DE60101965T2 - Halbleiter-photodetektor mit horizontalem lichtzugang - Google Patents

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Description

  • Die vorliegende Erfindung bezieht sich auf Photodetektoren, insbesondere auf Photodetektoren mit horizontalem Zugang, z. B. Metall-Halbleiter-Metall-Detektoren (m-s-m-Detektoren), p-i-n-Detektoren und Vervielfältigungslawinendetektoren mit getrennter Absorption mit horizontalem Zugang (SAM-Lawinendetektoren mit horizontalem Zugang).
  • Silicium-Lawinenphotodioden (Si-APD) bieten eine sehr rauscharme Lawinenverstärkung, wenn sie in der analogen Betriebsart betrieben werden, weshalb Si das bevorzugte Material bei den kurzen Wellenlängen ist, bei denen Si ein guter Absorber ist. Die Si-Lawinendetektoren, die in der Geiger-Betriebsart arbeiten, bieten gegenwärtig die beste Lösung für die Erfassung von Licht mit sehr niedrigem Pegel bei den kurzen Wellenlängen, für die Si ein guter Lichtabsorber ist. Kommerzielle Si-Einzelphotonen-Lawinendetektoren (SPAD) können Zeitauflösungen von etwa 300 ps schaffen, wobei über Laborvorrichtungen mit 30 ps Zeitauflösung bei Zimmertemperatur berichtet worden ist. Es wird vermutet, dass ein wichtiger Faktor, um eine Hochgeschwindigkeitsleistung zu erhalten, um derart kurze Zeitauflösungen zu erhalten, in der Verwendung der kleinen Strukturen liegt, typischerweise mit einer 1 μm dicken Lichtabsorptionslage und einer 5 μm Querschnittslänge.
  • Die Telekommunikationsindustrie ist gegenwärtig an Lawinenphotodioden, die in der analogen Betriebsart arbeiten, für die herkömmliche Erfassung von schwachen Signalen und außerdem an SPAD-Detektoren für die Quantenkryptographie, die bei optischen Wellenlängen in der Größenordnung von 1,3 μm bis 1,55 μm arbeiten, bei denen Si ein schlechter optischer Absorber ist, interessiert. Bei diesen Wellenlängen bieten die Indiumgalliumarsenid/Indium phosphid-Strukturen (InGaAs/InP-Strukturen) eine bessere Lichtabsorption. Der Nachteil bei den Detektoren, die mit derartigen Materialien hergestellt sind, ist, dass die analogen APD eine rauschbehaftete Lawinenverstärkung liefern und die SPAD-Detektoren gegenwärtig eine Tieftemperaturkühlung erfordern, um Dunkelzählimpulse zu entfernen, wobei sie eine beste Geschwindigkeitsleistung in der Größenordnung von 300 ps Zeitauflösung bieten. Das CdHgTe-Materialsystem und die AlGaSb-Systeme sind ebenfalls für die rauscharme Lawinenerfassung bei längeren Wellenlängen von Interesse, sie erfordern aber wahrscheinlich ebenfalls eine Kühlung für die Unterdrückung von Dunkelströmen.
  • Für Detektoren mit sehr hoher Geschwindigkeit ist es notwendig, die Dicke der Absorptionszone zu verringern, um niedrigere Übergangszeiten zu ermöglichen. Außerdem sollte die Querschnittsfläche der Absorptionszone minimiert sein, um kleine Kapazitäten zu erreichen. Dies lässt ein kleines Volumen des Halbleiters, um das Licht zu absorbieren, was einen niedrigen Quantenwirkungsgrad mit sich bringen kann. Dies ist ein besonderes Problem, wenn sich die Wellenlänge des zu erfassenden Lichtes der Absorptionskante eines Materials nähert, weil die Absorption schwach wird.
  • Um die hervorragende elektrische Leistung von Strukturen auf Si-Basis bei den Wellenlängen in der Größenordnung von 1,3 μm und 1,55 μm beizubehalten, d. h. jenseits der Absorptionskante das Si, ist es möglich, in den Detektoren Absorptionslagen mit schmaler Lücke (epi-Lagen) aus einer mit mechanischer Spannung beaufschlagten Silicium-Germanium-Legierung (SiGe-Legierung) zu verwenden, um das Licht zu absorbieren. Durch die Verwendung relativ hoher Konzentrationen des Ge kann die Schwelle für die Absorption des unter Spannung gesetzten SiGe über 1,3 μm ausgedehnt werden. Um die niedrigere Lichtabsorption bei Wellenlängen von etwa 1,3 μm in SiGe zu überwinden, ist es außerdem möglich, Wellenleitergeometrien mit horizontalem Zugang zu verwenden. Durch die Verwendung des horizontalen Zugangs können durch das einfallende Licht relativ große Längen des SiGe durchlaufen werden (in der Größenordnung von 103 μm), während trotzdem erlaubt wird, dass die Dicke der SiGe-Lichtabsorptionslage in der Richtung des Flusses des Photostroms klein bleibt (in der Größenordnung von 1 μm), um den Hochgeschwindigkeitsbetrieb derartiger Detektoren zu ermöglichen. Die SiGe-Lage kann jedoch eine erhebliche Quelle von Verluststrom sein, wobei deshalb der Verluststrom umso größer ist, je größer das Volumen der SiGe-Lage ist. Außerdem kann für SPAD-Detektoren eine große horizontale Querschnittsfläche zu einer Ausdehnung der Lawinenaufbauzeit mit einem zugeordneten Beitrag zum Jitter führen. Außerdem sind kleine horizontale Querschnittsflächen für derartige Detektoren bevorzugt, um die Kapazität zu verringern und deshalb die den Detektoren der zugeordneten RC-Konstanten zu verringern, was für das aktive Löschen des Lawinenprozesses in derartigen Detektoren wichtig sein kann.
  • Die Photodetektoren, die auf anderen Halbleitermaterialien als Si basieren, können an den gleichen Problemen leiden, wie sie oben für Si erörtert worden sind, wenn sie entwickelt werden, um in der Nähe ihrer Absorptionskante zu arbeiten.
  • Ein 44 Halbleiter-Photodetektor, der auf den Flüstergangmoden basiert, ist aus US-A-5343490 bekannt.
  • Die vorliegende Erfindung schafft eine Konstruktion eines Photode tektors, die die oben erörterten Probleme überwinden kann.
  • Gemäß der vorliegenden Erfindung wird ein Halbleiter-Photodetektor mit horizontalem Zugang geschaffen, wie er in den beigefügten Ansprüchen dargestellt ist. Durch die Anregung verlustarmer Flüstergang-Ausbreitungsmoden bei innerer Totalreflexion wird verursacht, dass sich das auf den Detektor einfallende Licht wiederholt durch das Volumen der Lichtabsorptionslage ausbreitet. In dieser Weise wird der effektive Absorptionskoeffizient der Lichtabsorptionslage vergrößert, während eine Lichtabsorptionslage verwendet wird, die in der Richtung des Flusses des Photostroms dünn ist und die einen relativ kleinen horizontalen Querschnitt besitzt. Die Vorrichtungen gemäß der vorliegenden Erfindung können die Photoreaktion zu längeren Wellenlängen ausdehnen oder den effektiven Absorptionskoeffizienten von Materialien vergrößern, die an sich schwache Absorber sind. Folglich kann ein Detektor gemäß der vorliegenden Erfindung schnell sein und eine niedrige Kapazität besitzen und trotzdem einen hohen Quantenwirkungsgrad besitzen, weil der effektive Absorptionskoeffizient, zurückzuführen darauf, dass das einfallende Licht wiederholt um die Lichtabsorptionslage geleitet wird, hoch ist.
  • Der durch die Verwendung der vorliegenden Erfindung geschaffene optische Einschluss kann mit anderen Eigenschaften kombiniert werden, wobei eine besonders nützliche Anwendung ist, die Reaktion der Si-Lawinenphotodioden zu längeren Wellenlängen auszudehnen. Es ist z. B. geschätzt worden, dass die Lagen des unter Spannung gesetzten SiGe mit bis zu 50% Ge bei längeren Wellenlängen als 1,55 μm absorbieren können. Dies deutet daraufhin, dass es durch die Verwendung eines angelegten elektrischen Feldes zusammen mit einem starken optischen Einschluss unter Verwendung von Flüstergangmoden gemäß der vorliegenden Erfindung möglich sein kann, effiziente Detektoren zu erreichen, die bei der wichtigen 1,55-μm-Wellenlänge arbeiten.
