stringtranslate.com

Однофотонный лавинный диод

Коммерческий однофотонный лавинный диодный модуль для оптических фотонов

Однофотонный лавинный диод ( SPAD ), также называемый лавинным фотодиодом Гейгера [1] ( G-APD или GM-APD [2] ), представляет собой твердотельный фотодетектор того же семейства, что и фотодиоды и лавинные фотодиоды (APD), при этом он также принципиально связан с основными диодными поведениями. Как и фотодиоды и APD, SPAD основан на полупроводниковом pn-переходе , который может освещаться ионизирующим излучением , таким как гамма-, рентгеновские лучи, бета- и альфа-частицы, а также широкой частью электромагнитного спектра от ультрафиолетового (УФ) через видимые длины волн и в инфракрасном (ИК) диапазоне.

В фотодиоде с низким обратным напряжением смещения ток утечки изменяется линейно с поглощением фотонов, т. е. освобождением носителей тока (электронов и/или дырок) из-за внутреннего фотоэлектрического эффекта . Однако в SPAD [3] [4] обратное смещение настолько велико, что возникает явление, называемое ударной ионизацией , которое способно вызвать развитие лавинного тока. Проще говоря, фотогенерированный носитель ускоряется электрическим полем в устройстве до кинетической энергии , достаточной для преодоления энергии ионизации объемного материала, выбивая электроны из атома. Большая лавина носителей тока растет экспоненциально и может быть вызвана всего лишь одним носителем, инициированным фотоном. SPAD способен обнаруживать отдельные фотоны, обеспечивая короткие импульсы запуска, которые можно подсчитать. Однако их также можно использовать для получения времени прибытия падающего фотона из-за высокой скорости, которую набирает лавина, и низкого временного джиттера устройства .

Фундаментальное различие между SPAD и APD или фотодиодами заключается в том, что SPAD смещен значительно выше своего обратного напряжения пробоя и имеет структуру, которая позволяет работать без повреждений или чрезмерного шума. В то время как APD может действовать как линейный усилитель, уровень ударной ионизации и лавины внутри SPAD побудил исследователей сравнить устройство со счетчиком Гейгера , в котором выходные импульсы указывают на событие триггера или «щелчка». Область смещения диода, которая вызывает это поведение типа «щелчка», поэтому называется областью « режима Гейгера ».

Как и в случае с фотодиодами, диапазон длин волн, в котором он наиболее чувствителен, является продуктом свойств его материала, в частности, энергетической запрещенной зоны в полупроводнике . Многие материалы, включая кремний , германий и другие элементы III-V , использовались для изготовления SPAD для большого разнообразия приложений, которые теперь используют процесс лавинного пробоя. Существует много исследований по этой теме с деятельностью по внедрению систем на основе SPAD в технологии изготовления КМОП [5] и исследованием и использованием комбинаций материалов III-V [6] для обнаружения одиночных фотонов на выделенных длинах волн.

Приложения

С 1970-х годов применение SPAD значительно возросло. Недавние примеры их использования включают LIDAR , 3D-визуализацию по времени пролета (ToF), сканирование ПЭТ , эксперименты с одиночными фотонами в физике, микроскопию времени жизни флуоресценции и оптическую связь (в частности, распределение квантового ключа ).

Операция

Рисунок 1 - Тонкое поперечное сечение SPAD.

Структуры

SPAD — это полупроводниковые приборы, основанные на p–n-переходе , который смещен в обратном направлении при рабочем напряжении, превышающем напряжение пробоя переходов ( рисунок 1 ). [3] «При таком смещении электрическое поле настолько велико [выше 3×10 5 В/см], что один носитель заряда, инжектированный в обедненный слой, может вызвать самоподдерживающуюся лавину. Ток быстро нарастает [время нарастания субнаносекунды] до макроскопического устойчивого уровня в диапазоне миллиампер. Если первичный носитель генерируется фотонами, передний фронт импульса лавины отмечает [пикосекундным дрожанием времени] время прибытия обнаруженного фотона » . [3] Ток продолжается до тех пор, пока лавина не будет погашена путем снижения напряжения смещения до или ниже напряжения пробоя: [3] более низкое электрическое поле больше не способно ускорять носители для ударной ионизации с атомами решетки , поэтому ток прекращается. Чтобы обнаружить еще один фотон, напряжение смещения должно быть снова увеличено выше пробоя. [3]

«Для этой операции требуется соответствующая схема, которая должна:

  1. Почувствуйте передний край лавинного потока.
  2. Генерация стандартного выходного импульса, синхронного с нарастанием лавины.
  3. Погасите лавину, снизив смещение до напряжения пробоя.
  4. Восстановите работоспособность фотодиода .

