Avalanche-Photodiode

Avalanche-Photodioden bzw. Lawinenphotodioden (, APD), sind hochempfindliche, schnelle Photodioden und zählen zu den Avalanche-Dioden. Sie nutzen den inneren photoelektrischen Effekt zur Ladungsträgererzeugung und den Lawinendurchbruch (Avalanche-Effekt) zur internen Verstärkung. Sie können als das Halbleiteräquivalent zum Photomultiplier betrachtet werden und finden Anwendung bei der Detektierung sehr geringer Strahlungsleistungen, bis hin zu einzelnen Photonen, mit erreichbaren Grenzfrequenzen bis in den Gigahertz-Bereich. Die höchste spektrale Empfindlichkeit liegt dabei je nach verwendetem Material in einem Bereich von 250–1700 nm, wobei von einem Diodentyp immer nur ein Teilbereich abgedeckt werden kann. Eine Mischung aus Photomultipliern und Avalanche-Photodioden stellen Hybridphotodetektoren dar.

Datei:Avalanche photodiode.JPG

Avalanche-Photodiode

Aufbau und Funktion

Datei:APD2 German.png

Schematischer Schichtaufbau einer Si-APD. Die Farbverläufe stellen die Raumladungsverteilung bei angelegter Sperrspannung dar, mit dazugehöriger elektrischer Feldstärkeverteilung (unten).

Datei:APD3 German.png

Die durch Stoßionisation entstehende Ladungslawine in einer Si-APD. Photonen werden in der vollständig verarmten intrinsischen i-Schicht absorbiert und erzeugen dort Ladungsträgerpaare. In einer Si-APD werden die Elektronen zur Multiplikationszone hin beschleunigt und verursachen dort die Ladungslawine.

Avalanche-Photodioden sind für einen kontrollierten Lawinendurchbruch konstruiert und ähneln in ihrem Aufbau pin-Photodioden. Im Gegensatz zum p-i-n-Schichtaufbau dieser Dioden wird durch eine zusätzliche schmale und hoch dotierte p- oder n-Schicht die Raumladungsverteilung so modelliert (siehe mittlere Abb.), dass im Anschluss an die intrinsische i- bzw. π-Schicht ein Bereich sehr hoher elektrischer Feldstärkeverteilung erzeugt wird (siehe untere Abb.). Dieser Bereich fungiert als sogenannte Multiplikationszone und erzeugt die interne Verstärkung der Avalanche-Photodioden. Eine typische Si-APD besitzt ein p⁺-i-p-n⁺-Dotierungsprofil, wobei wie bei der pin-Diode die schwach p-dotierte intrinsische i- bzw. π-Schicht als Absorptionsgebiet dient. Beim Anlegen einer Sperrspannung driften die dort durch Photonen erzeugten freien Elektronen in die Multiplikationszone, die durch die Raumladungszone des p-n⁺-Übergangs erzeugt wird. Die Ladungsträger werden dann auf Grund der dort vorherrschenden hohen elektrischen Feldstärke stark beschleunigt und erzeugen durch Stoßionisation Sekundärladungsträger, die dann wiederum beschleunigt werden und ihrerseits weitere Ladungsträger erzeugen (siehe untere Abb.). Si-Avalanche-Photodioden werden mit Sperrspannungen, nahe der Durchbruchspannung, von einigen 100 V betrieben und erreichen eine Verstärkung von M = 100–500 (Multiplikationsfaktor).<ref name="Hering">E. Hering, K. Bressler, J. Gutekunst: Elektronik für Ingenieure und Naturwissenschaftler. Springer, 2005, ISBN 978-3-540-24309-0, S. 266–279. </ref><ref name="PE">Avalanche-Photodiodes – A User Guide. PerkinElmer 2010 (PDF; 80 kB).</ref> Oberhalb der Durchbruchspannung kommt es zum lawinenartigen Fortschreiten des beschriebenen Prozesses (Lawinendurchbruch), was zu einem (kurzzeitigen) Verstärkungsfaktor von einigen Millionen führt.

Multiplikations- und Zusatzrauschfaktor

Die Verstärkung wird wie oben beschrieben durch Stoßionisation der freien Ladungsträger verursacht, wobei je nach Material sowohl Elektronen als auch Löcher zur Vervielfältigung in der Multiplikationszone benutzt werden. Entscheidend sind die Ionisationskoeffizienten der Elektronen α_n und der Löcher α_p, die exponentiell von der elektrischen Feldstärke abhängen. Die Ladungsträger mit dem größeren Ionisationskoeffizient werden in die Multiplikationszone injiziert, um eine optimale und rauscharme Verstärkung zu erzielen (z. B. ist für Silizium α_n > α_p und für Germanium und Indiumphosphid α_n < α_p).

