stringtranslate.com

Однофотонный лавинный диод

Коммерческий однофотонный лавинный диодный модуль для оптических фотонов

Однофотонный лавинный диод ( SPAD ), также называемый лавинным фотодиодом гейгеровского режима [1] ( G-APD или GM-APD [2] ), представляет собой твердотельный фотодетектор того же семейства, что и фотодиоды и лавинные фотодиоды (APD). , а также фундаментально связано с основным поведением диода . Как и фотодиоды и ЛФД, 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 ультрафиолета (УФ). через видимые длины волн и в инфракрасное (ИК).

В фотодиоде с низким напряжением обратного смещения ток утечки изменяется линейно с поглощением фотонов, т.е. освобождением носителей тока (электронов и/или дырок) за счет внутреннего фотоэлектрического эффекта . Однако в SPAD [3] [4] обратное смещение настолько велико, что возникает явление, называемое ударной ионизацией , которое может 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 одиночные фотоны, создавая короткие импульсы запуска, которые можно подсчитать. Однако их также можно использовать для определения времени прибытия падающего фотона из-за высокой скорости, которую развивает лавина, и низкого временного джиттера устройства .

Фундаментальное различие между SPAD и APD или фотодиодами заключается в том, что SPAD смещается значительно выше напряжения пробоя обратного смещения и имеет структуру, которая позволяет работать без повреждений или чрезмерного шума. Хотя ЛФД способен действовать как линейный усилитель, уровень ударной ионизации и лавинности внутри SPAD побудил исследователей сравнить устройство со счетчиком Гейгера, в котором выходные импульсы указывают на триггер или событие «щелчка». Поэтому область смещения диода, которая вызывает такое поведение типа «щелчка», называется областью « режима Гейгера ».

Как и в случае с фотодиодами, область длин волн, в которой он наиболее чувствителен, зависит от свойств его материала, в частности от ширины запрещенной зоны внутри полупроводника . Многие материалы, включая кремний , германий и другие элементы III-V, использовались для изготовления SPAD для самых разных приложений, в которых сейчас используется процесс убегающей лавины. По этой теме проводится много исследований, включая внедрение систем на основе SPAD в технологии изготовления КМОП [5] , а также исследование и использование комбинаций материалов III-V [6] для обнаружения одиночных фотонов на определенных длинах волн.

Приложения

С 1970-х годов применение SPAD значительно расширилось. Недавние примеры их использования включают LIDAR , 3D-изображение во время пролета (ToF), ПЭТ-сканирование , однофотонные эксперименты в физике, флуоресцентную микроскопию времени жизни и оптическую связь (в частности, квантовое распределение ключей ).

Операция

Рисунок 1 – Поперечное сечение тонкого SPAD.

Структуры

SPAD — это полупроводниковые устройства, в основе которых лежит p–n-переход , смещенный в обратном направлении при рабочем напряжении, превышающем напряжение пробоя перехода ( рис. 1 ). [3] «При этом смещении электрическое поле настолько велико (более 3×10 5 В/см), что один носитель заряда, инжектированный в обедненный слой, может вызвать самоподдерживающуюся лавину. Ток быстро возрастает [3] наносекундное время нарастания] до макроскопического устойчивого уровня в миллиамперном диапазоне. Если первичная несущая генерируется фотоном, передний фронт лавинного импульса отмечает [с пикосекундным джиттером] время прибытия обнаруженного фотона ». [3] Ток продолжается до тех пор, пока лавина не погаснет за счет снижения напряжения смещения до или ниже напряжения пробоя: [3] более низкое электрическое поле больше не может ускорять носители заряда для ударной ионизации атомами решетки , поэтому ток прекращается. Чтобы иметь возможность обнаружить другой фотон, напряжение смещения должно снова подняться выше уровня пробоя. [3]

«Для этой операции требуется подходящая схема, которая должна:

  1. Почувствуйте передний край лавинного течения.
  2. Сгенерируйте стандартный выходной импульс, синхронный с нарастанием лавины.
  3. Погасите лавину, снизив напряжение смещения до напряжения пробоя.
  4. Восстановите фотодиод в рабочее состояние.

Эту схему обычно называют схемой гашения» [3] .

Области смещения и вольт-амперная характеристика

Вольт-амперная характеристика SPAD, показывающая внешнюю и внутреннюю ветви.

