DE2444144A1

DE2444144A1 - Fotodetektor zum ausgleichen von dispersion in optischen fasern

Info

Publication number: DE2444144A1
Application number: DE2444144A
Authority: DE
Inventors: Hans Melchior
Original assignee: Western Electric Co Inc
Current assignee: AT&T Corp
Priority date: 1973-09-18
Filing date: 1974-09-16
Publication date: 1975-03-20
Also published as: US3840741A; JPS5057785A; FR2246076B1; GB1478207A; FR2246076A1

Description

BLUMBACH ■ WESER · BERGEN & KRAMER PATENTANWÄLTE IN WIESBADEN UND MÜNCHEN

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DlPL-ING. P. G. BLUMBACH · DIPL.-PHYS. DR. W. WESER · DIPL-ING. DR. JUR. P. BERGEN DIPL-ING. R. KRAMER WIESBADEN ■ SONNENBERGER STRASSE 43 · TEL (M121) M2943, 561998 MÜNCHEN Western Electric Company Incorporated Melchior 2

Fotodetektor zum Ausgleichen von Dispersion in optischen Fasern.

Die Erfindung betrifft einen Fotodetektor zum Ausgleichen von Dispersion in optischen Fasern mit

einer von Majoritätsladungsträgern der Hauptmasse entleerten

Verzögerungsleitung und

einer ersten Halbleiterzone des einen Leitungstyps, die Teil eines elektrischen Detektors für driftene Ladungsträger in der

Verzögerungsleitung ist.

Beim Übertragen von optischen Signalen durch optische Fasern, die in optischen Nachrichtenübertragungssystemen vorgesehen sind, hängt der Brechungsindex des optisch transparenten Fasermaterials kennzeichnenderweise von der optischen Wellenlänge (Materialdispersion) ab. Deshalb erfahren verschiedene

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optische Wellenlangen verschiedene Zeitverzögerungen, wahrend sie vom eingangsseitigen Faserende aus durch die Faser zum ausgabeseitigen Faserende übertragen werden. Wenn eine breitbandige optische Quelle verwendet wird, um die optische Trägerwelle in der Faser zu erzeugen, wie sie etwa von einer lichtemittierenden Halbleiterdiode (LED) geliefert wird, tritt ein am eingange se it igen Ende der Faser noch relativ schmaler Eingangssignalimpuls der Zeitdauer t. als relativ breiter Ausgangssignalimpule, dessen Zeitdauer t„ unerwünscht größer als die Zeitdauer t. ist, aus dem ausgangs seit igen Faserende aus. Diese Verbreiterung des Auegangsimpulses ist gleich der Differenz der in der Faser auftretenden Zeitverzögerungen der Komponenten mit verschiedenen optischen Wellenlängen, die die optisch« Quell· liefert. Auf dies« Weis« begrenzt die Dispersion des optischen Fasermaterials di· maximale Signalbitflbertragungsfrequenz auf einen unerwünscht niedrigen Wert, di· in einem vorgegebenen optischen Nachrichtenübertragungssystem speziell d«r Art mit einer vorgegebenen optischen Quell· erreicht werden kann, welch letztere eine optische

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Trägerwelle mit niedriger Streuung, die Größenordnang ist 500 Angström, von Komponenten unterschiedlicher Wellenlänge liefert, die durch eine vorgegebene optische Faser übertragen werden soll. In vielen Fällen schränkt die Fasermaterialdispersion die maximale Infonra tionsbitfrequenz, die für eine optische Faser vorgegebener Länge erreicht werden kann, noch stärker ein als die Modendispersion, die auftritt, wenn Multimoden bei einer vorgegebenen Wellenlänge mit verschiedenen Geschwindigkeiten in der Faser übertragen werden.

Die erfindungsgemäße Aufgabe besteht darin, eine geeignete Einrichtung für einen möglichst effektiven und weitgehenden Dispersionsausgleich zur Verfügung zu stellen.

Zur Lösung der Aufgabe geht die Erfindung von einem Fotodetektor der eingangs genannten Art aus und ist gekennzeichnet durch mindestens ehe zweite Halbleiter zone des gegenüber der ersten Zone entgegengesetzten Leitungstyps im elektrischen Detektor zum Erhalt einer elektronischen Ausgangs verstärkung in Reaktion

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auf die driftenden Ladungsträger.

Ein erfindungsgemäßer Vorteil besteht darin, daß die Verzerrung ve« optischen Signalimpulsen, die durch eine optische Faser übertragen werden, reduziert wird.

Ein weiterer erfindungsgemäßer Vorteil besteht darin, daß ein Fotodetektor realisiert wird, der die Material- oder Modendispersion optischer Fasern kompensiert.