Эту схему обычно называют схемой гашения." [3]

Области смещения и вольт-амперная характеристика

Вольт-амперная характеристика SPAD, показывающая ветвь включения и выключения

Полупроводниковый pn-переход может быть смещен в нескольких рабочих областях в зависимости от приложенного напряжения. Для нормальной работы однонаправленного диода область прямого смещения и прямое напряжение используются во время проводимости, в то время как область обратного смещения предотвращает проводимость. При работе с низким обратным напряжением смещения pn-переход может работать как фотодиод с единичным усилением . По мере увеличения обратного смещения может возникнуть некоторое внутреннее усиление за счет умножения носителей, что позволяет фотодиоду работать как лавинный фотодиод (APD) со стабильным усилением и линейным откликом на оптический входной сигнал. Однако по мере того, как напряжение смещения продолжает увеличиваться, pn-переход разрушается, когда напряженность электрического поля на pn-переходе достигает критического уровня. Поскольку это электрическое поле индуцируется напряжением смещения на переходе, оно обозначается как напряжение пробоя, VBD. SPAD смещен в обратном направлении с избыточным напряжением смещения, V ex , выше напряжения пробоя, но ниже второго, более высокого напряжения пробоя, связанного с защитным кольцом SPAD. Таким образом, общее смещение (VBD+V ex ) превышает напряжение пробоя до такой степени, что «при этом смещении электрическое поле настолько велико [выше 3×10 5 В/см], что один носитель заряда, инжектированный в обедненный слой, может вызвать самоподдерживающуюся лавину. Ток быстро нарастает [время нарастания менее наносекунды] до макроскопического устойчивого уровня в диапазоне миллиампер. Если первичный носитель генерируется фотонами, передний фронт импульса лавины отмечает [с пикосекундным дрожанием времени] время прибытия обнаруженного фотона ». [3]

Так как характеристика тока и напряжения (IV) pn-перехода дает информацию о поведении проводимости диода, ее часто измеряют с помощью аналогового характериографа. Он сканирует напряжение смещения мелкими шагами в строго контролируемых лабораторных условиях. Для SPAD, без поступления фотонов или термически генерируемых носителей, характеристика IV похожа на обратную характеристику стандартного полупроводникового диода, то есть почти полная блокировка потока заряда (тока) через переход, за исключением небольшого тока утечки (наноамперы). Это состояние можно описать как «внешняя ветвь» характеристики.

Однако при проведении этого эксперимента можно наблюдать эффект «мерцания» и вторую характеристику IV за пределами пробоя. Это происходит, когда SPAD испытывает событие запуска (прибытие фотона или термически генерируемый носитель) во время разверток напряжения, которые подаются на устройство. SPAD во время этих разверток поддерживает лавинный ток, который описывается как «включенная ветвь» характеристики IV. Поскольку индикатор кривой увеличивает величину напряжения смещения с течением времени, бывают моменты, когда SPAD срабатывает во время развертки напряжения выше пробоя. В этом случае происходит переход от выключенной ветви к включенной ветви, при этом начинает течь заметный ток. Это приводит к мерцанию характеристики IV, которое наблюдается и было обозначено ранними исследователями в этой области как «бифуркация» [4] (определение: разделение чего-либо на две ветви или части). Для успешного обнаружения одиночных фотонов pn-переход должен иметь очень низкие уровни внутренних процессов генерации и рекомбинации. Для снижения тепловой генерации устройства часто охлаждаются, в то время как такие явления, как туннелирование через pn-переходы, также необходимо уменьшить посредством тщательного проектирования полупроводниковых легирующих добавок и этапов имплантации. Наконец, для снижения шумовых механизмов, усугубляемых центрами захвата в структуре запрещенной зоны pn-перехода, диод должен иметь «чистый» процесс, свободный от ошибочных легирующих добавок.

Пассивные схемы гашения

Простейшая схема гашения обычно называется пассивной схемой гашения и включает в себя один резистор последовательно с SPAD. Эта экспериментальная установка использовалась с ранних исследований лавинного пробоя в переходах . Ток лавины самогасится просто потому, что он создает падение напряжения на балластной нагрузке высокого значения R L (около 100 кОм или более). После гашения тока лавины смещение SPAD медленно восстанавливается до рабочего смещения, и поэтому детектор готов к повторному запуску. Поэтому этот режим схемы называется пассивным гашением пассивного сброса (PQPR), хотя активный элемент схемы может использоваться для сброса, образуя режим схемы пассивного гашения активного сброса (PQAR). Подробное описание процесса гашения приведено в работе Заппы и др. [3].

Активные схемы гашения

Более продвинутое гашение, которое исследовалось с 1970-х годов, представляет собой схему, называемую активным гашением . В этом случае быстрый дискриминатор обнаруживает крутое начало лавинного тока через резистор 50 Ом (или интегрированный транзистор) и выдает цифровой ( КМОП , ТТЛ , ЭСЛ , НИМ ) выходной импульс, синхронный со временем прибытия фотона. Затем схема быстро снижает напряжение смещения до уровня ниже пробоя (активное гашение), затем относительно быстро возвращает смещение выше напряжения пробоя, готовясь обнаружить следующий фотон. Этот режим называется активным гашением с активным сбросом (AQAR), однако в зависимости от требований схемы может быть более подходящим активное гашение с пассивным сбросом (AQPR). Схемы AQAR часто допускают более низкие мертвые времена и значительно уменьшенные вариации мертвого времени.