Der von der angelegten Sperrspannung U_R abhängige Multiplikationsfaktor M ergibt sich unterhalb der Durchbruchspannung U_BD näherungsweise wie folgt (I·R_S ist der Spannungsabfall über dem Serienwiderstand der Diode):<ref name="Hering" />

<math>M = \frac{1}{1 - \left(\frac{U_R - I R_S}{U_\mathrm{BD}}\right)^n}</math> ; mit n < 1 in Abhängigkeit von der Struktur und dem Material der Diode.

Bedingt durch die statistische Natur der Ladungsträgermultiplikation ist der Verstärkungsfaktor nicht konstant und es kommt zusätzlich zum Wärmerauschen (Johnson-Nyquist-Rauschen) zu einem verstärkten Schrotrauschen (engl. ). Dies kann dazu führen, dass sich bei großen Verstärkungen das Signal-Rausch-Verhältnis verschlechtert. Das zusätzliche Rauschen (engl. ) wird mit dem Zusatzrauschfaktor F(M) wie folgt angegeben:<ref name="Hering" />

<math>F(M) = kM + (1-k)\left(2-\frac{1}{M}\right)</math>,

wobei k das Verhältnis der Ionisationskoeffizienten der Elektronen und Löcher ist (für α_n>α_p gilt k=α_p/α_n bzw. für α_n<α_p ist k=α_n/α_p). Daraus folgt, dass zur Minimierung des Rauschens der Unterschied der Ionisationskoeffizienten möglichst groß sein sollte. Für Si beträgt k ≈ 0,02 und für Ge und III-V-Verbindungshalbleiter wie InP ist k ≈ 0,5.<ref name="Kwok">Kwok K. Ng: Complete Guide to Semiconductor Devices (Mcgraw-Hill Series in Electrical and Computer Engineering). McGraw-Hill Inc.,US, 1995, ISBN 978-0-07-035860-7, S. 425–432. </ref>

Zeitverhalten und Verstärkungs-Bandbreite-Produkt

Das Zeitverhalten einer Avalanche-Photodiode wird durch die Driftprozesse im Verarmungsgebiet und den Auf- und Abbau der Ladungsträgerlawine in der Multiplikationszone bestimmt, wodurch APDs langsamer als pin- oder Schottky-Photodioden sind. Die Transit- bzw. Laufzeit der Ladungsträger in der Multiplikationszone bestimmt maßgeblich die Zeitkonstante <math>\tau \sim</math> Mk, welche direkt proportional zur Verstärkung M, und dem Verhältnis der Ionisationskoeffizienten k ist<ref name="Kwok" /><ref name="Ma" /> (typische Werte liegen in der Größenordnung von <math>\tau</math> ≈ 1 ps). Das konstante Verstärkungs-Bandbreite-Produkt (, GBP, GBW od. GB) ergibt sich zu:<ref name="Hering" />

<math>M B = M f_\text{c} = \frac{1}{2\pi\tau}</math> (<math>f_\text{c}</math> ist die Grenzfrequenz, bei der der Strom um 3 dB zurückgeht).

Es lässt sich ein Verstärkungs-Bandbreite-Produkt für Si von ≈200 GHz und für Ge von ≈30 GHz<ref name="Hering" />, sowie für InGaAs basierte APDs von > 50 GHz<ref name="Nalwa" /><ref name="Hasko" /><ref name="Mikawa" /> erzielen. Weiterhin ist auch hierbei ein möglichst großer Unterschied der Ionisationskoeffizienten der Ladungsträger von Vorteil sowie eine möglichst schmale Multiplikationszone.

