Главная  Оптические магистрали 

[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [21] [22] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35] [36] [37] [38] [39] [40] [41] [42] [43] [44] [45] [46] [47] [48] [49] [50] [51] [52] [53] [54] [55] [56] [57] [58] [59] [60] [61] [62] [63] [64] [65] [66] [67] [68] [69] [70] [71] [72] [73] [74] [75] [76] [77] [78] [79] [80] [81] [82] [83] [84] [85] [86] [87] [88] [89] [90] [91] [92] [93] [94] [95] [96] [97] [98] [99] [100] [101] [102] [103] [104] [105] [106] [ 107 ] [108] [109] [110] [111] [112] [113] [114] [115] [116] [117] [118] [119] [120] [121] [122] [123] [124] [125] [126] [127] [128] [129] [130] [131] [132] [133] [134] [135] [136] [137] [138] [139] [140] [141] [142] [143] [144] [145] [146] [147] [148] [149] [150] [151] [152] [153] [154] [155] [156] [157] [158] [159] [160] [161] [162] [163] [164] [165]

б) Рассчитать напряжение обратного смещения, необходимое для «сквозного воздействия» п + -подлоЖки, и приращение собственной емкости диода. Считать 8-12.

в) Рассчитать напряжение обратного смещения, необходимое для получения электрического поля не менее 10 В/м в любой точке v-области.

г) Рассчитать переходные времена для электронов и дырок v-области, считая, что средние скорости дрейфа составляют 7х 10* и 4Х Ю м/с соответственно.

д) Используя полученный результат, построить импульсную характеристику, считая, что носители рождаются однородно по всей v-области.

12.4. Используя табл. 7.2 и соотношения Эйнштейна (7.4.7) и (7.4.8), определить коэффициенты диффузии электронов и дырок в кремнии. Для фотодиодов нз задачи 12.3 сравнить величину диффузионного тока /(ц. возбуждаемого в сильно легированной области, с величиной тока /ра, генерируемого в v-области. Концентрации примесей в р+- и ?г+-областях = 10 м-", время жизни носителей т 10 мкс, температура - комнатная. Использовать соотношения

lot - enf \(De/x) 2 /«л + (Dh/T) ] /п ]

/ог -eriiW/x.

Объяснить, как полученный результат изменится при повышении температуры или при переходе к диоду, изготовленному из полупроводника с меньшей шириной запрещенной волны.

12.5. а) Доказать соотношение (12.5.4).

б) Рассчитать максимальную величину сопротивления нагрузки, которая может использоваться па частотах до (1) МГц и (2)1 ГГц, если собственная емкость диода составляет 1 пФ.

в) Вывести выражение для чиут (рис. 12.11), если фототок имеет вид ступенчатой функции (О Jo) при t 0.

РЕЗЮМЕ

Необходимым условием для p-i-n и лавинных диодов является eg< 1,24 [мкм-эВ]/Я.

Чувствительность = /ф/Ф == цек/hc, где ц - квантовый выход детектора.

Для получения высокой квантовой эффективности требуется малое отражение от поверхности, согласование по толщине и положению обедненного слоя и поглощающей области, незначительная рекомбинация носителей. На практике получаются значения от 0,5 до 0,95.

Кремниевые детекторы используются в сочетании с GaAIAs/GaAs источниками. В более длинноволновом диапазоне используются InGaAs/InP гетероструктуры или Ge л"р-детекторы.

Переходное время определяется CR постоянной времени диода и его нагрузки, временем переноса носителей внутри диода и временем рекомбинации.

Частотная характеристика описывается формулой Увпут (/) Ф (/) = /? (1+/2я/С/?)~. В частном случае ограничения переход-, иым временем выполняется соотношение

/(/) (0)=15тя/<др)/(д/„р).



На практике полоса превышает 1 ГГц.

Предельная чувствительность ограничивается тепловым шумом, присущим процессу квантового детектирования /фоц = (2е/А/)/-. Для идеального квантового детектора эквивалентная шумовая мощность NEP = 2 Л/.