Подсчет фотонов и насыщение

Интенсивность входного сигнала может быть получена путем подсчета ( подсчета фотонов ) количества выходных импульсов в течение периода измерения. Это полезно для таких приложений, как визуализация при слабом освещении, сканирование ПЭТ и микроскопия пожизненной флуоресценции . Однако, пока схема восстановления лавины гасит лавину и восстанавливает смещение, SPAD не может обнаружить дальнейшие прибытия фотонов. Любые фотоны (или темные отсчеты или послеимпульсы), которые достигают детектора в течение этого короткого периода, не подсчитываются. По мере того, как количество фотонов увеличивается таким образом, что (статистический) временной интервал между фотонами становится в пределах десятикратного или около того времени восстановления лавины, пропущенные отсчеты становятся статистически значимыми, и скорость счета начинает отклоняться от линейной зависимости с обнаруженным уровнем света. В этот момент SPAD начинает насыщаться. Если уровень света увеличится еще больше, в конечном счете до точки, где SPAD немедленно лавинообразно восстанавливает смещение схемы восстановления лавины, скорость счета достигает максимума, определяемого исключительно временем восстановления лавины в случае активного гашения (сотни миллионов отсчетов в секунду или более [7] ). Это может быть вредно для SPAD, поскольку он будет испытывать лавинный ток почти непрерывно. В пассивном случае насыщение может привести к снижению скорости счета после достижения максимума. Это называется параличом, при котором фотон, прибывающий во время пассивной перезарядки SPAD, имеет более низкую вероятность обнаружения, но может увеличить мертвое время. Стоит отметить, что пассивное гашение, хотя и проще в реализации с точки зрения схемы, влечет за собой снижение максимальной скорости счета на 1/e.

Скорость темнового счета (DCR)

Помимо носителей, генерируемых фотонами, лавинный процесс могут также запускать носители, генерируемые термически (через процессы генерации-рекомбинации внутри полупроводника). Поэтому можно наблюдать выходные импульсы, когда SPAD находится в полной темноте. Результирующее среднее число отсчетов в секунду называется скоростью темнового счета (DCR) и является ключевым параметром при определении шума детектора. Стоит отметить, что обратная величина скорости темнового счета определяет среднее время, в течение которого SPAD остается смещенным выше пробоя, прежде чем будет срабатывать нежелательная тепловая генерация. Поэтому, чтобы работать как детектор одиночных фотонов, SPAD должен быть способен оставаться смещенным выше пробоя в течение достаточно длительного времени (например, несколько миллисекунд, что соответствует скорости счета значительно ниже тысячи отсчетов в секунду, cps).

Шум после импульса

Еще один эффект, который может вызвать лавину, известен как последующий импульс. Когда происходит лавина, PN-переход заполняется носителями заряда, и уровни ловушек между валентной зоной и зоной проводимости оказываются занятыми в степени, которая намного больше, чем ожидается при термически равновесном распределении носителей заряда. После того, как SPAD был погашен, существует некоторая вероятность того, что носитель заряда на уровне ловушек получит достаточно энергии, чтобы освободить его из ловушки и продвинуть его в зону проводимости, что вызовет новую лавину. Таким образом, в зависимости от качества процесса и точных слоев и имплантатов, которые были использованы для изготовления SPAD, значительное количество дополнительных импульсов может быть получено из одного исходного события тепловой или фотогенерации. Степень последующего импульса можно количественно оценить, измерив автокорреляцию времен прибытия между лавинами, когда установлено измерение темнового счета. Тепловая генерация производит пуассоновскую статистику с автокорреляцией импульсной функции, а последующий импульс производит непуассоновскую статистику.

Время фотонов и джиттер

Передний фронт лавинного пробоя SPAD особенно полезен для определения времени прибытия фотонов. Этот метод полезен для 3D-визуализации, LIDAR и широко используется в физических измерениях, основанных на подсчете одиночных фотонов с временной корреляцией (TCSPC). Однако для обеспечения такой функциональности требуются специальные схемы, такие как преобразователи времени в цифру (TDC) и преобразователи времени в аналог (TAC). Измерение прибытия фотона осложняется двумя общими процессами. Первый — это статистическая флуктуация времени прибытия самого фотона, что является фундаментальным свойством света. Второй — это статистическая вариация механизма обнаружения в SPAD из-за a) глубины поглощения фотона, b) времени диффузии к активному pn-переходу, c) статистики накопления лавины и d) дрожания схемы обнаружения и синхронизации.

Коэффициент оптического заполнения

Для одного SPAD отношение его оптически чувствительной области, A act , к его общей площади, A tot , называется коэффициентом заполнения , FF = (A act / A tot ) × 100% . Поскольку SPAD требуют защитного кольца [3] [4] для предотвращения преждевременного пробоя края, оптический коэффициент заполнения становится произведением формы и размера диода с отношением его защитного кольца. Если активная область большая, а внешнее защитное кольцо тонкое, устройство будет иметь высокий коэффициент заполнения. При использовании одного устройства наиболее эффективным методом обеспечения полного использования области и максимальной чувствительности является фокусировка входящего оптического сигнала так, чтобы он находился в пределах активной области устройства, т. е. все падающие фотоны поглощаются в пределах планарной области pn-перехода, так что любой фотон в пределах этой области может вызвать лавину.