  • Wenn die Lichtabsorptionslage einen höheren Berechnungsindex als das Material über und unter ihr besitzt, dann besitzt die Lage eine Wellenleiterwirkung und schließt das Licht innerhalb der Umgebung der Absorptionslage in der vertikalen Richtung ein. SiGe besitzt einen höheren Berechnungsindex als Si und erfüllt diese Anforderung. Im Allgemeinen besitzt die Lichtabsorptionslage eine niedrigere Bandlücke, wobei folglich erwartet werden würde, dass sie einen höheren Berechnungsindex als das umgebende Material besitzt. In einigen Fällen kann es jedoch Vorteile beim Vergrößern des vertikalen Einschlusses in der Umgebung der Lichtabsorptionslage geben, in dem Mantellagen mit niedrigem Berechnungsindex hinzugefügt werden. In Wellenleiterstrukturen auf GaAs-Basis werden z. B. häufig Aluminiumgalliumarsenid-Mantellagen (AlGaAs-Mantellagen) verwendet.
  • In einer bevorzugten Konfiguration ist der Photodetektor konfiguriert, dass er einen Wellenleiterabschnitt und einen Lichteinschlussabschnitt besitzt, die so beschaffen sind, dass der Wellenleiterabschnitt das Licht in den Detektor koppelt und das Licht in den Lichteinschlussabschnitt überträgt, um Flüstergang-Ausbreitungsmoden um den Lichteinschlussabschnitt anzuregen. In dieser Anordnung überträgt der Wellenleiterabschnitt das Licht in einem Winkel zur Grenze des Lichteinschlussabschnitts, der größer als der kritische Winkel der Grenze ist, in den Lichteinschlussabschnitt. Folglich erlebt das in den Lichteinschlussabschnitt übertragene Licht wiederholt innere Totalreflexion um den Umfang der Grenze des Lichteinschlussab schnitts, sodass sich das Licht wiederholt in Flüstergangmoden um den Lichteinschlussabschnitt ausbreitet. Vorzugsweise besitzt der Lichteinschlussabschnitt eine zylindrische äußere Grenze, wobei der Wellenleiterabschnitt das Licht im Wesentlichen tangential in Bezug zur zylindrischen äußeren Grenze in den Lichteinschlussabschnitt einleitet. Dieses Letztere ist eine gute Konfiguration, um in dieser starke und langanhaltende Flüstergang-Ausbreitungsmoden anzuregen.
  • Für sehr kleine Strukturen mit Durchmessern von einigen Wellenlängen kann es Vorteile bei der Verwendung von Lichteinschlussabschnitten geben, die im Gegensatz zu einem kreisförmigen Querschnitt einen polygonalen Querschnitt besitzen. Stark gekrümmte Oberflächen von Wellenleitern können Strahlungsverluste hervorrufen, wobei die Ersetzung der gekrümmten Seiten einer zylindrischen Struktur durch mehrere ebene Seiten einer polygonalen Struktur einen verbesserten Einschluss liefern kann.
  • In einer bevorzugten Ausführungsform umfasst der Detektor einen longitudinalen Wellenleiterabschnitt und einen zylindrischen Lichteinschlussabschnitt. Diese Konstruktion kann verbessert werden, indem der horizontale Querschnitt des Detektors verringert wird, indem die Lichteinschlußstruktur ringförmig gemacht wird. Dies ist möglich, weil die Flüstergangmoden dazu neigen, sich um den Umfang der Lichteinschlussstruktur auszubreiten.
  • Der Wellenleiterabschnitt kann konisch verjüngt sein, um die Größe der Grenzfläche zwischen dem Wellenleiterabschnitt und dem Lichteinschlussabschnitt zu verringern. Dies kann den Betrag der Streuung des eingeschlossenen Lichtes weg vom Umfang des Lichtein schlussabschnitts an der Grenzfläche zwischen dem Wellenleiterabschnitt und dem Lichteinschlussabschnitt verringern. Die Techniken für das Konstruieren derartiger Punktgrößen-Umsetzer sind gut etabliert, wobei nun 3D-Konen möglich sind, die die Kopplung des Lichtes in einen Detektor gemäß der Erfindung erleichtern würden.
  • Gemäß einer besonders bevorzugten Ausführungsform ist die horizontale Lichtabsorptionslage eine Lage des Lichteinschlussabschnitts. In dieser Weise wird das Licht durch den Wellenleiterabschnitt, der das Licht in den Lichteinschlussabschnitt und folglich in die Lichtabsorptionslage koppelt, in den Detektor gekoppelt. Das auf diese Weise in die Lichteinschlusslage gekoppelte Licht breitet sich um die Lichteinschlusslage in Flüstergang-Ausbreitungsmoden aus, wobei es in einen Photostrom umgesetzt wird.
  • In einer alternativen bevorzugten Ausführungsform, die diesen Verlustmechanismus nicht zeigt, kann ein Wellenleiter, der aus einem Material mit einem Berechnungsindex, der kleiner als der Berechnungsindex der Lichtabsorptionslage ist, hergestellt ist, in einem Detektor gemäß der vorliegenden Erfindung verwendet werden, um das Licht durch eine dämpfende Kopplung in die Lichtabsorptionslage zu koppeln und darin Flüstergang-Ausbreitungsmoden anzuregen.
  • In einer ersten Ausführungsform unter Verwendung der dämpfenden Kopplung kann die horizontale Lichtabsorptionslage vertikal über oder unter dem Lichteinschlußabschnitt aufgewachsen sein, wobei sie einen höheren Berechnungsindex als der Lichteinschlussabschnitt besitzt, wobei das Licht deshalb durch die dämpfende Kopplung vom Lichteinschlussabschnitt vertikal in die horizontale Licht absorptionslage gekoppelt wird. In dieser Ausführungsform besitzen die Lichteinschlusslage und die Lichtabsorptionslage einen gemeinsamen Umfang, weil ihre Umfänge die gleiche Form besitzen und übereinander aufeinander ausgerichtet sind.
  • In einer zweiten bevorzugten Ausführungsform unter Verwendung der dämpfenden Kopplung sind der Wellenleiterabschnitt und der Lichteinschlussabschnitt aus einem Material mit einem Berechnungsindex, der kleiner als der Berechnungsindex der Lichtabsorptionslage ist, hergestellt, wobei der Lichteinschlussabschnitt um den Umfang der Lichtabsorptionslage verläuft, um durch dämpfende Kopplung in der Lichtabsorptionslage Flüstergangmoden anzuregen.
  • Wenn die dämpfende Kopplung verwendet wird, können der Wellenleiterabschnitt und der Lichteinschlussabschnitt mit niedrigerem Berechnungsindex ein Polymer-Wellenleiter oder ein Nitrid-Wellenleiter sein, der z. B. Si3N4 umfasst.
  • Der oben erörterte Photodetektor kann ein p-i-n-Detektor sein. Alternativ kann der Photodetektor mit den oben erörterten Merkmalen ein Vervielfachungslawinendetektor mit getrennter Absorption sein. In diesem letzteren Fall kann sich die Lichtabsorptionslage vertikal über einer Lawinenlage befinden. Die Lawinenlage kann die gleiche Querschnittsform wie die Lichtabsorptionslage besitzen, oder alternativ kann die Lichtabsorptionslage als eine Mesastruktur über der Lawinenlage ausgebildet sein, um den Photostrom in die Mitte der Lawinenzone einzuleiten, wo das elektrische Feld am stärksten ist. Dies verringert den Jitter im Detektor. Wenn die Lawinenzone den gleichen Querschnitt wie die Lichtabsorptionslage besitzt, dann können neuartige Dotierungsprofile verwendet werden, um das Oberflächenfeld in der Lawinenzone zu verringern. Normalerweise sind die Seitenflächen der Lawinenzone z. B. abgeschrägt geformt, um das Oberflächenfeld zu verringern.
