当前位置:首页 >> 信息与通信 >>

雪崩光电二极管APD的特性与单光子探测研究


华南理工大学 硕士学位论文 雪崩光电二极管APD的特性与单光子探测研究 姓名:吕华 申请学位级别:硕士 专业:光学 指导教师:冯金垣;廖常俊 20050510

摘要

摘要
量子通信是当今世界非常热门的一门前沿信息科学技术,它是密码学和量子

力学相结合的产物,它的安全性由量子力学基本原理一一测不准原理和单

量子态
不可克隆定理所保证,因而越来越受到人们的重视。量子通信的基本要素主要包 括单光子源、量子编码与量子信息的传输、单光子探测技术。1 550nm是光通信 和量子通信的第三通信窗口,所以工作在1550nm波长和较高温度下,用于光子 计数的商用InGaAs/InP雪崩光电二极管在多个领域,尤其是在量子通信领域的应 用,受到了特鄹的关注。目前探测单光子的理想器件为工作在盖革模式的雪崩光 电二二极管(APD:avalanche photodiode)。在盖革模式中,APD被脉冲偏置在高于雪 崩电压的工作点,一旦有光子或热生成的载流子到达触发雪崩,就在电路中产生 电流。电流脉冲的上升时间标志着光予的到达时间。为了保证器件的安全1=作, 要求APD能自动终止雪崩,因此,要使用适当的外电路,无源或有源抑制电路来

熄灭雪崩和恢复APD的偏置电压。
本文对红外单光子探测技术进行了研究。首先介绍了光通信中常用的各种光 电探测器的工作原理及结构特点,分析了它们各自的优缺点。其次,用无源抑制

方式对单光子探测中常用的探测器件一一雪崩光电二极管(APD)进行了电流及倍
增特性研究,提出了一种利用无源抑制方法确定APD的暗电流雪崩电压的新方 法,并测定了各神APD的雪崩电压参数。同时,把EG&G公司的C30644E,
C30645E

APD和Epitaxy公司的ETX

40 APD BA series

ETX00408052-005进行了

比较,通过对其特性参数的分析,确定Epitaxy公司的APD具有良好的暗电流特 性和探测灵敏度,适用于单光子探测。根据特性分析结果,我们选择ETX
BA series 40 APD

ETX00408052.005进行了单光子计数实验,实验数据显示了单光子计数

测量。随后,我们介绍了APD单光子探测器及其工作方式,在此基础卜设计出一 种带门模式控制的无源.有源抑制集成电路,并提出了一种门控设计方案。最后, 我们对原来开发的水冷制冷腔进行了改进,设计出两套风冷制冷腔,为提高探测 器系统的实用性和集成度作了充分的准备。 对市售的雪崩光电二极管进行特性分析,为驱动电路设计提供了基础数据, 有利于更好的确定单光子探测方案。同时,新开发的单光子探测外围集成电路及

风冷制冷腔为提高探测器的安全性和灵敏度,实现器件的小型化创造了条件。

关键词:量子通信;单光子探测;雪崩光电二二极管;半导体制冷;尤源抑制;有 源抑制

华南理工大学硕十学位论文

Abstract

Quantum communication is



very popular information technology in the world

nowadays.It is the combination of cryptography and quantum mechanics.Its security is guaranteed by the principle of quamtum mechanics
SO

there has been



considerable

interest and widespread research effort in it.Quantum communication depends mainly
on

single—photon source,quantnm coding,transmission of quantum information and

single—photon detection technology.1 550nm is the third communition window for optical communication and quantum communication,SO InGaAs/InP avalanche

photodiode working in

1 550nm and room temperature,used for photon counting is quamtum communication is avalanche


given special attention,especially in the application in fields.At present the ideal detector for single photon

detection

photodiode(APD)working j

in Geiger mode,which APD is reverse—bias to

voltage

ust below the breakdown voltage and an electric pulse is superimposed on the DC
cause

bias to

the voltage above breakdown.Once the photon
current

or

thermal carrier arrives

avalanche breakdown will be triggered and the risetime of the
current

will flow in the circuit.The

pulse indicates the arrival of the photon.The avalanche
as

breakdown should be self-quenched to protect the APD,SO appropriate circuit,such

passive quench and active quench circuit is used to quench avalanche and reset the bias voltage ofAPD. This paper mainly studies the infrared single photon detection.First,it

introduces the principle and structure of varied photoelectric detectors used in optical communication,analyzes their merits and defects.Secondly,it studies the current and multiplication characteristics of APD with passive quenching method,puts forward new method to get the breakdown voltage and parameters of several APDs.At the
sRille
uses a

it to determine breakdown voltage compares C30644E,C30645E

time,it

APD of EG&G and ETX 40 APD BA series ETX00408052—005 of Epitaxy.concludes that Epitaxy APD is most fit to detect single photon.According to the analysis of characteristics,we choose Epitaxy APD to do the single photon counting experiment, the result photon shows single photon its counting measurement.Then we introduce single
an

detector and

working mode,and design

integrated

passive—active

quenching circuit with gate contr01.At last,we improve the water—cooled airproof cavity and design two sets of wind-cooled airproof cavity.These contribute to the

lI

Abstract

practicability and integrated extent of the detector system. The analysis of the characteristics of APD has offered the basic data for the design of drive circuit,it will be helpful to dertemine the scheme of single photon

detection.Moreover,the newly designed integrated detect circuit and the wind—cooled
airproof cavity contribute to improve the security and sensitivity of the detectot

Key

words:quantum

communication;single—photon

detection:

avalanche

photodiode;thermoelectricity cooling;passive quenching,active quenching

1II

华南理工大学

学位论文原创性声明
本人郑重声明:所呈交的论文是本人在导师的指导下独立进行研 究所取得的研究成果。除了文中特别加以标注引用的内容外,本论文 不包含任何其他个人或集体已经发表或撰写的成果作品。对本文的研 究做出重要贡献的个人和集体,均已在文中以明确方式标明。本人完 全意识到本声明的法律后果由本人承担。

作者签名:吕华

日期:2005年6月9日

学位论文版权使用授权书
本学位论文作者完全了解学校有关保留、使用学位论文的规定, 同意学校保留并向国家有关部门或机构送交论文的复印件和电子版, 允许论文被查阅和借阅。本人授权华南理工大学可以将本学位论文的 全部或部分内容编入有关数据库进行检索,可以采用影印、缩印或扫 描等复制手段保存和汇编本学位论文。

保密口,在——年解密后适用本授权书。
本学位论文属于 不保密口。 (请在以上相应方框内打“4”)

作者签名: 导师签名:

吕华

日期:

2005年6月9日 2005年6月9日

矽鲂互

日期:

第一章绪论

第一章绪论
1.1研究背景
随着信息科学和网络技术的迅速发展,人们对信息的需求越来越高,而现有 信息系统的功能已接近于极限值。由于目前很多加密技术都是从复杂的数学入手, 而数学的加密方法可能被数学方法攻破,加上计算技术的发展和破译能力的提高, 破译能力提高的速度甚至超过了计算速度的提高。目前广泛用于保护数据的公约 密码方法,公开密钥用于加密,秘密密钥用于解密,信息安全取决于所谓单向数 学函数的存在。但这种方法的安全性并不能从数学上得到证明。事实上,美国政 府认可的DES密码用了不长的时间就被破译了,取代DES的AES已经推出,但 面临着同样的安全问题。因此,信息科学的进一步发展势必要借助于新的原理和 方法,由于量子特性在信息领域中有着独特的功能,在提高运算速度、确保信息 安全、增大信息容量和提高检测精度等方面可能突破现有的经典信息系统的极限,

于是一门将量子力学应用于信息科学的新兴学科一一量子信息学便应运而生。该
学科是量子力学与信息科学相结合的产物,是以量子力学的态叠加原理为基础, 研究信息处理的一门新兴前沿科学。 量子保密通信是量子信息学的一个重要分支,它具有以下特点:1)量子通信 的信息传递可以不通过通信双方之间的空间,从而使通信丝毫不受通过通信双方 之间的空间环境的影响,即它是完全抗干扰的;2)量子通信的线路时延可以为零, 即与通信双方的距离无关,从而它是最快的通信方式;3)可以使第三方无法进行 干扰和窃听,信息载体完全可以只保存于信息的双方处,因此它是保密性最强的 通信方式;4)不存在任何电磁辐射污染,它是完全环保型的。 量子保密通信涉及了一个古老的关于传送密钥的问题,即如何在异地产生同 步随机序列的问题。身处异地的双方首先需要有密钥,才能对数据加密和解密。 而问题是如何传送密钥才能使密钥不致落入窃听者手中。在目前的量子保密通信 中,量子码是由单光子的偏振或相位调制改变的量子态来表示的0或1的随机序 列。这种密钥的形成过程为:Alice发送方随机地用偏振或相位调制改变光子的状 态,而收信方Bob也随机地选择光子的偏振方向或相位来测量光子。量子力学确 定一个量子态需要且仅需要两次测量,这种测量顺序是不可逆的。这样,根据协 议,他们得到的结果是唯一的。若窃听者Eve企图知道这一过程,他必然使量子 态发生某种改变而使Bob得到错误的结果而增加误码率。而密码是在确信无窃听, 即误码率很低以后才确定的。这样一种密码形成过程确保了量子密码术是绝对安

华南理:f大学硕士学位论文

全的密码技术。 可见,安全的光通信可借助于物理加密的方法实现。量子密钥分配(QKD或
()uantum—Key

Distribution)是量子力学原理在确保信息安全、网络可靠性方面的

应用。量予密码术使用单光子传递信息,量子码是用光予的量子态来表示的。任 何测量或复制会使量子态发生不可逆的变化,这就使任何窃听的企图都会被立即 发现。这是一种物理密钥交换技术。密钥交换是加密的基础。 量子保密通信要解决的一个关键的问题是单光子探测的问题。如何把单光子 信号检测出来,成为了国内外研究量子通信的主要课题之一。本文的主要任务就 是研究工作于光纤通信长波段(1 550nm)的探测器APD的特性,确定各项工作参 数,为设计出实用的单光子探测器做准备,同时,初步设计了单光子探测时进行 雪崩抑制的外围电路和制冷系统。

1.2国内外研究现状和发展趋势
量子密码术最早由美国科学家威斯纳于1970年提出m,他设想利用单量子态 来制造不可伪造的“电子钞票”。但这个设想的实现需要长时间保存单量子念,不 太现实。直到1984年IBM公司的Bennett和来自加拿大的Gilles Brassard提出了 第一个量子密码术方案,称为BB84协议,把单量子态用于传输信息,量子保密 通信才找到了具体的实现方法【2】。1992年,Bennett又提出一种更简单,但效率减 半的方案,即B92协议…。量子密码术并不用于传输密文,面是用于建立、传输 密码本。根据量子力学的不确定性原理以及量子不可克隆定理,任何窃听者的存 在都会被发现,从而保证了密码本的绝对安全,也就保证了加密信息的绝对安全。 目前量子密码通信多使用光子的相位特性进行编码,这种编码方式与最初利 用光子的偏振特性进行编码的方式相比。其好处在于对光的偏振态要求不那么苛 亥8。而光的偏振性会在长距离的光纤传输中退化,造成误码率的增加。近几年, 量子密码术得到了迅速的发展,很快证明了量子密钥分配可以在几十公里的范围 内实现,并且提出了很多种协议和密码传送方式。目前世界上研究量子保密通信 取得代表性成就的有英国、瑞士和美国。英国BT实验室主要研究用于银行的保 密通信业务,他们用相位调制取代偏振调制,在正在进行常规光通信的传输线上 完成量子通信,传输距离已经达到55公里【4l。瑞士日内瓦大学在FI内瓦湖底铺设 的23公里长民用光通信光缆中成功地进行了实用性实验,误码率为3.4%。同时, 他们利用法拉第镜消除了光纤中的双折射等影响因素,大大提高了系统的稳定性 和使用的方便性,被称为“即插即用”的量子密码方案【5】。在美国,Los Alamos国 家实验室的48公里量子密钥系统已经成功地运行进入第三年了,他们采用类似英 国的实验装置,以B92方案成功地在48公里的地下光缆中传送量子密钥[6 J,同时,