13. ЛАВИННЫЕ ФОТОДИОДНЫЕ ДЕТЕКТОРЫ 13.1. ЛАВИННОЕ УМНОЖЕНИЕ НОСИТЕЛЕЙ

13.1.1. Общие сведения

В гл. 12 рассматривалась природа шумов, вносимых фотодиодом в приемную систему. В гл. 14 убедимся, что в случае p-i-n-диодов - это тепловой шум и темновой ток, которые гюдавляются электронным шумом нагрузки и усилителя. Поэтому можно было бы увеличить отношение сигнал-шум, если бы удалось добиться умножения сигнала в самом детекторе. Конечно, при этом умножится и тепловой шум детектора, но суммарный эффект останется положительным. Как уже было упомянуто в гл. 12, такое умножение можно получить в лавинном процессе при высоких значениях электрического поля. Однако сам процесс умножения ие свободен от шума. Положим, что каждый фотоноситель порождает в конце процесса умножения переднем М носителей. Любой инициирующий лавину носитель может привести к появлению в результате умножения большего или меньшего М числа носителей. Статистическая природа этого процесса приводит к возрастанию шума. В результате одновременно с возрастанием в М раз сигнального тока в MFi" раз увеличивается среднеквадратическое значение уровня шума. Шум-фактор F практически всегда больше единицы и растет с ростом М. Следовательно, для любого лавинного диода в конкретном приемнике имеется оптимальная величина М, при которой достигается наилучшее отношение сигнал-шум. Эти вопросы будут подробно, рассмотрены в гл. 14. Здесь же остановимся на физических механизмах процесса умножения и принципах разработки приборов с оптимальными характеристиками.

Рисунок 13.1 иллюстрирует два различных процесса генерации лавинного тока. На рис. 13.1, а на схеме зонной структуры показано, как в э:?1ектрическом поле рождаются электрон-дырочные пары. Хотя средние дрейфовые скорости носителей остаются в области насыщения Vg и Vft, в энергетических распределениях появляются высокоэнергетические хвосты, обусловленные ускорением между столкновениями. В достаточно сильном поле заметное число носителей приобретает энергию 3

порядка что дает возможность вызвать переход через запрещенную зону. Рождающаяся при этом электрои-дырочная пара может участвовать в процессе последующих возбуждений. На рис. 13.1, б схематически показано, как одна полученная в результате фоторождения электрон-дырочиая пара приводит к появлению шести новых пар.




©

©

• Электроны ° Дырки

7(7-

- Электроны

---ДЫрКидд

\

-10 5 2 Е40J В/м


Электроны

---Дырки

ЗООВ

10 5 Z ВЧО , В/м

Рис. 13.2

Рис. 13.1

Рис. 13.1. Принцип лавинного умножения в полупроводниках: а - ионизация, вызываемая фотоносителямн в большом электрическом поле. Носители теряют часть энергии при рассеянии, но со временем на среднем расстоянии l/Ue нли l/oft приобретают достаточную кинетическую энергию, чтобы произвести ионизацию при столкновении (*); б -одна пара фотоноснтелей приводит к шести ноиизациям (Af=7), что эквивалентно положительной обратной связи в лавинном процессе. Здесь значение к=ан1ае пртиято равным ~0,5; в - при k = Q только электроны вызывают столкновительную ионизацию и лавинный процесс развивается без обратной связи (М=5)

Рис. 13.2. Измеренные зависимости коэффициентов ионизации а, и ал от (1/£) для некоторых полупроводниковых материалов

[Зн С. м. Физика полупроводниковых приборов: Пер. с англ. / Под ред. А. Ф. Трутко.-м.: Энергия, 1973.-655 с]



[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [21] [22] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35] [36] [37] [38] [39] [40] [41] [42] [43] [44] [45] [46] [47] [48] [49] [50] [51] [52] [53] [54] [55] [56] [57] [58] [59] [60] [61] [62] [63] [64] [65] [66] [67] [68] [69] [70] [71] [72] [73] [74] [75] [76] [77] [78] [79] [80] [81] [82] [83] [84] [85] [86] [87] [88] [89] [90] [91] [92] [93] [94] [95] [96] [97] [98] [99] [100] [101] [102] [103] [104] [105] [106] [ 107 ] [108] [109] [110] [111] [112] [113] [114] [115] [116] [117] [118] [119] [120] [121] [122] [123] [124] [125] [126] [127] [128] [129] [130] [131] [132] [133] [134] [135] [136] [137] [138] [139] [140] [141] [142] [143] [144] [145] [146] [147] [148] [149] [150] [151] [152] [153] [154] [155] [156] [157] [158] [159] [160] [161] [162] [163] [164] [165]

0.001