Quelle Nummer 095
Rubrik 18 : PHYSIK Unterrubrik 18.00 : PHYSIK
MESAPHOTODIODEN
KRUMPHOLZ, OSKAR/ MASLOWSKI, STEFAN
AVALANCHE MESAPHOTODIODEN MIT QUEREINSTRAHLUNG,
S. 73-78
WISSENSCHAFTLICHE BERICHTE, AEG-TELEFUNKEN 44
(1971) 2
001 Avalanche Mesaphotodioden mit Quereinstrahlung.
002 Einleitung und Zusammenfassung. In üblichen Sperrschicht-
003 Photodioden setzt sich der von einfallendem Licht hervorgerufene
004 Photostrom lediglich aus den Ladungsträgern zusammen, die bei der
005 Absorption der Photonen direkt erzeugt worden sind. Infolgedessen
006 liegt die Empfindlichkeit der Photodioden - selbst bei den hohen
007 erreichbaren Quantenwirkungsgraden von unter optimalen Bedingungen
008 nahezu 100 % - erheblich unter der von Photomultipliern, die
009 zwar wesentlich geringere Quantenwirkungsgrade haben (unter 1 %
010 im nahen Infrarot), aber den Photostrom durch
011 Sekundärelektronenemission in einem angeschlossenen Dynodensystem
012 um den Faktor (Formel) bis (Formel) verstärken. Andererseits haben
013 Photodioden gegenüber Photomultipliern die Vorteile höherer
014 Demodulation-Grenzfrequenzen und geringeren Raumbedarfs sowie
015 einfacheren Aufbaus und Betriebes und daher geringerer Kosten.
016 Es ist also wünschenswert, den Nachteil der geringeren
017 Empfindlichkeit der Photodioden durch eine interne
018 Photostromverstärkung zu beseitigen. Die Möglichkeit hierzu
019 bietet der sogenannte Avalance-Effekt. Avalanche-
020 Photodioden sind als Empfänger in einem optischen
021 Nachrichtenübertragungssystem vorgesehen, das durch dielektrische
022 Lichtwellenleiter als Kabel und Halbleiter-Injektionslaser
023 als Sender gekennzeichnet ist. Ihre Wirkungsweise und ihre
024 Eigenschaften sollen daher im Hinblick auf diesen Verwendungszweck
025 diskutiert werden. In diesem Zusammenhang ist besonders das
026 Verhalten der Dioden gegenüber hochfrequent moduliertem Licht im
027 Spektralbereich (Formel) (entsprechend der Emissionswellenlänge des
028 Injektionslasers) von Bedeutung. Im folgenden werden in dieser
029 Hinsicht zunächst die üblicherweise verwendeten Planardioden
030 diskutiert; im Anschluß daran wird über erste Ergebnisse an
031 Avalanche-Mesadioden mit Quereinstrahlung berichtet. Die
032 Diskussion wird im wesentlichen auf Dioden aus Silicium
033 beschränkt. Aufbau von Planarphotodioden und
034 Mesaphotodioden. Üblicherweise sind Photodioden in
035 Planartechnik aufgebaut. Auf einen hochdotierten (Formel)-Kristall
036 wird epitaktisch eine niedrig dotierte N-Schicht aufgewachsen,
037 in die mit Hilfe eines Maskenfenster eine hochdotierte (Formel)-
038 Zone eindiffundiert wird. Das Licht dringt über die (Formel)-
039 Schicht in die Diode ein. Die genaue Wirkungsweise von
040 Planarphotodioden ist in[ 5 ]beschrieben. Aber auch
041 Mesadioden nach Bild 1 b haben sich bewährt. Das Licht dringt
042 hier vom Umfang her direkt in den PN-Übergang ein. Der
043 Vorteil dieser Betriebsweise liegt darin, daß keine
044 Ladungsträger in den feldfreien (Formel) und (Formel)-Gebieten entstehen
045 und daß ein langer Absorptionsweg für das Licht zur Verfügung
046 steht. Näheres hierüber ist in[ 6 ]zu finden. Um interne
047 Photostromverstärkung durch Stoßionisation (Avalanche-
048 Effekt) zu erreichen, wird die angelegte Sperrspannung bis nahe
049 an die Durchbruchspannung erhöht. Bei Planardioden nach Bild 1
050 a erfolgt der Durchbruch an der Oberfläche, schon bevor die
051 Feldstärke im Innern so hoch ist, daß Stoßionisation
052 stattfindet. Um dies zu verhindern, setzt man die bei gegebener
053 Vorspannung vorhandene Oberflächenfeldstärke herab, indem man
054 ein Gebiet niedrigerer Dotierung, einen sogenannten Schutzring
055 (guard ring), eindiffundiert (Bild 2 a und[ 7 ]).