Materialien, Struktur und spektrale Empfindlichkeit

VIS-NIR Si- und Ge-APD

Datei:APD.png

Schematischer Querschnitt einer Si-APD (1-Metallkontakte, 2-Antireflexschicht aus Siliziumdioxid oder -nitrid)

Silizium ist das am häufigsten verwendete Material, da auf Grund des großen Unterschiedes der Ionisationskoeffizienten der Ladungsträger besonders rauscharme Avalanche-Photodioden hergestellt werden können. Die spektrale Empfindlichkeit reicht dabei je nach Ausführung von 300–1000 nm.<ref name="PE" /><ref name="LC" /> Die höchste Empfindlichkeit erzielen NIR-Si-APDs (500–1000 nm) mit einer maximalen spektralen Empfindlichkeit bei 800–900 nm.<ref name="LC2">Datasheets APD Modules (Memento vom 2. Februar 2014 im Internet Archive) LASER COMPONENTS GmbH (PDF-Datei, 229 kB)</ref><ref name="Hamam">Characteristics and use of Si APD (Avalanche Photodiode) (Memento des Vorlage:IconExternal vom 8. Juli 2010 im Internet Archive) Datei:Pictogram voting info.svg Info: Der Archivlink wurde automatisch eingesetzt und noch nicht geprüft. Bitte prüfe Original- und Archivlink gemäß Anleitung und entferne dann diesen Hinweis.@1@2Vorlage:Webachiv/IABot/neutron.physics.ucsb.edu Hamamatsu Photonics K.K. 2004 (PDF-Datei, 340 kB)</ref> Die für den kurzwelligen Spektralbereich optimierten Typen können bis 300 nm eingesetzt werden (maximale spektralen Empfindlichkeit bei 600 nm), was durch eine nahe der Oberfläche lokalisierte Absorptionszone ermöglicht wird. Dies ist erforderlich, da die Eindringtiefe der Photonen mit abnehmender Wellenlänge sinkt. Andererseits ist durch den Bandabstand E_g die maximal detektierbare Wellenlänge begrenzt, und für die Grenzwellenlänge λ_g ergibt sich mit:<ref name="Hering" />

<math>\lambda_g = \frac{hc}{E_g} = \frac{1{,}24 \;\mathrm{\mu m \cdot eV}}{E_g}</math> (<math>h</math> ist die Planck-Konstante und <math>c</math> die Lichtgeschwindigkeit)

für Si (mit E_g = 1,12 eV bei 300 K) ein Wert von 1100 nm (für λ > λ_g wird das entsprechende Material transparent).

Für Avalanche-Photodioden im Wellenlängenbereich über 1000 nm, wie sie in der faseroptischen Nachrichtentechnik benötigt werden, kann Germanium verwendet werden. Auf Grund der geringeren Energie der Bandlücke von E_g = 0,67 eV (bei 300 K) wird ein spektraler Empfindlichkeitsbereich von 900–1600 nm erreicht.<ref name="PE" /> Nachteilig bei Ge-APDs ist aber der hohe Zusatzrauschfaktor (der Ionisationskoeffizient der Löcher α_p ist nur wenig größer als der der Elektronen α_n) und der vorhandene hohe Dunkelstrom.

IR-APD mit Heterostruktur aus III-V-Verbindungshalbleitern

Datei:APD3.png

SAM-Bandstruktur einer InP/GaInAs-APD<ref name="Kwok" />

Für die Lichtwellenleiter-Übertragungstechnik im 2. und 3. Fenster<ref name="Gustedt">D. Gustedt, W. Wiesner: Fiber Optik Übertragungstechnik. Franzis’ Verlag GmbH, 1998, ISBN 978-3-7723-5634-6, S. 54. </ref> (1300 bzw. 1550 nm) wurden Avalanche-Photodioden aus III-V-Verbindungshalbleitern entwickelt, die bessere Eigenschaften als Ge-APDs besitzen, aber in der Herstellung bedeutend teurer sind. Geringere Zusatzrauschfaktoren und Dunkelströme werden durch die Kombination von III-V-Verbindungshalbleitern mit unterschiedlichen Bandabständen erreicht, wobei die Hauptvertreter InGaAs/InP-APDs darstellen. In so genannten SAM-Strukturen () wird Indiumgalliumarsenid (InGaAs) als Absorptionszone und Indiumphosphid (InP) als Multiplikationszone verwendet. Typischer Schichtaufbau ist dabei:

p⁺_InP, p_InP, n_InGaAs, n⁺_InP<ref name="Kwok" /> bzw.

p⁺_InP, n_InP, n _InGaAs, n⁺_InP<ref name="Ma">Changlin Ma: Characterization and modelling of SAGCM InP/InGaAs Avalanche Photodiodes Dissertation SIMON FRASER Univ. 1995, S. 22–44 (PDF-Datei; 5,1 MB)</ref>.