Коэффициент заполнения более применим, когда мы рассматриваем массивы устройств SPAD. [5] [8] Здесь активная область диода может быть небольшой или соизмеримой с областью защитного кольца. Аналогично, процесс изготовления массива SPAD может накладывать ограничения на разделение одного защитного кольца на другое, т. е. минимальное разделение SPAD. Это приводит к ситуации, когда область массива становится занятой защитным кольцом и областями разделения, а не оптически восприимчивыми pn-переходами. Коэффициент заполнения ухудшается, когда схема должна быть включена в массив, поскольку это добавляет дополнительное разделение между оптически восприимчивыми областями. Одним из методов смягчения этой проблемы является увеличение активной области каждого SPAD в массиве таким образом, чтобы защитные кольца и разделение больше не были доминирующими, однако для интегрированных в КМОП SPAD ошибочные обнаружения, вызванные темновыми счетами, увеличиваются по мере увеличения размера диода. [9]

Геометрические улучшения

Одним из первых методов увеличения коэффициентов заполнения в массивах круглых SPAD было смещение выравнивания чередующихся рядов таким образом, чтобы кривая одного SPAD частично использовала область между двумя SPAD в соседнем ряду. [10] Это было эффективно, но усложняло маршрутизацию и компоновку массива.

Для устранения ограничений коэффициента заполнения в массивах SPAD, сформированных из круглых SPAD, используются другие формы, поскольку они, как известно, имеют более высокие максимальные значения площади в типичной квадратной пиксельной области и имеют более высокие коэффициенты упаковки. Квадратный SPAD в квадратном пикселе достигает самого высокого коэффициента заполнения, однако острые углы этой геометрии, как известно, вызывают преждевременный выход устройства из строя, несмотря на защитное кольцо, и, следовательно, производят SPAD с высокими показателями темнового счета. Для компромисса были изготовлены квадратные SPAD с достаточно закругленными углами. [11] Они называются SPAD в форме Ферма, в то время как сама форма представляет собой суперэллипс или кривую Ламе. Эта номенклатура распространена в литературе по SPAD, однако кривая Ферма относится к особому случаю суперэллипса, который накладывает ограничения на соотношение длины формы, "a", и ширины, "b" (они должны быть одинаковыми, a = b = 1) и ограничивает степень кривой "n" четными целыми числами (2, 4, 6, 8 и т. д.). Степень "n" контролирует кривизну углов формы. В идеале, чтобы оптимизировать форму диода как для низкого шума, так и для высокого коэффициента заполнения, параметры формы должны быть свободны от этих ограничений.

Чтобы минимизировать расстояние между активными областями SPAD, исследователи удалили все активные схемы из массивов [12] , а также исследовали использование массивов NMOS CMOS SPAD, чтобы удалить правила разнесения защитного кольца SPAD в PMOS n-well. [13] Это дает преимущество, но ограничено расстояниями маршрутизации и перегрузкой в ​​центральных SPAD для более крупных массивов. Концепция была расширена для разработки массивов, которые используют кластеры SPAD в так называемых мини-SiPM-компоновках [12] , в которых меньший массив снабжен своей активной схемой на одном краю, что позволяет второму небольшому массиву примыкать к другому краю. Это уменьшило трудности маршрутизации, сохраняя количество диодов в кластере управляемым и создавая необходимое количество SPAD в общей сложности из наборов этих кластеров.

Значительный скачок в коэффициенте заполнения и шаге пикселя массива был достигнут за счет совместного использования глубокого n-well SPAD в процессах CMOS, [14] [12] и в последнее время также совместного использования частей структуры защитного кольца. [15] Это устранило одно из основных правил разделения защитных колец и позволило увеличить коэффициент заполнения до 60 [16] или 70%. [17] [18] Идея совместного использования n-well и защитного кольца сыграла решающую роль в усилиях по снижению шага пикселя и увеличению общего числа диодов в массиве. Недавно шаг SPAD был уменьшен до 3,0 мкм [19] и 2,2 мкм. [15]

Используя концепцию фотодиодов и лавинных фотодиодов, исследователи также изучили использование дрейфовых электрических полей внутри подложки КМОП для притяжения фотогенерированных носителей к активному pn-переходу SPAD. [20] Таким образом можно достичь большой оптической площади сбора при меньшей области SPAD.

Другая концепция, перенесенная из технологий датчиков изображения CMOS, заключается в исследовании многослойных pn-переходов, подобных датчикам Foveon . Идея заключается в том, что фотоны с более высокой энергией (синие) имеют тенденцию поглощаться на небольшой глубине поглощения, т. е. вблизи поверхности кремния. [21] Красные и инфракрасные фотоны (с более низкой энергией) проникают глубже в кремний. Если на этой глубине есть переход, то можно улучшить чувствительность к красному и ИК-излучению. [22] [23]

Улучшения в изготовлении ИС

С развитием технологий 3D-ИС , т. е. укладки интегральных схем друг на друга, коэффициент заполнения может быть дополнительно увеличен за счет оптимизации верхнего кристалла для массива SPAD с высоким коэффициентом заполнения, а нижнего кристалла — для схем считывания и обработки сигналов. [24] Поскольку для транзисторов с малыми размерами высокоскоростные процессы могут потребовать иной оптимизации, чем для оптически чувствительных диодов, 3D-ИС позволяют оптимизировать слои по отдельности.