  • Der Detektor auf Silicium basieren sein und eine Siliciumgermanium-Lichtabsorptionslage umfassen, die das Licht bei etwa 1,3 μm absorbieren kann. Alternativ kann der Detektor ein Detektor auf Galliumarsenid-Basis (GaAs-Basis) sein, der eine Indiumgalliumarsenidnitrid-Lichtabsorptionslage (InGaAsN-Lichtabsorptionslage) umfasst, die das Licht bei etwa 1,3 μm absorbieren kann.
  • Die vorliegende Erfindung wird nun unter Bezugnahme auf die folgenden Figuren beschrieben, worin:
  • 1 eine perspektivische Ansicht eines Photodetektors schematisch zeigt, der eine Photonenflaschenkonstruktion umfasst, die einen zylindrischen Lichteinschlussabschnitt gemäß der vorliegenden Erfindung besitzt.
  • 2 zeigt einen Querschnitt durch die horizontale Ebene längs der Linie AA des Photodetektors nach 1.
  • 3a bis 3c zeigen die Ergebnisse einer Simulation des Photodetektors nach den 1 und 2, wobei sie graphische Darstellungen der Intensitätsverteilung des Feldes eines einfallenden Lichtimpulses bei sich verändernden Zeitschritten der Simulation umfassen.
  • 4 zeigt schematisch eine perspektivische Ansicht eines Photodetektors, der eine Photonenflaschenkonstruktion umfasst, die einen ringförmigen Lichteinschlussabschnitt gemäß der vorliegenden Erfin dung besitzt.
  • 5 zeigt einen Querschnitt durch die horizontale Ebene längs der Linie AA des Photodetektors nach 4.
  • 6 zeigt die Ergebnisse einer Simulation des Photodetektors nach den 4 und 5, wobei sie eine graphische Darstellung der Intensitätsverteilung des Feldes eines einfallenden Lichtimpulses bei sich verändernden Zeitschritten der Simulation umfasst.
  • 7 zeigt weitere Ergebnisse einer Simulation des Photodetektors nach den 1, 2, 4 und 5, wobei sie eine graphische Darstellung umfasst, die für verschiedene interne Durchmesser (RAI) des ringförmigen oder zylindrischen (RAI = 0) Lichteinschlussabschnitts des SPAD zeigt, wie die gespeicherte Feldenergie im Detektor mit der Zeit zerfällt.
  • 8 zeigt einen Photodetektor, der zu denjenigen ähnlich ist, die in den 1 und 4 gezeigt sind, der einen konisch verjüngten Wellenleiterabschnitt besitzt.
  • 9 zeigt einen Photodetektor, der zu denjenigen ähnlich ist, die in den 1 und 4 gezeigt sind, der einen Polymer-Wellenleiter besitzt, der das Licht durch Kopplung vom Polymer mit niedrigerem Berechnungsindex zum Halbleiter mit hohem Berechnungsindex in die Lichtabsorptionslage überträgt.
  • 10a bis 10d zeigen die Ergebnisse einer Simulation des Photodetektors nach 9, wobei sie eine graphische Darstellung der Intensitätsverteilung des Feldes eines einfallenden Lichtimpulses bei sich verändernden Zeitschritten der Simulation umfassen.
  • 11 zeigt weitere Ergebnisse der Simulation des Photodetektors nach 9, wobei sie eine graphische Darstellung zeigt, wie sich die gespeicherte Feldenergie im Dielektrikum (das den Polymer und den Halbleiter umfasst), in der SiGe-Absorptionslage und in der umgebenden Atmosphäre während der Simulation mit der Zeit verändert.
  • 12 zeigt einen p-i-n-Detektor gemäß der vorliegenden Erfindung.
  • 13 zeigt eine Alternative zum Photodetektor nach 1, in der der untere Teil der Struktur, die einen Wellenleiter und einen Zylinder umfasst, kein Licht absorbiert.
  • p-i-n- und -m-s-m-Detektoren (Metall-Halbleiter-Metall-Detektoren) werden in einem großen Bereich von Anwendungen verwendet, wobei die vorliegende Erfindung durch die Vergrößerung des effektiven Absorptionskoeffizienten erlaubt, dass der Betrieb näher zur Absorptionskante des absorbierenden Materials ausgedehnt wird, das in derartigen Detektoren verwendet wird. Die Idee gilt außerdem für neuartige Detektoren, die den Franz-Keldysh-Effekt verwenden, in dem sich die optische Absorption in starken elektrischen Feldern in einer in Sperrichtung betriebenen Diode zu längeren Wellenlängen ausdehnt. Durch das gleichzeitige Verbessern der effektiven Absorption durch den optischen Einschluss könnte der Nutzen dieses letzteren Vorrichtungstyps im hohen Maße vergrößert werden. Andere mögliche Anwendungen enthalten die mit der Lawinenverstärkung in Lawinenphotodioden kombinierte neue Lichteinschlussstruktur. Die Absorptionszone und die Lawinenzone können kombiniert werden, wenn die Struktur einfach eine p-i-n- oder m-s-m- Diode mit der Struktur in der 'i'-Zone ist, die in Sperrichtung betriebenen wird, um die Lawinenvervielfachung zu erzeugen, und geformt ist, um den optischen Einschluss zu vergrößern. Alternativ kann die Absorptionszone von der Lawinenzone in einer Vervielfachungsvorrichtung mit getrennter Absorption (SAM) getrennt sein.
  • 1 zeigt schematisch eine perspektivische Ansicht eines Photodetektors, der eine Photonenflaschenkonstruktion mit einem zylindrischen Lichteinschlussabschnitt gemäß der vorliegenden Erfindung umfasst. Die Lichteinschlussstruktur wird durch eine Halbleiterlage unterstützt, wobei für die p-i-n-Detektoren diese Lage verwendet werden würde, um den unteren Kontakt herzustellen. Für einen SAM-APD kann die Lawinenzone innerhalb dieser Lage gebildet sein. 2 zeigt einen Querschnitt durch die horizontale Ebene längs der Linie AA des Photodetektors nach 1. Die untere Hälfte der 2, die Halbleiterlage, die die Lichteinschlussstruktur unterstützt, ist als eine Lawinenzone für einen SAM-APD konfiguriert worden. Die überschüssigen Teile der Unterstützungslage in den 1 und 2 würden weggeätzt werden. 2 würde dann den vertikalen Querschnitt längs irgendeiner Linie darstellen, durch das Drehen von AA um das Zentrum, soweit wie die Verbindung mit dem Wellenleiter, erhalten wird.
  • Ein Beispiel einer Photonenflasche SPAD (2) gemäß der vorliegenden Erfindung, die eine Vervielfältigungslawinen-Photodiode mit getrennter Absorption (SAM-APD) ist, besitzt die Konfiguration, die in den 1 und 2 gezeigt ist. Die SPAD (2) besitzt eine stark dotierte P+-Kontaktzone (4), eine stark dotierte N+-Kontaktzone (6), beide aus Silicium, und eine Mehrfachquantentopfstruktur (8) aus Silicumgermanium (SiGe), die verwendet wird, um das Licht zu absorbieren.
  • Eine optionale Abstandslage aus Silicium (10) befindet sich zwischen der P+-Kontaktzone (4) und der SiGe-Mehrfachquantentopfstruktur (8). Die Lage (12) ist eine Lage aus dotierten Silicium, die verwendet wird, um das vertikale elektrische Feld von einem niedrigen Wert in der Absorptionszone (8) auf einen hohen Pegel in einer Lawinenzone (14) umzuschalten. Die Lagen des Si (10, 16) über und unter der SiGe-Lage (8) schließen das Licht innerhalb der SiGe-Lage (8) in der vertikalen Richtung ein. Wie aus den 1 und 2 ersichtlich ist, ist die Lawinenzone (14) abgeschrägt, um die Oberflächenfelder zu verringern. Die Lage (16) ist eine weitere Silicium-Abstandslage zwischen der Mehrfachquantentopfstruktur (8) und der Lawinenzone (14). Die Lage (12) kann sich, falls gewünscht, in der oberen Mesastruktur befinden.