第一章绪论

i,os

Alamos还在770nm波长上进行了量子密码的自由空间通信,他们致力于克服

来自星空的巨大噪声背景和大气产生的光束晃动、散射等因素的影响,实现了与 卫星之间的量子保密通信,其传输距离在白天可达1公里,夜间可达1.8公早f7】。 另一方面,瑞典和日本合作,于1999年在光纤中成功地进行了40公罩的量子密 码通信实验[Sl。英国Heriot.Watt大学和康宁研究中心也于2001年完成了量子码传 输80公里的实验,量子误码率为9%191。 国内开展量子保密通信研究比较早,始于1985年,理论研究方面处于世界前 沿,在量子六态协议、量子码编码传输方式和量子克隆概率性质方面都有很多新 的思想,但是在实验条件方面和实验技术方面相对较弱。科学院北京物理所是国 内最早开展量子保密通信的单位,于1995年以BB84方案在国内首次做了演示性 实验[10l。华东师范大学也用B92方案在距离较短的自由空间罩进行了实验mI。1996 年中国科大(北京)研究生院信息安全国家重点实验室与北京物理所共同承担了 中国科学院院长基金项目,于2001年采用相位调制BB84协议,完成了850nm, 1.1公里的量子密钥分发实验,有效数据传送速率3bit/s,误码率9%左右m]。虽 然北京半导体所和上海技术物理所在研究雪崩光电二极管方面已有多年历史,但 日前使用的雪崩光电二极管还是来自进口。随着国内经济发展,科研经费投入的 增加,通过光纤传送的量子密码实验在几个单位都已经完成,但工作波长多在 850nm,目前迫切需要开发可实用的,使用热电制冷的红外探测器,实现在光通 信1310nm和1550nm波段的量子保密通信。

1.3本文的主要研究内容
本项目研究量子码探测器控制驱动器,具体研究红外单光子探测器的控制驱 动器。目标是研制用于市售的雪崩光电二极管的控制驱动器,以实现对红外单光 予的探测。量子码是用单光子的量子态来表示的,所以实现单光子探测是量子密 码术的基础和关键的技术。目前实现单光子探测从两方面入手,一是研究高灵敏 度的红外探测元件。本项目从另一方面,即从探测器的控制驱动器入手,实现 种门阈控制技术,使雪崩光电二极管工作于雪崩电压之上,开发其最高灵敏度。 而且,只有在光子到达时工作电压才高于雪崩电压,从而使雪崩能自动终止。再 采用阈值鉴别技术,用市售的铟镓砷雪崩光电二极管实现单光子探测。作为前期 工作,我们首先对市售的雪崩光电二极管进行特性研究,确定其雪崩电压及倍增 因子等参数,选择性能最优的APD作为单光子探测器件。同时,对单光子探测必 需的外围抑制电路和制冷结构进行设计。主要研究内容如下: 1.简单介绍光电探测器,对各种探测器特别是雪崩光电二极管的工作原理及 其结构进行介绍。



华南理丁大学硕士学位论文

2.研究雪崩光电二极管的工作特性,开发用无源抑制测试APD特性的方法。通 过实验确定APD的电流和倍增特性,并用无源抑制的全新方法准确测定了APD 的雪崩电压。 3,对同一一厂家不同型号的APD(EG&G的C30644E和C30645E)及不同厂家 fEG&G和Epitaxy)的APD进行了比较,得出Epitaxy系列APD具有最优的噪声 性能和探测特性。
4.用Epitaxy APD进行单光子计数实验,利用强衰减方案实现准单光子源,

实验数据显示了单光子计数测量。 5.简单介绍单光子探测器及其工作方式,在此基础上设计出一套带门控的无 源.有源混合抑制的APD外围控制电路,并开发出PCB集成电路印刷板。 6.介绍半导体制冷原理,开发单光子探测器常用的半导体制冷腔体结构。改 进原有的水冷制冷结构,设计出两套风冷型制冷腔,通过改进散热器和腔体结构 并利用热管提高散热效率,风冷系统已经能达到较好的效果。



第,:章光电探测器

第二章光电探测器
2.1光电探测器简介
光电探测器是光通信系统中的一个重要的基本单元。它的作用是把传送到接 收端的光信号转换成电信号,然后进行进一步的放大和处理。通常把光电探测器 分为两类;一类是根据外光电效应工作的,如我们熟悉的光电倍增管;一类是按 内光电效应工作的,如半导体光电器件或固体光电器件。 外光电效应和内光电效应统称为光电效应。光电效应的产生取决于入射光的 波长或频率,而与入射光强无关。光波的波长越短,频率越高,则每个光子的能 量就越大,于是就越容易产生光电效应。电真空器件中的光电管或光电倍增管是 利用外光电效应工作的,即入射光子打在阴极材料上,将其内部电子轰击出来形 成光电流,它随入射光强改变,从而可检测出光信号。而半导体光电器件(包括 光敏电阻,光电池,光电二极管,光电三极管,雪崩光电二极管等)利用的却是 内光电效应。内光电效应和外光电效应的区别就在于入射光子并不直接在光电材 料中轰击出光电子,而只是将光电材料内部的电子从较低的能态激发到较高的能 态,于是在低能态留下一个空位一空穴。而在高能态上产生一个能自由移动的电 子,从而产生所谓光生电子空穴对。对这种情况,光生电子空穴对虽然仍在材料 内部,但它改变了半导体光电材料的导电性能。如果设法检测出这种性能的改变, 就可探测出光信号的变化。 对于光通信系统来说,基于内光电效应的半导体光电探测器现在被广泛采用, 对于其性能有严格的要求: 第一,要求它对工作波长有较高的响应或灵敏度。也就是说,它应与光源的 发射谱线相匹配。目前广泛使用的A1GaAs激光器和发光二极管的发光区域在 800nm~900nm范围内,因此要求光电探测器在这一‘工作波长范围内有较高的灵 敏度。但是,从光纤传输损耗小和色散小的角度看,更感兴趣的是1100nm~ 1600nm这一光谱范围。光源目前已在朝这…光谱范围发展,光电探测器也势必 要朝该光谱区域方向发展。 第二,探测器的带宽要宽,或者说其响应速度要快,以满足光通信系统传输 的信息速率越来越高的要求。光通信的优点之一就是信息容量大,传输速率高。 目前光通信系统的传输速率一般为几百兆比特,单模光纤通信的传输速率更已达 几干兆比特。这就要求光电探测器要有足够快的响应速度,才能将信号提取出来。 第三,要求光电探测器引入的附加噪声小。光信号经过长距离传输后到达接



华南理:[大学硕士学位论文

收端,由于各种损耗,已经变得十分微弱,噪声已相对地比较大。因此噪声会对 信号会产生重要的影响。接收端的任务,实际上就是从噪声中提取信号。我们希 望由光电探测器引入的附加噪声越小越好,因为在光电转换过程中由探测器所引 入的任何附加噪声,都必将会被探测器后面的放大线路进一步放大而不可能被消 除,它严重地败坏了系统的性能。因此,作为接收系统最前端的光电探测器的噪 声问题,就成为十分关键的问题。而要探测器的附加噪声小,就要求光电探测器 的暗电流要小,泄漏电流小,以及并联电导小。另外,如果探测器本身具有内部 增益(如雪崩光电二极管APD),则要求这种增益的机理应当是尽可能无噪声的。 第四,当周围环境改变时,要求探测器的性能特性比较稳定,不随环境条件 的改变而变化。也就是说,要求探测器对外界环境不敏感。一般来说,光电探测 器的性能,如灵敏度,噪声,内增益等,都是随着周围温度的变化而改变的。为 了使探测器能稳定正常地工作,在许多应用中都加有温度补偿措施,如果探测器 对外界环境不敏感,这种补偿措施则可以得到简化。 除了上述要求外,对光电探测器还有其他一些要求:如对模拟光通信系统来 说,希望探测器的线性要好,否则在解调信号时会B1起失真。对光纤通信系统来 说,由于探测器前面和光纤相接,后面和放大器等电子线路相连,因此希望探测 器光敏面的大小能和光纤相匹配,便于光纤和探测器之间的耦合;探测器的结构 尺寸要小,便于封装;和后面电子线路的联结要方便。为了使用方便,还要求探 测器的供电电源尽可能简单,电源电压尽可能低,电流尽可能小等。 光电倍增管是一种重要的常用的光电探测器件,它在许多方面都能满足上述 要求,在大气光通信系统和一些测量系统中,有人就采用光电倍增管作为探测器。 但是,由于光电倍增管的体积比较大,所需的电源电压又比较高,所以它不适合 作为光纤通信系统中的光电探测器。半导体光电探测器或固体光电探测器在性能 咀及结构的紧凑性方面都比光电倍增管好,因此在光纤通信系统中被广泛地采用。 比如,目前广泛使用的硅光电二极管,包括Si.PIN和Si.APD,在850nm波长其 灵敏度比较高,响应速度快,可达几百兆甚至更高,暗电流小,并联电导几乎可 忽略,具有内增益的Si—APD所引起的过剩噪声较小以及器件的长期稳定性方面 都很吸引人。此外,硅光电二极管在结构尺寸上也可以做得很小,方便与光纤耦 台以及同后面的电子线路接口,即使是硅雪崩光电二极管fsi.APD).所需要的供 电电压也比较低。但硅光电探测器的响应波长局限在1100nm以内,而从光纤损 耗和色散角度来看,最适合传输信息的波长在1300nm附近,因此,在长波长领 域(1300nm~1600nm),常用的光电探测器为锗(Ge)光电探测器和铟镓砷磷 (InGaAsP)光电探测器。下面着重介绍半导体光电探测器。



第一一章光电探测器

2.2光电探测器的工作原理
半导体光电探测器覆盖了可见光波段、红外波段、远红外波段,有光电__:==极 管、PIN光电二极管、雪崩光电二极管和MSN(金属一半导体一金属)光电探测 器等不同的结构。 半导体材料能够制成探测器的依据是:它能够吸收光能并把光变为电。半导 体材料对光的吸收可分为以下五种机理:本征吸收、激子吸收、晶格振动吸收、 杂质吸收和自由载流子吸收。无论是直接带隙半导体还是间接带隙半导体,都能 制成光电探测器。光子能量较大(hy>E。)时,将发生本征吸收,而能量大于能带

同杂质能级之差(hy>Ec—E。或%一E,)时,可观察到杂质吸收、自由载流予吸收。
本征吸收、杂质吸收等是半导体吸收光的主要机制,从而构成光电探测器工作的 基础。 功率为巴的光入射到半导体材料内,传输一段距离后,由于上述吸收过程使 得光功率下降,它遵从以下指数规律只(x)=goe一,式中,只(x)为光传输‘段距 离后在体内X位置处的光功率。可见入射到半导体材料内的光功率会随着传输距 离的增大而指数衰减,其指数项中的系数口为吸收系数。对于每种材料来说,在 其本征吸收波长五。处,有一陡峭的吸收边:

E。=hy=^÷
/Lg

五。:丝:~1.24(2-2)
^o


2—
Eg £#

(2-1)

当入射波长比兄。短时,会发生强烈的吸收,而波长比五。长时,材料不吸收其 光子,即材料是透明的。换句话说,只要入射光的光子能量E大于半导体材料的 禁带宽度E,,就会发生光学吸收。因此,无论是直接带隙半导体材料(GaAs、 InGaAs等)还是间接带隙半导体材料(Si、Ge、SiGe等),都能用来制备半导 体光电探测器。

2.2.1光电二极管
最早出现的光电二极管实质上是一个反向偏置的PN结二极管。如图2.1所 示。在入射光的作用下,吸收区价带中的电子吸收入射光的能量并跃迁到导带中, 产生电子一空穴对,形成自由载流予。PN结在外加反向偏置电压的作用下有一 耗尽层,具有一定的电场。自由载流子电子和空穴在电场的作用下会在耗尽层中 漂移,分别向两端运动,而在扩散区中它们则作扩散运动,最终分别到达光电二 极管的两个电极,这样在外回路上形成光电流,在负载上产生一定的压降,从而 探测出光信号。这就是光电二级管能够探测光学信号的工作原理。在这里,反向



华南理工大学硕士学位论文

偏压的作用是加强内电场和加宽耗尽层。

入射光

金属层

负我电阻

l一:『斗 L N+——

Si02

耗尽层

图2.1光电二极管的结构原理图和电场分布图
Fig.2一l Structure and field distribution of photodiode

然面,由于扩散区中载流子的扩散运动速度较慢,大大影响了光信号的响应 速度,因而简单的PN结结构的光电二极管不能适应高频的应用。为了提高响应速 度,方法之一是加大反向偏压,使耗尽层宽度加宽,使耗尽区和吸收区尽量一致。 然而,增大反向偏压是很有限的,最好的方法是减少图2—1中N区的掺杂浓度,

使该区几乎达到本征半导体的情况,这就是下面讲到的PIN光电探测器。
2.2.2

PIN光电二极管探测器

如上所述,为了使普通光电二极管在量子效率和响应速度上都趋于理想的程 度,需要加宽耗尽层,为了实现这个目的,在P+和N+区之间加入一一低掺杂的I 区,如图2.2所示,由于不掺杂或掺杂浓度很低,材料接近本征,外加反向偏置 电压时,整个I区都为耗尽层。在耗尽层中的电场作用下,光生载流子电子和空 穴会很快地扫过耗尽层,并分别到达P+区和N+区,从而在外电路上形成光电流, 其响应速度得到大大的提高m J。 如果入射到半导体表面的光功率为昂,入射面的反射率为R,,那么表面处的

透射率为l—R,,入射进半导体的实际功率为%=Po(1一R,)。如果耗尽层的宽度 为W,则入射光传输到达w处时的光功率变为瑞e一,被半导体材料吸收了的功
率为:

P(w)=只o(1一e-”)

(2—3)

因此,入射光进入半导体材料传输一段距离W之后,吸收所产生的光电流,. 为:

1p:P掣:_e最(1-e-一)(1一R,)
以r 仃y

(2.4)

式中,P为电子电荷,hV为光子能量。从上式看出,光电二极管的光电流,。与入



第二章光电探测器

射光功率R成正比,光电流,。会随着入射光功率最的变化而变化。所以,我们可 以通过测量光电流,。的变化和大小来探测光信号R的强弱。

L P+——J


——H+——
图2—2 PIN光电二极管的结构原理图和电场分布图
Fig.2-2 Structure and field distribution of PIN

限制PIN光探测器响应速度的主要因素有:载流子横跨耗尽层的漂移时间; 载流子从非耗尽层区扩散所需时间;对PIN本身的电容和其它寄生电容的充、放 电时间;具有异质结构的PIN在异质结界面处存在的电荷积累。其中载流子的渡 越时间的影响是主要的,它取决于本征区的宽度缈和载流子的漂移速度v。如果 本征区太宽,光生载流子在该区的渡越时间t,=W/v较长而影响响应速度;如果 本征区太窄,又会使光的吸收区超出本征区,而本征区以外的区域不能产生有用 的光电流。载流子的漂移速度受到本征区内电场强度的控制。对硅来说,当电场 强度E<104V/cm时,漂移速度v。cE。在更高的场强下,电子和空穴将趋于各自 的散射极限速度:8.4×106cm/s(电子)、4×10。em/s(空穴)。如果渡越时间成 为响应速度的主要限制因素,对Si—PIN光电二极管来说,若取W=50/an,在50V 反向偏压下,对光脉冲响应的上升时间为O.5ns。对GaAs和InGaAs—PIN管来说, 为实现高速工作需使本征区完全耗尽,所需场强在50kV/cm以上(tnGaAs),以使 载流子达到极限速度。 总体上,PIN光电探测器具有高的响应率和高的响应速度,影响其探测灵敏 度的噪声源主要是热引起的散粒噪声,它比后面要讲到的雪崩光电二极管(APDl 的噪声小得多,同时制造PIN的工艺也已经成熟,因而PIN光电探测器获得了广 泛的应用。

2.2.3雪崩光电二极管(APD)探测器
从光电二极管的作用来说,在一定的信号光功率下,光生电流越大越好,即 要求光电=极管有较高的响应度,前面介绍的PIN光电二极管即使在最大响应度



华南理工大学硕士学位论文

卜,一个光子最多也只能产生一对电予一空穴对,是一种无信号增益的器件。为 r获得更高的响应度,人们研制出了一种带有内部增益的探测器件雪崩光电__:_二极
管(APD:Avalanche Photodiode)。在APD中由光吸收产生的光电流可以象光电倍

增管那样在APD内部得到放大,APD常用于接收弱光功率的场合。 APD对光电流的放大基于电离碰撞效应。在一定条件下,被加速的电子和空 穴获得足够的能量,能够与晶格发生碰撞而产生新的电子一空穴对,这种过程形 成?种连锁反应,结果由光吸收产生的一对电予一空穴对可以形成大量的电子一 空穴对而构成较大的二次光电流,从而APD可以具有较高的响应度。这种放大作 J目的大小由电子和空穴的碰撞电离系数a和芦决定,口和声与半导体材料及使电 子和空穴加速的电场有关。 一种拉通型的结构能够实现载流子倍增以及高量子效率和高响应速度的统 一。其结构和电场分布图见图2.3 m】。与PIN结构不同的是,这类器件是。种 }’+IPN+多层结构,比原来的PIN光电二极管多了一层P型层,入射光透过增透层 入射进半导体材料内,产生光生载流子电子一空穴对。如果在雪崩光电二极管上 加有一反向外加电压,则在PN+结附近有一高电场存在。高场区内承受了所加反 向偏压的大部分压降。光生载流子在这一高电场区中被加速,获得很高的能量。 如果耗尽区内场强足够大,大到等于碰撞电离所需最小场强,则光生载流予会碰 撞能带中束缚的电子和空穴,使之电离。新生的载流子也受到高电场的加速,从 而得到足以产生进一步电离的能量。电场作用下,自由载流子被大大加速,并同 束缚的电子和空穴发生碰撞,使它们电离,电离了的电子和空穴又再参与这种过 程,从而使载流子的浓度成倍地增加,产生雪崩倍增效应。在二极管的击穿电压 以下,产生的载流子总数是一定的,而在接近击穿电压或击穿电压以上,产生的 载流子数量则大得多。 “拉通”一词来源于光电二极管的工作特性。当外加反向偏压较低时,大部 分电压降发生在PN+结两端。增大偏压,耗尽层的宽度随反向偏压的增加而增加。 当反向偏压增大到某一值时,耗尽层的宽度刚好“拉通”到几乎整个本征的I区。 在此条件下,虽然I区比P区宽得多,其电场也比高场区弱得多,但足以使载流 子保持一定的漂移速度,在较宽的I区内只需短暂的渡越时间。这样一束,雪崩 光电二极管既能获得快的响应速度,又具有一定的增益,同时还降低了过量噪声。 “拉通”结构的APD的最佳性能与器件的几何尺寸和P区的掺杂水平有关。 P区掺杂浓度过高,会使全部反偏压降落在高场倍增区,在I区开始耗尽以前, 高场强使载流子急剧倍增,但所产生的载流子无法在I区获得漂移速度或只有非 常低的速度,因而探测器的响应速度很低。反之,P区掺杂浓度太低,则I区将 很快耗尽,这会导致开始雪崩所需的电压太高。只有合适的掺杂浓度,才能使电 场拉通整个I区。
lO

第二章光电探测器

由此可见,拉通型雪崩光电二极管中 增区与漂移区分隔丌来,这样的结构特点 又可以得到商的量子效率和响应速度。

将吸收区和倍增区溶为一体,而将倍 使雪崩光电二极管既得到内部增益,

/攀
P+

图2.3拉通型雪崩光电二极管的器件结构和电场分布
Fig.2—3 Structure and field distribution of avalanche photodiode

2.3光电探测器的结构
2.3.1

PIN光电二极管的结构

PIN光电二极管由一个PN结构成,具有台面和平面两种器件结构。它们的主 要特点为:相对后面谈到的APD光电二极管而言,PIN光电二极管的结构简单,制作 容易,外加一20V的反向电压就能稳定地工作,并具有相当好的光电响应、低噪声、 宽频带等特性。它在工作时没有增益,因而没有放大的作用。即使如此,它至今依 然是光纤通信等应用系统中占主要地位的器件,常常同FET(场效应晶体管)或

HBT(异质结双极晶体管)一起组合构成混合式的光电集成电路一一光波接收模
块。 图2-4为一个台面InGaAs光电二极管的各层结构和剖面图。可以看出,它的 核心部分为N—InP、吸收层I-InGaAs和P.InP。最下面的半绝缘Si—InP为衬底,支 撑整个器件,最上面的P—InGaAs为电极层,便于制作P型的欧姆接触电极。当光波 从背面(即衬底)入射到PIN光电二极管上时,如果入射光子能量小于InP衬底的带 隙E。,它们就会透过InP衬底面进入高纯未掺杂的I-In0.53Gao 47As6层,该层的组分 x=0+53是经过精心设计和实验验证的,其带隙E。小于入射光(1000—1600nm波段)的

光子能量,因而价带电子吸收光子能量跃迁至导带,产生电子一空穴对。该器件工
作时加有反向电压,因而在I区产生很强的电场强度。在该电场的作用下,高纯度未 掺杂的I-In0 s3Gao.47As6层中吸收光子所产生的电子和空穴就分别扫向N极和P 极。若外接回路上接有负载电阻R,,则光生电子在外回路上流动形成光电流,.,流 经R,的电压降构成电信号K,从而完成从光波到电波的转换1141。