Улучшения оптики на уровне пикселей

Как и в случае с датчиками изображения CMOS, на пиксельной матрице SPAD можно изготовить микролинзы , чтобы сфокусировать свет в центре SPAD. [25] Как и в случае с одним SPAD, это позволяет свету попадать только на чувствительные области и избегать как защитного кольца, так и любой маршрутизации, необходимой внутри матрицы. Это также недавно включило линзы типа Френеля. [26]

Шаг пикселя

Вышеуказанные методы улучшения коэффициента заполнения, в основном сосредоточенные на геометрии SPAD, наряду с другими достижениями, привели к тому, что массивы SPAD недавно преодолели барьер в 1 мегапиксель. [27] Хотя это и отстает от датчиков изображений CMOS (шаг которых теперь составляет менее 0,8 мкм), это является результатом как молодости области исследований (CMOS SPAD были представлены в 2003 году), так и сложностей, связанных с высокими напряжениями, лавинным умножением внутри кремния и требуемыми правилами зазоров.

Сравнение с APD

Хотя и APD , и SPAD являются полупроводниковыми pn-переходами, которые сильно смещены в обратном направлении, принципиальное различие в их свойствах вытекает из их различных точек смещения на обратной характеристике IV, т. е. обратного напряжения, приложенного к их переходу. [ 3] APD , в сравнении с SPAD, не смещен выше своего пробивного напряжения. Это связано с тем, что, как известно, умножение носителей заряда происходит до пробоя устройства, и это используется для достижения стабильного усиления, которое изменяется в зависимости от приложенного напряжения. [28] [29] Для приложений оптического обнаружения результирующая лавина и последующий ток в его смещающей цепи линейно связаны с интенсивностью оптического сигнала. [21] Поэтому APD полезен для достижения умеренного предварительного усиления оптических сигналов низкой интенсивности, но часто сочетается с трансимпедансным усилителем (TIA), поскольку выход APD представляет собой ток, а не напряжение типичного усилителя. Результирующий сигнал представляет собой неискаженную, усиленную версию входного сигнала, что позволяет измерять сложные процессы, модулирующие амплитуду падающего света. Коэффициенты усиления внутреннего умножения для APD различаются в зависимости от приложения, однако типичные значения составляют порядка нескольких сотен. Лавина носителей не расходится в этой рабочей области, в то время как лавина, присутствующая в SPAD, быстро переходит в состояние убегания (расхождения). [4]

Для сравнения, SPAD работают при напряжении смещения выше напряжения пробоя. Это настолько нестабильный режим выше пробоя, что один фотон или один электрон темнового тока могут вызвать значительную лавину носителей. [3] Полупроводниковый pn-переход полностью разрушается, и возникает значительный ток. Один фотон может вызвать всплеск тока, эквивалентный миллиардам миллиардов электронов в секунду (при этом это зависит от физического размера устройства и его напряжения смещения). Это позволяет последующим электронным схемам легко подсчитывать такие события срабатывания. [30] Поскольку устройство производит событие срабатывания, концепция усиления не является строго совместимой. Однако, поскольку эффективность обнаружения фотонов (PDE) SPAD изменяется в зависимости от обратного напряжения смещения, [4] [31] усиление, в общем концептуальном смысле, может использоваться для различения устройств, которые сильно смещены и, следовательно, высокочувствительны по сравнению со слабо смещенными и, следовательно, с более низкой чувствительностью. В то время как APD могут усиливать входной сигнал, сохраняя любые изменения амплитуды, SPAD искажают сигнал в серию событий срабатывания или импульсов. Выходной сигнал по-прежнему можно рассматривать как пропорциональный интенсивности входного сигнала, однако теперь он преобразуется в частоту событий запуска, т. е. частотно-импульсную модуляцию (ЧИМ). Импульсы могут быть подсчитаны [7], что дает представление об оптической интенсивности входного сигнала, в то время как импульсы могут запускать схемы синхронизации для обеспечения точных измерений времени прибытия. [3] [4]

Одной из важнейших проблем, присутствующих в APD , является шум умножения, вызванный статистическим изменением процесса умножения лавины. [28] [4] Это приводит к соответствующему коэффициенту шума на выходном усиленном фототоке. Статистическое изменение лавины также присутствует в устройствах SPAD, однако из-за процесса разгона оно часто проявляется как джиттер времени на событии обнаружения. [4]

Наряду с областью смещения существуют также структурные различия между APD и SPAD, в основном из-за требуемых повышенных напряжений обратного смещения и необходимости для SPAD иметь длительный период покоя между событиями шумового триггера, чтобы быть пригодными для измерения сигналов на уровне однофотонного сигнала.

История, развитие и первопроходцы

История и развитие SPAD и APD разделяют ряд важных моментов с развитием твердотельных технологий, таких как диоды и ранние транзисторы с p–n-переходом (особенно военные усилия в Bell Labs). Джон Таунсенд в 1901 и 1903 годах исследовал ионизацию следовых газов в вакуумных трубках, обнаружив, что по мере увеличения электрического потенциала газообразные атомы и молекулы могут ионизироваться кинетической энергией свободных электронов, ускоренных через электрическое поле. Новые освобожденные электроны затем сами ускорялись полем, производя новые ионизации, как только их кинетическая энергия достигала достаточного уровня. Эта теория позже сыграла важную роль в разработке тиратрона и трубки Гейгера-Мюллера . Разряд Таунсенда также сыграл важную роль в качестве базовой теории для явлений размножения электронов (как постоянного, так и переменного тока) как в кремнии, так и в германии. [ необходима цитата ]