  • Wenn die Zone der Absorptions-Mesastruktur des SPAD (2) kleiner als die Lawinenzone (14) ist, fließt der Photostrom in die mittlere Zone der Lawinenzone (d. h. weg von den abgeschrägten Kanten der Lawinenzone), wo das elektrische Feld am stärksten ist. Dies sollte den Jitter während der Anstiegszeit des Lawinenstroms verringern. Außerdem wird das Überschussrauschen eines Lawinenprozesses in starken elektrischen Feldern für den anfänglichen Anstieg des Lawinenstroms verringert.
  • Die obere Mesastruktur des SPAD (2), die den oberen Teil der Abstandlage (16), die Mehrfachquantentopfstruktur (8), die Abstandlage (10) und die P+-Kontaktzone (4) umfasst, ist konfiguriert, um die in 1 gezeigte Photonenflaschenstruktur zu bilden, die eine kurze Länge des longitudinalen Wellenleiters (18) umfasst, der in einem zylindrischen Abschnitt (20) endet. Das einfallende Licht wird an der Stirnfläche (22) in den Wellenleiter (18) gelenkt. Dieses Licht breitet sich längs des Wellenleiters (18) aus, wobei es im Wesentlichen tangential in den zylindrischen Abschnitt (20) eingeleitet wird, wobei es in Moden des Flüstergangtyps innerhalb des zylindrischen Abschnitts (20) gefangen wird und sich deshalb wiederholt um den Umfangsbereich der zylindrischen Struktur ausbreitet.
  • Die Flüstergangmoden (die manchmal als morphologieabhängige Resonanzen bezeichnet werden) sind elektromagnetische Moden mit hohem Drehimpuls, die Photonen entsprechen, die innerhalb des zylindrischen Abschnitts (20) durch wiederholte innere Totalreflexion von der inneren Umfangsfläche des Zylinders bei streifendem Einfall eingeschlossen sind und die nach dem Umkreisen um die innere Umfangsfläche eine Phasenbedingung erfüllen. Um diese Flüstergangmoden anzuregen, muss das Licht über dem kritischen Winkel für die Grenzfläche der Materialien an der einschließenden inneren Umfangsfläche in den zylindrischen Abschnitt (20) gekoppelt werden, um die innere Totalreflexion zu erreichen. Folglich ist die Photonenflasche SPAD (2) mit dem Wellenleiter (18) konfiguriert, der im Wesentlichen tangential zur inneren Umfangsfläche des zylindrischen Abschnitts (20) orientiert ist.
  • Der kritische Winkel für die SiGe/Luft-Grenzfläche ist ein Winkel von etwa 15°, wobei deshalb die innere Umfangs- oder Peripheriefläche der Lichteinschlussstruktur keinen kreisförmigen horizontalen Querschnitt besitzen muss, sondern sie einen polygonalen horizontalen Querschnitt besitzen könnte. Außerdem ist es nicht wesentlich, dass das Licht tangential eingeleitet wird, obwohl es in einem Winkel zur inneren peripherischen Einschlussfläche eingeleitet werden muss, der größer als der kritische Winkel ist, um die Flüstergangmoden anzuregen.
  • Das Licht tritt horizontal durch die Stirnfläche (22) in den SPAD (2) ein, bewegt sich längs des Wellenleiterabschnitts (18) und breitet sich dann um den zylindrischen Lichteinschlussabschnitt (20) aus. In dieser Weise kann das einfallende Licht innerhalb des Volumens der SiGe-Lage (8) innerhalb des zylindrischen Abschnitts (20) eingeschlossen werden, sodass ein Photostrom erzeugt wird. Dieser Photostrom fließt vertikal, wobei er durch die Lawinenzone (14) vervielfacht wird, um eine messbare Stromausgabe zu erzeugen. Die lichteinschließende zylindrische Struktur (20) besitzt die Wirkung der erheblichen Vergrößerung der effektiven Absorptionslänge der SiGe-Lage (8). Folglich kann die SiGe-Lage (8) ein kleines Volumen einnehmen. Infolge des horizontalen Zugangs des Lichts in den SPAD (2) und weil sich das Licht wiederholt um den zylindrischen Abschnitt (20) ausbreitet, kann die Lage (8) eine vertikal dünne Lage in der Größenordnung von einem Mikrometer sein, während sie immer noch eine ausreichend lange effektive Absorptionslänge bereitstellt, um einen feststellbaren Photostrom für niedrigere Pegel des einfallende Lichts zu erzeugen. Dies macht den SPAD (2) gemäß der vorliegenden Erfindung schnell und gibt ihm einen hohen Quantenwirkungsgrad im Vergleich zu den bekannten Detektoren auf Si/SiGe-Basis, die bei einer Wellenlänge von etwa 1,3 μm arbeiten. Außerdem besitzt die Lage (8) eine kleine horizontale Querschnittsfläche, die den Verluststrom verringert und den Jitter im Vervielfachungsprozess verringert.
  • Der Betrieb des SPAD (2) ist durch das Analysieren der optischen Lokalisierung eines Lichtimpulses, der sich innerhalb des SPAD (2) ausbreitet, unter Verwendung einer dreidimensionalen Simulation mit finiten Differenzen im Zeitbereich (FDTD) simuliert worden. Die Zeitentwicklung des Impulses innerhalb des Dielektrikums erlaubt dann, den Einschluss zu untersuchen, wobei sie außerdem Informationen über die parasitären Verluste durch die Oberfläche und von der Streuung am Übergang des Wellenleiters und des Zylinder bereitstellt. Weitere Einzelheiten über diesen Typ der Simulation können in den Büchern von A. Taflove mit dem Titel 'Computational Electrodynamics, The Finite-Difference Time-Domain Method', 1995 veröffentlicht von Artech House, und von Karl S. Kunz und Raymond J. Lubbers mit dem Titel 'The Finite Difference Time Domain Method for Electromagnetics', 1993 veröffentlicht von CRC Press, gefunden werden. Die Simulation wird begonnen, indem ein Gaußscher Impuls in den Hals des Wellenleiters (18) eingeleitet wird. Die Zeitentwicklung des Impulses innerhalb des Dielektrikums des SPAD (2) wird unter Verwendung der Standard-FDTD-Technik simuliert, die auf dem Yee-Algorithmus (siehe K. S. Yee, 1996, IEEE Trans. Antennas and Propagation, 14, 302, für weitere Einzelheiten) und den Mur-Absorptionsgrenzen zweiter Ordnung (siehe G. Mur, 1981, IEEE Trans. Electromagnetic Compatibility, 23, 1073–1077, für weitere Einzelheiten) basiert. Der Impuls wird über eine vertikale Ebene innerhalb des Halses des Wellenleiters (18) unter Verwendung einer Gaußsche Enveloppe, die einen Kosinus moduliert, der Form E(t) ∝ e–α(t – t0)cos[ω(t – t0)], t ≥ 0gleichmäßig eingeleitet, wobei
    E(t) = die Amplitude des elektrischen Feldes zum Zeitpunkt t,
    α = die Impulsbreite,
    t0 = der Zeitpunkt zur Spitze des Impulses,
    ω = die Frequenz, die einer Wellenlänge im freien Raum von 1,3 μm entspricht, und
    t = die Zeit
    sind.
  • Die Simulation beginnt zum Zeitpunkt t = 0, wobei der Wert von t0 eingestellt wird, um der Impulsamplitude zu erlauben, von einem Wert von 10–6 bei t = 0 auf einen Wert von 1 bei t = t0 anzusteigen. Der resultierende Impuls kann sich dann entsprechend den Maxwell-Gleichungen ausbreiten. Die räumliche Struktur des SPAD (2) wird unter Verwendung eines kubischen Gitters modelliert, das bei der Modellierung der zylindrischen Struktur (20) des SPAD (2) zu Treppenfehlern führt. Die Gittergröße wurde so gewählt, dass die Kanten des Gitterwürfels etwa ein Zehntel der Wellenlänge des Lichtes im Dielektrikum betrugen, wobei dies an den modellierten gekrümmten Kanten des Zylinders (20) einige schwache Störstrahlungsverluste vom Zylinder (20) ergibt, die in der Praxis nicht gesehen werden würden. Demzufolge wird vorhergesagt, dass die Ergebnisse der Simulation schlechter sein werden, als es in der Praxis erwartet werden würde, und eine niedrigere Grenze für die Verbesserung des effektiven Absorptionskoeffizienten der SiGe-Lage (8) ergeben werden, die durch die Photonenflaschenkonstruktion des SPAD (2) geschaffen wird.