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, тогда как область обратного смещения предотвращает проводимость. При работе с низким напряжением обратного смещения pn-переход может работать как фотодиод с единичным коэффициентом усиления . По мере увеличения обратного смещения может возникнуть некоторый внутренний выигрыш за счет умножения несущей, позволяющий фотодиоду работать как лавинный фотодиод (ЛФД) со стабильным усилением и линейной реакцией на входной оптический сигнал. Однако, поскольку напряжение смещения продолжает увеличиваться, pn-переход выходит из строя, 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 имеет обратное смещение с избыточным напряжением смещения Vex выше напряжения пробоя, но ниже второго, более высокого напряжения пробоя, связанного с защитным кольцом SPAD. Таким образом, полное смещение (VBD+V ex ) превышает напряжение пробоя до такой степени, что «при этом смещении электрическое поле настолько велико [выше, чем 3×10 5 В/см], что один носитель заряда инжектируется в обедненную зону. Слой может вызвать самоподдерживающуюся лавину. Ток быстро возрастает [время нарастания субнаносекунды] до макроскопического устойчивого уровня в миллиамперном диапазоне. Если первичный носитель генерируется фото, передний фронт лавинного импульса отмечает [с пикосекундный временной джиттер] время прибытия обнаруженного фотона ». [3]

Поскольку характеристика зависимости тока от напряжения (IV) pn-перехода дает информацию о поведении проводимости диода, ее часто измеряют с помощью аналогового индикатора кривой. Это позволяет плавно изменять напряжение смещения в строго контролируемых лабораторных условиях. Для SPAD, без прихода фотонов или термически генерируемых носителей, ВАХ аналогична обратной характеристике стандартного полупроводникового диода, т.е. почти полная блокировка потока заряда (тока) через переход, за исключением небольшого тока утечки ( наноампер). Это состояние можно охарактеризовать как «вневетвь» характеристики.

Однако при проведении этого эксперимента за пределами пробоя можно наблюдать эффект «мерцания» и вторую ВАХ. Это происходит, когда в SPAD происходит событие запуска (приход фотона или термически генерируемая несущая) во время развертки напряжения, приложенного к устройству. SPAD во время этих разверток поддерживает лавинный ток, который описывается как «ветвь» ВАХ. Поскольку трассировщик кривой со временем увеличивает величину напряжения смещения, бывают случаи, когда SPAD срабатывает во время развертки напряжения выше уровня пробоя. В этом случае происходит переход от ответвления к включению, при этом начинает течь заметный ток. Это приводит к наблюдаемому мерцанию IV характеристики, которое ранними исследователями в этой области было обозначено 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. Чтобы уменьшить тепловыделение, устройства часто охлаждают, а такие явления, как туннелирование через pn-переходы, также необходимо уменьшить за счет тщательного проектирования полупроводниковых примесей и этапов имплантации. Наконец, чтобы уменьшить шумовые механизмы, усугубляемые центрами захвата в запрещенной зоне pn-перехода, диод должен иметь «чистый» процесс, свободный от ошибочных примесей.

Пассивные схемы гашения

Простейшую схему гашения обычно называют схемой пассивного гашения, и она включает один резистор, включенный последовательно с SPAD. Эта экспериментальная установка использовалась с первых исследований лавинного пробоя в переходах . Лавинный ток самогасится просто потому, что он вызывает падение напряжения на балластной нагрузке большого значения R L (около 100 кОм или более). После гашения лавинного тока смещение SPAD медленно восстанавливается до рабочего смещения и, следовательно, детектор готов к повторному зажиганию. Поэтому этот режим схемы называется пассивным гашением, пассивным сбросом (PQPR), хотя для сброса может использоваться активный элемент схемы, образующий режим схемы пассивного гашения и активного сброса (PQAR). Подробное описание процесса закалки представлено Zappa et al. [3]

Схемы активного гашения

Более продвинутая схема тушения, которая изучалась с 1970-х годов, представляет собой схему, называемую активным гашением . В этом случае быстрый дискриминатор определяет резкое начало лавинного тока на резисторе сопротивлением 50 Ом (или встроенном транзисторе) и выдает цифровой ( CMOS , TTL , ECL , NIM ) выходной импульс, синхронный со временем прибытия фотона. Затем схема быстро снижает напряжение смещения до уровня ниже уровня пробоя (активное гашение), а затем относительно быстро возвращает смещение до уровня выше напряжения пробоя, готового к обнаружению следующего фотона. Этот режим называется активным гашением, активным сбросом (AQAR), однако в зависимости от требований схемы более подходящим может оказаться пассивный сброс с активным гашением (AQPR). Схемы AQAR часто обеспечивают более низкое время простоя и значительно уменьшенное изменение времени простоя.