Однако основные достижения в раннем открытии и использовании механизма лавинного усиления были результатом изучения пробоя Зенера , связанных с ним ( лавинных) механизмов пробоя и структурных дефектов в ранних кремниевых и германиевых транзисторах и устройствах с p–n-переходами. [32] Эти дефекты назывались « микроплазмами » и имеют решающее значение в истории APD и SPAD. Аналогично решающее значение имеет исследование свойств обнаружения света p–n-переходами, особенно выводы Рассела Оля начала 1940-х годов . Обнаружение света в полупроводниках и твердых телах посредством внутреннего фотоэлектрического эффекта является более старым, поскольку Фостер Никс [33] указал на работу Гуддена и Поля в 1920-х годах, [ необходима ссылка ], которые использовали фразу «первичный» и «вторичный», чтобы различать внутренние и внешние фотоэлектрические эффекты соответственно. В 1950-х и 1960-х годах были предприняты значительные усилия по сокращению количества микроплазменных пробоев и источников шума, при этом для изучения были изготовлены искусственные микроплазмы. Стало ясно, что механизм лавинного процесса может быть полезен для усиления сигнала внутри самого диода, поскольку для изучения этих устройств и механизмов пробоя использовались как свет, так и альфа-частицы. [ необходима цитата ]

В начале 2000-х годов SPAD были реализованы в рамках процессов CMOS . Это радикально увеличило их производительность (темновую скорость счета, джиттер, шаг пикселя массива и т. д.) и использовало аналоговые и цифровые схемы, которые могут быть реализованы вместе с этими устройствами. Известные схемы включают подсчет фотонов с использованием быстрых цифровых счетчиков, синхронизацию фотонов с использованием как преобразователей времени в цифру (TDC), так и преобразователей времени в аналог (TAC), пассивные схемы гашения с использованием транзисторов NMOS или PMOS вместо резисторов из поликремния, активные схемы гашения и сброса для высоких скоростей счета и множество блоков цифровой обработки сигналов на кристалле. Такие устройства, которые теперь достигают оптических коэффициентов заполнения >70%, с >1024 SPAD, с DCR < 10 Гц и значениями джиттера в районе 50 пс, теперь доступны с мертвым временем 1-2 нс. [ необходима цитата ] Недавние устройства оставили в стороне технологии 3D-IC, такие как сквозные кремниевые переходы (TSV), чтобы представить оптимизированный верхний слой CMOS с высоким коэффициентом заполнения SPAD (узел 90 нм или 65 нм) со специальным слоем обработки и считывания сигналов CMOS (узел 45 нм). Значительные достижения в области шумовых условий для SPAD были получены с помощью инструментов моделирования кремниевых процессов, таких как TCAD, где защитные кольца, глубины переходов, а также структуры и формы устройств могут быть оптимизированы до проверки экспериментальными структурами SPAD.