InP hat bedingt durch seine große Bandlücke von E_g = 1,27 eV (bei 300 K) einen geringeren Dunkelstrom und auf Grund eines günstigeren Verhältnisses der Ionisationskoeffizienten (α_n<α_p) lässt sich eine rauschärmere Verstärkung als in InGaAs erzielen. Die Löcher dienen hierbei als primäre Ladungsträger und werden von der InGaAs-Absorptionszone in die schwach dotierte n_InP- bzw. p_InP-Multiplikationszone injiziert. Entscheidend ist, dass die Verhältnisse so gewählt werden, dass die elektrische Feldstärke in der InP-Schicht hoch genug ist zur Ladungsträgervervielfältigung, sowie die InGaAs-Schicht vollständig verarmt ist, aber gleichzeitig gering genug, um in der Absorptionszone Tunnelströme zu vermeiden.<ref name="Nalwa">Hari Singh Nalwa: Photodetectors and Fiber Optics. Academic Press, 2001, ISBN 978-0-12-513908-3, S. 334–351. </ref> Durch Anpassung des Indium- und Gallium-Anteils lässt sich die Bandlücke von In_x-1Ga_xAs

<math>E_g = (0{,}36 + 0{,}63x + 0{,}43x^2)\,\mathrm{eV}</math> (bei 300 K)<ref name="NSM">Basic Parameters of In_x-1Ga_xAs at 300 K NSM data archive from the Ioffe Institute, St. Petersburg</ref>

zwischen 0,4 und 1,4 eV einstellen.

Für die Absorptionszone wird z. B. In_0,53Ga_0,47As verwendet, mit einer Bandlücke von E_g = 0,75 eV, womit ein ähnlicher spektraler Empfindlichkeitsbereich wie mit Germanium erreichbar ist (900–1600 nm). Eine Erweiterung dieses Bereiches über 1600 nm (L-Band) konnte durch die Erhöhung des In-Anteils in der Absorptionszone zu In_0,83Ga_0,17As erzielt werden, wobei bei diesen APDs eine zusätzliche In_0,52Al_0,48As-Schicht als Multiplikationszone Verwendung findet.<ref name="Mikawa">Takashi Mikawa, Masahiro Kobayashi, Takao Kaneda: Avalanche photodiodes: present and future. Proceedings of SPIE Band 4532 – Active and Passive Optical Components for WDM Communication, S. 139–145</ref>

Bedingt durch die Unstetigkeit der Energiebänder an der Grenze der Heterostruktur entsteht eine Potentialstufe, die zur Akkumulation der Löcher im Valenzband und zu einer Verzögerung im Zeitverhalten und zur Limitierung der Bandbreite der APD führt. Abhilfe schaffen hier so genannte SACM-Strukturen (engl. ), wo zwischen der Absorptions- und Multiplikationszone eine InGaAsP-(Grading)Schicht eingefügt wird, mit einer Bandlücke, die zwischen der von InGaAs und InP (0,75–1,27 eV) liegt. Eine typische Schichtstruktur einer SAGM-APD ist nach<ref name="Ma" /><ref name="Hasko">D. Haško, J. Kováč, F. Uherek, J. Škriniarová, J. Jakabovič and L. Peternai: DESIGN AND PROPERTIES OF InGaAs/InGaAsP/InP AVALANCHE PHOTODIODE. (PDF-Datei; 480 kB) Journal of ELECTRICAL ENGINEERING, VOL. 58, NO. 3, 2007, 173–176</ref> wie folgt:

p⁺_InP, n_InP, n⁺_InGaAsP, n_InGaAs, n⁺_InP.

Weiterentwicklungen sind SAGCM-Strukturen (engl. )<ref name="Nalwa" /><ref name="park">J.K. Park, I. Yun: Modeling of Avalanche Gain for High-speed InP/InGaAs Avalanche Photodiodes. Electron Devices and Solid-State Circuits, 2008, 1–4</ref> und Superlattice-Avalanche-Photodioden<ref name="Kwok" /><ref name="Nalwa" /><ref name="Mikawa" />, mit weiter verbesserten Rausch- und Verstärkungseigenschaften.