056 Gleichzeitig beseitigt man damit die Feldstärkespitze an den
057 Kanten des (Formel)-Gebiets. Auf diese Weise läßt sich die
058 elektrische Feldstärke im Mittelteil des PN-Übergangs
059 über eine größere Fläche bis auf die für den Avalanche-
060 Effekt hinreichenden Werte steigern. Bei Mesadioden ist der
061 Einfluß der Oberflächen auf den Avalanche-Durchbruch nicht
062 so groß. Bei unseren Untersuchungen (Abb.) (Abb.) hat es sich gezeigt,
063 daß man bereits ohne Oberflächenbehandlung Photostromverstärkung
064 durch den Avalanche-Effekt erzielen kann. Als günstig
065 erweist sich aber, wenn man zur Herabsetzung von Kriechströmen
066 die Oberflächen in geeigneter Weise passiviert. Durch konisch
067 geformte Kristalle (Bild 2 b) kann man zudem die elektrische
068 Feldstärke an den Oberflächen des PN-Übergangs reduzieren.
069 Avalanche-Planardioden. Die Wirkungsweise von
070 Avalanche-Planarphotodioden läßt sich aus der von normalen
071 Planarphotodioden[ 5 ]ableiten. Sie wird an Hand von Bild
072 3 erläutert. Dort ist jeweils ein Ausschnitt aus dem wirksamen
073 Bereich einer Planardiode mit der Schichtenfolge (Formel) (Bild 3 a)
074 und (Formel) (Bild 3 b) gezeigt. Bei Anlegen einer Sperrspannung an
075 die Diode baut sich eine von den Dotierungsverhältnissen
076 abhängige Feldstärkeverteilung auf, die in den Teilbildern
077 schematisch gezeigt ist. Die höchste Feldstärke tritt jeweils
078 dort auf, wo der Leitungstyp des Materials wechselt. Erreicht
079 die Feldstärke dort Werte oberhalb von etwa (Formel), so setzt für
080 Ladungsträger, die dieses Gebiet hoher Feldstärke durchqueren,
081 Ladungsträgermultiplikation durch Stoßionisation ein. Dabei ist
082 die Ionisierungsrate für Elektronen in Silicium wesentlich (um
083 den Faktor 10 bis 50) höher als die für Löcher. Bei der
084 Absorption von eingestrahltem Licht werden in dem Diodenkristall
085 Ladungsträgerpaare gebildet, wobei ihre Verteilung auf die
086 verschieden dotierten Kristallschichten von der Dicke dieser
087 Schichten einerseits und von der Absorptionskonstante (Formel) bzw.
088 der Eindringtiefe (Formel) des Lichts andererseits (Abb.) abhängt. Von
089 den im (Formel) bzw. (Formel)-Gebiet erzeugten Ladungsträgern
090 diffundieren jeweils die Minoritätsträger (also Elektronen in
091 (Formel) bzw. Löcher in (Formel)) zur Sperrschicht und werden dort,
092 sofern sie nicht vorher durch Rekombination verlorengehen, durch
093 das elektrische Feld zu ihrem Majoritätsgebiet befördert. Die
094 in der Sperrschicht erzeugten Ladungsträgerpaare werden durch das
095 elektrische Feld getrennt, und die Partner werden ebenfalls
096 jeweils in ihr Majoritätsgebiet befördert.
097 Ladungsträgermultiplikation und damit Photostromverstärkung tritt
098 nun hauptsächlich für die Elektronen auf, die das Gebiet der
099 maximalen Feldstärke durchlaufen; die Multiplikation der
100 Löcher ist wegen ihrer geringeren Konisierungsrate in erster
101 Näherung zu vernachlässigen. Verstärkt wird also bei der
102 Planarphotodiode im wesentlichen nur jener Anteil des Photostromes,
103 der beim Typ (Formel) (Bild 3 a) durch Lichtabsorption im (Formel)-
104 Gebiet und beim Typ (Formel) (Bild 3 b) durch Lichtabsorption in der
105 Sperrschicht und dem darunterliegenden (Formel)-Gebiet entstanden
106 ist. Damit wird anschaulich klar, daß bei einer Avalanche-
107 Planarphotodiode die Photostromverstärkung und (wie die weiteren
108 Betrachtungen zeigen werden) auch die Demodulationsgrenzfrequenz
109 stark von der Dicke der einzelnen Schichten der Diode und (wegen
110 der Spektralabhängigkeit von (Formel)) von der Lichtwellenlänge (Formel)