Ein Bchließlicher erfindungsgemäßer Vorteil besteht darin, daß in einem Nachrichtenübertragungssystem lange Stücke von optischen Fasern verwendet werden können. Nachstehend wird die Erfindung in Verbindung mit den beigefügten Zeichnungen detailliert beschrieben. Die Zeichnungen zeigen:

Fig. 1 eine teilweise im Querschnitt dargestellte

Einrichtung zum Ausgleichen der Dispersion optischen Fasermaterials, die einen

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Avalanche- bzw. Lawinendurchbruchladungsdetektor aufweist, entsprechend einem Ausführungsbeispiel der Erfindung,

Fig. 2 eine weitere, teilweise im Querschnitt dar

gestellte Einrichtung zum Ausgleichen der Dispersion optischen Fasermaterials, die einen Transistorladungsdetektor aufweist, entsprechend einem anderen Ausffihrungsbeiepiel der Erfindung, und

Fig. 3 eine teilweise im Querschnitt dargestellte

Einrichtung zum Ausgleichen der Modendispersion in optischen Fasern gemäß noch einem weiteren AuslDhrungsbeispiel der Erfindung.

Um die Dispersion in optischem Fasermaterial xu kompensieren, ist am ausgangsseitigen Ende der optischen Faser ein

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optisches Beugungsgitter (oder ein Prisma) vorgesehen derart, daß die aus der Faser austretende optische Welle auf das Gitter auffällt. Dabei lenkt das Gitter die verschiedenen Wellenlängenkomponenten unter verschiedenen Ablenkwinkeln ab und richtet diese Komponenten auf einen Teil des Halbleiterkörpers, der eine Halbleiterverzögerungsleitung aufweist, die von Majoritätsladungsträgern der Hauptmasse entleert ist. Diese Verzögerungsleitung endigt in einem integrierten, verstärkend wirkenden Halbleiter-Ladungsträgerdetektor wie etwa einer La* winendurchbruch- bzw. Avalanchediode oder einem Transistor. Die Halbleiterverzögerungsleitung ist geometrisch so angeordnet, daß die Komponenten mit verschiedenen Wellenlängen absorbiert werden und infolge Fotoanregung in dieser Verzögerungsleitung, die in verschiedenen Abständen vom Ladungsdetektor erfolgt, driftende Ladungsträger erzeugen. Ladungsträger eines vorgegebenen Typs driften dann zum Ladungsdetektor derart, daß die verschiedenen Zeitverzögerungen, die diese Komponenten mit verschiedener Wellenlänge in der Faser erfuhren, von den verschiedenen Zeitverzögerungen

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der entsprechend verschiedenen Ladungeträger de* vorgegebenen Type kompensiert werden, welche in der Verzögerungsleitung zum Ladungsdetektor driften. Diese Kompensation (Ausgleichs- bzw. Entzerrungsvorgang) erreicht man durch geometrisches Anordnen der Verzögerungsleitung (Ladungsträgerdriftzone) des Halbleiters derart, daß diejenigen Wellenlängenkomponenten, die die stärkste Verzögerung in der optischen Faser erfuhren, auf Stellen in der Halbleiterverzögerungsleitung auftreffen und dort absorbiert werden, die am dichtesten beim Ladungsdetektor liegen.und daß diejenigen Wellenlängenkomponenten, die die geringste Verzögerung in der Faser erfuhren, an Stellen in dem Verzögerungsleitungsteil absorbiert werden, der am weitesten vom Ladungsdetektor entfernt ist. Auf diese Weise werden die Ladungsträger des vorgegebenen Typs, die zum Ladungsdetektor driften, nachdem sie durch Absorption der aus der Faser austretenden optischen stärker verzögerten Wellenlängenkomponenten gebildet worden sind, weniger verzögert, wenn sie durch die Verzögerungsleitung zum Ladungsdetektor

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driften.

In einem speziellen Ausführungsbeispiel fällt die aus einer optischen Faser austretende Ausgangewelle auf ein optisches Beugungsgitter, das die optischen Wellenlängenkomponenten in der bezeichneten Ausgangswelle winklig aufteilt. Diese Wellenlängenkomponenten fallen auf einen Oberflächenteil (major surface portion) eines schwach p-leitenden (pi) H dbleiterkörperbereiches mit einem im wesentlichen gleichmäßig hohen spezifischen Widerstand (halbintrinsiscl oder intrinsiech), und zwar abhängig von der Wellenlänge auf verschiedene Stellen zwischen zwei lokalisierten, se! wach η-leitenden (n ) Zonen. Um optische Strahlung einer Wellenlänge im Bereich zwischen etwa 3. 000 und 12. 000 Angstrum festzustellen, ist es zweckmäßig, den pi-Halbleiterkörperbereich in Form einer Schicht epitaktisch auf einem stark p-leitenden (p ) Einzelkristallsubstrat aus halbleitendem Silizium aufwachsen zu lassen. Alternativ dazu kann ein pi-Halb-Ieiterkörper verwendet werden, in den eine ρ -Schicht eindiffundiert oder implantiert wurde. Im Betrieb werden an den ver-

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schiedenen Stellen in der Verzögerungsleitung, auf die die Komponenten verschiedener Wellenlfinge fallen und wo sie absorbiert werden. Ladungsträger erzeugt. Beide η -Zonen sind Spannungen ausgesetzt, die bezüglich des Substrates von positiver Polarität sind, damit die pi-Schicht wenigstens in der Driftzone zwischen diesen η -Zonen entleert wird. Die eine dieser η -Zonen ist positiver als die andere vorgespannt, damit in der pi-Schicht zwischen diesen Zonen (Verzögerungsleitungsdriftzone) ein konstantes elektrisches Driftfeld entsteht. Das durch die Differenz zwischen konstanten Spannungen, die an den jeweiligen η -Zonen anliegen, gebildete elektrische Driftfeld erzeugt negativ geladene Ladungsträger (d.h. Elektronen), die in der pi-Schicht zur positiver vorgespannten η -Zone driften, welch letztere als Ladungsfeststellzone eines Avalancheladungsdetektore dient. Wenn die verschiedenen driften Elektronen diese η -Zone zum Feststellen von Ladungen erreichen, wird ein Lawinendurchbruch (avalanche) erzeugt, der zu einem Strom in einer äußeren Schaltung, z. B. in einer mit dem ρ -Substrat verbundenen Belastung bzw. Last

