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表1给出的是两种不同吸收区厚度下的硅单光子探测器关键指标对比结果。其中,M. Ghioni等人采用双外延结构以减少载流子的扩散效应,外延层总厚度约为5 μm[4]。光敏面直径d为200 μm的器件在550 nm下的探测效率达到52%,暗计数为50 kHz。由于结构中薄的吸收区厚度降低了雪崩过程随机性,并且双外延结构减少了衬底载流子的扩散效应,器件时间抖动低至35 ps,但薄的吸收区同时导致长波探测效率降低,该结构在820 nm波长下探测效率仅为15%。通过增加吸收区厚度可以使探测效率提高到50%以上,并使得响应峰值向长波移动。例如Excelitas Technologies研制的SPCM-AQ硅单光子探测器[5],吸收区厚度在30 μm以上,在540~850 nm范围内器件探测效率超过50%,由于采用吸杂工艺,暗计数<1 kHz。但较厚的吸收区同时也会增加器件的时间抖动,此类结构的时间抖动通常在300 ps,无法在高精密时间测量领域中应用。
Structure M. Ghioni SPCM-AQ Thickness of absorption layer/μm 5 >30 Diameter/μm 200 100-500 Breakdown voltage/V 36 100-500 DCR/kHz 50 (20 ℃) <1 PDE 52%@550 nm
15%@820 nm>50%@540 nm-850 nm Timing jitter/ps ~35 ~300 Table 1. Comparison of key performance parameters of two kinds of SPADs with different thicknesses of absorption layer
光敏面尺寸对后续应用具有重要意义,光敏面尺寸大,光学耦合相对容易,否则将会由于光学耦合带来效率损失。然而,硅单光子探测器的光探测效率、暗计数、时间抖动均强烈依赖于光敏面尺寸。图1(a)给出的是光探测效率、暗计数、时间抖动随着光敏面直径增加的实验结果[6]。起初,探测效率随着光敏面直径的增大而增大,这主要是由于耦合效率提高引起的,当光敏面尺寸进一步增大时,探测效率逐渐趋于饱和之后下降,这主要是由于光敏面直径增大导致暗计数增加速率更快引起的。暗计数随着光敏面直径的变化测试结果如图1(b)所示,随着光敏面直径的增加,暗计数拟合结果满足
$DCR = 0.002 \times {d^{1.76}}$ 。光敏面直径从10 μm增加到500 μm,光敏面积增加2500倍,暗计数增加了2万倍,而时间抖动由于倍增辅助横向扩散效应,增加了80倍。因此,光敏面尺寸、探测效率、暗计数和时间抖动之间相互制约。由于过小的光敏面积不利于光学耦合,因此,具有大感光面积、高探测效率、低时间抖动的硅单光子探测器在实际应用中至关重要。Figure 1. (a) Measured PDE, DCR and timing jitter of SPADs with different photosensitive diameters; (b) Fitting results of DCR with photosensitive diameters
针对这一问题,1988年,M. Ghioni等人提出了外延结构,在n型衬底上外延厚度12 μm的p型外延层,并基于该外延层进行层结构设计[7]。在Haitz的平面结构基础上,该结构在有源区内引入p+层构建n+/p+主结,有利于增强雪崩电场和调控击穿电压。该结构中薄的外延层一方面保证了输出信号,另一方面削弱了载流子的扩散效应。此外,n型衬底和p型外延层之间处于反偏状态,一方面使得衬底中的载流子无法到达外延层,另一方面,这在某种程度上缩短了中性区厚度,最终器件的时间抖动缩短为30 ps。2009年,M. J. Hsu等人采用浅沟槽隔离保护环代替p阱保护环结构,避免了扩散保护环导致的低场区域,有效阻止了载流子的横向漂移和扩散,消除了扩散尾[8]。制备出的有源区尺寸为2 μm×2 μm和14 μm×14 μm器件的时间抖动分别为26.7 ps和27.4 ps。该结构具有更短的死时间和更高的填充因子,但是由于在SiO2/Si处引入的界面态,导致器件暗计数较大(104~106 Hz)。
针对探测效率和时间抖动的矛盾,2012年,S. Cova教授领导的研究小组在二次外延结构的基础上提出了近红外增强结构[9]。一方面增加外延层吸收厚度,同时外延生长过程中在雪崩区和吸收区界面处通过扩散引入合适的掺杂区,进而调控雪崩区和吸收区的电场分布,降低吸收区额外的电场强度。最终,在过偏压20 V的条件下,800 nm器件探测效率由15%提高到40%,但时间抖动由30 ps增加到90 ps。这一结构明显提高了近红外波长下的探测效率,但是需要在外延生长的过程中精准控制引入的电场调控区的掺杂分布,增加了工艺复杂度和成本。类似于上述外延结构,捷克技术大学I. Prochazka教授的研究小组提出了K14结构,器件时间抖动低至~40 ps,500~800 nm波长范围内探测效率约为40%,−60 °C下器件暗计数低于60 kHz[10-11]。
为了完全消除扩散尾以获得更低的时间抖动,A. Spinelli教授研究小组在二次外延结构的基础上又发展了双结SPAD[12]。图形化的埋层p++层位于器件有缘区下方,n+/p+主结的耗尽区与n衬底/埋层p++层的耗尽区相连,消除了中性区,达到完全耗尽,消除了扩散尾。过偏压21 V的条件下,直径10 μm器件的时间抖动约为35 ps,主要是由载流子在上层n+层中的扩散引起的。随着微纳技术的发展,2017年,斯坦福大学K. Zang等人引入倒金字塔状的微纳结构作为光俘获层[13],将垂直光吸收衍射为水平光吸收,进而增加吸收长度,850 nm下的探测效率由13%提高到32%,同时,在940 nm下保持25 ps的低时间抖动基本不变。但是这类设计的工艺复杂,需要对微纳结构进行严格的理论计算,同时器件40 MHz的高暗计数也不利于高灵敏探测。
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为此,提出了量子能态电场调控的机理,通过有效提高雪崩区电场强度,抑制加速电荷输运过程中的波动性和随机性,减少了雪崩建立时间,因此不仅能够有效的提高时间分辨率,而且还缓解了探测效率和时间抖动之间的矛盾。