华南理工大学硕士学位论文

∥I戚;蚺}I鞘h-稀
●麟挎舞蹙瓣 扩lall,l毒瓠龋



n撂冲静德辩


bG№D.1i“n

php'●t糖

I—壤I●_
阳CI‘^●I,lure
知p囊‘^精 l—渤l^t Ija雌

l试;腩n‘m■
I孵靛'●■

l_一l矗■■

’壤挣静穗瓣6翩啉




i轴‰觚‘9辆q
_鹱狰持獭船赫酗瑚 18‘hP,,轴_



I“枞§Ij_
lap母再■翱

Id,n。-■琳





枷a“t‰蛔曩
轴}1。知H目 h站■^t巍矗-■

阳G汹lj∞b
自一●.》■啊



抽0脚l■■ 懿”辩斑

(a)各层结构

(b)横截面 图2-4 台面缓变双异质结Ino’53Gao 47As6/InP光电二极管示意图
Fig.2—4 The sketch map of Ino 53Gao 47As6/InP PIN

2.3.2

APD雪崩光电二极管的结构

APD同PIN光电二极管不同的是:在PIN的吸收区I层和N+层之间,插入 了薄薄的P型层,变为P+IPN+的结构。在光纤通信最感兴趣的1300nm~1600nm 长波长波段上,制作高性能的APD是比较困难的,在这个波段上,常采用的半导 体材料是InGaAs(与InP的晶格常数匹配),其截止波长为1650nm,但InGaAs 材料的口和∥相差无几,结果使得带宽大大减小,噪声也很高,并且由于带隙较 窄,InGaAs材料常常在1X105V/cm的电场下就发生隧道击穿效应,而这个电场 强度又没有达到雪崩的要求,这个问题可以采用InP材料作为增益区的异质结 APD结构加以克服,InP可以在较高电场(>5×105V/cm)下而不发生隧道击穿。鉴 于这种APD的吸收区(I型InGaAs)和增益区(N型lnP)采用了不同的材料, 因此称为分别吸收和倍增雪崩光电二极管(SAM APD),对于InP材料,a<口,所 以这种APD的设计是雪崩过程由空穴碰撞而在n型InP中形成。图2—5给出一个 台型SAMAPD的结构。

12

第二章光电探测器

一InP
衬底

一llIP
衬底

图2-5台型SAM和台型SAGM结构
Fig.2-5 The sketch map of SAM and SAGM

SAM APD的一个问题是InP与InGaAs的带隙差别较大(1nP为1.35eV,

lnGaAs为O.75eV),价带上大约O.4eV的能级差使得在InGaAs吸收层中产生的 空穴在达到InP增益层之前在异质结边缘受到阻碍而速度大大降低,从而这种 APD的响应时间长,带宽很窄,如果在InGaAs层和InP层之间再使用一层带隙 能量介于两者之间的半导体材料,则这个问题可以得到解决,InGaAsP材料的带 隙能量为O.75~1.35 eV之间,所以是最合适的材料。甚至可以在约10~100nm 的长度上渐渐改变InGaAsP的组分而使其能带与两端的InGaAs和InP匹配,这 种结构的APD称为吸收、渐变、倍增APD(SAGM APD)。在采用了InGaAsP渐 变层后,APD的带宽大大提高t”】。

2.4本章小结
本章主要介绍了光通信系统中几种常用的光电探测器,首先论述其分类及基 本工作原理,并对基于内光电效应的半导体光电探测器提出了性能要求,然后重 点介绍了半导体光电探测器的工作原理和结构。

13

华南理T大学硕十学位论文

第三章雪崩光电二极管特性研究
3.1雪崩光电二极管的特性参数 3.1.1量子效率及响应度
光子能量大于禁带宽度的光照射到雪崩光电二极管上时将被半导体吸收,每 一个被吸收的光子产生一个电子一空穴对。在耗尽区内光激发产生的载流子被电 场分开并被收集,从而在外电路负载中产生电流。用量子效率来表征半导体内部 一个入射光子产生电子一空穴对的概率,它定义为:

刁=型焉莽=篇/h=等


入射的光予数





P只

pt,
……

式中,,。为光电流,R为入射光在半导体内表面处的光功率,^v为入射光子的 能量。若所有的光子都在耗尽区内被吸收,且所有光激发的载流子都被吸收,则 量子效率等于l。对一一个实际的光电二极管来说,入射光功率最中的一部分R,只在 空气与光电二极管的界面上被反射而消耗掉。同时,在耗尽区内被吸收的光子数 与耗尽区的宽度矽以及随波长变化的光吸收系数d(,毛)有关。因此,假如忽略光在 表面P区的吸收,则量子效率1/为: 1/=(1一R,)(1一e一。”) (3—2)

可见,为了提高玎,耗尽区必须足够宽以保证d>>1。此外,为了获得高的量 子效率,尽可能减小入射光子在半导体表面的反射是很重要的。在半导体表面涂 覆上一层合适的抗反射膜,可以大大增加空气与半导体界面的透过率。 实际的光电二极管中,常用响应度R来表征单位入射光功率所产生的光电流, 它等于入射光所产生的光电流除以入射光的光功率: Ro=IP/异=e叩/hV=er/2/加
(3—3)

其中h为普朗克常数,y是光子频率。当波长^以微米为单位时,hV:1.24/2feVl。 因此,响应度的一个方便的表达式是:

Ro=祝/1.24
因此雪崩光电二极管的响应度为:

(3-4)

对于雪崩光电二极管而言,由于雪崩倍增效应的作用,获得了M倍的放大,

RⅢu=M÷!=MRo

(3-5)

量子效率叩和响应度R是光电探测器的两个重要特性,对材料不同的光电二 极管,其响应度也不同。如Si在短波段响应度较高,而长波段理想的探测器材料

14

第三章雪崩光电二极管特性研究

则为InGaAs,因此,要根据不同的探测波段选择响应的探测器材料。当波长一定 时,响应度R为一固定值,表明量子效率叩与入射光功率无关,因而光电流的大 小与入射光功率大小成正比,入射光功率变化,探测到的光电流也相应地变化, 从而可以通过测定光电流来探测光信号的变化。

3.1.2暗电流
光电二极管中,没有光照时,在半导体内部,由于热电子发射等原因也会产 生自由载流子电子和空穴,它们在电场的作用下也会产生电流,这种无光照时在 电路上流动的电流称之为暗电流。暗电流作为噪声,对光探测是不利的,应尽量 减小。 一般而言,光电二极管的暗电流由本体暗电流和表面漏电流两部分组成。前 者是由光电二极管PN结中热生成的电子和空穴日1起的。后者则同表面缺陷,清 洁度,偏置电压大小,表面面积等参数有关。雪崩光电二极管中,因热释放出来 的载流予同样受到PN结处高电场的加速,因而也有倍增作用。值得注意的是, 雪崩倍增是一种体效应,故表面漏电流同倍增无关。通过采用保护环结构,使表 面漏电流通过保护环分流,可以有效地减小表面暗电流。
InGaAs/InGaAsP/InP

SAMG—APD的暗电流分为四部分组成:扩散电流,,,产

生复合电流J。,表面漏电流J,和隧道电流,,。即:

1,叫(丁Dnnpo+竽)(e-qe/kw-1)
LH

LD

。卅学+学)
I。=Aj.q~m.nj/2r

(3.6)

(3—7)

仁母警卅篙≯,
l d=lf+I g七I s七i{
15

,。=一j1爿J譬。s。埘。

f3—8)

(3—9)

(3—10)

上式中,q为电子电荷,A,为光敏面积,V为外加偏压,E。为InP禁带宽度,m+ 为电子有效质量,D、D,、上。、L,分别为电子和空穴的扩散系数和扩散长度,

聆咿P,o分别为InP的P+区及N区的少子浓度,n。为InP材料的本征浓度,r为少

华南理工大学硕十学位论文

于寿命,Ⅳ。为耗尽区宽度,品为表面复合速度,丁为绝对温度,h为普朗克常数。

卜式中,,r、L与外加偏压无关,与电压关系呈无关。t、‘随外加偏压增大而
增大。当APD的反向偏压接近雪崩电压的时候,隧道电流将比较大,甚至远远超 过其它三种暗电流成分之和[t 61。

3.1.3雪崩倍增因子M
APD的倍增因子M定义为


M=Jp
』o

f3—111

其中易是APD的输出平均信号电流,Io是平均一次信号电流。在APD中由于不 可避免地伴随着噪声,倍增因子是在一个平均值上发生着随机起伏的量,上式的 定义应理解为统计平均倍增因子。我们可以通过以下的速率方程来求得APD的倍 增系数。

每…e邓n



p埘

一警一”风
这里i。和i口分别为电子电流和空穴电流,口和∥为电子和空穴的碰撞离化系数, 它表示一个初始的载流子沿电场作用的方向移动单位距离所产生的二次电予一空 穴对数。在APD的增益区内,总电流i=lax)+ik(z)应该保持不变,则式(3.11)变

—fi-le=(口+∥)f。一∥ Ⅲ

(3.13)

一般情况下,若增益区内的电场均匀,则口和∥与x无关,如果再假设口>口, 考虑到雪崩过程是在厚度为d的增益区上x=0处开始,可以利用边界条件丘埘):0 和l。(d)=I,则由(3-12)式可以得到倍增因子的表示式

M:塑:
参加碰撞电离倍增过程时,∥=0,这时

1—8{旺 (3—141

f。(O)exp[-(a一∥)d】_fl/a 可见,APD的倍增因子与碰撞电离系数的比值fl/a有很大关系

当只有电予

M=exp(ad)

f3-1 51

因此APD的倍增因子随d按指数增加。 如果t2'“∥,可以在式(3-13)中用 (1一(口一∥)d)代替exp[一(口一∥)d】,得至0:

M:—L
1一ctd

r3—161

16

第三章雪崩光电一极管特性研究

在耐=1时此公式失效,称为雪崩失效条件。尽管在口和∥相近的情况下?U以
以很窄的增益区厚度获得较高的增益因子,但是在口和∥较接近的情况下APD的 响应带宽将大大减小,并且噪声很高,所以实际应用中采用口>>∥或∥>>口的情 况,即使只有一种载流子发生雪崩过程,从而制成性能较好的APD。

3.1。4过剩噪声
对一个性能良好的光接收机而言,要求有尽可能高的接收灵敏度或尽可能低 的最小可探测功率(即达到误码率为10。9时所需的最小入射光功率)。对于PIN 光探测器,影响其探测灵敏度的主要噪声源是来自于跟随其后的放大器的热噪声。 而在具有内部增益的APD中,光接收机不再受外部放大器热噪声的限制,所以光 生载流子的雪崩倍增作用成为了提高灵敏度的一个有效途径。图3.1示出了PIN 和APD探测灵敏度与调制速率关系的比较,因总的噪声随着调制速率(带宽)的 增加而增加,所以灵敏度随调制带宽增加而减小。由于雪崩过程具有随机特性, 光生载流子倍增过程中因增益的随机起伏产生了一种超过原来只有散粒噪声得到 放大的噪声水平,这称为过剩噪声m】。

数据事(撕’M自)

图3-1 PIN与APD的探测灵敏度比较
Fig.3-l Comparison of detect sensitivity of PIN and APD

过剩噪声与空穴和电子的离化率之比K=∥/d(或电子和空穴的离化率之比 K=口/卢)密切相关。若注入雪崩区的初始光电流为而,则经过倍增后的电流中 散粒噪声谱密度为


熹<f2>=2eIo<磷>=2eloM:F(Mo)


(3-17)