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fuhrt. Damit fQr das Verdichten der Hochfeldzone (wo die Avalanche-Ladungsträgervervielfachung stattfindet) auf die Zone, in der die driftenden Elektronen diese η -Zone zum Feststellen von Ladungen erreichen, ein "Schutzring" vorhanden ist, wird am äußeren Rand der η -Zone zum Feststellen von Ladungen (d.h. dem Rand, der von der Zone driftender Elektronen weggelegen ist) eine schwach dotierte n-leitende Zone angelagert. Durch geeignete Wahl des Dispersions-Vermögens des optischen Prismas und der Größe des Driftfeldes zwischen den η -Schichten sowie durch geeignete örtliche Festlegung und Ausrichtung der Verzögerungsleitung kann bewerkstelligt werden, daß die verschiedenen, zuvor beim Übertragen durch die Faser entstandenen optischen Zeitverzögerungen, wenigstens ungefähr ausgeglichen bzw. entzerrt (kompensiert) werden.

Die Zeitverzögerungen in der Faser ändern sichln Näherung ungefähr linear mit der Wellenlänge. Die vom Beugungsgitter bewirkte Ablenkung ändert sich ungefähr linear mit der Wellen-

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-U-

länge, weshalb sich die Stellen, in denen die Wellenlängenkomponenten im Halbleiterkörper absorbiert werden, ungefähr linear mit dem Abstand von der η -Zone zum Feststellen von Ladungen ändern, so daß sich auch die Driftzeitverzögerungen ungefähr linear mit der Wellenlänge, aber gegenüber den Verzögerungen in der Faser in einem kompensierenden Sinne ändern.

Will man statt der Fasermaterialdispersion die Modenverzögerungsdispersion kompensieren, wird auf das optische Ablenkglied Prisma oder Gitter) verzichtet und die Halbleiterverzögerungsleitung fin ringsymmetrischer Konfiguration) in der Fernfeldzone der optischen Strahlung am ausgangs se it igen Ende der Faser angeordnet, wobei die Detektorgeometrie, wie unten noch detaillierter beschrieben wird, einige Änderungen erfährt.

Wie die Fig. 1 zeigt, trttt am ausgabeseitigen Ende einer optischen Faser 10 eine optische Ausgangs welle 11 aus, die auf eine konvergierend wirkende sphärische Linse 12 (alternativ dazu

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zylindrische Linse) fällt, die an der Eingangeseite eines optischen Gitters 13 angeordnet ist. Die optische Ausgangswelle 11 umfaßt modulierte optische Trägerwellenkomponenten, die von einer Quelle für optische Trägerwellen, z.B. einer Diodenquelle, die moduliertes Galliumarsenidlicht emittiert, auf das ausgangs se itige Faserende gegeben werden. Die Wellenlängenstreuung der von einer solchen Quelle abgegebenen optischen Trägerwelle beträgt etwa 400 AngBtröm. Nach Durchtreten einer weiteren konvergierend bzw. sammelnd wirkenden sphärischen Linse 14 (alternativ dazu zylindrische Linse), die an der Ausgangeseite des Gitters 13 angeordnet ist, fallen die verschiedenen Wellenlängenkomponenten der Trägerwelle auf einen Fotodetektor 20 mit einer Halbleiterverzögerungsleitung auf. Speziell gesagt, fokussiert die Linse 14 diese Wellenlängenkomponenten auf eine Oberfläche (major surface) einer pi-Halbleiterschicht 22, die beispielsweise auf einer zuvor bestrahlten Oberfläche eines stark ρ-leitenden (p ) Halbleitereinzelkristallsubstrates 21 epitaktisch aufwachsen gelassen worden ist. Die längsten bzw. kürzesten Wellenlängenkomponenten, nämlich

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^₂ bzw. A₁ , der Welle 11 werden zwischen zwei stark n-leitenden(n ) lokalisierten Oberflächenzonen 23 und 25 auf diese Oberfläche fokussiert. Diese lokalisierten η -Oberflächenzonen dienen als Kontaktstellen ffir äußere Ohmsche Kontakte mit einer Batterie 24, die in geeigneter Weise elektrisch verbunden ist, um zwischen diesen η -Zonen in der Epitaxieschicht 22 ein Driftfeld zu erzeugen. Die beiden η -Zonen 23 und 25 sind durch eine Potentialdifferenz bezüglich des ρ Substrates 21 in Sperrichtung vorgespannt derart, daß wenigstens die gesamte Betriebszone in der Epitaxieschicht 22 von Majoritätsladungsträgern der Hauptmasse entleert ist. Hingegen liegt eine etwas kleinere Potentialdifferenz über den Zonen 23 und 25 an, damit ein Driftfeld erzeugt wird, das negative Elektronen zur Zone 25 treibt. Diese Zone 25 dient als die η -Zone zum Feststellen von Ladungen. Um zu verhindern, daß sich die Avalanche-Ladungstrftger am äußeren Rand der η -Zone 25 zum Feststellen von Ladungen (d.h. dem von der lokalisierten η -Zone 23 weggelegenen Rand) vervielfachen, was im übrigen zu einem unerwünschten und störend wirkenden frühzeitigen