111 abhängen. Wir wollen unsere Betrachtungen nun auf den
112 interessierenden Spektralbereich (Formel) und zum Vergleich dazu auf die
113 Wellenlänge des Helium-Neon-Lasers (Formel) konzentrieren.
114 Tabelle 1 bibt für Silicium die Absorptionskonstante (Formel) bzw.
115 Eindringtiefe (Formel) nach[ 11 ]an. (Abb.) Typ (Formel). Um
116 hohe Photostromverstärkung zu erzielen, müßte beim Typ (Formel)
117 (Bild 3 a) die Dicke (Formel) des (Formel)-Gebietes möglichst groß
118 gewählt werden, da bei den großen Eindringtiefen des Lichtes in
119 dem interessierenden Spektralbereich sonst der Hauptteil des
120 erzeugten Photostromes praktisch unverstärkt bliebe. Andererseits
121 ist in[ 5 ]gezeigt worden, daß wegen des Einflusses der
122 Diffusion das (Formel)-Gebiet möglichst dünn sein muß, wenn die
123 Diode zur Demodulation schneller Lichtsignale geeignet sein soll.
124 Insbesondere wurde gezeigt, daß nach Einstrahlung eines Dirac
125 -Lichtimpulses in die Diode der Diffusionsstromimpuls, der in
126 die Sperrschicht injiziert wird, in seinem zeitlichen Verlauf
127 durch (Formel) gegeben ist. Daraus kann mit Hilfe der
128 Fouriertransformation die zugehörige Spektralfunktion berechnet
129 werden: (Formel) (Abb.) (Formel) Um die Grenzfrequenz (Formel) der
130 Übertragungsfunktion des P-Gebietes näherungsweise zu
131 berechnen, können ohne großen Fehler die Reihen in Gleichung
132 (3) nach dem ersten Glied abgebrochen werden. So erhält man aus
133 (Formel) den Wert (Formel). Bei genügend hoher Verstärkung ist die
134 Grenzfrequenz der Übertragungsfunktion der gesamten Avalanche-
135 Diode etwa gleich (Formel) nach Gleichung (5), sofern die Laufzeiten
136 der Ladungsträger in der Sperrschicht vernachlässigt werden.
137 Sie können in der Praxis zu einem weiteren Sinken der
138 Grenzfrequenz (Formel) führen. Um die vorliegenden Verhältnisse zu
139 veranschaulichen, ist in Bild 4 die Grenzfrequenz (Formel) nach
140 Gleichung (5) (mit (Formel)) als Funktion der P-Schichtdicke
141 (Formel) aufgetragen. Außerdem ist in Bild 4 für verschiedene
142 Wellenlängen (Formel) der jeweils im P-Gebiet absorbierte Anteil
143 des Photostromes, der durch Ladungsträger-Multiplikation
144 verstärkt werden kann, eingezeichnet, Man erkennt, daß eine
145 Avalanche-Planardiode aus Silicium, die eine Grenzfrequenz
146 (Formel) von etwa 500 MHz erhalten soll, nur eine P-Schichtdicke
147 (Formel) von etwa 1,5 *ym haben darf. Dann aber werden bei der
148 Wellenlänge (Formel) nur noch etwa 6 % der einfallenden Photonen im
149 P-Gebiet absorbiert. Liegt für diesen Anteil des
150 Photostromes eine Verstärkung von beispielsweise (Formel) vor (die
151 restlichen 94 % tragen unverstärkt zum Photostrom bei), dann
152 ist die Gesamtverstärkung der Diode nur noch etwa 200 (Formel). Der
153 Typ (Formel) ist also für die Wellenlängen des nahen Infrarot relativ
154 ungünstig. Typ (Formel). Ähnliche Überlegungen lassen
155 sich auch für den Diodentyp (Formel) (Bild 3 b) durchführen. Hier
156 wird im wesentlichen nur jener Anteil der Photostromes durch
157 Ladungsträgermultiplikation verstärkt, der durch Absorption der