Смотрите также

Ссылки

  1. ^ Acerbi F, Gundacker S (2019). «Понимание и моделирование SiPM». Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A . 926 : 16–35. Bibcode :2019NIMPA.926...16A. doi : 10.1016/j.nima.2018.11.118 . eISSN  1872-9576. ISSN  0168-9002.
  2. ^ Gatt P, Johnson S, Nichols T (2009). "Характеристики производительности и статистика обнаружения приемника лавинного фотодиода Гейгера". Applied Optics . 48 (17): 3261–3276. Bibcode :2009ApOpt..48.3261G. doi :10.1364/AO.48.003261. ISSN  2155-3165. PMID  19516383.
  3. ^ abcdefghijkl Cova, S.; Ghioni, M.; Lacaita, A.; Samori, C.; Zappa, F. (1996). «Лавинные фотодиоды и схемы гашения для обнаружения одиночных фотонов». Applied Optics . 35 (12): 1956–76. Bibcode :1996ApOpt..35.1956C. doi :10.1364/AO.35.001956. PMID  21085320. S2CID  12315693.
  4. ^ abcdefgh F. Zappa, S. Tisa, A. Tosi и S. Cova (2007). «Принципы и особенности однофотонных лавинных диодных матриц». Датчики и приводы A: Физические . 140 (1): 103–112. Bibcode : 2007SeAcA.140..103Z. doi : 10.1016/j.sna.2007.06.021.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  5. ^ ab Клаудио Брускини, Харальд Хомулле, Иван Мишель Антолович, Сэмюэль Бурри и Эдоардо Шарбон (2019). "Однофотонные лавинные диодные сканеры изображений в биофотонике: обзор и перспективы". Свет: Наука и приложения . 8 .{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  6. ^ J. Zhang, M. Itzler, H. Zbinden и J. Pan (2015). «Достижения в области систем однофотонных детекторов InGaAs/InP для квантовой связи». Light: Science & Applications . 4 (5): e286. arXiv : 1501.06261 . Bibcode : 2015LSA.....4E.286Z. doi : 10.1038/lsa.2015.59. S2CID  6865451.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  7. ^ ab Eisele, A.; Henderson, R.; Schmidtke, B.; Funk, T.; Grant, L.; Richardson, J.; Freude, W.: Скорость счета 185 МГц, динамический диапазон 139 дБ однофотонный лавинный диод с активной схемой гашения в технологии CMOS 130 нм. Международный семинар по датчикам изображений (IISW'11), Хоккайдо, Япония; Доклад R43; Июнь 2011 г.
  8. ^ Hadfield, Robert H.; Leach, Jonathan; Fleming, Fiona; Paul, Douglas J.; Tan, Chee Hing; Ng, Jo Shien; Henderson, Robert K.; Buller, Gerald S. (2023). "Обнаружение одиночных фотонов для получения изображений и зондирования на больших расстояниях". Optica . 10 (9): 1124. Bibcode :2023Optic..10.1124H. doi : 10.1364/optica.488853 . hdl : 20.500.11820/4d60bb02-3c2c-4f86-a737-f985cb8613d8 . S2CID  259687483 . Получено 29.08.2023 .
  9. ^ D. Bronzi, F. Villa, S. Bellisai, S. Tisa, G. Ripamonti и A. Tosi (2013). Sobolewski, Roman; Fiurásek, Jaromír (ред.). "Показатели качества для CMOS SPAD и массивов". Proc. SPIE 8773, Приложения подсчета фотонов IV; и Квантовая оптика и квантовая передача информации и обработка . Приложения подсчета фотонов IV; и Квантовая оптика и квантовая передача информации и обработка. 8773 : 877304. Bibcode :2013SPIE.8773E..04B. doi :10.1117/12.2017357. S2CID  120426318.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  10. ^ RJ Walker, EAG Webster, J. Li, N. Massari и RK Henderson (2012). "Высокозаполняющие цифровые кремниевые фотоумножительные структуры в технологии формирования изображений 130 нм CMOS". IEEE Nuclear Science Symposium and Medical Imaging Conference Record (NSS/MIC) 2012 года . стр. 1945–1948. doi :10.1109/NSSMIC.2012.6551449. ISBN 978-1-4673-2030-6. S2CID  26430979.{{cite book}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  11. ^ JA Richardson, EAG Webster, LA Grant и RK Henderson (2011). «Масштабируемые структуры однофотонных лавинных диодов в нанометровой технологии КМОП». IEEE Transactions on Electron Devices . 58 (7): 2028–2035. Bibcode : 2011ITED...58.2028R. doi : 10.1109/TED.2011.2141138. S2CID  35369946.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  12. ^ abc Ричард Уокер и Лео Х. К. Брага и Ахмет Т. Эрдоган и Леонардо Гаспарини и Линдси А. Грант и Роберт Хендерсон и Никола Массари и Маттео Перензони и Дэвид Стоппа (2013). "92k SPAD Time-Resolved Sensor in 0.13μm CIS Technology for PET/MRI Applications" (PDF) . В Proc: International Image Sensor Workshop (IISW), 2013 .
  13. ^ E. Webster, R. Walker, R. Henderson и L. Grant (2012). "Кремниевый фотоумножитель с эффективностью обнаружения >30% от 450–750 нм и шагом 11,6 мкм NMOS-only пикселя с коэффициентом заполнения 21,6% в 130 нм CMOS". Труды Европейской конференции по исследованию твердотельных приборов (ESSDERC) 2012 года . стр. 238–241. doi :10.1109/ESSDERC.2012.6343377. ISBN 978-1-4673-1708-5. S2CID  10130988.{{cite book}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  14. ^ Л. Панчери и Д. Стоппа (2007). "Малошумящие однофотонные лавинные диоды КМОП с мертвым временем 32 нс". ESSDERC 2007 - 37-я Европейская конференция по исследованию твердотельных приборов . стр. 362–365. doi :10.1109/ESSDERC.2007.4430953. ISBN 978-1-4244-1123-8. S2CID  32255573.
  15. ^ ab K Morimoto и E Charbon (2020). «Миниатюрные массивы SPAD с высоким коэффициентом заполнения и техникой совместного использования защитного кольца». Optics Express . 28 (9): 13068–13080. Bibcode : 2020OExpr..2813068M. doi : 10.1364/OE.389216 . PMID  32403788 – через OSA.