Подсчет фотонов и насыщение

Интенсивность входного сигнала можно получить путем подсчета ( подсчета фотонов ) количества выходных импульсов за период времени измерения. Это полезно для таких приложений, как визуализация при слабом освещении, ПЭТ-сканирование и флуоресцентная микроскопия . Однако, пока схема восстановления лавины гасит лавину и восстанавливает смещение, SPAD не может обнаружить дальнейшие поступления фотонов. Любые фотоны (или темновые отсчеты или послеимпульсы), достигающие детектора в течение этого короткого периода, не учитываются. По мере того, как количество фотонов увеличивается так, что (статистический) временной интервал между фотонами оказывается в пределах десятикратного или около того времени восстановления лавины, пропущенные отсчеты становятся статистически значимыми, и скорость счета начинает отклоняться от линейной зависимости от обнаруженного уровня освещенности. . В этот момент SPAD начинает насыщаться. Если уровень освещенности будет увеличиваться дальше, в конечном итоге до такой степени, что SPAD немедленно начнет лавинообразно в тот момент, когда схема лавинного восстановления восстановит смещение, скорость счета достигнет максимума, определяемого исключительно временем лавинного восстановления в случае активного гашения (сотни миллионов отсчетов). в секунду и более [7] ). Это может быть вредно для SPAD, поскольку на него будет практически постоянно воздействовать лавинный ток. 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 меньшую вероятность обнаружения, но может увеличить мертвое время. Стоит отметить, что пассивное гашение, хотя и проще реализовать с точки зрения схемы, приводит к снижению максимальной скорости счета на 1/e.

Темновая скорость счета (DCR)

Помимо носителей, генерируемых фотонами, носители, генерируемые термически (посредством процессов генерации-рекомбинации внутри полупроводника), также могут запускать лавинный процесс. Поэтому наблюдать выходные импульсы можно, когда СПАД находится в полной темноте. Полученное среднее число отсчетов в секунду называется скоростью темнового счета (DCR) и является ключевым параметром при определении шума детектора. Стоит отметить, что величина, обратная скорости темнового счета, определяет среднее время, в течение которого SPAD остается смещенным выше уровня пробоя, прежде чем сработает нежелательная тепловая генерация. Следовательно, чтобы работать в качестве детектора одиночных фотонов, SPAD должен быть в состоянии оставаться смещенным выше уровня пробоя в течение достаточно длительного времени (например, несколько миллисекунд, что соответствует скорости счета значительно ниже тысячи импульсов в секунду, имп./с). .

Послеимпульсный шум

Еще один эффект, который может вызвать лавину, известен как послеимпульс. При возникновении лавины PN-переход заполняется носителями заряда, а уровни ловушек между валентной зоной и зоной проводимости заполняются в степени, значительно большей, чем ожидалось бы при термически равновесном распределении носителей заряда. После гашения SPAD существует некоторая вероятность того, что носитель заряда на уровне ловушки получит достаточно энергии, чтобы освободить его из ловушки и продвинуть в зону проводимости, что вызовет новую лавину. Таким образом, в зависимости от качества процесса и конкретных слоев и имплантатов, которые были использованы для изготовления SPAD, значительное количество дополнительных импульсов может быть получено в результате одного исходящего теплового или фотогенерационного события. Степень послеимпульсов можно определить количественно путем измерения автокорреляции времени прихода между лавинами, когда настроено измерение темнового счета. Термическая генерация дает пуассоновскую статистику с автокорреляцией импульсной функции, а послеимпульсная генерация дает непуассоновскую статистику.

Время фотонов и джиттер

Передний фронт лавинного пробоя SPAD особенно полезен для определения времени прибытия фотонов. Этот метод полезен для 3D-изображений, LIDAR и широко используется в физических измерениях, основанных на коррелированном по времени подсчете одиночных фотонов (TCSPC). Однако для реализации такой функциональности требуются специальные схемы, такие как время-цифровые преобразователи (TDC) и время-аналоговые схемы (TAC). Измерение прибытия фотона осложняется двумя общими процессами. Во-первых, это статистические колебания времени прибытия самого фотона, что является фундаментальным свойством света. Во-вторых, это статистическое изменение механизма обнаружения внутри SPAD из-за а) глубины поглощения фотонов, б) времени диффузии к активному pn-переходу, в) статистики нарастания лавины и г) джиттера обнаружения и схема синхронизации.

Оптический коэффициент заполнения

Для одного SPAD отношение его оптически чувствительной площади 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, коэффициент оптического заполнения становится продуктом формы и размера диода по отношению к его защитному кольцу. Если активная область велика, а внешнее защитное кольцо тонкое, устройство будет иметь высокий коэффициент заполнения. При использовании одного устройства наиболее эффективным методом обеспечения полного использования площади и максимальной чувствительности является фокусировка входящего оптического сигнала в пределах активной области устройства, т.е. все падающие фотоны поглощаются в плоской области pn-перехода, так что любой фотон в этой области может вызвать лавину.