  • Die Flüstergangmoden sind in den beigefügten 3a, 3b und 3c veranschaulicht, die ein Ergebnis der Computer-Simulation des Lichtes sind, das sich durch die SiGe-Lage (8) des Photonenflaschen-SPAD (2) nach den 1 und 2 ausbreitet. Die in den 3a bis 3c gezeigten graphischen Darstellungen zeigen einen Grundriss einer Flasche, der in einer horizontalen Ebene auf halber Höhe des Zylinders genommen worden ist. Die Kanten des Wellenleiters (18) und des Zylinders (20) sind in den 3a bis 3c in ausgezogenen Linien gezeigt, wobei die umgebende quadratische Grenze die Mur-Absorptionslage ist (siehe oben). Innerhalb der Grenze des SPAD (2) sind für verschiedene Nummern der Zeitschritte der Simulation in den 3a und 3b die Gitterpunkte von der Simulation graphisch dargestellt worden, die Feldintensitäten besitzen, die größer als die 0,9fache mittlere Feldintensität sind, während in 3c die Gitterpunkte von der Simulation graphisch dargestellt worden sind, die Feldintensitäten besitzen, die größer als die 0,1fache mittleren Feldintensität sind. In der Simulation betrug jeder Zeitschritt Δt 10–16 Sekunden.
  • 3a zeigt, wie sich ein eingegebener Gaußscher Lichtimpuls längs des Wellenleiters (18) und um den Umfang des Zylinders (20) ausbreitet. Sie zeigt eine dispersive Wirkung, die mit der Ausdehnung des Impulses in viele Flüstergangmoden im Zusammenhang steht. In 3a ist zum Zeitpunkt t = 500 × 10–16 s ein Lichtimpuls im Wellenleiter (18) zu sehen, wie er gerade im Bereich (24) in den Zylinder (20) eintritt. Zum Zeitpunkt t = 1500 × 10–16 s ist der Lichtimpuls im Bereich (26) zu sehen, wobei er sich etwa ein Viertel des Weges um die einschließende innere zylindrische Oberfläche des Zylinders (20) ausgebreitet hat. Zum Zeitpunkt t = 2500 × 10–16 s ist der Lichtimpuls im Bereich (28) zu sehen, wobei er sich etwa den halben Weg um die einschließende innere zylindrische Oberfläche des Zylinders (20) ausgebreitet hat. Zum Zeitpunkt t = 3500 × 10–16 s ist der Lichtimpuls im Bereich (30) zu sehen, wobei er sich über drei Viertel des Weges um die einschließende innere zylindrische Oberfläche des Zylinders (20) ausgebreitet hat. Die Dispersion des Impulses in die sich um den Zylinder (20) ausbreitenden Flüstergangmoden kann beobachtet werden. 3b zeigt den eingeleiteten Impuls nach einem Umlauf um den Zylinder, wobei bei t = 4500 × 10–16 s der Impuls im Bereich (32) zu sehen ist, wobei die Streuung am Übergang des Zylinders (20) und des Wellenleiters (18) beobachtet werden kann, da sich ein Teil des Impulses (32a) vom Hauptimpuls im Bereich (32) getrennt hat, wobei er zu sehen ist, wie er sich mit einer Komponente normal zur inneren Umfangsfläche des Zylinders (20) ausbreitet. Diese Streuwirkung stellt einen Verlustmechanismus für den Einschluss des Lichtimpulses dar. Der Impuls setzt seine Ausbreitung um den Zylinder (20) mit etwas Dispersion fort, wie im Bereich (34) bei t = 5500 × 10–16 s und im Bereich (36) bei t = 6500 × 10–16 s gezeigt ist. 3c zeigt die Intensitätsverteilung des Feldes nach drei Umläufen des Hauptimpulses um den Zylinder, wobei sie die Gitterpunkte mit einer Intensität graphisch darstellt, die 0,1 des Mittels bei t = 12.000 × 10–16 s überschreitet. Es sollte angemerkt werden, dass infolge verbesserten Konstruktion einer ringförmigen Lichteinschlussstruktur, die in der Ausführungsform nach den 4 und 5 gezeigt ist, in der Nähe der Mitte des Zylinders (20) eine sehr geringe Feldintensität vorhanden ist.
  • 4 zeigt schematisch eine perspektivische Ansicht eines Photodetektors, der eine Photonenflaschenkonstruktion umfasst, die einen ringförmigen Lichteinschlussabschnitt gemäß der vorliegenden Erfindung besitzt. Die Lichteinschlussstruktur wird durch eine Halbleiterlage stützt, wobei für p-i-n-Detektoren diese Lage verwendet werden würde, um den unteren Kontakt herzustellen. Für einen SAM-APD kann die Lawinenzone innerhalb dieser Lage gebildet sein. 5 zeigt einen Querschnitt durch die horizontale Ebene längs der Linie AA des Photodetektors nach 4. Die untere Hälfte der 5, die Halbleiterlage, die die Lichteinschlussstruktur unterstützt, ist als eine Lawinenzone für einen SAM-APD konfiguriert worden. Die überschüssigen Teile der unterstützenden Lage in 4 würden weggeätzt werden. 5 würde dann den vertikalen Querschnitt längs irgendeiner durch das Drehen von AA um die Mitte, soweit wie die Verbindung mit dem Wellenleiter, erhaltenen Linie darstellen. In 5 endet der zentrale Hohlraum (38) über der Lawinenzone.
  • Dieser Hohlraum kann sich außerdem durch die Lawinenzone erstrecken, wobei diese letztere Struktur bei Lichteinschlussstrukturen mit großem Durchmesser bevorzugt sein kann.
  • Die Computer-Simulationen zeigen, dass sich die Energie in den Flüstergangmoden zum Umfang des Zylinders hin befindet. Als eine Folge kann es besser sein, ringförmige Strukturen zu betrachten, in denen der zentrale Bereich des Zylinders weggeätzt ist. Durch die Verringerung der horizontalen Querschnittsfläche verbessern diese Vorrichtungen wahrscheinlich den Jitter und die Zeitauflösung in den SPAD-Vorrichtungen, wobei sie außerdem die Kapazität verringern. Durch die Verringerung des Volumens des Absorbermaterials mit schmaler Lücke sollten die Strukturen außerdem den Volumenverluststrom verringern, aber auf Kosten eines vergrößerten Oberflächenverluststroms.
  • 4 und 5 zeigen eine alternative Konfiguration eines SPAD (2') gemäß der vorliegenden Erfindung, der zu dem nach den 1 und 2 ähnlich ist, wobei gleiche Teile mit gleichen Bezugszeichen mit einem Strichindex nummeriert sind, mit Ausnahme, dass der Zylinder (20) durch einen Kreisring (21) ersetzt ist, d. h., in dem Zylinder (20) nach den 1 und 2 ist ein zentraler Hohlraum (38) gebildet. Für eine ringförmige Struktur (21), die einen äußeren Durchmesser D von 9 μ und einen inneren Durchmesser d von 0,4 D besitzt, zeigt 6, wie sich ein eingegebener Gaußscher Lichtimpuls längs des Wellenleiters (18') und um den Umfang des Kreisrings (21) ausbreitet. In 6 ist zum Zeitpunkt t = 1000 × 10–16 s der Lichtimpuls zu sehen, wie er vom Wellenleiter (18') tangential im Bereich (40) in den Kreisring (21) eingeleitet wird. Zum Zeitpunkt t = 3000 × 10–16 s ist der Lichtimpuls im Bereich (42) zu sehen, wobei er sich etwa zwei Drittel des Weges um die einschließende innere zylindrische Oberfläche des Kreisrings (21) ausgebreitet hat. Durch die Verwendung einer ringförmigen Struktur wird die horizontale Querschnittsfläche der oberen Mesastruktur des Detektors erheblich verringert, wobei dies verbesserte Zeitauflösungen und eine verringerte Kapazität erzeugt. Außerdem ist in der ringförmigen Struktur das Volumen der SiGe-Lage (8) verringert, wobei dies eine zugeordnete Verringerung des Volumenverluststroms erzeugt, der der Lage zugeordnet ist, aber auf Kosten einer zugeordneten Zunahme des Oberflächenverluststroms.