  16. ^ Симинг Рен, Питер В. Р. Коннолли, Абдеррахим Халими, Йоанн Альтманн, Стивен Маклафлин, Иштван Дьонги, Роберт К. Хендерсон и Джеральд С. Буллер (2018). «Высокоразрешающее глубинное профилирование с использованием датчика изображения CMOS SPAD quanta с диапазоном стробирования». Optics Express . 26 (5): 5541–5557. Bibcode : 2018OExpr..26.5541R. doi : 10.1364/OE.26.005541 . hdl : 20.500.11820/16e2045b-7416-4ca6-9435-655b84af59a5 . PMID  29529757.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  17. ^ E. Vilella, O. Alonso, A. Montiel, A. Vila и A. Dieguez (2013). «Малошумящий однофотонный детектор с временным стробированием в технологии HV-CMOS для триггерной визуализации». Датчики и приводы A: Физические . 201 : 342–351. Bibcode : 2013SeAcA.201..342V. doi : 10.1016/j.sna.2013.08.006.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  18. ^ Никласс, Криштиану; Сога, Минеки; Мацубара, Хироюки; Като, Сатору (2011). «Времяпролетный датчик глубины с радиусом действия 100 м, 10 кадров / с, 340×96 пикселей и КМОП 0,18 мкм». 2011 Труды ESSCIRC (ESSCIRC) . стр. 107–110. doi : 10.1109/ESSCIRC.2011.6044926. ISBN 978-1-4577-0703-2. S2CID  6436431.
  19. ^ Цзыян Ю, Лука Пармезан, Сара Пеллегрини и Роберт К. Хендерсон (2017). "Массивы SPAD с шагом 3 мкм и активным диаметром 1 мкм в технологии формирования изображений КМОП 130 нм" (PDF) . В материалах: Международный семинар по датчикам изображений (IISW) .{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  20. ^ Jegannathan, Gobinath; Ingelberts, Hans; Kuijk, Maarten (2020). "Current-Assisted Single Photon Avalanche Diode (CASPAD), Fabricated in 350 nm Conventional CMOS". Applied Sciences . 10 (6): 2155. doi : 10.3390/app10062155 .
  21. ^ ab Sze, SM (2001). Полупроводниковые приборы: физика и технология, 2-е издание . John Wiley and Sons, Inc.
  22. ^ RK Henderson, EAG Webster и LA Grant (2013). «Двухпереходный однофотонный лавинный диод в 130-нм КМОП-технологии». IEEE Electron Device Letters . 34 (3): 429–431. Bibcode : 2013IEDL...34..429H. doi : 10.1109/LED.2012.2236816. S2CID  31895707.
  23. ^ H. Finkelstein, MJ Hsu и SC Esener (2007). "Двухпереходный однофотонный лавинный диод". Electronics Letters . 43 (22): 1228. Bibcode : 2007ElL....43.1228F. doi : 10.1049/el:20072355 – через IEEE.[ мертвая ссылка ]
  24. ^ Ли, Мён-Дже; Сименес, Аугусто Рончини; Падманабхан, Прити; Ван, Цзы-Джуй; Хуан, Куо-Чин; Ямашита, Юичиро; Яунг, Дун-Нянь; Шарбон, Эдоардо (2018). «Высокопроизводительный трёхмерный стекированный однофотонный лавинный диод с обратной подсветкой, реализованный в 45-нм КМОП-технологии» (PDF) . IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics . 24 (6): 2827669. Bibcode : 2018IJSTQ..2427669L. doi : 10.1109/JSTQE.2018.2827669 . S2CID  21729101.
  25. ^ G. Intermite и RE Warburton и A. McCarthy и X. Ren и F. Villa и AJ Waddie и MR Taghizadeh и Y. Zou и Franco Zappa и Alberto Tosi и Gerald S. Buller (2015). Prochazka, Ivan; Sobolewski, Roman; James, Ralph B (ред.). «Повышение коэффициента заполнения массивов CMOS SPAD с использованием интеграции микролинз». SPIE: Photon Counting Applications 2015. Photon Counting Applications 2015. 9504 : 64–75. Bibcode :2015SPIE.9504E..0JI. doi :10.1117/12.2178950. hdl : 11311/971983 . S2CID  91178727.
  26. ^ Питер В. Р. Коннолли, Симинг Рен, Аонгус Маккарти, Ханнинг Май, Федерика Вилла, Эндрю Дж. Уодди, Мохаммад Р. Тагизаде, Альберто Тоси, Франко Заппа, Роберт К. Хендерсон и Джеральд С. Буллер (2020). «Дифракционные микролинзы с высоким коэффициентом концентрации, интегрированные с матрицами однофотонных лавинных диодов КМОП для улучшения коэффициента заполнения». Прикладная оптика . 59 (14): 4488–4498. Bibcode : 2020ApOpt..59.4488C. doi : 10.1364/AO.388993 . PMC 7340373. PMID  32400429 . {{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  27. ^ Казухиро Моримото, Андрей Арделеан, Минг-Ло Ву, Арин Кан Улку, Иван Мишель Антолович, Клаудио Брускини и Эдоардо Шарбон (2020). «Мегапиксельный датчик изображения SPAD с временным стробированием для приложений 2D и 3D-визуализации». Optica . 7 (4): 346–354. arXiv : 1912.12910 . Bibcode :2020Optic...7..346M. doi :10.1364/OPTICA.386574. S2CID  209515304 – через OSA.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  28. ^ ab McIntyre, RJ (1972). "Распределение коэффициентов усиления в однородно умножающих лавинных фотодиодах: теория". IEEE Transactions on Electron Devices . 19 (6): 703–713. Bibcode : 1972ITED...19..703M. doi : 10.1109/T-ED.1972.17485.
  29. ^ E. Fisher (2018). "Принципы и раннее историческое развитие кремниевых лавинных и гейгеровских фотодиодов". В книге: Подсчет фотонов - основы и приложения. Под редакцией: Н. Бритун и А. Никифоров .
  30. ^ Фишберн, Мэтью (2012). Основы однофотонных лавинных диодов КМОП. Делфт, Нидерланды: Технический университет Делфта: Докторская диссертация. ISBN 978-94-91030-29-1.
  31. ^ C. Kimura и J. Nishizawa (1968). «Механизм включения микроплазмы». Японский журнал прикладной физики . 7 (12): 1453–1463. Bibcode : 1968JaJAP...7.1453K. doi : 10.1143/JJAP.7.1453. S2CID  98529637.
  32. ^ Макинтайр, Р. Дж. (1961). «Теория микроплазменной нестабильности в кремнии». Журнал прикладной физики . 32 (6). Американский институт физики: 983–995. Bibcode : 1961JAP....32..983M. doi : 10.1063/1.1736199.
  33. ^ Никс, Фостер К. (1932). «Фотопроводимость». Reviews of Modern Physics . 4 (4): 723–766. Bibcode :1932RvMP....4..723N. doi :10.1103/RevModPhys.4.723.