其中f表示噪声频率,<i2>表示倍增后的均方电流,<M:>是内部增益的均方

值,e为电子电荷,M。=<M。>表示平均增益。F(M。)=<M:>IM:称为过剩噪声
17

华南理工大学硕士学何论文

吲子,它表示相对无倍增情况由雪崩倍增所引起的噪声性能的退化程度,是表征

APD噪声特性的一个重要参数。它取决于PN结的形状和器件的特点,也取决于
倍增区材料的性质以及对倍增区初始激励的情况(即电子注入、空穴注入或两者 同时注入),在只有电子注入时,简化的过剩噪声因子表示式为 玩(Mo)=KMo+(2一Mg‘)(1一K) (3-18)

式中K:fl/a,并假设在整个倍增区内保持不变,同样可以得到只有空穴注入时 的过剩噪声因子为 E(Mo)=K’Mo+(2一Mo。)(1一K’)
(3-19)

要想得到低的过剩噪声因子,必须尽量减小K和x’,也就是说,电子和空穴 的离化率应有很大的差别。极限情况F,只有空穴引起碰撞电离(a=O),且倍增 增益M很大时,由上面两式均可得到过剩噪声因子为2。相反,如果电子和空穴 同时引起碰撞电离,且口=∥,则有E.。(M。)=M。,即这时有很大的过剩噪声。故 使用口=0或∥=0的材料是减少噪声的主要途径。除了要求a和∥的差值要尽量大 以外,低的过剩噪声还要求以材料中离化率高的一种载流子开始电离(例如,在 硅中要求设计成以电子开始电离)。同时,由离化率高的载流子来建立雪崩过程也 有助于得到最佳的增益和高的增益一带宽积。

3.1.5信噪比
光波系统中,必须把光电二极管同其后面的放大电路一起构成最佳匹配,使 之能检测到尽可能微弱的光信号,同时又维持合适的信噪比。信噪比定义为:
S Ⅳ

光电流产生的信号功率 光电二极管的噪声功率+放大器的噪声功率

为了得到高的信噪比,光电二极管的量子效率应当尽可能高,以便产生大的 信号功率,同时探测器和放大器的噪声应当尽可能小。光探测器总的信噪比为


式中<i;>、<f;>、<j知>、<f刍>、<f;>分别为光电流、量子噪声电流、本体
暗电流、表面暗电流和热噪声电流的均方值,f。、i。、f,分别为光电流,没有倍 增时的本体暗电流,表面漏电流。M为增益,F(M)是与雪崩过程的随机特性有 关的过剩噪声因子。实验测得F(M)=M。,x在0—1之间,并依赖于材料。对于 PIN和MSM光电二极管来说,M和F等于1。口是带宽,r是绝对温度,R,是 负载电阻。 一般来说,PIN光电二极管组成的接收器中的噪声主要来自负载电阻的热噪


<i≯M




<i:>+<f毛>+<i基>+<f;>
<i:>M


=——————————.—————。——————!———————————————————————一 2e(i。+iD)M。F(M)B+2eiLB+(4kTB/RL)

r3.20)


18

第三章雪崩光电_二极管特性研究

声电流和后面的放大器噪声电流;而雪崩光电二极管的噪声主要来自于器件本身 的噪声,而热噪声不太重要。

3.2雪崩光电二极管特性研究
对于市售的雪崩光电二极管,厂方提供的数据很分散,基本上是在室温和连 续弱光等普通条件下测量的数据,因此不能用于研制获得极高灵敏度的极端情况 下的优化电路的设计,而且同一种型号不同的APD管其特性数据也不一样。因此, 为r选择高性能的APD作为单光予探测器件,我们对市售的APD管子进行了特 性测试。相对于前面所做的实验而言,这次我们的测试对象是不带前置放大器的 APD,包括EG&G公司的C30644E和C30645E,以及Epitaxy公司的ETX 40APD
BA

seriesETX00408052.005(下文简称EpitaxyAPD)。这种APD可通过外电路进

行信号的放大和提取,相比带前放的APD具有更多的灵活性。它们作为高速的 lnGaAs/InP雪崩光电二极管,在1100nm~1700nm的光谱范围内能快速响应,并 具有较高的量子效率。这类APD特别适用于1300~1 550nm波长范围的光纤通信 系统,0TDR和测距仪。





, ‰丫态南亚





图3.2 APD特性测量电路及实验平台图
Fig,3-2 Circuit and experiment system to study the characteristics ofAPD

在这次实验中,我们采用无源抑制方式对APD进行了部分性能测试,无源抑 制电路即将APD与一个阻值较大的抑制电阻R串联组成,其实验电路如图3-2 所示。有关无源抑制工作方式我们将在下一章中作详细介绍。用这种电路对APD 的特性参数进行测量,其优点在于:首先,实现方式简单,能保证APD的安全工 作。其次,无源抑制技术能在处于雪崩击穿的极端情况下,准确地测量出APD的 :【:作特性。因此,我们发展无源抑制技术,作为雪崩光电二极管特性的测量技术。 测量APD特性的实验平台见图3—2。由1550nm双踪激光器(DUAL
OPTICAL

19

华南理工大学硕士学位论文

LASER

SOURCE)输出的激光被送入EXFO FVA一3100型可凋精密衰减器进行衰

减,再由50/50分束光耦合器分成光强相等的两束,一束经过APD进行光电转换, 通过无源抑制电路后,由纳安表测量其光电流参数;另一束送到EXFO PM—1600 精密光功率计监测其输入功率。
3.2,l

EG&G系列APD的有关特性

3.2.1.1电流和倍增 我们在不同温度条件下,分别测定了C30644和C30645在无光和有光条件下 的电流曲线。对于有光的情况,我们也采用不同的输入光功率进行了多次测试, 并进而求得APD的倍增因子,以下列出了典型实验结果并进行分析讨论。图3,3 为APD在不同温度下的典型光电流曲线。所使用的APD为C30644E,输入光功 率P=一30dBm,抑带0电阻R=200kQ。


旦4000



10

20

3D

●0

50

e。

Vapd/V

图3—3不同温度条件下APD的光电流和偏置电压的关系曲线
Fig.3-3 Photocurrent
versus reverse

voltage at different temperature

对于我们使用豹InGaAs/lnP雪崩光电二极管而言,光子在窄带隙的InGaAs 层被吸收,越过异质结的光生空穴到达高电场的倍增区,形成反向光生电流,而 不能越过异质结的光生空穴在异质结价带不连续性所形成的异质位垒的阻碍下, 产生堆积继而再复合。异质结上电场的存在能降低这个位垒的高度,从而提高空 穴穿越异质结的概率。因此,需要给异质结雪崩光电二极管加上一定的反向偏压, 才能在雪崩光电二极管中产生不可忽略的电流。从实验睦线可以观察到,当反向 偏压到达一定值时,异质结位垒的降低已足以收集扩散到该区域的所有光生空穴, 故反向电压增大,电流基本维持恒定。我们定义这一平缓区域的电流倍增因子为 单位倍增M=I。当电压继续增大,使得耗尽区从InP层中的P+N结拉伸到InGaAs

第三章雪崩光电二极管特性研究

吸收层,光生空穴才能在高电场下越过异质结位垒,这样才能触发雪崩倍增过程, 这就是我们在图中所看到的电流忽然跃升的原因。而使耗尽区延伸到吸收层的这 一电压称为拉通电压VRr(在图3.3中约为25V),它随着APD结构中n-InP层的 厚度不同而不同。耗尽区拉伸到InGaAs层的程度决定了异质结界面上电场的大 小。只有在拉通电压以上,APD才能取得有效的倍增过程。考察=:f_=同光功率的曲 线得到,在光功率较低时,由于光子吸收所产生的光生载流子数日变少,这种拉 通现象会变得不明显。我们还从图中看到,%r基本不随温度变化,只是由于温 度降低时载流子热能降低,需要稍大的电场才能使APD完全拉通,从而使%r 随温度降低略微增大。在超过拉通电压后,光电流开始倍增,光电流迅速增大, 这时候在同一反向偏压下,光电流会随着温度的降低而升高,这是因为在拉通电 压以上,随着温度的降低,非离子化散射减少,结果使离化系数上升,从而增益 随着温度的降低而上升。 光电流在超过拉通电压后就开始倍增,而暗电流只有当反偏电压接近于雪崩 电压时才开始迅速增大。只要拉通电压低于雪崩击穿电压,就存在一个区域,在 这个区域里,光电流开始倍增,而暗电流还没有雪崩,在这一区域工作能取得较 大的信嗓比。而在暗电流雪崩后,由于暗电流的雪崩剧增速度很快,故净光电流 会呈下降趋势,这一段曲线在图中省略不画。故光电流和光增益都会有一个最大 值,在达到光电流最大值之前,光电流随温度的降低而增大。由理论和实验研究 我们知道,降温能使暗电流降低。这样,我们得出结论,降温有利于微弱光的探 测。 利用}矿特性蓝线可以得出APD的雪崩击穿电压和拉通电压,从而决定该器 件在选定的温度下能否用于探测单光子。在拉通电压点,由于InGaAs吸收区中 的光生空穴扫入倍增区,在光电流曲线上表现为电流的忽然跃升。要作为单光子 探测器件,APD的雪崩击穿电压必须高于拉通电压,这样耗尽区才能延伸到吸收 层,在吸收层中由于光子吸收产生的空穴才能在电场的作用下进入倍增区域。温 度升高,会使APD拉通的程度加大,因此加大了[nP和InGaAs异质结界面卜的 电场。 载流子的离化系数取决于电场强度和温度,所以增益取决于施加到APD两端 的电压和工作温度。我们根据光电流曲线,可以求出不同温度F增益随电压变化 的曲线。图3-4是C30644E的一个典型的M-V温度特性曲线图(其它型号的APD 的M-V曲线也类似)。工作条件为:输入光功率P=一45dBm,抑制电阻R=200kQ。 在这里,我们研究M-V曲线的温度特性。 由入射光子所产生的载流子在足够大的场强(偏压)作用下获得加速,继而 以极高的速度与晶格发生碰撞,从而产生更多的载流子,使载流予数目呈雪崩式 增加,这就形成了APD的增益。由于电子电离率和空穴电离率对温度的依赖性,
21

华南理.L人学硕士学位论文

雪崩光电二极管的倍增机理对温度是非常敏感的。偏置电压高时,这种温度依赖 性特别重要,因为在这种场合下,温度的微小变化就可能使增益发生很大的变化。 当工作温度减小,而所加的偏压保持不变时,电子和空穴的电离率会有所增加, 因此雪崩增益也有所增加。这样,通过降温,APD能在低电压下得到更高的倍增
因子。

柏 印 ∞ 柏


旨; 如




Vapd^,

图3-4不同温度条件下APD的增益因子和偏置电压的关系曲线
Fig.3-4 Multiplication
versus

bias voltage at different temperature

图3-5反向光电流、暗电流、光倍增因子与偏置电压的关系曲线
Fig.3-5 Photocurrent,dark current and multiplication
versus

bias voltage

图3?5是实验中测得的反向光电流‘、暗电流厶、光倍增因子M与外加反向

偏压矿的关系。工作条件为:温度仁248K,R=200kf),P=一45dBm。所使用的

第三章雪崩光电二极管特性研究

APD型号为EG&G C30644E。APD无光照射时在反向偏压下也会产生反向暗电 流,这种电流和光信号无关,它随着反向偏压的增加会产生越来越大的倍增,这 种倍增对光信号来说是一种噪声。其结果是,暗电流倍增产生的噪声叠加在有用 的光电流信号之中。由于初始光电流一般远大于未倍增时的暗电流,所以在光倍 增开始后的一段范围内,暗电流倍增时的噪声影响较小,光生电流与暗电流之比 较大,其信噪比也大,随着暗电流雪崩式倍增越来越大,净光倍增却越来越小了。 因此,M有一个最大值,它是APD结构和外加偏压的函数。从上图我们看到增 益因子在光倍增开始后上升,在APD两端电压为50.4V时达到最大值1 53,之后 出于暗电流的雪崩剧增,增益因子迅速下降到5。 最后我们从信噪比和增益的角度看看温度的影响。由图3-6可以看出,为了