  • In der Simulation ist die mittlere gespeicherte Feldenergie <F2> eines Gaußschen Impulses innerhalb der SPAD-Struktur (2') als die Summe über alle Gitterpunkte innerhalb der Struktur des Quadrates des Betrags des elektrischen Feldes an jedem Gitterpunkt definiert. Dieser Wert <F2> ist in 7 als eine Funktion der Zeit für eine ringförmig strukturierte SPAD-Vorrichtung (2) mit einem äußeren Durchmesser von 9 μm und mit veränderten inneren Durchmessern (d in 4 und 5 oder RAI in 7) von 0 μm, 0,4 D und 0,75 D graphisch dargestellt. Die graphische Darstellung für d = 0 μm ist die graphische Darstellung für die SPAD-Struktur (2) nach den 1 und 2. Für kleinere Werte des inneren Durchmessers (d, RAI) sind die Kurven nach 7 gegen das Vorhandensein des zentralen Hohlraums (38) unempfindlich, dies zeigt die Nützlichkeit der ringförmigen Struktur (21) nach 4 und 5 für den Lichteinschluss an. Es sollte abermals angemerkt werden, dass die Simulation ein kubisches Gitter verwendet, das in der Simulation der gekrümmten inneren und äußeren Umfangsflächen des Kreisrings (21) Treppenfehler verursacht. Diese Rauigkeit führt zu Strahlungsverlusten in der Simulation, die in der Praxis nicht auftreten würden, wobei folglich der Abfall in der gespeicherten Energie, der in 7 für größere innere Durchmesser (d, RAI), z. B. RAI = 7,5 D, zu sehen ist, wenigstens teilweise mit diesem Effekt im Zusammenhang steht, weil die Oberfläche der inneren Umfangsfläche vergrößert ist. Wenn die gespeicherte Feldenergie <F2> approximiert wird, damit sie sich exponentiell mit der Zeit wie e–t/τ verändert, wobei τ eine Lebensdauer ist, dann kann aus 7 die Zerfallszeit für den Impuls innerhalb der Struktur nach den 4 und 5 (ohne Absorption des Lichtes, um einen Photostrom zu erzeugen), als τ = 5 × 10–12 s geschätzt werden, das zu einer Zerfallslänge in Silicium von 0,5 mm äquivalent ist. Dies ist ein parasitärer Zerfall, der mit dem Verlust durch die Grenzen der Einschlussstruktur im Zusammenhang steht, der nur vom Berechnungsindex abhängt, wobei er für Si und SiGe etwa gleich ist. Diese 0,5 mm-Zerfallslänge wird jedoch durch eine ringförmige Struktur mit einem äußeren Durchmesser D von 9 μm bereitgestellt, was einen Hinweis auf die Verbesserung des Absorptionskoeffizienten einer Lage aus SiGe (8) schafft, wenn sie in einer Photonenflaschenstruktur konfiguriert ist, die einen Hals oder Wellenleiterabschnitt (18, 18') und einen zylindrischen oder ringförmigen Abschnitt (20, 21) besitzt. Es sollte angemerkt werden, dass in dieser Simulation nichts des sich um die SiGe-Lage ausbreitenden Lichtes absorbiert wird.
  • Um die Streuung am Übergang zwischen dem Wellenleiterabschnitt (18) und dem Lichteinschlussabschnitt (20, 21) der Lichtabsorptionslage (8) zu minimieren, kann der Wellenleiterabschnitt (18, 18') konisch verjüngt sein, wie in 8 gezeigt ist, um den Übergang mit der zylindrischen äußeren Oberfläche des zylindrischen oder ringförmigen Abschnitts (20, 21) so klein wie möglich zu machen, ohne von der konischen Verjüngung einen zu großen Reflexionsverlust zu erleiden. Wenn eine Eingabe in den Wellenleiterabschnitt (18, 18') von einem Lichtwellenleiter erfolgt, ist es notwendig, um den Wellen leiterabschnitt (18, 18') zu konstruieren, um das Licht vor der tangentialen Einleitung in den zylindrischen oder ringförmigen Abschnitt (20, 21) von der Faser herunter zur Größe eines sehr kleinen Flecks zu konzentrieren.
  • Die vorwiegenden parasitären Verluste für die ringförmige Struktur nach 4 sind auf die Strahlung durch die Dielektrikum/Luft-Grenzfläche, die durch die Krümmung verursacht wird, die Oberflächenrauhigkeit und die Streuung vom Übergang zwischen dem Wellenleiter und der ringförmigen Struktur zurückzuführen. Eine weitere Möglichkeit ist in 9 gezeigt, in der der Wellenleiter (18) durch einen Polymer- oder Nitrid-Wellenleiter (44) ersetzt ist, wobei er einen Stufenberechnungsindex oder eine dämpfende Kopplung verwendet, um das Licht aus dem Polymer-Wellenleiter (44) in die zylindrische oder ringförmige Struktur des Lichteinschlussabschnitts 20, 21) zu koppeln. Der Wellenleiter besitzt einen longitudinalen Abschnitt (44a), in den das Licht über die Stirnfläche (44c) gekoppelt wird, und einen ringförmigen Abschnitt (44b), der die zylindrische oder ringförmige Struktur des Lichteinschlussabschnitts (20, 21) umgibt. Der Polymer-Wellenleiter (44) ist auf einer passivierenden Oxidschicht abgeschieden. Die Oxidschicht (43) muss dicker als etwa 0,4 μm sein, um die Kopplung in das Substrat (45) zu minimieren (siehe Siegert u. a., 1998, IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics, 4, 970–74, für weitere Einzelheiten). Die Wellenleitermoden des Lichts innerhalb des ringförmigen Abschnitts (44b) des Wellenleiters (44) werden durch dämpfende Kopplung in Flüstergangmoden um den Umfang des zylindrischen oder ringförmigen Lichteinschlussabschnitts (20, 21), zurückzuführen auf den höheren Berechnungsindex des Letzteren, gekoppelt. Der longitudinale Abschnitt (44a) des Wellenleiters (44) könnte außerdem konisch ver jüngt sein, um das einfallende Licht zu konzentrieren.
  • Die Verwendung von Polymer-Wellenleitern entkoppelt die Wellenleiterkonstruktion von der Konstruktion der ringförmigen Struktur, dies erlaubt z. B. 3D-Konen.
  • Der im Photodetektor nach 9 gezeigte Wellenleiter (44) könnte alternativ aus Si3N4 hergestellt sein, das einen Berechnungsindex besitzt, der zwischen dem von SiO2 und Si liegt.
  • Falls die Polymer- oder Si3N4-Struktur (44) auf einer horizontalen Lage des SiO2 (43) abgeschieden ist, muss sie einen Berechnungsindex (n) besitzen, der zwischen dem von SiO2 (n = 1,447) und Si (n = 3,4) liegt. Das Polymer oder das Nitrid ist im direkten Kontakt mit den vertikalen Wänden des Lichteinschlussabschnitts (20, 21) gezeigt, sodass die Energie, die sich in den Flüstergangmoden im Polymer oder im Nitrid (44b) ausbreitet, in die Flüstergangmoden im Halbleiter (20, 21) mit höheren Berechnungsindex übertragen wird, wo sie eingeschlossen wird. Alternativ könnte es eine Lage aus einem für Licht durchlässigem Material, z. B. SiO2, zwischen dem Zylinder (20, 21) und dem Wellenleiter (44) geben. Wenn diese Grenzflächenlage einen niedrigeren Berechnungsindex als das Material des Wellenleiters besitzt, dann muss sie ausreichend dünn sein, um die dämpfende Kopplung des Lichts in die Flüstergangmoden im inneren Zylinder (20, 21) zu erlauben. Die Verwendung des Polymers oder des Nitrids erlaubt die unabhängige Konstruktion der Wellenleiterkomponente und des Halbleiterdetektors. Sie beseitigt außerdem den Übergang des Wellenleiters (44) und der Einschlussstruktur (20, 21) in der Konstruktion des Halbleiterdetektors, der eine Quelle parasitärer Verluste ist.