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Durchbruch führen könnte, ist an dieser äußeren Seite der η -Zone 25 eine η-leitende Zone 25. 5 vorgesehen. Die elektrische Leitfähigkeit dieser η-leitenden Zone ist größer als die der pi-Zone 22, hingegen niedriger als die der η -Zone 25 selbst, was man durch geeignetes Dotieren mit bekannten Dotierstoffen erreicht. Darflberhinaus ist die von der Batterie 24 an die η -Zone 25 gelieferte Vorspannung in Sperrichtung eine solche, daß jeder in der Nachbarschaft der Zone 25 entstandene Lawinendurchbruch sich, wie bekannt ist, nicht selbst erhält. Wenn immer in Reaktion auf Licht, das auf die epitaktische Schicht 22 fällt, Elektronen-Löcherpaare erzeugt werden, dann werden die Elektronen dieser Löcherpaare also wegen des Driftfeldes zürn -Zone 25 hingetrieben, wie es der horizontale Pfeil in der Driftzone der epitaktischen pi-Schicht 22 anzeigt. Wenn und sobald Elektronen die Zone 25 erreichen, wird dort selbst ein Lawinendurchbruch von Ladungsträgern hervorgerufen. Die Majorität der bei dem Lawinendurchbruch erzeugten Löcher wird,(wie es der vertikale Pfeil unterhalb der Zone 25 anzeigt) zu einer ohmischen Metallplatte 27 auf der gegen-

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überliegenden Oberfläche des Substrates 21 hingetrieben. Aufgrund eines solchen Lawinendurchbruches entsteht ein äußerer elektrischer Strom und wird in dem Lastwiderstand R der äußeren Schaltung, der mit der Metallplatte 27 ver-

bunden ist, festgestellt. Also sollte die bezüglich des ρ -Substrates 21 über der Zone 25 anliegende Spannung unter-· halb der Lawinendurchbruch- bzw. Avalanche spannung in einem Bereich liegen, der für einen Lawinendurchbruch, der sich nicht selbst erhält, geeignet ist.

In einem Ausführungebeispiel mit passenden Parametern für den Detektor 20 ist das Halbleitersubstrat 21 ein Einzelkristall aus ρ -Silizium mit einem im wesentlichen konstanten spezifischen Widerstand der Hauptmasse unterhalb etwa 0,1 Ohmcm. Das Substrat 21 ist etwa 1.000 Mikrometer dick. Die Epitaxieschicht 22 ist rund 30 Mikrometer dick und hat einen im wesentlichen konstanten spezifischen Widerstand oberhalb etwa 30 Ohmcm. Die η -Zonen 23 und 25 reichen beide, von der freiliegenden oberen Oberfläche der Epitaxie-

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schicht 22 an gerechnet, etwa O, 5 Mikrometer tief in die bezeichnete Epitaxieschicht hinein. Diese η -Zonen haben spezifische Widerstände von rund 0,1 Ohmcm und liegen etwa 250 Mikrometer auseinander. Die η-leitende Schutzzone 25. 5 kann etwa 3 bis 5 Mikrometer tief reichen und weist einen spezifischen Widerstand von rund 1 Ohmcm auf. Die Batterie 24 1 ;gt eine Vorspannung von etwa90 Volt an die η -Zone 23 und von etwa 100 Volt an die η -Zone 25 zum Feststellen von Ladungen an, wodurch über den η -Zonen 23 und 25 eine Potentialdifferenz von 10 Volt entsteht, die zwischen den bezeichneten Zonen ein elektrisches Driftfeld von etwa 400 Volt/ cm gebildet wird.

Die Querschnittform der η -Zonen 23 und 25 sollte in der Richtung senkrecht zur Zeichnungsebene (Fig. 1) genügend breit gemacht werden, damit die überwiegende Mehrzahl bzw. Majorität der in der Epitaxieschicht 22 gebildeten Elektronen, die in Reaktion auf die optische Anregung durch die auffallende Lichtquelle entstanden, länge Driftstrecken, die im wesentlichen

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parallel zueinander verlaufen, zu der η .Zone 25 driften. Auf diese Weise erhält man auf einen steilen Impuls von optischer Energie vorgegebener Wellenlänge in der Welle 11 hin eine ziemlich scharfe Eintreffzeitverteilung für driftende Elektronen, die bei der Avalanche- bzw. Lawinendurchbruchzone 25 eintreffen.

