкм есть лавинные фотодиоды с боль­ шим усилением по току и относительно низким избыточным шумом. Ge лавинные фотодиоды имеют большой избыточ­ ный шум, а если не используется охлаждение, то и большой ток утечки, но они являются превосходными приемниками на длину волны 1,06 мкм и могут использоваться с таким же успехом до длин волн, несколько превышающих 1,5 мкм.

Результаты, полученные для GaAs и InSb диодов, показывают, что в недалеком будущем можно ожидать появления лавинных фотодиодов почти без избыточного

79