UV-APD aus (Al)GaN und SiC

In den letzten Jahren wurden spezielle Avalanche-Photodioden für den ultravioletten Wellenlängenbereich von 250–350 nm entwickelt, die auf Galliumnitrid (GaN) oder (4H)Siliciumcarbid beruhen.<ref name="Campbell1">Joe C. Campbell u. a.: Recent advances in avalanche photodiodes. In: IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics. Band 10, Nr. 4, Juli 2004, S. 777–787, doi:10.1109/JSTQE.2004.833971 (ece.ucsb.edu [PDF; abgerufen am 1. Februar 2014]). </ref><ref name="Friedrichs">P. Friedrichs, T. Kimoto, L. Ley, G. Pensl: Silicon Carbide. Band 2: Power Devices and Sensors. Wiley-VCH Verlag GmbH & Co. KGaA, 2010, ISBN 978-3-527-40997-6, S. 467–480. </ref><ref name="Shaw">G. A. Shaw et al. (MIT Lincoln Laboratory), S. Soloviev et al. (GE Global Research): Deep UV Photon-Counting Detectors and Applications. (Memento vom 1. Februar 2014 im Internet Archive) (PDF; 1019 kB) Proc. of SPIE – Advanced Photon Counting Techniques III, Volume 7320, 2009.</ref> Auf Grund der großen Bandlücke von E_g^GaN = 3,37 eV bzw. E_g^4H-SiC = 3,28 eV sind diese APDs relativ unempfindlich im Sonnenspektrum (engl. ) bzw. im sichtbaren Spektralbereich. Sie benötigen somit keine teuren optischen Filter zur Unterdrückung unerwünschter Untergrundstrahlung, wie sie bei den typischerweise in diesem Bereich eingesetzten Photomultipliern oder Si-APDs nötig sind. Weiterhin zeigen sie bessere Eigenschaften als PMTs in rauen Umgebungen und bei Hochtemperaturanwendungen, wie z. B. der Detektion oder Überwachung von Flammen (u. a. von Gasturbinen) oder zur Gammastrahlen-Detektion bei Tiefenbohrungen der Erdöl- und Erdgaserkundung<ref name="sandvik">P. Sandvik et al.: Harsh-Environment Solid-State Gamma Detector for Down-hole Gas and Oil Exploration, Phase II – Final Technical Report. GE Global Research, DOE Award Number: DE-FC26-04NT42107, 2007</ref>.

Mit Hilfe der metallorganischen Gasphasenepitaxie (MOVPE) können APDs in pin- und SAM-Struktur aus Galliumnitrid und Aluminiumgalliumnitrid (AlGaN), z. B. Al_0,36Ga_0,64N als Absorptionszone, auf Saphir-Substraten (mit einem AlN-Interface) hergestellt werden. Es lassen sich Quanteneffizienzen von bis zu 45 % (bei 280 nm) erzielen und es konnte der Nachweis einzelner Photonen im so genannten Geiger-Modus gezeigt werden.<ref name="McClintock1">R. McClintock et al.: Solar-blind avalanche photodiodes. In: Proc. of SPIE – Quantum Sensing and Nanophotonic Devices III. Band 6127, 2006.</ref><ref name="McClintock2">Ryan McClintock, Jose L. Pau, Kathryn Minder, Can Bayram, Manijeh Razeghi.: III-Nitride photon counting avalanche photodiodes. (Memento vom 16. Januar 2014 im Internet Archive) (PDF-Datei; 510 kB) In: Proc. of SPIE – Quantum Sensing and Nanophotonic Devices V. Band 6900, 2008, 69000N, doi:10.1117/12.776265.</ref>

Weit überlegen in ihren Eigenschaften sind APDs aus 4H-SiC. Sie sind langlebiger und zeigen geringes Zusatzrauschen, auf Grund eines günstigen Verhältnisses der Ionisationskoeffizienten der Ladungsträger von k ≈ 0,1. Im Gegensatz zur direkten Bandlücke von GaN ist der Abfall der Empfindlichkeit hin zum sichtbaren Spektralbereich aber nicht so scharf ausgeprägt. Es lassen sich Quanteneffizienzen von bis zu 50 % (bei 270 nm) erzielen und auch der Nachweis einzelner Photonen im Geiger-Modus konnte gezeigt werden.<ref name="Campbell1" /><ref name="Campbell2">Joe C. Campbell et al.: Low-Dark-Current SiC Avalanche Photodiodes. 210th Meeting of The Electrochemical Society, Meet. Abstr. 2006, Volume MA2006-02, Nr. 28, Pages 1320. (ma.ecsdl.org PDF).</ref>