Коэффициент заполнения более применим, когда мы рассматриваем массивы устройств SPAD. [5] [8] Здесь активная площадь диода может быть небольшой или соизмеримой с площадью защитного кольца. Аналогичным образом, процесс изготовления массива SPAD может налагать ограничения на разделение одного защитного кольца от другого, т.е. минимальное разделение SPAD. Это приводит к тому, что в области массива преобладают защитное кольцо и области разделения, а не оптически воспринимающие pn-переходы. Коэффициент заполнения ухудшается, когда в массив необходимо включить схему, поскольку это добавляет дополнительное разделение между оптически воспринимающими областями. Одним из способов решения этой проблемы является увеличение активной площади каждого SPAD в массиве таким образом, чтобы защитные кольца и разделение больше не были доминирующими, однако для SPAD со встроенными КМОП-технологиями ошибочные обнаружения, вызванные темновыми счетчиками, увеличиваются по мере увеличения размера диода. [9]

Геометрические улучшения

Одним из первых методов увеличения коэффициентов заполнения в массивах круглых SPAD было смещение выравнивания чередующихся строк 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.

Чтобы устранить ограничения коэффициента заполнения в массивах SPAD, сформированных из круглых SPAD, используются другие формы, поскольку известно, что они имеют более высокие максимальные значения площади в типичной квадратной области пикселей и имеют более высокие коэффициенты упаковки. Квадратный SPAD внутри квадратного пикселя обеспечивает наивысший коэффициент заполнения, однако известно, что острые углы этой геометрии вызывают преждевременный выход устройства из строя, несмотря на защитное кольцо, и, как следствие, создают SPAD с высокой скоростью счета в темноте. В качестве компромисса были изготовлены квадратные SPAD с достаточно закругленными углами. [11] Их называют SPAD в форме Ферма , а сама форма представляет собой суперэллипс или кривую Ламе. Эта номенклатура распространена в литературе SPAD, однако кривая Ферма относится к частному случаю суперэллипса, который накладывает ограничения на соотношение длины фигуры «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» управляет кривизной углов фигуры. В идеале, чтобы оптимизировать форму диода для достижения как низкого уровня шума, так и 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 изучили использование массивов CMOS SPAD только для NMOS для удаления защитного кольца SPAD в соответствии с правилами размещения n-лунок PMOS. [13] Это выгодно, но ограничено расстоянием маршрутизации и перегруженностью центральных SPAD для более крупных массивов. Концепция была расширена для разработки массивов, в которых используются кластеры SPAD в так называемых схемах мини-SiPM [12] , при которых меньший массив снабжен активной схемой на одном краю, что позволяет примыкать второму небольшому массиву к другому краю. . Это уменьшило трудности маршрутизации, сохранив управляемое количество диодов в кластере и создав необходимое количество SPAD в общей сложности из коллекций этих кластеров.

Значительный скачок коэффициента заполнения и шага пикселей массива был достигнут за счет совместного использования глубоких n-лун SPAD в процессах КМОП [14] [12] , а 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-лун и защитного кольца сыграла решающую роль в усилиях по уменьшению шага пикселя и увеличению общего количества диодов в массиве. Недавно шаг SPAD был уменьшен до 3,0 мкм [19] и 2,2 мкм. [15]

Взяв за основу концепцию фотодиодов и ЛФД, исследователи также исследовали использование дрейфовых электрических полей внутри подложки КМОП для привлечения фотогенерируемых носителей к активному pn-переходу SPAD. [20] Таким образом, можно достичь большой площади сбора оптических сигналов при меньшей области SPAD.

Другая концепция, заимствованная из технологий КМОП-датчиков изображения, — это исследование многоуровневых pn-переходов, подобных сенсорам Foveon . Идея состоит в том, что фотоны более высоких энергий (синие) имеют тенденцию поглощаться на небольшой глубине поглощения, то есть вблизи поверхности кремния. [21] Красные и инфракрасные фотоны (более низкая энергия) проникают глубже в кремний. Если на этой глубине есть соединение, можно улучшить чувствительность к красному и ИК-излучению. [22] [23]

Улучшения в производстве микросхем

С развитием технологий 3D IC , т.е. компоновки интегральных схем, 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 высокоскоростные процессы обработки транзисторов небольших размеров могут требовать иной оптимизации, чем оптически чувствительные диоды, 3D-ИС позволяют оптимизировать слои по отдельности.

Оптические улучшения на уровне пикселей

Как и в случае с КМОП-датчиками изображения, на матрице пикселей SPAD можно изготовить микролинзы , чтобы фокусировать свет в центр 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 необходимой маршрутизации внутри массива. Недавно сюда также вошли линзы типа Френеля. [26]

Шаг пикселя

Вышеупомянутые 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 КМОП-датчиков изображения (с шагом теперь менее 0,8 мкм), это является результатом как молодости области исследований (с появлением в 2003 году КМОП-спектров SPAD), так и сложностей, связанных с высокими напряжениями, лавинным умножением внутри кремния. и необходимые правила интервалов.