图2(a)为器件结构示意图,高场区主要集中在中心主结区域,单个入射光子被吸收转换成光生载流子,并在高场作用下触发雪崩,引起电流增加。图2(b)为器件的暗电流(黑色实线)、532 nm下的光电流(红色虚线)及增益曲线(红色方形)。击穿前器件暗电流低于0.1 nA,增益高于105。插图给出的是不同雪崩区掺杂浓度下器件的击穿电压分布,击穿电压随掺杂水平的升高而减小。图2(c)给出的是制备的光敏面直径分别为200 μm、100 μm和50 μm器件在532 nm下的探测效率随过偏压的变化曲线。探测效率首先随着过偏压Vex的增大而增加,在过偏压为1.35 V的条件下,200 μm器件的探测效率达到40.7%,之后由于暗计数随过偏压的增加速率较快,导致探测效率降低。而对于光敏面直径为100 μm和50 μm的器件,可能是由于光学耦合效率低导致的探测效率低。图2(d)给出的是光敏面直径分别为200 μm、100 μm和50 μm的器件分别在过偏压为0.3 V、0.6 V和0.9 V下的暗计数测试结果,在相同过偏压下,暗计数随光敏面直径的增大而增加,在过偏压为0.3 V、0.6 V和0.9 V下分别满足
$DCR = 16.13 \times {d^{1.52}}$ 、$DCR = $ $ 13.43 \times {d^{1.45}}$ 、$DCR = 9.48 \times {d^{1.41}}$ 。三种尺寸的器件暗计数均随过偏压的增加而增加,并且大尺寸器件的增加速率更明显,原因可能在于大尺寸器件缺陷存在的几率更大,额外引起暗计数。Figure 2. (a) Cross section of the proposed device structure; (b) Measured dark current, photocurrents and the corresponding gain versus reverse bias voltage (Inset shows the breakdown voltage characteristics of the device under different doping level); (c) PDE as a function of Vex at 532 nm; (d) DCR of SPADs at different Vex as a function of photosensitive diameters
表2给出的是笔者所在课题组研制的器件测试结果与部分商业化硅单光子探测器关键指标对比,可以看出,研制的器件具有明显的大光敏面、低时间抖动的特点。
Diameter/μm DCR/Hz PDE Timing jitter/ps This work 200 3 k (13.7%@709 nm) 52.2%@709 nm
38.2%@532 nm46 (Vex=1.07 V) Politecnico di MilanoK14[11] 200 ~2.5 k (T=−60 ℃,Vex=1 V) ≥40% (500-800 nm) ~47 (T=−60 ℃,Vex=3.8 V) MPDPDM series[14] 20-100 5-1000 24%@400 nm
49%@550 nm
37%@650 nm~30 (Vex=5 V) Laser components COUNT-T-100[15] 100 ≤100 (Vex=12 V) 40%@405 nm
75%@670 nm
60%@810 nm350 (Vex=12 V) Excelitas SPCM-AQRH-XX-TR[16] 180 10-1500 (Vex=5.5 V) 75%@650 nm
50%@830 nm225 (Vex=5.5 V) Table 2. Performance comparison between commercialized devices and device developed by our group
Development of silicon single photon detector and its application in high-precision satellite-to-ground time comparison (Invited)
doi: 10.3788/IRLA20211004
- Received Date: 2020-11-13
- Rev Recd Date: 2020-12-21
- Available Online: 2021-01-22
- Publish Date: 2021-01-22
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Key words:
- silicon single photon detector /
- photon detection efficiency /
- timing jitter /
- satellite-to-ground time comparison
Abstract: High-precision comparison of time-frequency is an important technology to achieve high-precision time-space consistency and time-frequency stability of the whole society information system, and provides a unified time guarantee for key areas of national economic development. Owing to its high detection efficiency, low noise, low timing jitter, and easy integration, silicon single photon detector is the key core chip in the high-precision satellite-to-ground time comparison system. The interrelationship between photon detection efficiency, dark count rate and timing jitter of the silicon single photon detector was analyzed in this paper. Based on the in-depth review of the research of the silicon single photon detector, the relationship between photon detection efficiency and timing jitter was effectively overcome. A silicon single photon detector with a photosensitive diameter of 200 μm, photon detection efficiency of 50% at room temperature, and the timing jitter of 46 ps was developed. Its application in the satellite-to-ground time comparison was briefly introduced finally.