Betriebsmodi

Strahlungsproportionale Betriebsweise

Unterhalb der Durchbruchspannung tritt eine sperrspannungs- und temperaturabhängige Verstärkung auf und Avalanche-Photodioden können zum Aufbau hochempfindlicher Photoempfänger mit strahlungsleistungs-proportionaler Ausgangsspannung verwendet werden, wobei die APD selbst als strahlungsleistungs-proportionale Stromquelle fungiert. Silizium-APDs besitzen zwar eine höhere äquivalente Rauschleistung als beispielsweise pin-Photodioden (da der Verstärkungseffekt stochastischen Mechanismen unterworfen ist), es können aber dennoch mit ihnen rauschärmere Photoempfänger aufgebaut werden, da bei konventionellen Photodioden derzeit der Rauschbeitrag des nachfolgenden Verstärkers wesentlich höher ist als derjenige der pin-Photodiode. Es werden APD-Verstärkermodule angeboten, die den temperaturabhängigen Verstärkungsfaktor der APD durch Anpassen der Sperrspannung kompensieren.<ref name="LC2" />

Geiger-Modus (Einzelphotonennachweis)

Einzelphoton-Avalanche-Diode (SPAD)

Avalanche-Photodioden (APD), die speziell für den Betrieb oberhalb der Durchbruchspannung im so genannten Geiger-Modus entwickelt wurden, werden als Einzelphoton-Avalanche-Diode (kurz SPAD für engl. ) oder auch Geigermode-APD (G-APD) bezeichnet. Sie erreichen eine kurzzeitige Verstärkung von bis zu 10⁸,<ref name="LC">Funktionsweise und Einsatzbereiche von Avalanche Photodioden (Memento vom 17. Oktober 2006 im Internet Archive) LASER COMPONENTS GmbH 2006 (PDF-Datei, 165 kB)</ref><ref name="stipcevic">M. Stipčević, H. Skenderović, and D. Gracin: Characterization of a novel avalanche photodiode for single photon detection in VIS-NIR range. In: Optics Express. Band 18, Nr. 16, 2010, S. 17448–17459.</ref> da ein durch ein einzelnes Photon erzeugtes Elektron-Loch-Paar auf Grund der Beschleunigung in der Multiplikationszone (hervorgerufen durch die hohe elektrische Feldstärke) mehrere Mio. Ladungsträger erzeugen kann. Durch eine entsprechende Beschaltung muss verhindert werden, dass die Diode durch den hohen Strom leitfähig bleibt (Selbsterhalt der Ladungsträgerlawine), was im einfachsten Fall durch einen Vorwiderstand realisiert wird. Durch den Spannungsabfall am Vorwiderstand senkt sich die Sperrspannung über der APD, welche dadurch wieder in den gesperrten Zustand übergeht (). Der Vorgang wiederholt sich selbsttätig und die Stromimpulse können gezählt werden. Beim wird durch eine spezielle Elektronik die Sperrspannung beim Erkennen eines Durchbruchstromes innerhalb weniger Nanosekunden aktiv abgesenkt. Danach wird durch erneutes Anheben der Sperrspannung über die Durchbruchspannung die SPAD wieder aktiviert. Durch die Signalverarbeitung der Elektronik entstehen Totzeiten von ca. 100 ns und es lassen sich somit Zählraten um die 10 MHz realisieren. Experimentell wurden 2011 auch schon Totzeiten von 5,4 ns und Zählraten von 185 MHz mit active quenching erreicht.<ref name="KIT">A. Eisele et al.: 185 MHz count rate, 139 dB dynamic range single-photon avalanche diode with active quenching circuit in 130 nm CMOS technology. Intl. Image Sensor Workshop (IISW’11), Hokkaido, Japan; 2011, R43 (PDF; 298 kB).</ref>

Neben durch Photonen erzeugten Elektronen-Loch-Paaren können auch thermisch generierte Ladungsträger einen Durchbruch in der SPAD erzeugen, der im Normalfall unerwünscht ist. Die Rate dieser Auslösungen wird als Dunkelzählrate (kurz DCR für engl. Dark Count Rate) angegeben und ist ein Hauptfaktor für das Rauschen einer SPAD. Der bisher geringste veröffentlichte Wert für die Dunkelzählrate (0,1 Hz/µm²) wurde bei SPADs des Fraunhofer-Instituts für Mikroelektronische Schaltungen und Systeme (IMS) gemessen<ref>Claudio Accarino, Gianluca Melino, Valerio Francesco Annese, Mohammed A. Al-Rawhani, Yash D. Shah: A 64x64 SPAD Array for Portable Colorimetric Sensing, Fluorescence and X-Ray Imaging. In: IEEE Sensors Journal. Band 19, Nr. 17, 1. September 2019, ISSN 1530-437X, S. 7319–7327, doi:10.1109/JSEN.2019.2916424 (ieee.org [abgerufen am 28. September 2020]). </ref>.