  • Der Betrieb des Photodetektors nach 9 ist simuliert worden, wie oben beschrieben worden ist (mit Ausnahme, dass die Radien des Polymer-Wellenleiters und des Zylinders in Einheiten der Wellenlänge des freien Raumes anstatt in μm gemessen werden), wobei die Ergebnisse dieser Simulation in den 10a bis 10d und 11 gezeigt sind. 10 zeigt, wie sich ein eingegebener Gaußscher Lichtimpuls längs des Polymer-Wellenleiters (44) ausbreitet und wie er in den Zylinder (20) gekoppelt wird. In 10a kann der Lichtimpuls zum Zeitpunkt t = 500 × 10–16 s hauptsächlich im Wellenleiter (44) im Bereich (50) gesehen werden. Zum Zeitpunkt t = 1500 × 10–16 s kann der Lichtimpuls im Bereich (52) gesehen werden, wobei er sich etwa ein Drittel des Weges um die einschließende innere zylindrische Oberfläche des Wellenleiters (44) ausgebreitet hat, wobei eine erhebliche Menge des Lichts in den Zylinder (20) gekoppelt worden ist. In 10b zum Zeitpunkt t = 2500 × 10–16 s kann der Lichtimpuls im Bereich (54) gesehen werden, wobei er sich etwa zwei Drittel des Weges um die einschließende innere zylindrische Oberfläche des Wellenleiters (44) und des Zylinders (20) ausgebreitet hat. In 10c zum Zeitpunkt t = 4500 × 10–16 s kann der Lichtimpuls im Bereich (56) zerstreut gesehen werden, nachdem er einen vollständigen Durchlauf um die einschließenden inneren zylindrischen Oberflächen des Wellenleiters (44) und des Zylinders (20) abgeschlossen hat. 10d zeigt den eingeleiteten Impuls bei t = 7000 × 10–16 s. Die graphischen Darstellungen 10a bis 10d zeigen die Feldintensität, die vom äußeren Polymer (44) mit niedrigem Berechnungsindex in den inneren Zylinder (20) aus Si/SiGe mit hohem Berechnungsindex übertragen wird. Dies zeigt an, dass die optische Übertragung schnell ist, und dass es unwahrscheinlich ist, dass sie die Geschwindigkeit der Vorrichtung einschränkt. Das Polymer befindet sich im direkten Kontakt mit dem Zylinder, wobei deshalb die Energie zum Material mit höherem Berechnungsindex übertragen wird. Entsprechend den graphischen Darstellungen erscheint der Einschluss in der Si/SiGe-Lage besser als in den oben erörterten vorhergehenden Konfigurationen. 11 zeigt, wie sich die gespeicherte Feldenergie im Dielektrikum (das das Polymer und den Halbleiter umfasst) (44), in der SiGe-Absorptionslage des Zylinders (20) und in der den Wellenleiter umgebenden Luft mit der Zeit entsprechend der Simulation verändert. Dies zeigt den Lichteinschluss in der SiGe-Lage, der den effektiven Absorptionskoeffizienten der SiGe-Lage verbessert. Der parasitäre Zerfall der gespeicherten Energie in der SiGe-Absorberlage ist zu klein, um in dieser graphischen Darstellung erkennbar zu sein. Dies deutet daraufhin, dass in dieser Struktur die Strahlungsverluste im hohen Maße verringert sind.
  • Wie in den 1, 2, 4, 5, 8 und 9 gezeigt ist, ist der obere Teil des SPAD (2, 2') als eine Mesastruktur über den Lawinenzonen (14, 14') ausgebildet, sodass der in der Absorptionslage (8, 8') erzeugte Photostrom in die mittlere Zone der Lawinenzone (14, 14') fließt, wo das elektrische Feld am stärksten ist, d. h. weg von den Kanten (14a, 14b). Dies verringert den Jitter im Lawinenprozess und ist von speziellem Nutzen, wo die Absorptionslage (8, 8') einen niedrigen Oberflächenverluststrom besitzt.
  • Die in den 1, 2, 4, 5, 8 und 9 gezeigten Photonenflaschen-SPADs könnten anstatt aus einer Struktur aus Materialien auf Siliciumbasis unter Verwendung von Materialien auf Galliumarsenid- oder Indiumphosphid-Basis ausgebildet sein. Der SPAD (2, 2') könnte dann aus einem stark dotierten P+-Kontaktbereich (4, 4'), einem stark dotierten N+-Kontaktbereich (6, 6'), einer Feldumschaltlage (12, 12') und den Abstandslagen (10, 10', 16, 16'), alle aus Galliumarsenid, mit einer Mehrfachquantentopfstruktur (8, 8') aus Galliumarsenidnitrid, die verwendet werden würde, um Licht zu absorbieren, ausgebildet sein. Dieser Detektor würde geeignet sein, um Licht mit einer Energie ein wenig über der Bandlücke der Nitridlage zu absorbieren.
  • 12 zeigt einen p-i-n-Detektor gemäß der vorliegenden Erfindung, in dem gleiche Teile mit gleichen Bezugszeichen gekennzeichnet sind, an die ein '' angefügt ist. Das p-i-n besitzt eine Photonenflaschenstruktur, die zur oberen Mesastruktur der SPADs ähnlich ist, die in den 1 und 4 gezeigt sind, mit einem Wellenleiterabschnitt (18'') und einer Lichteinschlussstruktur (20'', 21''). Der p-i-n-Detektor umfasst eine p+-dotierte GaAs-Lage (60), eine gitterangepasste InGaAsN-Lage (62), eine n+-dotierte GaAs-Lage (64), einen oberen Metallkontakt (66) und einen unteren Metallkontakt (68), wobei er auf einem halbisolierenden Substrat aus GaAs (70) aufgewachsen ist. Der Wellenleiterabschnitt (18'') ist mit einer Isolationskerbe (72) ausgebildet, die gebildet werden kann, indem die p+-Lage weggeätzt wird. Die Isolationskerbe (72) kann nicht erforderlich sein, falls die Länge des Wellenleiters (18'') kurz gemacht worden ist, um die Absorption des Lichts darin zu minimieren. Wenn der obere Kontakt (66) ein Schottky-Kontakt ist, dann würde das Niveau der p-Dotierung in der Lage (60) niedrig sein, wobei die Isolationskerbe (72) abermals nicht erforderlich sein würde. Wenn der Detektor nach 12 unter Verwendung des Franz-Keldysh-Effekts betrieben wird, dann würde es keine Absorption im Wellenleiter (18'') geben, wobei das elektrische Feld nur an den zylindrischen oder ringförmigen Abschnitt (20'', 21'') angelegt werden würde, um die Absorption zu verursachen. Es ist außerdem möglich, über und unter der Absorptionslage in dieser Struktur AlGaAs-Mantellagen mit niedrigem Berechnungsindex aufzunehmen, um den vertikalen Einschluss zu verbessern.
  • Als eine Alternative zum Wellenleiter (18'') könnte ein Polymer- oder Nitrid-Wellenleiter verwendet werden, um das Licht in einer ähnlichen Weise wie der, die oben in Bezug auf den SPAD nach 9 erörtert worden ist, in den Lichteinschlussabschnitt (20'', 21'') zu koppeln.