158 Photonen innerhalb der Sperrschicht und im (Formel)-Gebiet erzeugt
159 wird. Die im (Formel)-Gebiet erzeugten Ladungsträger gehen durch
160 Rekombination verloren, sofern sie in einem Abstand von der
161 Sperrschicht entstehen, der größer ist als etwa die
162 Diffusionslänge der Elektronen im (Formel)-Material. Die
163 übrigen Ladungsträger müssen erst zur Sperrschicht diffundieren,
164 ehe sie einen Photostrom bilden können. Bei einer
165 Diffusionslänge der Elektronen von mehreren Mikrometern hat
166 dieser Anteil des Photostromes demnach eine ähnlich niedrige
167 Grenzfrequenz wie bei dem Typ (Formel) der verstärkbare Anteil aus
168 einem (Formel)-Gebiet entsprechend großer Dicke (Bild 4). Soll
169 die Grenzfrequenz der gesamten Diode nicht zu niedrig liegen, muß
170 also der Anteil aus dem (Formel)-Gebiet möglichst klein und der
171 Anteil aus der Sperrschicht möglichst groß gehalten werden. Das
172 erfordert eine möglichst große Sperrschichtdicke. Andererseits
173 wird mit zunehmender Sperrschichtdicke die Grenzfrequenz des
174 Anteils aus der Sperrschicht infolge der zunehmenden
175 Ladungsträger-Laufzeiten erniedrigt. Avalanche-
176 Mesadioden mit Quereinstrahlung. Die bei der Diskussion der
177 Avalanche-Planardioden gemachten Annahmen werden durch
178 Untersuchungen der Avalanche-Mesadioden bestätigt, bei denen
179 es möglich ist, durch Wahl der Einstrahlstelle Verstärkung und
180 Grenzfrequenz der in den verschiedenen Diodengebieten erzeugten
181 Photostromanteile zu untersuchen. Einige der erzielten Ergebnisse
182 werden im folgenden behandelt. Herstellung und elektrische
183 Eigenschaften. Für die Untersuchungen standen Silicium-
184 Mesadioden vom Typ (Formel) als runde Pellets zur Verfügung
185 (Durchmesser etwa 400 *ym). Sie waren aus diffundierten und mit
186 Kontaktierungsschichten versehenen Wafern mit Ultraschall
187 herausgesägt worden. Ihre Dicke betrug etwa 165 *ym. Das
188 Ausgangsmaterial der Dioden war N-*Silicium mit dem
189 spezifischen Widerstand von 2 *zq cm entsprechend einer Dotierung
190 (Formel). Das (Formel) und das (Formel)-Gebiet waren durch Diffusion
191 hergestellt. Die Dicke des (Formel)-Gebietes betrug etwa 70 *ym m,
192 die Dicke des (Formel)-Gebietes 53,5 *ym m. Das
193 Dotierungsprofil in der Umgebung des (Formel)-Übergangs wurde aus
194 den Diffusionsbedingungen des (Formel)-Gebiets (Bor-Diffusion,
195 12 Stunden bei 1300^ C) berechnet. Die daraus abgeleitete
196 Abhängigkeit der Sperrschichtkapazität von der Spreespannung
197 wurde experimentell sehr gut bestätigt. Daher können auch die aus
198 den Diffusionsbedingungen berechneten Feldstärkeverteilungen in
199 der Diode (Abschnitt 3.2) als zutreffend angesehen werden.
200 Die Durchbruchspannungen der Dioden schwankten zwischen 200 und
201 etwa 230 V. Die Sperrschichtkapazität betrug dicht unterhalb der
202 Durchbruchspannung etwa 1 (Formel), der Bahnwiderstand ungefähr 10 *zq.
203 Die Dioden wurden in seitlich aufgeschliffenen Gehäusen der
204 Reaktanzdiode BAY 79 aufgebaut. Das Gehäuse bildete den
205 Abschluß eines 50-*zq-Streifenleiters, so daß der (Formel)
206 -Übergang für den Lichteinfall freilag.