Die SPAD kann in der CMOS-Technologie gefertigt werden, sodass eine kostengünstige und hochintegrierte Herstellung ermöglicht wird<ref>CSPAD - Fraunhofer IMS. Abgerufen am 28. September 2020. </ref>. Gewünschte Schaltungen (active quenching, time-to-digital-converter, Zähler usw.) können nah an dem aktiven SPAD-Bauelement realisiert werden, um eine hohe Packungsdichte und somit einen hohen Füllfaktor zu erreichen.

Silizium Photomultiplier (SiPM)

Datei:SiPM IRST.JPG

Ein Silizium-Photomultiplier (SiPM), Größe des Arrays ca. 1 mm²

Der sogenannte Silizium Photomultiplier (kurz SiPM) besteht aus einem Array mehrerer Avalanche-Photodioden auf einem gemeinsamen Silizium-Substrat, die im Geiger-Modus, also oberhalb der Durchbruchspannung, betrieben werden. Jede APD-Zelle (Größe 10…100 µm) besitzt ihren eigenen Vorwiderstand und alle Zellen (100…1000) sind parallel geschaltet. Die Idee ist, einzelne Photonen nachweisen zu können (hohe Empfindlichkeit) und dennoch viele Photonen gleichzeitig messen zu können. Das Bauteil arbeitet also bis zu einer bestimmten Lichtstärke quasi analog, weil sich die Impulse der einzelnen Zellen summieren und jede Zelle dennoch Zeit zum Löschen hat.

SiPM vereinen die Vorteile von PMT und Festkörpersensoren, sie erfordern keine hohen Betriebsspannungen, sind unempfindlich gegenüber Stößen und Magnetfeldern und sind kleiner.<ref>Introduction to silicon photomultipliers (SiPMs). Firmenschrift der Fa. First Sensor AG (Deutschland), PDF, 6 Seiten, englisch, abgerufen am 14. Juli 2017.</ref><ref>Introduction to SiPM. (Memento des Vorlage:IconExternal vom 3. August 2017 im Internet Archive) Datei:Pictogram voting info.svg Info: Der Archivlink wurde automatisch eingesetzt und noch nicht geprüft. Bitte prüfe Original- und Archivlink gemäß Anleitung und entferne dann diesen Hinweis.@1@2Vorlage:Webachiv/IABot/www.sensl.com Firmenschrift der Fa. SensL Technologies Ltd. (Irland), PDF, 16 Seiten, englisch, abgerufen am 14. Juli 2017.</ref><ref>Slawomir Piatek: A technical guide to silicon photomultipliers (SiPM). (Memento vom 8. Juli 2017 im Internet Archive) Website der Fa. Hamamatsu Photonics, englisch.</ref>

Literatur

• E. Hering, K. Bressler, J. Gutekunst: Elektronik für Ingenieure und Naturwissenschaftler. Springer, 2005, ISBN 3-540-24309-7.
• Hari Singh Nalwa: Photodetectors and Fiber Optics. Academic Press, 2001, ISBN 0-12-513908-X.
• Kwok K. Ng: Complete Guide to Semiconductor Devices. 2. Auflage, John Wiley & Sons, 2002, ISBN 0-471-20240-1.
• Simon M. Sze: Physics of Semiconductor Devices. 2. Auflage, John Wiley & Sons, 1981. ISBN 0-471-05661-8.
• M. S. Tyagi: Introduction to Semiconductor Materials and Devices. John Wiley & Sons, 1991, ISBN 0-471-60560-3.

Weblinks

• Broadcom: Brief Introduction to Silicon Photomultipliers
• Hamamatsu MPPC (SiPM)
• Avalanche Photodiodes Tutorial (Memento vom 16. April 2015 im Internet Archive) (Olympus Microscopy Recource Center – Digital Imaging in Optical Microscopy).
• Detektion kleinster Lichtmengen mit Avalanche Photodioden (LASER COMPONENTS GmbH 2009, PDF; 223 kB).

Einzelnachweise

<references />