使探测器具有高信噪比,最好的工作点在倍增因子M=耽。继续提高反偏压,M
因子可以很大,理论上达到无穷大,但噪声增长很快超过信号。采用降低探测器 温度的方法,放大器的本底噪声和雪崩噪声都降低了,最佳工作点移到M=Max 的地方(虚线)。这就是我们要做的工作。








在实际实验操作中,得到的典型的实验曲线如图3-6右图所示。它表明了

C30644E在R=200kQ,P=-45dBm时,工作在不同温度下的^肘关系对比。可以
看到,这里降低温度使APD的最佳增益值(使信噪比最大的增益值)从20增加 到54,也就是说,降温可以使APD工作在信噪比最大的工作点的基础七获得更 大的增益,这对单光子探测无疑是有利的。 3.2.1.2拉通电压和APD结构 我们使用的APD为吸收区和倍增区分离的雪崩光电二极管(SAM.APD),它

一___-_-__●______________________II_-I___●_______-___-_--___-______ll__-—-———-——---______-一

华南理工大学硕+学位论文

包含一个由窄禁带材料构成的吸收入射光子的区域和另一个分离的由宽禁带材料
构成的提供载流子倍增的区域。窄禁带的吸收区必须有足够的厚度,以吸收所有 的入射光子,从而使器件获得高的量子效率;同时,这层吸收区的载流子浓度必 须足够低,从而在适中的外加电场下就可以全部耗尽。对于异质界面上的电场, 既要足够大,使吸收区能全部耗尽,又要足够低,以避免当倍增区达到雪崩击穿 时,产生大的隧道电流,对于InGaAs材料所构成的吸收区,异质界面处的电场

E,必须保持低于1.5×105Vcm。左右。倍增区内的最大电场则必须足够高(‰≥4.5
×105VcIn.J),以保证一定的雪崩增益。SAM.APD的结构和结区电场分布图见图 3.7。为了获得高量子效率,异质结上的电场必须大于零,也就是耗尽层必须拉通 到吸收层。随着外加反向偏置电压的增大,耗尽层往吸收层延伸的深度增大,内 建电场也随着耗尽层的延伸深度的增加而呈指数形式增大。
簧堪匿囊艘嚣

|p轴P



II
n。hlP

#-轴G■知

对.hIPl

。—-?一‰》l毒x德5瓿艚I
^毒毒

妻¨




莲1鼻


兹心

4 心。



≮r‘

图3-7

SAM—APD的结构和结区电场分布图

Fig.3-7 Structure and field distribution of SAM—APD

在拉通电压以上,InGaAs层中的光生载流子会在异质结非零电场的作用F漂 移到倍增区产生雪崩。热载流子也会经历同样的过程,从而产生暗噪声。为了避 免来自InGaAs层的隧道电流过大,耗尽层拉通到吸收层的深度要进行适当的设 计。我们对掺杂浓度为10”cm一,厚度为4/on的吸收层进行分析,由于光子吸收 遵循指数分筛规律,而热载流于为高斯分布规律,光生载流子和热载流子的空间 分布为图3—8所示。图中分别画出了每脉冲光子数分别为0.1,O.3,O.5的光子概 率分布,并假设在脉冲持续期内的热载流子分布分别为最大值为1,0.75,0.5的 高斯分布,如图上高斯分布曲线(a)(b)(c)所示。同时,对于每脉冲光子数为o.5的

第二章雪崩光电二极管特性研究

光脉冲,对应三种热载流予空间分布的信噪比可以计算出来,用信噪比曲线 (a)(b)(c)表示。可见,当电场穿透到吸收层的深度不超过1000nm,即吸收层厚度 的1/4时,信噪比能取得较大的值。这是因为在异质界面上,光生载流子的数量 {R大,而热载流子数量仍维持在较低水平。为了使APD器件取得较好的信噪比性 能,应使耗尽层拉通到吸收层的深度小于吸收层厚度的1/4。

§






distance(nm)

图3.8

APD吸收层中光生载流子和热载流子的空间分布及信噪比表示图
Fig.3-8 Carrier distribution and SNR in the APD absorbed layer

3.2.1.3

C30644E和C30645E特?I生对比



{;ira

Va口d~ VapdJV

(a)C30644E 图3-9

(b)C30645E

C30644E和C30645EAPD的暗电流和偏置电压的关系对比
versus

Fig.3-9 Comparison of dark current

bias voltage of C30644E and 30645E

图3-9为C30644E和C30645E APD在抑制电阻为200kQ,不同温度F的暗

华南理丁大学硕十学位论文

电流曲线。可以看到,暗电流受到温度的影响较大,温度越低,暗击穿电压就越 ,l、。对于C30644E,在达到暗击穿电压以前,暗电流数值很小,且温度对暗电流 影晌不大,暗电流曲线平缓且基本重合,这说明C30644E具有良好的暗电流特性, 在达到暗击穿电压之前,即使是室温下工作,管子也有很低的暗噪声;达到暗击 穿电妇{之后,暗电流则呈线性急速上升。而对于C30645E,暗电流数值明显比 C30644E大,在APD的暗电流雪崩之前,暗电流随外加偏压的上升速度也明显比 C30644E快,可见C30645EAPD的暗噪声较大,且受到温度的影响显著。从噪声 特性考虑,C30644E APD为较好的选择。 图3—10对比了相同条件下C30644E和C30645E的^矿特性和SNR曲线。操 作条件为:T=273K,R=200ko,P一45dBm。在/-V特性曲线中为缩短坐标和扩 大视野,电流轴采用了对数刻度。可见,在相同条件下,C30645E管子的噪声明 显比C30644E大,导致它的净光电流比C30644E小得多,甚至低于其噪声水平。 而且C30645E的噪声随外加电压的增长速度很快,C30644E则在低偏压下噪声维 持在很低的水平。所以C30644EAPD在工作时取得的信噪比比C30645E大得多, 见图3.10右图。可见C30644EAPD的特性较好。

tOm

'Ⅻ



一I咀

;’广/4
VipdN
、自Dd^,

:L三三璺。I。

图3—10相同条件下C30644和C30645的I.v特性和SNR曲线
Fig.3-10 I-Vand SNR characteristic ofC30644E and C30645Ein the same condition

3,2.1.4用无源抑制方法确定APD的雪崩电压 利用无源抑制电路测定无光时APD两端的电压和电源电压之间的关系曲线, 我们发现,当电源电压增加时,APD两端的电压先线性增大,直到APD的雪崩 点附近,APD两端的电压逐渐趋予一个稳定值,仿佛雪崩受到抑制,见图3.1I (工作条件:C30645EAPD,T=273K,R=200kQ,无光)。我们进行了多次测试, 发现不同条件下的电压曲线都具有相同的规律。于是,我们采用下列方法来确定 APD的雪崩电压值:分别作出线性部分和雪崩抑制部分的切线,两者的交点所对

第三章雪崩光电二极管特性研究

应的APD两端的电压即为雪崩电压值。

5口



】口

之 吕 墨20

图3—11
Fig.3-1 1

APD两端电压和电源电压的关系
Bias voltage
versus

power supply ofAPD

按这种方法确定的C30645E APD的雪崩电压见表3-1。 表3一l
C30645E

APD的雪崩电压

Table3—1 The breakdown voltage of C30645E

温度“K)
298 273 251

雪崩电压%月(V)
51.6 47.8 44.35

传统的暗电流雪崩电压定义为无光照时,使暗电流达到规定值时对应的反向 偏压。而不同厂家用作暗电流雪崩电压定义的暗电流数值不同,没有一个统一的 标准,这给我们的应用带来很大的不便。在这里,我们采用无源抑制的方式确定 暗电流雪崩电压,在大量的实验中我们发现,到达雪崩点后,APD两端的电压基 本维持不变,这样可以把雪崩抑制的情况下APD两端的电压作为暗电流雪崩电 压,为暗电流雪崩电压的确定建立一个统一的标准。实验证明,这种方法能准确 地确定APD的雪崩击穿电压。 我们把新方法确定的雪崩电压和传统定义的雪崩电压作一个比较:假如定义

暗电流达到10刖时所对应的反向偏压值为雪崩电压,那么从实验得到:所对应 的雪崩电压分别为:T=298K,VBR=51.6V;T=273K,%R=47.8v:仁25lK,%R=44.4V。
这和我们的新方法得到的数据完全一致。同时,新方法确定的雪崩点也和我们在

华南理l:人学硕士学位论文

示波器上观察到雪崩现象的电压点一致。用30644APD也可以得到类似的结果, 这时的雪崩电压如表3.2所示。 表3-2
C30644E

APD的雪崩电压

Table3—2 The breakdown voltage of C30644E

温度硝K)
293 273 248

雪崩电压%R(V)
57.2 53.9 50.4

通过比较,我们可以得到在相同温度下,C30645E APD比C30644E APD的 雪崩电压低。
3.2.2 Epitaxy

APD的有关特性

3.2.2.1雪崩击穿电压 用上述的无源抑制新方法,我们确定了Epitaxy APD的暗电流雪崩电压值如表
3—3。

表3-3

Epitaxy

APD的雪崩电压

Table3-3 The breakdown voltage of Epitaxy

温度玎K)
297 273 256

雪崩电压‰(V)
53.7 51.2 49

3.2.2.2光电流.光功率曲线 在不同的工作温度下,我们令APD工作在它的最佳电压点(使信噪比最大的 电压点)附近,使此时暗电流量值厶<lnA,测量光电流随光功率变化的特性曲线。 在图3?12的实验结果中,我们看到,光电流随着光功率的提高而上升:在最佳电 压F工作时,低温会使相同功率下的光电流量值更大,从而带来更好的光电探测 性能。 以上数据是在加连续光的情况下所得到的,我们改用不同频率的脉冲光进行 实验,发现实验结果和连续光的情形类似,APD的连续光特性和脉冲光特性具有 一一致性;即使是加脉冲光的情况下,频率改变对以上各种特性并不产生影响,在 不同频率下的各条实验数据曲线精确重合。

第二章雪崩光电二极管特性研究

图3-12

EpitaxyAPD在不同温度下光电流和光功率的关系
versus

Fig.3-12 Photocurrent

light power

at

varied temperature

3.2.3 Epitaxy

APD和EG&G APD的比较





‘'O∞2a

25

3D拈

、^口I^,

图3-13

EpitaxyAPD和EG&GAPD的暗电流特性和信噪比特性对比

Fig.3?13 Dark current and SNR characteristic ofEpitaxy and EG&G APD

我们测出EpitaxyAPD的特性并和EG&G系列的管子进行了比较。我们发现, EpitaxyAPD的暗电流是非常小的,在APD两端电压达到50V以前,其暗电流数 值<lnA以至于暗电流数值在我们的纳安表上无法分辫。图3一13是零度时Epitaxy APD和EG&G系列APD的暗电流特性比较。我们可以从图上清楚看见,Epitaxy APD的噪声特性优于EG&G系列APD的嗓声特性,在APD两端电压为46V时,
C30645E