Der theoretische Hintergrund für den durch den Detektor 20 erfolgenden Ausgleich der Fasermaterialdispersion ist der folgende. Das Beugungsgitter 13 lenkt die jeweils längsten und kürzesten Wellenlängen ^ und ^₁ in der optischen Welle 11 (in einer speziellen Ordnung der Gitter ablenkung) auf Oberflächenstellen der Epitaxieschicht 22 ab, die sich zwischen den η -Zonen 23 und 25 befinden. Die kürzeren Wellenlängenkomponenten, die durch das Fasermaterial in der Regel zeitlich stärker verzögert worden sind (d. h. geringere Gruppengeschwindigkeit-größerer Gruppenbrechungsindex), werden vom Gitter entsprechend der gebräuchlichen Gitterformel:

m Λ = d· sin θ

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weniger abgelenkt. Ih dieser Gitterformel ist m die Ordnung der Gitterablenkung, d die räumliche Periodizität des Gittere und θ der Ablenkwinkel in Bezug auf die Gitterebenenormale. Um zu vermeiden, daß die verschiedenen Ablenkordnungen des· selben Gitters durcheinander geraten, ist es erforderlich, daß das Gitter so ausgewählt oder angefertigt wird, daß nur eine Gitterablenkordnung auf die tpraktische Schicht 22 auftrifft. Ih jedem Fall sollten die in der Fig. 1 nach linke und rechts orientierten Zonen 23 und 25 so aufeinander ausgerichtet werden, daß dfe durch Absorption der im Material der Faser 10 am meisten verzögerten Wellenlängenkomponenten in der Epitaxieschicht 21 gebildeten Elektronen den kürzesten Driftweg zur η -Zone 25 haben. Auf diese Weise werden die Wellenlängenkomponenten, die in der Faser 10 am stärksten verzögert worden sind, in der Verzögerungsleitung, die durch die Driftzone in der pi-Scbicht 22 zwischen den η -Zonen 23 und 25 gebildet wird, an ge rings ten verzögert. Also besteht eine Tendenz, daß die Elektronen-Ladungsträgerdriftzeiten die entsprechenden Verzögerungszeiten des optischen Faser-

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materials kompensieren. Die Verzögerungszeit t. in der Faser 10 kann mathematisch wie folgt ausgedrückt werden:

t_f = Ln¹Vc fl)

Dabei ist: L die Länge der Faser

n" * η* -λ (dn* /dk) der Gruppenbrechungsindex der

Faser

n* der Brechungeindex der Faser und c die Lichtgeschwindigkeit im Vakuum.

Der Abstand χ von der η -Zone 25 zum Feststellen von Ladungen (in einer Richtung parallel zum elektrischen Driftfeld, das die Batterie 24 über den Zonen 23 und 25 aufbaut), indem eine vorgegebene WellenlSngenkomponente auf die epitaktische pi-Schicht 22 gerichtet und dort absorbiert wird, ist gegeben durch:

χ = -mÄl/d + konstans. (2)

Dabei ist L der Abstand der Abstand des Gitters von der HaIb-

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leiterschicht 22 (wo die Linse 14 das Licht fokussiert). Also ist die Differenz der Driftver zöge rungs zeiten t.. - t = ^V)* innerhalb derer entsprechende Ladungsträger zur η -Zone 25 driften, nachdem sie durch die Wellenlängenkomponenten ^₁ und JL· gebildet worden Bind, z.B. gegeben durch:

-ΐη(Δλ )tydv_D. (3)

Dabei ist ν die Driftgeschwindigkeit von Elektronen in der

Driftzonen-Verzögerungsstrecke der pi-Schicht 22 und gleich Λ _o - /L. Auf der anderen Seite ergibt sich aus der

A 1

Gleichung (1), daß die Differenz At„ der optischen Verzöge

if

rungszeiten dieser selben Wellenlängenkomponenten in der Faser 10 gegeben ist durch:

L(An")/c. (4)

Dabei ist Δη" die Differenz der Brechungsindizes der Wellen längenkomponenten entsprechend mit den Wellenlängen /\ und

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in der Faser 10. Um ein Gleichsetzen der Verzögerungezeiten At und At zu kompensieren, sollten diese Verzögerungszeiten zu Null gesetzt werden, so daß, wenn man die Gleichungen (3) und (4) miteinander verknüpft, folgende Abgleichbeziehung entsteht:

- k. An"

dv_D c

Weil also Δ*ι"/Δ\ in linearer Näherung von der Wellenlänge unabhängig ist, können sämtliche Trägerwellenlängenkomponenten, die in dem Wellenlängenbereich zwischen A₁ und X in der Faser übertragen werden, der durch die Gleichung (5) ausgedrückten Bedingung leicht genügen, wenn die Länge L der Faser 10 in Verbindung mit den anderen relevanten Parametern in passender Weise ausgewählt wird. Es sollte in diesem Zusammenhang festgehalten werden, daß, wenn man &t gleichsetzt dem Betrage von etwa 40 Nanosekunden, das von der Batterie 24 in der Schicht 22 zwischen den η -Zonen 23 und 25 erzeugte elektrische Driftfeld etwa eine Feldstärke von