Сравнение с APD

Хотя и APD, и SPAD представляют собой полупроводниковые pn-переходы с сильным обратным смещением, принципиальная разница в их свойствах обусловлена ​​их разными точками смещения на обратной ВАХ, то есть обратном напряжении, приложенном к их переходу. [3] APD , по сравнению с SPAD, не смещается выше напряжения пробоя. Это связано с тем, что, как известно, умножение носителей заряда происходит до пробоя устройства, и это используется для достижения стабильного усиления, которое меняется в зависимости от приложенного напряжения. [28] [29] В приложениях оптического обнаружения результирующая лавина и последующий ток в ее цепи смещения линейно связаны с интенсивностью оптического сигнала. [21] Таким образом, ЛФД полезен для достижения умеренного предварительного усиления оптических сигналов низкой интенсивности, но его часто комбинируют с трансимпедансным усилителем (TIA), поскольку на выходе ЛФД используется ток, а не напряжение, как у типичного усилителя. Результирующий сигнал представляет собой неискаженную усиленную версию входного сигнала, что позволяет измерять сложные процессы, модулирующие амплитуду падающего света. Внутренние коэффициенты усиления умножения для ЛФД различаются в зависимости от применения, однако типичные значения составляют порядка нескольких сотен. Лавина носителей в этом рабочем районе не расходится, а лавина, присутствующая в СПАДах, быстро перерастает в состояние убегающего (дивергентного) состояния. [4]

Для сравнения, SPAD работают при напряжении смещения, превышающем напряжение пробоя. Это настолько нестабильный режим над пробоем, что один фотон или один электрон темнового тока могут вызвать значительную лавину носителей. [3] Полупроводниковый pn-переход полностью выходит из строя, и возникает значительный ток. Один фотон может вызвать всплеск тока, эквивалентный миллиардам электронов в секунду (это зависит от физического размера устройства и его напряжения смещения). Это позволяет последующим электронным схемам легко подсчитывать такие триггерные события. [30] Поскольку устройство генерирует триггерное событие, концепция усиления не является строго совместимой. Однако, поскольку эффективность обнаружения фотонов (PDE) SPAD варьируется в зависимости от напряжения обратного смещения, коэффициент усиления [4] [31] в общем концептуальном смысле может использоваться для различения устройств с сильным смещением и, следовательно, высокой чувствительности по сравнению с устройствами со слабым смещением. необъективны и, следовательно, имеют меньшую чувствительность. В то время как APD могут усиливать входной сигнал, сохраняя любые изменения амплитуды, SPAD искажает сигнал, превращая его в серию триггерных или импульсных событий. Выходной сигнал по-прежнему можно рассматривать как пропорциональный интенсивности входного сигнала, однако теперь он преобразуется в частоту триггерных событий, т. е. частотно-импульсную модуляцию (ЧИМ). Импульсы можно подсчитывать [7] , что дает представление об оптической интенсивности входного сигнала, а импульсы могут запускать схемы синхронизации для обеспечения точных измерений времени поступления. [3] [4]

Одной из важнейших проблем, присутствующих в APD, является шум умножения, вызванный статистическими вариациями процесса лавинного умножения. [28] [4] Это приводит к соответствующему коэффициенту шума выходного усиленного фототока. Статистическая вариация лавины также присутствует в устройствах SPAD, однако из-за процесса выхода из-под контроля она часто проявляется в виде дрожания синхронизации при событии обнаружения. [4]

Помимо области смещения, существуют также структурные различия между APD и SPAD, главным образом из-за требуемых повышенных напряжений обратного смещения и необходимости, чтобы SPAD имели длительный период покоя между событиями запуска по шуму, чтобы быть подходящими для сигналов однофотонного уровня. быть измеренным.

История, развитие и первые пионеры

История и развитие SPAD и APD имеет ряд общих черт с развитием полупроводниковых технологий, таких как диоды и первые транзисторы с p – n-переходом (особенно военные усилия в Bell Labs). Джон Таунсенд в 1901 и 1903 годах исследовал ионизацию газовых примесей внутри вакуумных ламп, обнаружив, что по мере увеличения электрического потенциала газообразные атомы и молекулы могут ионизироваться за счет кинетической энергии свободных электронов, ускоренных электрическим полем. Новые освобожденные электроны затем сами ускорялись полем, производя новую ионизацию, как только их кинетическая энергия достигла 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 явлений размножения электронов (как постоянного, так и переменного тока) как в кремнии, так и в германии. [ нужна цитата ]

Однако основные достижения в раннем открытии и использовании механизма лавинного усиления стали результатом изучения зенеровского пробоя , связанных с ним ( лавинных) механизмов пробоя и структурных дефектов в ранних кремниевых и германиевых транзисторах и устройствах с p-n-переходом. [32] Эти дефекты были названы « микроплазмами » и сыграли решающую роль в истории APD и SPAD. Точно так же решающее значение имеет исследование светочувствительных свойств p–n-переходов, особенно открытия Рассела Ола , сделанные в начале 1940-х годов . Обнаружение света в полупроводниках и твердых телах посредством внутреннего фотоэлектрического эффекта появилось раньше: Фостер Никс [ 33 ] указал на работу Гуддена и Пола в 1920-х годах, которые использовали фразы «первичный» и «вторичный», чтобы различать внутренние и внешние фотоэлектрические эффекты . соответственно. В 1950-е и 1960-е годы были предприняты значительные усилия по уменьшению количества микроплазменных пробоев и источников шума, а для изучения были изготовлены искусственные микроплазмы. Стало ясно, что лавинный механизм может быть полезен для усиления сигнала внутри самого диода, поскольку для исследования этих устройств и механизмов пробоя использовались как свет, так и альфа-частицы. [ нужна цитата ]