APD、C30644E和Epitaxy APD的暗电流分别为28nA、8nA和低于lnA

的量值。由于暗噪声极小,EpitaxyAPD的信噪比也是最优的(见右图),它的最 大值能达到1000以上,而C30644E和C30645E在最佳电压下所能取得的最大信

华南理上=人学硕士学位论文

嗓比分别为84和16。可见,EpitaxyAPD的噪声性能远远优于C30644E和C30645E
APD,它更适合用于单光子探测。
3.2.3 Epitaxy

APD单光子计数实验

图3-14

Epitaxy

APD单光子计数实验装置框图

Fig.3-14 The schematic diagram of single photon counting experiment system

篆于Epitaxy APD优异的性能,我们用它在不同入射光强条件下进行单光予

计数实验,实验装置如图3.14。激光器发出l 550nm的激光脉冲,经过可变衰减
器ExF0 FVA.3100衰减后,由50/50分束器分为等光强的两部分。其中一部分输

入EXFO PM.1600精密光功率计作为功率监测,另一部分由固定衰减器进一步衰 减(此实验中衰减量已预先调为57.58ldB)。最后得到的弱光脉冲输入到Epitaxy APD进行探测,输出信号通过阻抗匹配电路后由SR400单光子计数器进行计数测 量,同时在示波器上观察输出脉冲波形作为监控。APD放置在带有温度控制的制 冷器系统中,通过降温以减少其暗计数。 所使用的实验条件为:温度-16.2℃,源电压:61.9V,入射光频率:220kHz, 单光子计数器鉴别电平:50mV,计数周期:10ms*2000。这时APD工作在盖革 模式,为了保护APD在高电压下不致损坏,并减少死时间,采用了华南师范大学 魏征军老师开发的电流抑制模式电路,AFD采用有源负载的偏置方式,有源负载 电路通过电流反馈的方式,降低APD的偏置电压,抑制雪崩电流的进1步增大。 其原理图见附录。实验过程中我们取了90个点,每5个点为一。组,相邻组数据依 次为无光和有光间隔的计数点,且有光时光功率从一121dBm到.86dBm递增,每次 递增5dBm。单光子计数器所绘图线如图3一16(a),横坐标为计数点序号,纵坐标

第三章雪崩光电二极管特性研究

勾计数值。对于不同的计数点,我们可以算出每脉冲所包含的平均光子数。当波 长为1 550nm时,单光子能量为:

^y=^cz=6.63x10_34 Z

入射光频率为220kHz,则每脉冲的平均光子数为:
P P

∥2了瓦2—2 0x103 x1.2—832 58x10-j9

xT—5三5兰01X;:0=i=1.2832258×10。9,
l 1叫

(3-21)

f3-22)

其中P为激光器输入光功率,单位为w,厂为入射光频率,hP为单光子能量。 在量子保密通信中,要求每个入射光脉冲中仅有一个光子,否则窃听者就有 可能截流多余光子而不被知晓。单光子的判读在量子认证上,采用数学模型来说 明。由于激光器产生的激光是相干念的光予,其光子数分布可以表示为:

JP(n,st)=等e…(3-23)
光予数的分布符合泊松分布,式中P(n,∥)表示在平均光子数为卢的情况卜.每 个脉冲出现n个光予的几率。分析表明,平均光子数掣越小,单光予和多光子脉冲 出现的概率越小,然而单光子几率与多光子几率的比值却越大。我们考虑平均光 :于数/z=O.1的脉冲,这时其光子几率分布图见图3—15所示。

图3-15平均光子数∥=O.1的光脉冲光子几率分布图
Fig.3-13 Photonprobability distributionwith average photonnumber^t=0.1

由图可见,若令平均光子数∥=0.1,没有光子的几率为最大,但是一旦探测 到光予,则出现单光子的几率最大,为9.05%,出现双光子的几率为O.47%,出 现更多光子的几率几乎为零。这样,出现单光子脉冲的几率是多光子脉冲几率的

华南理下大学硕士学位论文

19倍,我们可以认为窃听者通过分流光子得到信息的可能性基本上不存在。这样, 我们只要把激光器输出功率衰减到每个脉冲的平均光子数为∥=0.1,也就是说, 每输出10个脉冲能探测到一个光子,则可认为是单光子输出,这种光源被等效为 单光子源。由于这种方式并不是每次光脉冲都会发出…个光子,所以也称这种单 光f源为准单光子源。准单光子源的缺点是系统的实际效率低,每十次脉冲中只 有一次能够用来传递信息。当光脉冲的平均光子数更小时,出现单光子的几率更 :≮,但是系统的实际效率更低。 根据以上分析,要令激光器输出等效为单光子输出,其输出功率为:
P=f×0.1hy=220x103×0,1×1.2832258x10一”=2.823x10—1 5缈 f3—24)

对应的衰减量为:

口:一1019黑:一1019(2.823×10…):115姗m
l,"”’

(3-25)

对于实验中不同的输入光功率,对应每脉冲的平均光子数可以计算出柬,如 袭3.4所示。 表3.4不同输入光功率下每脉冲的平均光子数
Table3-4 Average photon number per pulse in varied input power

输入光功率/dBm 每脉冲的平均光子数

.121

.116

.111

.106

.10l

一96

—91

.86

0.028

0.09

O.28

O.9

2,8



28

90

可见,对于实验中的第16到20个点,输入光功率为.116dBm,对应每个脉 冲的平均光子数近似为∥=0.1,这时可以认为这时在光路中传输的基本上为单光 子脉冲。这时单光子计数器已能对单光子脉冲进行计数统计,计数值为5047。 为了求得计数值和输入光强之间的函数关系,我们把实验条件相同的每组的 五个数据点作平均,形成17个不同条件下的数据点,其中第一个数据点为无光入 射时的暗计数,其后的数据点依次为有光和无光问隔的计数值,且有光条件F的 输入功率从.12ldBm到.86dBm变化,每次递增5dBm。然后我们将每个有光的计 数值减去其相邻的暗计数值,就得到了8个不同光强条件下的计数值。这样,我 们可以作出不同光强下的计数值和输入光功率的函数曲线,见图3一16(b)。可见, 光子计数随着光功率的上升而增加,在功率增大时,由于饱和效应,光子计数值 的上升速度减慢。

32

第三章雪崩光电二极管特性研究

于。‘60 D- :e00000{
(a)单光子计数结果



图3.16单光子计数器计数结果

(b)不同光强下的计数值和输入光功率的函数曲线

兰一
,‘1



Fig.3-16 Count result from single photon counter

(a)Result of single photon counting(b)Count value
varied intensity

versus

input light power at

光子探测效率可以表示为
玎。:Ⅳ^×100%-,_.2Ls r3—26)

%2巴/^y。l

式中地为有光时由光子产生的计数率,它是光子计数器上的计数值和计数时间
(20s)的比值。P。为输入光功率,是矿为单光子能量。这样平均光子数为/.t=O.1 和u=O,03时的光子探测效率分别可计算为l,29%和2.09%。在实验中暗计数率为
3.13 X 10~/ns。

在以上的单光子计数实验中,我们利用Epitaxy APD进行光探测,由光子数 的泊松分布可知,在平均光子数Ⅳ=0.1时,单光子概率已经大于90%;在平均光 子数/.t=O.03时,单光子概率大于97%,实验数据显示了单光子计数测量。在今 后的工作中,通过选用噪声性能好的管子,并采取一定的滤噪措施,使APD工作 在最佳温度和最佳电压条件下,高性能的单光子探测是可以实现的。 实现单光子探测的基本要求是,一方面是对被探测的光子要有很高的响应灵 敏度,另一方面是背景噪声要尽可能少。提高响应灵敏度和降低噪声是两个可:相 制约的因素。在常规通信系统中,最佳信噪比是个好的选择。响应灵敏度和暗电 流都随工作电压增加而增加,但暗电流和背景噪声随工作电压上升更快。所以, 最佳信噪比的工作电压不是响应灵敏度最高的电压。对于单光予探测,响应灵敏 度是主要追求目标,是在获得最大可能的探测灵敏度的条件下设法降低暗电流和 背景噪声。

33

华南理下大学硕|_学位论文

3.3本章小结
本章介绍了雪崩光电二极管的主要特性参数,同时通过无源抑制方法对 EG&G公司的C30644E和C30645E型APD,以及Epitaxy公司的ETX
series 40APD BA

ETX00408052.005进行了特性测试,测定了其电流及倍增曲线,并用无源

抑制的新方法确定了APD的雪崩电压参数。通过对三种型号APD迸行对比,确 定Epitaxy公司的APD为性能最优的单光子探测器。最后,采用EpitaxyAPD进 行了单光子计数实验。

第四章单光子探测外围抑制电路设计

第四章单光子探测外围抑制电路设计
4.1单光子计数器简介
量子保密通信中的一个关键技术就是在光纤通信的三个低损耗窗口,即 850nm、1310nm和1550nm波长上实现单光子探测。由于单光子的能量及其微弱, 达到了10’19量级,比光电检测器本身在室温下的热噪声水平(10-14w)还要低,用 通常的直流检测方法已经不能把这种淹没在噪声中的信号提取出来。采取单光子 计数方法,利用弱光照射下某些光子探测器输出电信号自然离散化的特征,采用 脉冲甄别技术和数字计数技术来实现,其探测灵敏度优于10d 7w。弱光信号通过 探测产生线性放大,用脉冲高度甄别器鉴别输出光电子脉冲、去除噪声脉冲,然 后由计数器在规定的测量时间间隔内把甄别器输出的标准脉冲累计。这要求外围 电路甄别电平稳定,灵敏度高,恢复时间短。外围电路还必须能够抑制雪崩,在 一个光子触发雪崩后立刻停止它。否则雪崩继续下去,探测器将无法接收下一个
光子。

典型的光子计数器的输出脉冲计数率随脉冲幅度大小的分布曲线如图4.1所

示,曲线表示脉冲幅度在弘r矿+4乃之间的脉冲计数率』尺与脉冲幅度v之间的
关系。脉冲幅度较小的主要是热发射噪声信号,热激发产生的电子与光电子形成

的脉冲幅度大部分集中在横坐标的中部,形成单光电子峰。用脉冲幅度甄别器把
幅度高于%的脉冲鉴别输出,就能实现单光子计数。

测 脉冲 窒 一

噪声




叶、

电子峰

甜—Il
图4—1

广ll\、\一 夕、rll漓两一丁。 +
/1 电平)



(脉冲幅度)

典型的单光子计数器输出脉冲计数率随脉冲幅度大小的分布曲线
Fig.4-1 The signal analyses ofthe single photon counter

典型光子计数器的原理框图如图4—2所示。其中,探测器进行光电转换,输 出的光电子脉冲和其他噪声脉冲由放大器线性放大后,输入脉冲高度甄别器。脉

35

华南理工大学硕士学位论文

冲高度甄别器对输入光电子脉冲鉴别,弃除噪声脉冲。当输八脉冲高度高于甄别 电乎n时,甄别器输出一个标准脉冲,反之则无脉冲输出。若把甄别电平选在 }●上就弃除了大量噪声脉冲,而对光电子脉冲影响较小,所以大大地提高了信噪 比。对甄别器的要求是甄别电平稳定、灵敏度高、时间滞后小、死时间小、建立 时州短、脉冲对分辩时间≤10ns。计数器的功能是在规定的测量时问间隔内把甄 别器输出的标准脉冲累计。