  • Unter Verwendung der vorliegenden Erfindung kann ein GaAs-p-i-n-Detektor mit einer Aluminiumgalliumarsenid-Ummantelung (AlGaAs-Ummantelung) bei Wellenlängen betrieben werden, die länger sind, als normalerweise möglich ist. In dieser Weise könnte das p-i-n mit einer GaAs-Lawinenzone in etwa der gleichen Weise kombiniert werden, wie sie oben für SiGe/Si beschrieben worden ist. Es gibt außerdem viel Interesse an stickstoffdotiertem (N-dotiertem) GaAs, in dem 4% N ein unter Spannung gesetztes Material mit einer Bandlücke von 1 eV im Vergleich zur GaAs-Bandlücke von 1,4 eV ergeben. Die unter Spannung gesetzten Lagen des GaAsN sind in einer ähnlichen Weise zum SiGe/Si mit Lagen aus GaAs verschachtelt, wobei Lichteinschlussstrukturen gemäß der vorliegenden Erfindung hergestellt werden können. Ähnlich können N-dotierte InGaAs-Lagen an das GaAs gitterangepasst werden, wobei durch das Verändern des Prozentsatzes des In und des N erwartet wird, dass die Detektorreaktionen auf 1,3 μ und 1,5 μ ausgedehnt werden können. Außerdem gibt es eine kontinuierliche Entwicklung neuer Materialsysteme und -strukturen, wo die Lichteinschlussstrukturen gemäß der vorliegenden Erfindung nützlich angewendet werden könnten. Die Verwendung des Franz-Keldysh-Effekts (die Verschiebung der Absorptionskante im starken elektrischen Feld), kombiniert mit der Zunahme der effektiven Absorption von den Lichteinschlussstrukturen gemäß der vorliegenden Erfindung, ist ein Beispiel. In dem Fall der vorliegenden Erfindung würde das elektrische Feld an den zylindrischen Erfassungsabschnitt der im Folgenden erörterten Strukturen angelegt.
  • Die obigen Si/Ge-Strukturen können unter Verwendung der Standard-Si-Wachstumstechnologie hergestellt werden, die aus einem anfänglichen epitaktischen Wachstum der Halbleiterlagen, gefolgt von der Verarbeitung, besteht, wobei die Verarbeitung aus Folgen von Lithographie und Ätzen besteht. Ähnlich können die obenbeschriebenen Strukturen auf GaAs-Basis unter Verwendung der Standard-GaAs-Wachstumstechnologie hergestellt werden.
  • Eine zusätzliche alternative Ausführungsform zu der, die in den 1 und 2 gezeigt ist, ist in 13 gezeigt, wobei gleiche Teile durch gleiche Bezugszeichen gekennzeichnet sind. In der Ausführungsform nach den 1 und 2 enthalten der Wellenleiter (18) und der Zylinder (20) beide absorbierendes Material, wobei die Absorption im Wellenleiter ein unerwünschter Verlustmechanismus ist. Dieser Verlustmechanismus ist in der Ausführungsform nach 13 beseitigt, weil der Wellenleiter (46a) und der untere Abschnitt des Zylinders (46b) kein Licht absorbieren. Über dem unteren Abschnitt des Zylinders (46b) befindet sich ein oberer Zylinderabschnitt, der aus einem lichtabsorbierenden Material (8) einem relativ hohen Berechnungsindex besteht. Der obere Zylinderabschnitt könnte z. B. durch Epitaxie aufgewachsen sein.
  • Das in das Ende (46c) des Wellenleiterabschnitts (46a) eingeleitete Licht wird im unteren Zylinderabschnitt (46b) in Flüstergangmoden gefangen, wobei es schnell in die Flüstergangmoden im Material mit höheren Berechnungsindex des oberen Zylinderabschnitts übertra gen wird, wo es in der Lichtabsorptionslage (8) absorbiert wird.

Claims (20)

  1. Halbleiter-Photodetektor (2) mit horizontalem Zugang, der eine horizontale Lichtabsorptionslage (8) zum Umsetzen von Licht in einen Photostrom sowie Kopplungsmittel zum Durchlassen von Licht in die Absorptionslage umfasst, wobei die Lage so konfiguriert ist, dass sie in ihr vorhandenes Licht in Flüstergang-Ausbreitungsmoden einschließt, dadurch gekennzeichnet, dass die Kopplungsmittel so beschaffen sind, dass sie einen erheblichen Anteil des Lichts in die Absorptionslage als Flüstergangmoden durchlässt.
  2. Detektor nach Anspruch 1, der einen Lichteinschlussabschnitt, der Flüstergangmoden unterstützt, enthält, wobei der Abschnitt die Absorptionslage umfasst.
  3. Detektor nach Anspruch 1, bei dem die Kopplungsmittel einen Lichteinschlussabschnitt umfassen, der Flüstergangmoden unterstützt und sich vertikal über oder unter der horizontalen Lichtabsorptionslage befindet, wobei der Abschnitt einen Brechungsindex besitzt, der niedriger als jener der Absoprtionslage ist, und mit der Absorptionslage dämpfend gekoppelt ist, um an diese Licht zu übertragen.
  4. Detektor nach Anspruch 2 oder Anspruch 3, bei dem der Lichteinschlussabschnitt (20, 21) eine zylindrische äußere Grenze besitzt.
  5. Detektor nach Anspruch 4, bei dem der Lichteinschlussabschnitt (20) zylindrisch oder ringförmig ist.
  6. Detektor nach einem der Ansprüche 2 bis 5, bei dem die Kopplungsmittel einen mit dem Lichteinschlussabschnitt gekoppelten Wellenleiter umfassen.
  7. Detektor nach Anspruch 6, bei dem die horizontale Breite des Wellenleiters kleiner als die horizontale Breite des Lichteinschlussabschnitts ist.
  8. Detektor nach Anspruch 7, bei dem die horizontale Breite des Wellenleiters weniger als 1/8 der horizontalen Breite des Lichteinschlussabschnitts ist.
  9. Detektor nach einem der Ansprüche 6 bis 8, bei dem der Wellenleiter so beschaffen ist, dass er Licht direkt in den Lichteinschlussabschnitt durchlässt.
  10. Detektor nach Anspruch 9, bei dem der Wellenleiter (18) konisch verjüngt ist, um die Größe der Grenzfläche zwischen dem Wellenleiter und dem Lichteinschlussabschnitt (20, 21) zu verringern.
  11. Detektor nach Anspruch 9 oder Anspruch 10, bei dem der Wellenleiter mit dem Lichteinschlussabschnitt einteilig verbunden ist.
  12. Detektor nach einem der Ansprüche 9 bis 11, bei dem der Wellenleiter (18) Licht in den Lichteinschlussabschnitt (20, 21) unter einem Winkel zu einer Grenze des Lichteinschlussabschnitts über trägt, der größer als der kritische Winkel der Grenze ist.
  13. Detektor nach Anspruch 12 und Anspruch 4, bei dem der Wellenleiter (18) Licht in Bezug auf die zylindrische äußere Grenze im Wesentlichen tangential in den Lichteinschlussabschnitt (20, 21) einleitet.
  14. Detektor nach einem der Ansprüche 6 bis 8, bei dem der Wellenleiter einen Brechungsindex besitzt, der kleiner als jener des Lichteinschlussabschnitts ist, und bei dem der Wellenleiter um den Umfang des Lichteinschlussabschnitts verläuft, um Licht direkt durch dämpfende Kopplung einzukoppeln.
  15. Detektor nach Anspruch 14 und Anspruch 3, bei dem der Wellenleiter (44a, 46a) und der Lichteinschlussabschnitt (44b, 46b) aus Polymer hergestellt sind.
  16. Detektor nach Anspruch 14 und Anspruch 3, bei dem der Wellenleiter (44a, 46a) und der Lichteinschlussabschnitt (44b, 46b) aus Nitrid hergestellt sind.
  17. Detektor nach einem vorhergehenden Anspruch in Form eines Vervielfachungslawinendetektors mit getrennter Absorption.
  18. Detektor nach einem der Ansprüche 1 bis 16 in Form eines p-i-n-Photodetektors.
  19. Detektor auf Siliciumbasis nach einem der Ansprüche 1 bis 16, der als Lichtabsorptionslage eine Siliciumgermaniumlage umfasst.
  20. Detektor nach einem der Ansprüche 1 bis 16, der als Lawinendetektor mit einer Lawinenzone ausgebildet ist, wobei die Lichtabsorptionslage (18) als eine Mesastruktur über einem Mittelteil der Lawinenzone (14) ausgebildet ist.
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