В начале 2000-х годов SPAD были реализованы в рамках процессов CMOS . Это радикально увеличило их производительность (темновую скорость счета, джиттер, шаг пикселей матрицы и т. д.) и позволило использовать аналоговые и цифровые схемы, которые можно реализовать вместе с этими устройствами. Известные схемы включают подсчет фотонов с использованием быстрых цифровых счетчиков, синхронизацию фотонов с использованием как время-цифровых преобразователей (TDC), так и время-аналоговых преобразователей (TAC), схемы пассивного гашения с использованием NMOS или PMOS-транзисторов вместо поликремниевых резисторов. , схемы активного гашения и сброса для высокой скорости счета и множество встроенных блоков цифровой обработки сигналов. Такие устройства, коэффициент оптического заполнения которых сейчас достигает >70%, с >1024 SPAD, с DCR < 10 Гц и значениями джиттера в районе 50 пс, теперь доступны с мертвым временем 1-2 нс. [ нужна ссылка ] В последних устройствах используются технологии 3D-IC, такие как сквозные кремниевые переходы (TSV), чтобы представить оптимизированный SPAD верхний слой CMOS с высоким коэффициентом заполнения (узел 90 или 65 нм) со специальной обработкой и считыванием сигналов. Слой CMOS (узел 45 нм). Значительные улучшения в плане шума для SPAD были достигнуты с помощью инструментов моделирования кремниевых процессов, таких как TCAD, где защитные кольца, глубина перехода, а также структуры и формы устройств могут быть оптимизированы до проверки экспериментальными структурами SPAD.