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400 Volt/cm hat, aufgrund derer die Elektronen mit einer Geschwindigkeit von rund 6x10 cm/Sek. driften. Wie weiter oben bereits festgestellt wurde, wird während des Betriebes zwischen den η -Zonen 23 und 25 eine Spannungsdifferenz von etwa 10 Volt aufrecht erhalten, damit dieses Driftfeld anliegt. Weil die Driftzone von Majoritätsträgern der Hauptmasse entleert ist und sämtliche η p-Übergänge (gebildet durch die Grenzflächen der η -leitenden Zonen 23 und 25 sowie durch die η-leitende Zone 25. 5 mit der pi-Schicht 22) in Sperrichtung vorgespannt sind, fließt nur ein relativ kleiner Leckstrom (in der Größenordnung von 1 Mikroampere oder weniger) durch den Fotodetektor 20. Also ist ein günstiges Merkmal des Fotodetektors 20 darin zu sehen, daß nur ehe relativ kleine fin der Größenordnung von 10~ Watt oder weniger) Gleichspannungs-VerStärkungsleistung erforderlich ist, um das Driftfeld zu unterhalten.

Die Fig. 2 zeigt ein alternatives spezielles Ausführungsbeispiel für eine Einrichtung zum Ausgleich von Faser mate rial-

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dispersion, bei der ein Verzögerungsleitungs-Fotodetektor verwendet wird, welcher anstatt in einem Avalanchediodendetektor, wie er bereits zuvor in Verbindung mit der Fig. 1 e rörtert vurde, in einem Transistordetektor endigt. Viele der Elemente sind dieselben oder ähnlich wie die bereits im Zusammenhang mit der Fig. 1 erörterten. Speziell die optische Faser 10 nebst Auetrittswelle 11 am ausgangs se itigen Ende dieser optischen Faser, die Eingangelinse 12, das Gitter 13 und die Linse 14 sind im wesentlichen die gleichen wie in Fig. 1. Der Verzögerungsleitungsdetektor 30 (Fig. 2) weist ähnliche Elemente wie die in dem Detektor 20 verwendeten (Fig. 1) auf und folglich sind diese Elemente mit den gleichen Bezugeziffern wie die h der Fig. 1 benutzten zuzüglich einer Ziffer 10 beschriftet worden. Der Verzögerungsleitungsdetektor 30 umfaßt ein η -Substrat 31, auf dem eine intrinsische oder halbintrinsische schwach η-leitende Epitaxieschicht 32 mit einem relativ hohen spezifischen Widerstand epitaktisch aufwachsen gelassen wurde. Die epitaktische v--Schicht 32 weist zwei ρ -Oberflächenzonen 33 und

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sowie eine η -Oberflächenzone 45 innerhalb der p-Zone 46 auf. Die η -Zone 45 dient als Emitter des Transistors, dessen Basis die p-Zone 46 ist, die charakteristischerweise (aber nicht notwendigerweise) elektrisch "in der Luft hängt" bzw. nicht kontaktiert ist. Eine Batterie 48 führt der p-Zone 33 bezüglich der p-Zone 46 eine Spannung negativer Polarität zu, wodurch ein elektrisches Driftfeld erzeugt wird, das Elektronen in der v^-Schicht 32 zur p-Zone 46 zu treiben sucht. Diese Elektronen werden in Reaktion auf die verschiedenen Wellenlängenkomponenten der zwischen diesen p-Zonen 33 und 46 auf die Epitaxieschicht 32 fallenden Wellenenergie gebildet. Sobald diese Elektroden bei der p-Zone 46 eintreffen, erzeugen eie einen Strom, der durch eine konventionelle Transistorverstärkungswirkung in dem Last widerstand R der mit der η -Emitterzone 45 verbunden ist, gekennzeichnet ist. Die Kollektorzone des Transistors dessen Emitter die η -Zone 45 ist) wird durch das η -Substrat 31 gebildet, an dem ein Ohmscher Metallplattenkontakt 37 befestigt ist. Über den die Batterie 44 eine geeignete Vorspannung an den Kollektor anlegt.

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Bei einer nur erläuterungshalber angeführten Ausführungeform ist die v-Zone 32 ein epitaktischer Süiziumhalbleiter mit einem im wesentlichen konstanten, spezifischen Widerstands wert von etwa 20 Ohm Zentimeter oder mehr. Die Batterie 48 führt der Zone 33 eine Vorspannung negativer Polarität von etwa 10 Volt zu. Hingegen führt die Batterie 44 dem η -Substrat 31 eine Vorspannung positiver Polarität von etwa 50 Volt zu.

In Betrieb arbeitet das in der Fig. 2 dargestellte Bauelement ganz ähnlich wie das in der Fig. 1 gezeigte, allerdings mit der Ausnahme, daß anstelle eines Lawinendurchbruches beim

Detektor im äußeren Belastungswiderstand R entsprechend

JLi

einem konventionellen Transistorverst&rkungemechanismue ein Strom erzeugt \drd.

Um die verschiedenen Zonen 23, 25 (Fig. 1) sowie 33, 46, 45 (Fig. 2) zu bilden, kann, wie bereits bekannt ist, konventionell maskiert, und können in Verbindung damit in geeigneter Weise Dotierstoffe eindifftindiert oder Ionen implantiert werden.

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Alternativ dazu kann eine Diffusion durch Ehlegieren erfolgen, um die Zonen 23, 25 und 33, 45 zu bilden.