207 Feldstärkeverteilung und Empflindlichkeitsprofil. Um die in
208 Abschnitt 1 gemachten Annahmen über die Verstärkbarkeit des
209 Photostromes, der in verschiedenen Gebieten einer Diode erzeugt
210 wird, auf ihre Gültigkeit zu überprüfen, wurde für mehrere
211 Vorspannungen (Formel) einerseits die Feldstärkeverteilung berechnet
212 und andererseits das Empfindlichkeitsprofil gemessen. Die
213 Berechnung der Feldstärkeverteilungen erfolgte nach[ 11 ]aus
214 den Diffusionsbedingungen bei der Herstellung der Dioden. Zur
215 Messung des Empfindlichkeitsprofils wurde der auf etwa 6 *ym m
216 Strahldurchmesser ((Formel) Wert der Intensität) fokussierte
217 abgeschwächte Ausgangsstrahl eines HeNe-Lasers (40 (Formel) bei
218 (Abb.) (Formel)) benutzt. Der Auftreffpunkt des Strahls auf dem
219 Kristall wurde durch Verschieben der Diode variiert und dabei der
220 Photostrom als Funktion des Auftreffpunktes gemessen. Die
221 Ergebnisse sind in Bild 5 zusammengestellt und werden nachfolgend
222 für die verschiedenen Spannungen diskutiert. (Formel): Die
223 Sperrschicht ist noch wesentlich schmaler als der Strahldurchmesser.
224 Der Schwerpunkt des Empfindlichkeitsprofils liegt auf der P-
225 Seite neben der Sperrschicht, da die Diffusionslänge der
226 Elektronen im (Formel)-Gebiet größer als die der Löcger im N
227 -Gebiet ist. (Formel) und 100 V: Zwischen 30 und 100 V
228 Sperrspannung ändert sich das Empfindlichkeitsprofil nur
229 unwesentlich. Die Sperrschicht ist in diesem Bereich bereits
230 breiter als der Strahldurchmesser. Dementsprechend fällt das
231 Empfindlichkeitsmaximum mit der Sperrschichtlag zusammen, und der
232 Photostrom im Maximum ist gegenüber (Formel) angestiegen, da jetzt
233 alle erzeugten Ladungsträger in der Sperrschicht erzeugt und vom
234 Feld zu ihrem Majoritätsgebiet hin abgesaugt werden. (Formel): Die
235 Feldstärke am PN-Übergang (Formel) übersteigt nun den Wert von
236 (Formel), und es setzt Verstärkung durch Ladungsträgermultiplikation
237 ein. Wegen der höheren Ionisierungsrate der Elektronen macht
238 sich die Verstärkung im Empfindlichkeitsprofil hauptsächlich auf
239 der P-Seite neben dem Maximum durch ein Anheben der Flanke
240 bemerkbar. (Formel): Das weitere Anwachsen der Feldstärke bewirkt
241 einen deutlichen Verstärkungseffekt. Das Maximum des
242 Empfindlichkeitsprofils hat sich wieder in das P-Gebiet hinein
243 verschoben; liegt nämlich der Auftreffpunkt auf der P-Seite
244 neben der PN-Übergang (Formel), so durchlaufen mehr erzeugte
245 Elektronen das Gebiet hoher Feldstärke (und bewirken eine
246 Photostromverstärkung), als wenn direkt in den PN-
247 Übergang eingestrahlt wird. (Formel): Der bereits bei (Formel)
248 beobachtete Effekt der Verstärkung und der Verschiebung des
249 Empfindlichkeitsprofil-Maximums in das P-Gebiet ist jetzt
250 noch ausgeprägter. Die unterschiedliche Ionisierungsrate von
251 Elektronen und Löchern macht sich ganz deutlich bemerkbar: Ein
252 Vergleich des Empfindlichkeitsprofils mit dem bei (Formel) zeigt, daß
253 die P-seitige Flanke um etwa den Faktor 30 verstärkt wird,
254 während die N-seitige nur etwa um den Faktor 2 angehoben ist.
255 Die Verstärkung beeinflussende Parameter. Als
256 Photostromverstärkung bei der Sperrstannung (Formel) ist das
257 Verhältnis des Photostromes bei dieser Spannung zu dem
258 Photostrom bei einer Referenzsperrspannung definiert, bei der noch
259 keine Ladungsträger-Multiplikation auftritt. Als
260 Referenzspannung wurde bei den Dioden 30 V gewählt, also (Abb.) (Formel).
261 Aus Bild 5 geht hervor, daß Empfindlichkeit und Verstärkung
262 stark von der Auftreffstelle des Lichtes in bezug auf den PN-
263 Übergang abhängen. Die im folgenden beschriebenen
264 Verstärkungsmessungen beziehen sich jeweils auf die Auftreffstelle,
265 bei der für hohe Vorspannungen (Formel) maximaler Photostrom auftrat,
266 also auf die Stelle maximaler Verstärkung.
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