Смотрите также

Рекомендации

  1. ^ Ачерби Ф, Гундакер С (2019). «Понимание и моделирование SiPM». Нукл. Инструмент. Методы Физ. Рез. А.​ 926 : 16–35. дои : 10.1016/j.nima.2018.11.118 . eISSN  1872-9576. ISSN  0168-9002.
  2. ^ Гатт П., Джонсон С., Николс Т. (2009). «Рабочие характеристики ладарного приемника лавинных фотодиодов Гейгера и статистика обнаружения». Прикладная оптика . 48 (17): 3261–3276. дои : 10.1364/AO.48.003261. ISSN  2155-3165.
  3. ^ abcdefghijkl Кова, С.; Гиони, М.; Лакаита, А.; Самори, К.; Заппа, Ф. (1996). «Лавинные фотодиоды и схемы гашения для регистрации одиночных фотонов». Прикладная оптика . 35 (12): 1956–76. Бибкод : 1996ApOpt..35.1956C. дои : 10.1364/AO.35.001956. PMID  21085320. S2CID  12315693.
  4. ^ abcdefgh Ф. Заппа, С. Тиса, А. Тоси и С. Кова (2007). «Принципы и особенности однофотонных лавинных диодных матриц». Датчики и исполнительные механизмы A: Физические . 140 (1): 103–112. дои :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, Сэмюэл Бурри и Эдоардо Чарбон (2019). «Однофотонные лавинные диодные имиджеры в биофотонике: обзор и перспективы». Свет: наука и приложения . 8 .{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  6. ^ Дж. Чжан, М. Ицлер, Х. Збинден и Дж. Пан (2015). «Достижения в области систем однофотонных детекторов InGaAs/InP для квантовой связи». Свет: наука и приложения . 4 (5): е286. arXiv : 1501.06261 . Бибкод : 2015LSA.....4E.286Z. дои : 10.1038/lsa.2015.59. S2CID  6865451.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  7. ^ аб Эйзель, А.; Хендерсон, Р.; Шмидтке, Б.; Функ, Т.; Грант, Л.; Ричардсон, Дж.; Фрейде, В.: Однофотонный лавинный диод со скоростью счета 185 МГц, динамическим диапазоном 139 дБ и схемой активного гашения по КМОП-технологии 130 нм. Intern. Семинар по датчикам изображения (IISW'11), Хоккайдо, Япония; Бумага Р43; июнь 2011 г.
  8. ^ Хэдфилд, Роберт Х.; Лич, Джонатан; Флеминг, Фиона; Пол, Дуглас Дж.; Тан, Чи Хинг; Нг, Джо Шиен; Хендерсон, Роберт К.; Буллер, Джеральд С. (2023). «Однофотонное обнаружение для получения изображений и зондирования на большие расстояния». Оптика . 10 (9): 1124. doi : 10.1364/optica.488853 . hdl : 20.500.11820/4d60bb02-3c2c-4f86-a737-f985cb8613d8 . S2CID  259687483 . Проверено 29 августа 2023 г.
  9. ^ Д. Бронци, Ф. Вилла, С. Беллисай, С. Тиса, Г. Рипамонти и А. Този (2013). Соболевский, Роман; Фюрасек, Яромир (ред.). «Показатели качества КМОП SPAD и массивов». Учеб. SPIE 8773, Приложения для подсчета фотонов IV; и квантовая оптика и квантовая передача и обработка информации . Приложения для подсчета фотонов IV; и квантовая оптика, передача и обработка квантовой информации. 8773 : 877304. Бибкод : 2013SPIE.8773E..04B. дои : 10.1117/12.2017357. S2CID  120426318.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  10. ^ Р. Дж. Уокер, EAG Вебстер, Дж. Ли, Н. Массари и Р. К. Хендерсон (2012). «Цифровые кремниевые фотоумножители с высоким коэффициентом заполнения и технологией обработки изображений КМОП 130 нм». Протокол симпозиума IEEE по ядерным наукам и конференции по медицинской визуализации 2012 года (NSS/MIC) . стр. 1945–1948. дои : 10.1109/NSSMIC.2012.6551449. ISBN 978-1-4673-2030-6. S2CID  26430979.{{cite book}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  11. ^ Дж. А. Ричардсон, EAG Вебстер, Л. А. Грант и Р. К. Хендерсон (2011). «Масштабируемые однофотонные лавинные диодные структуры в нанометровой КМОП-технологии». Транзакции IEEE на электронных устройствах . 58 (7): 2028–2035. Бибкод : 2011ITED...58.2028R. дои : 10.1109/TED.2011.2141138. S2CID  35369946.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  12. ^ abc Ричард Уокер, Лео ХК Брага, Ахмет Т. Эрдоган, Леонардо Гаспарини, Линдси А. Грант, Роберт Хендерсон, Никола Массари, Маттео Перенцони и Дэвид Стоппа (2013). «Датчик SPAD с временным разрешением 92 тыс. по технологии CIS 0,13 мкм для применений ПЭТ/МРТ» (PDF) . В материалах: Международный семинар по датчикам изображения (IISW), 2013 г.
  13. ^ Э. Вебстер, Р. Уокер, Р. Хендерсон и Л. Грант (2012). «Кремниевый фотоумножитель с эффективностью обнаружения> 30% в диапазоне 450–750 нм и шагом 11,6 мкм, пикселем только для NMOS и коэффициентом заполнения 21,6% в CMOS 130 нм». Материалы Европейской конференции по исследованию твердотельных устройств (ESSDERC), 2012 г. 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 КМОП-диоды с мертвым временем 32 нс». ESSDERC 2007 – 37-я Европейская конференция по исследованию твердотельных устройств . стр. 362–365. doi :10.1109/ESSDERC.2007.4430953. ISBN 978-1-4244-1123-8. S2CID  32255573.
  15. ^ аб К. Моримото и Э. Чарбон (2020). «Миниатюрные массивы SPAD с высоким коэффициентом заполнения и технологией совместного использования защитных колец». Оптика Экспресс . 28 (9): 13068–13080. Бибкод : 2020OExpr..2813068M. дои : 10.1364/OE.389216 . PMID  32403788 – через OSA.