Während die Fotodetektoren 20 bzw. 30 (Fig. 1 bzw. 2) in einer Auegleichseinrichtung zum Kompensieren von optischer Fasermaterialdispersion verwendet werden können, kann der Fotodetektor 50 (Fig. 3) in einer Einrichtung zum Kompensieren von optischer Faserdispersion verwendet werden, welche darauf zurückzuführen ist, daß Multimoden (Modendispersion) einer vorgegebenen Wellenlänge in der Faser vorliegen. Viele der Elemente fa Fig. 3 sind die gleichen wie die oben in Verbindung mit der Fig. 1 erörterten und folglich mit denselben Bezugsziffern versehen. In der Fig. 3 ist die von der Faser 10 abgegebene optische Ausgangsstrahlung 51 dadurch gekennzeichnet, daß verschiedene Moden unter verschiedenen Winkeln, die auf die Mittelachse 10. 5 der Faser bezogen sind, aus dem ausgabeseitigen Ende der Faser 10 austreten. Diejenigen Moden, die in der Faser am stärksten verzögert werden, treten bezüglich der Faserachse 10. 5 unter größeren

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Whkeln aus der Faser aus. Die Achse 10. 5 der Faser 10 ist lotrecht auf die freiliegende bzw. bestrahlte Oberfläche der pi-Halbleiterschicht 22 gerichtet, die, bezogen auf das ausgangsseitige Ende der Faser 10, im Fernfeld der optischen Strahlung gelegen ist und zwar derart, daß die verlängerte Achse 10. 5 den Mittelpunkt der η -Zone 23 in der Schicht
22 schneidet. Eine ringförmige, lokalisierte Oberflächenzone 55 vom η -Leitungstyp zum Feststellen von Ladung umgibt die η -Zone 23 symmetrisch. Der Außenrand dieser
Zone 55 ist ähnlich und aus demselben Grunde wie im Frlle der Zone 25 im Fotodetektor 20, die von einer Schutzzone 25. abgeschirmt ist, von einer η-leitenden ^lfSchutzring^lf-Zone 25.5 protektiert. Weil die aus der Faser 10 austretenden Moden ringsymmetrisch austreten, ist die η -Zone 55 aus diesem Grunde kreisförmig ausgebildet. Im übrigen wirkt die Zone 55 in vieler Hinsicht auf dieselbe Weise wie die in der Fig. abgebildete Zone 25 zum Feststellen von Ladungen. Die pi-Schicht 22 ist wegen der von der Batterie 24 bezüglich des ρ .Substrates 21 an die Zonen 23 und 55 angelegten Vorspan-

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nung in Sperrichtung von Ladungsträgern 'bis aif Ladungsträger, die, angeregt durch optische Strahlung, driften) entleert.

Im Betrieb des Fotodetektor 5C trifft die optische Strahlung entsprechend dem Umstand, daß verschiedene Moden unter verschiedenen Winkeln übertragen werden, verschieden weit von der zentralen η -Zone 23 auf die freiliegende Oberfläche des Fotodetektors 50 auf. Wie bekannt ist, werden nun in der Schicht 22 Elektronen-Löcherpaare erzeugt und zwar in Reaktion auf die in dieser Schicht erfolgende Absorption der erwähnten, auftreffenden optischen Strahlung. Speziell die Elektronen dieser Paare driften zur kreisförmigen η -Zone 55, in der - ähnlich der Arbeitsweise des in der Fig. 1 dargestellten Fotodetektor 20 - in Reaktion auf das Eintreffen dieser Elektronen ein Lawinendurchbruch erzeugt wird. .Als Folge dieses Lawinendurchbruches ist in dem Lastwiderstand R₁. ein scharfer Stromanstieg festzustellen. Weil diejenigen Moden, die in der Faser am meisten verzögert werden, am

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dichtesten bei der ringförmfeen Zone 55 zum Feststellen von Ladungen auf die Schicht 22 auftreffen, durchdriften die dabei erzeugten Elektronen den kürzesten Driftweg, ehe der
scharfe Anstieg des den Last widerstand R durchfließenden Stromes ausgelöst wird. Also erreicht man mit Hilfe des
Fotodetektors 50, daß die Modenverzögerung der verschiedenen durch die Faser 10 übertragenen Moden kompensiert wird.

Die zuvor beschriebenen speziellen Ausführungsbeispiele
können in vielerlei Hinsicht abgeändert werden. Z. B. können die η-leitenden Zonen des Verzögerungsleitungsdetektors 30 durch p-leitende Zonen und umgekehrt ersetzt werden. Das kann in Verbindung mit Halbleitern wie etwa Silizium- oder Gen aniumhalbleitern oder anderen geeigneten Halbleitern geschehen, in denen innerhalb einer entleerten Zone des
Halbleiters ein Driftfeld aufgebaut und entsprechend der Darstellung in Fig. 2 ein Transistor passend eingebaut werden kann. Wenn jedoch z. B. ein Siliziumhalbleiter für den Detektor

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(Fig. 1) verwendet wird, dann ist es unmöglich, den n- und p-Leitungstyp auszutauschen, weil beim gegenwärtigen Stand der Technik im Gegensatz zu den Elektronen kein praktikabler Lawinendurchbruch mit elektronischen Löchern erreicht werden kann. Das ist darauf zurückzuführen, daß im Falle eines Lawinendurchbruches, der von Löchern in Silizium eingeleitet wird, übermäßiges Rauschen auftritt. Doch können andere Halbleitermaterialien verfügbar werden, in denen Lawinendurchbrüche mit Löchern praktikabel sind, und es können in diesen Fällen die n- und p-leitenden Halbleiterzonen ausgetauscht werden.

Anstatt die relativ dünnen, aber einen hohen spezifischen Widerstand aufweisenden Schichten 22, 32, bzw. 22 der Fotodetektoren 20, 30 bzw. 50 epitaktisch aufwachsen zu lassen, was schwierig werden kann, wenn mehr als 50 Mikrometer dicke Schichten von hohem spezifischen Widerstand verlangt sind, können diese Schichten alternativ dazu gebildet werden, indem man zunächst aus Halbleitermaterial mit einem hohen spezifischen Widerstand

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entsprechend dünne Schichten mit hohem spezifischen Widerstand herstellt (et wa durch ein konventionelles mechanisches Polier- und chemisches Ätzverfahren), und dann die ρ -Zonen 21 von niedrigem spezifischen Widerstand {Fig. 1 und 3) oder die η -Zone 31 (Fig. 2) eindiffundiert oder implantiert.

Das Beugungsgitter 13 kann durch ein optisches Prisma ersetzt werden, wobei man sich daran erinnern möge, daß das Beugungsgitter 13 ausnahmslos eine Wellenlängendispersion erzeugt, die einer anormalen oder abweichenden Dispersion eines Prismas entspricht, so daß, wenn das optische Prismamaterial durch normale Dispersion gekennzeichnet ist, dann die Zonen 23 und 25 in Fig. 1 oder Zonen 33 und 46 in Fig. 2 ausgetauscht werden müssen. Darüberhinaus können anstelle der in den Fig. 1 und 2 abgebildeten Linsen 12 und 14 für optische Fokussierungszwecke Stücke von Fasern mit abgestuftem Brechungsindex verwendet werden. Schließlich kann der Fotodetektor 30 (Fig. 2) in fast derselben Weise, wie der Fotodetektor 20 (Fig. 1) modifiziert wurde, um den Fotodetektor 50 (Fig. 3) zu bilden, abge-

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ändert werden, um eine Fasermodendispersion (anstatt eher Fasermaterialdispersion) auszugleichen, indem man näirlich das Gitter 13 entfernt und die Zonen 45 und 46 so anordnet, daß sie sich ringförmig um die Zone 33 erstrecken.

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Claims

BLUMBACH ■ WESER ■ BERQEN & KRAMER

PATENTANWÄLTE IN WIESBADEN UND MÜNCHEN

DlPL-ING. P. G. BLUMBACH · DIPL-PHYS. DR. W. WESER · DIPL-ING. DR. JUR. P. BERGEN DIPL-ING. R. KRAMER

WIESBADEN ■ SONNENBERGER STRASSE 43 ■ TEL (06121) 562943, 561998 MÖNCHEN

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PATENTANSPRU CHE

Fotodetektor (20, 30, 50) zum Ausgleichen von Dispersion in optischen Fasern mit einer von Majoritätsladungsträgern der Hauptmasse entleerten Verzögerungsleitung (22, 32) und einer ersten Halbleiter zone (25, 46, 55) des einen Leitungstyps, die Teil eines elektrischen Detektors für driftende Ladungsträger in der Verzögerungsleitung ist,

gekennzeichnet durch mindestens eine zweite Halbleiterzone (21, 45) des gegenüber der ersten Zone entgegengesetzten Leituhgstyps im elektrischen Detektor zum Erhalt einer elektronischen Ausgangsverstärkung in Reaktion auf die driftenden Ladungsträger.

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2." Fotodetektor nach Anspruch 1,

dadurch gekennzeichnet, daß der elektrische Detektor eine Lawinendurchbruchsdiode aufweist.
3^ Fotodetektor nach Anspruch 2,

dadurch gekennzeichnet, daß der Fotodetektor eine bezüglich der zweiten Zone (21) an die erste Zone (25) gelieferte Vorspannung empfängt, damit unter Ansprechen auf Ladungsträger in der Verzögerungsleitung (22), die zur ersten Zone driften, ein sich nicht selbst erhaltender Lawinendurchbruch erzeugt wird.
4. Fotodetektor nach Anspruch 1,

dadurch ge kennzeichnet, daß der elektrische Detektor einen Transistor aufweist.

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5. Fotodetektor nach Anspruch 3 oder 4,

dadurch gekennzeichnet, daß eine Halbleiter zone (23, 33) desselben Leitungstyps wie die erste Zone (25, 46, 55) mit niedrigem spezifischen W iderstand und eine Vorspannungseinrichtung (24, 48) zum Anlegen einer ausreichend hohen Vorspannung an die erste und zweite Zone aufweist, um ein elektrisches Driftfeld zu erzeugen derart, daß die Ladungsträgerdriftzeiten von photonisch angeregten Ladungsträgern, die in der Verzögerungsleitung (22, 32) erzeugt werden und zum elektrischen Detektor driften, die Dispersion optischer Fasern bzw. optische Faserdispersion zu kompensieren suchen.

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