  16. ^ Симинг Рен, Питер В. Р. Коннолли, Абдеррахим Халими, Йоан Альтманн, Стивен Маклафлин, Иштван Гьонги, Роберт К. Хендерсон и Джеральд С. Буллер (2018). «Профилирование глубины с высоким разрешением с использованием квантового датчика изображения CMOS SPAD с диапазоном стробирования». Оптика Экспресс . 26 (5): 5541–5557. Бибкод : 2018OExpr..26.5541R. дои : 10.1364/OE.26.005541 . ПМИД  29529757.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  17. ^ Э. Вилелла, О. Алонсо, А. Монтьель, А. Вила и А. Диегес (2013). «Малошумящий однофотонный детектор с временным стробированием в технологии HV-CMOS для запускаемой визуализации». Датчики и исполнительные механизмы A: Физические . 201 : 342–351. дои :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. дои : 10.1109/ESSCIRC.2011.6044926. ISBN 978-1-4577-0703-2. S2CID  6436431.
  19. ^ Зиянг Ю, Лука Пармезан, Сара Пеллегрини и Роберт К. Хендерсон (2017). «Матрицы SPAD с шагом 3 мкм и активным диаметром 1 мкм с технологией КМОП-изображения 130 нм» (PDF) . В работе: Международный семинар по датчикам изображения (IISW) .{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  20. ^ Джеганнатан, Гобинат; Ингельбертс, Ганс; Куйк, Мартен (2020). «Однофотонный лавинный диод с током (CASPAD), изготовленный из обычной КМОП с длиной волны 350 нм». Прикладные науки . 10 (6): 2155. дои : 10.3390/app10062155 .
  21. ^ Аб Сзе, С.М. (2001). Полупроводниковые приборы: физика и технология, 2-е издание . Джон Уайли и сыновья, Inc.
  22. ^ Р.К. Хендерсон, EAG Webster и LA Grant (2013). «Однофотонный лавинный диод с двумя переходами по технологии КМОП 130 нм». Письма об электронных устройствах IEEE . 34 (3): 429–431. Бибкод : 2013IEDL...34..429H. дои : 10.1109/LED.2012.2236816. S2CID  31895707.
  23. ^ Х. Финкельштейн, М. Дж. Сюй и С. К. Эсенер (2007). «Двухпереходный однофотонный лавинный диод». Электронные письма . 43 (22): 1228. Бибкод : 2007ElL....43.1228F. doi :10.1049/el:20072355 – через IEEE.
  24. ^ Ли, Мён Джэ; Хименес, Аугусто Ронкини; Падманабхан, Прити; Ван, Цзы-Цзюй; Хуан, Го-Чин; Ямасита, Юичиро; Яунг, Дун-Нянь; Чарбон, Эдоардо (2018). «Высокоэффективный трехмерный многослойный однофотонный лавинный диод с обратной засветкой, реализованный по 45-нм КМОП-технологии» (PDF) . Журнал IEEE по избранным темам квантовой электроники . 24 (6): 2827669. Бибкод : 2018IJSTQ..2427669L. дои : 10.1109/JSTQE.2018.2827669 . S2CID  21729101.
  25. ^ Г. Интермит и Р.Э. Уорбертон, А. Маккарти, Х. Рен и Ф. Вилла, А.Дж. Уодди, М.Р. Тагизаде, Ю. Зу, Франко Заппа, Альберто Този и Джеральд С. Буллер (2015). Прохазка, Иван; Соболевский, Роман; Джеймс, Ральф Б. (ред.). «Повышение коэффициента заполнения массивов CMOS SPAD за счет интеграции микролинз». SPIE: Приложения для подсчета фотонов, 2015 . Приложения для подсчета фотонов, 2015. 9504 : 64–75. Бибкод : 2015SPIE.9504E..0JI. дои : 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 Този, Франко Заппа, Роберт К. Хендерсон и Джеральд С. Буллер (2020). «Дифракционные микролинзы с высоким коэффициентом концентрации, интегрированные с матрицами детекторов однофотонных лавинных диодов КМОП для улучшения коэффициента заполнения». Прикладная оптика . 59 (14): 4488–4498. Бибкод : 2020ApOpt..59.4488C. дои : 10.1364/AO.388993 . ПМК 7340373 . ПМИД  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 Чарбон (2020). «Мегапиксельный датчик изображения SPAD с временным стробированием для приложений 2D и 3D визуализации». Оптика . 7 (4): 346–354. arXiv : 1912.12910 . Бибкод : 2020Оптика...7..346М. дои : 10.1364/OPTICA.386574. S2CID  209515304 – через OSA.{{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  28. ^ Аб Макинтайр, Р.Дж. (1972). «Распределение усиления в лавинных фотодиодах с равномерным умножением: теория». Транзакции IEEE на электронных устройствах . 19 (6): 703–713. Бибкод : 1972ITED...19..703M. дои : 10.1109/T-ED.1972.17485.
  29. ^ Э. Фишер (2018). «Принципы и раннее историческое развитие кремниевых лавинных и фотодиодов гейгерового режима». В книге: Счет фотонов – основы и приложения. Под редакцией: Н. Бритун и А. Никифоров .
  30. ^ Фишберн, Мэтью (2012). Основы КМОП однофотонных лавинных диодов. Делфт, Нидерланды: Делфтский технологический университет: докторская диссертация. ISBN 978-94-91030-29-1.
  31. ^ К. Кимура и Дж. Нисидзава (1968). «Механизм включения микроплазмы». Японский журнал прикладной физики . 7 (12): 1453–1463. Бибкод : 1968JaJAP...7.1453K. дои : 10.1143/JJAP.7.1453. S2CID  98529637.
  32. ^ Макинтайр, Р.Дж. (1961). «Теория микроплазменной нестабильности в кремнии». Журнал прикладной физики . Американский институт физики. 32 (6): 983–995. Бибкод : 1961JAP....32..983M. дои : 10.1063/1.1736199.
  33. ^ Никс, Фостер К. (1932). «Фотопроводимость». Обзоры современной физики . 4 (4): 723–766. Бибкод : 1932RvMP....4..723N. doi : 10.1103/RevModPhys.4.723.