…—屯巫乓—I互b+匝亟亟耳拉圈 L 了( U
J 图4.2 典型光子计数器的原理框图
Fig.4-2 The principle frame of single photon counter

这种计数方法采用脉冲甄别技术和数字计数技术,它与模拟检测计数相比有 以下优点:
(1)

测量结果受光电探测器的漂移、系统增益变化以及其它不稳定因素的 影响较小。

(2)消除了探测器的大部分热噪声的影响,大大提高了测量结果的信噪
比。

(3)有比较宽的线性动态区。 (4)可输出数字信号,适合于与计算机接口作数字数据处j里t201。 现在市场上已有成熟的单光子计数器出售,而我们第三章Epitaxy APD计数 实验中所使用的就是通用单光子计数器SR400和光子计数器软件SR465,通过对 鉴别电平和计数周期等参数进行设置,它能方便地对输出的光电子脉冲进行鉴别 和计数。
4.2

APD单光子探测器(SPAD)
在量子通信中,需要高效、低噪声的单光子探测器。雪崩光电二极管(APD)

具有内部增益和放大的作用,一个光子可以产生lO一100对光生电子空穴对,从
而能够在器件内部产生很大的增益。同时,在近红外波段APD比光电倍增管PMT 具有更高的量子效率,而且体积小,工作电压较低,对磁场不灵敏。因此,APD 在长波长范围更广泛地用作单光子探测器件。 理论上,当APD的工作电压趋近于雪崩电压时,M将趋于无穷大。但实际 }:,当工作电压小于雪崩值时,M到1000左右就会饱和,这样的倍增还不足以 探测到单光子信号。因此,APD在单光子探测应用中通常工作在所谓的盖革模式

第四章单光子探测外围抑制电路设计

F,即APD两端的偏置电压高于其雪崩电压。当有光子信号到达APD时,APD 会被触发而迅速产生雪崩。为了克服空间电荷,该电压要保持足够高,雪崩无限 继续下去,形成单光子产生的雪崩电流,在这种方式下,器件被称为单光子雪崩 二极管(SPAD)。在这种器件中,电流一直持续到偏置电压低于雪崩击穿电压为止。 勾了能够对下一个光子信号产生响应,则需要采取一定的抑制电路,使雪崩发生 后迅速地切断雪崩,并使APD恢复到接收光子的状态。 视主要半导体材料的不同,雪崩光电二极管跨越一系列光谱范围。硅雪崩光 电二极管工作在400~1100nm之间,锗在800~1550nm之间,砷化铟镓(InGaAs) 在900 1700nm之间。在短波段(五<1,azn),硅是广泛使用的探测器材料,它有比

较合适的吸收系数%(由五=0.5/.an的ao z104cm。到五=ljan的%=102cm。1)。在电 场作用下,电子与空穴的离化率之比口,∥很大(>10),因此可用于制作这‘波段 内性能很好的雪崩光电二极管(APD)。在长波段,Ge和InGaAsP则是较理想的探 测器材料。在室温下,Ge的吸收边在1.6/.口n附近,其吸收系数在对光纤通信具有 实际意义的几个波段内均很大。然而其带隙比si小,在强电场作用下,Ge的电 子与空穴的离化率之比要比Si小得多,所以在Oe和Si都能适应的波段内,使用 Si作为探测器材料有利于得到更小的暗电流和高的温度稳定性。在五>l』un的波段 内,si的响应度下降,Ge自然是可选择的材料。然而,在目前光纤损耗更低的


550nm波段,使用Ge材料会遇到漏电流大、光谱响应有限的困难。相比之F,

四元化合物InGaAsP在此波段下为直接带隙跃迁,其带隙宽度足以保证有较低的 体漏电流密度。在结构上使用薄的耗尽层,也能保证对光信号有快的响应速度。

因此,III—V族化合物半导体光探测器适合于工作于13 0rim和1550hm波段的光
纤通信系统中。同时,还可以调整各组元的组分,使吸收边恰好处在工作波段之 外,以满足性能和工艺上的要求,扩大使用范围。近年来的研究表明,对于材料 所重迭的光谱部分,InGaAs具有最低噪声和最优频率响应,用它作为光敏吸收材 料的雪崩光电二极管在1310nm和1 550nm波段的光纤通信系统中得到了很好的 应用。 如前所述,用于单光子探测的SPAD工作在盖革模式下,任何单光子的吸收, 都会产生自持的雪崩。若不即时终止雪崩,就会造成雪崩光电二极管的损坏,故 要在外电路加入一定的抑制措施。目前应用最广泛的是门模式控制的工作方式。 :[作于门控状态的SPAD的噪声主要有三类,一类是热噪声,目前减低热噪声的最 佳方法是采用半导体帕尔贴效应的热电制冷方式,使单光子探测器在零下30℃~ 65℃工作;第二类是隧穿效应,它是带隙较窄的吸收区的载流子在较高电场作用 下,通过隧道效应进入倍增区产生雪崩造成的,直接与高的工作电压有关,减少 隧穿效应途径是在门控工作状态下尽可能使门脉冲和光子到达时间同步,并使用 尽可能窄的门脉冲宽度:第三类是俘获载流子的再释放(即后脉冲),它与器件材

华南理工大学硕士学位论文

料z卜长质量有关。在门信号之间预备较妖的间隙时间可以减小被俘获载流子的再 释放噪声的影响。可见,为了减小隧穿效应及后脉冲的影响,SPAD的工作电压 脉冲占空比不可能太高,重复频率也比较小。
4.3

APD单光子探测器的工作方式
SPAD通常工作在盖革模式下,这时电场很高以至于注入耗尽层的单电荷载

流子会触发自持雪崩,电流以纳秒级的上升时间迅速达到肉眼可见的稳定水平 (mA级)。如果初始载流子为光生载流子,则雪崩脉冲的上升沿标志着被探测光 二f的到达时间。雪崩电流持续到偏置电压低于雪崩电压,这时雪崩熄灭,之后偏 爱电压恢复以探测下一个光子。这种操作需要借助适当的抑制电路来完成。抑制 电路必须实现以下几个功能:(1)感应雪崩电流的前沿;(2)产生与雪崩上升沿同步 的标准输出脉冲:(3)雪崩到来时降低偏置电压,使之低于雪崩电压,从而抑制雪 崩;(4)重建偏置电压到雪崩电压之上,以探测下一个光子。抑制电路的特性会影 响探测器的操作条件,进而影响其实际性能。SPAD的工作方式一般有三种:无 源抑审1](passive quenching)、有源抑常1](aetive quenching)和门模式控锖t](gated mode) 方式。

4.3.1无源抑制方式





三cs—}l

釜爿


引P.d

图4-3无源抑制电路及其等效电路

‘————J

Fig.4-3 Passive quenching circuit and its equivalent circuit

无源抑制电路由一个大电阻胄和APD简单串联组成,单光子产生的雪崩电 脉冲信号由一个50Q的电阻凡上引出,如图4—3所示,其等效电路图电在图4-3 中示出。反向偏置电压通过大电阻R加到APD上,把APD看作一个理想的光控 开关K和一个电压源『,矗串联(%为APD的雪崩电压值),当光子入射时开关K

闭台。图中如为APD等效内阻,Q为结电容,G为电路中存在的分布电容。
38

第四章单光子探测外围抑制电路设计

在初始阶段,在APD上加有一高于雪崩电压的负偏置电压,此时无光触发事 件,对应于等效电路中的开关K打开。直到有光予到达,或热噪声引起的伪脉冲 触发雪崩时,开关K闭合,APD两端的电压在几个fs的时间内降为比雪崩电压

值低一些,电容C。和。开始通过电阻B放电,电阻凡上产生一个雪崩脉冲信号。
经过约只d(C,+c曲时间后,C。上的电压T-.降为与APD两端的电压一致,此后流 经APD的电流低于APD的熄灭阈值,雪崩终止。

雪崩停止后,开关K打开,负偏压电源以时间常数(c。+o)R通过大电阻R
向APD和电容G充电,使APD上的工作电压恢复到初始阶段的工作电压值。在 恢复阶段,到达APD的光子也会触发雪崩:在恢复初期,由于雪崩触发概率很低, 到达的光子几乎全部损失;接着到达的光子有稍高的雪崩触发概率,但由于此时 APD偏置电压未能恢复到初始值,导致了较小的光子探测效率,从而产生较小的 电压和电流幅度。另外,雪崩过程中被结区杂质捕陷的载流子在光探测脉冲结束 后被释放出来,会产生非光子探测脉冲,这被称为后脉冲。后脉冲作为暗计数的 一部分,对光探测是有害的。在无源抑制电路中,随着恢复时间的增加,信号高 度增加,后脉冲几率减少m】。 无源抑制电路虽然简单,但是却限制了光子的计数率。由上面的分析可知,

雪崩光电二极管有一个“猝灭时间”和恢复时问,而这个时间主要是由R、如、 (五、o决定。由于月必须很大才能够使APD猝灭,从而也就使恢复时间增大。
这个时问一般为几百纳秒,时间分辨率至多为400ps。所以无源抑制电路在单光 二F探测器的抑制电路中很少单独使用,但由于它的简单性和安全性,一般把它作 为测量探测器各种特性参数的手段。如果探测速度要求不高的情况下,也可以考 虑用这种j【作方式。

4_3.2有源抑制方式
无源抑制的实现方式简单,但它的恢复时间(死时间)较长,限制了光子计 数测量的动态范围和探测器的总体性能。因此,在量子通信等计数率要求高的系 统中,必须采用有源抑制。有源抑制是通过外围电路迅速抑制雪崩并将APD恢复 到初始状态以使它能探测下一个光子,它的响应时间受晶体管开关而不是RC电 路的限制。这样,大大降低了恢复时间。有源抑制和无源抑制相比,具有更短的 死时间,更小的暗计数和更高的计数率。目前有源抑制电路的响应时间已降低到 50ns,因而可用于光子定时,而时间分辨率已高达20ps。近年来,有源抑制单片 集成电路的研究开发引起了人们的关注。 在雪崩过程中被俘获的载流子数目随通过结区的载流子总数的增加而增加, 也就是随雪崩脉冲的总电荷量增加而增加。所以后脉冲随着雪崩抑制的延时和电 流强度的增加而增加。为了减小后脉冲效应,首先要通过最小化抑制延迟来最小

华南理1I大学硕士学位论文

化每个脉冲捕陷的电荷。因此,在抑制电路中,在雪崩熄灭后还要使工作电压在 -?段时间内维持在熄灭水平,这样就防止了被释放的载流子再次触发雪崩,从而 减小了高过偏压下的暗计数率。在有源抑制电路中,能对这种雪崩抑制时间作灵 活的控制。 有源抑制的基本目的就是减小雪崩过程中通过APD结区的电荷量,以减小几 个对光探测有害的效应。除了上面提到的后脉冲效应外,还有热效应和热载流子 :二次发射导致的伪触发效应。这些有害效应限制了APD的性能。 图4-4是一种有源抑制的原理图,它的基本思想是利用把单光子信号产生的 脉冲迅速地反馈到APD两端的可控驱动电源,使APD两端的电压迅速降低,从 而达到抑制雪崩的目的。如图,APD在处于接收状态时,两端的电压高于雪崩电 压,当有光子到达时APD迅速雪崩,即有脉冲输出,计数端将对这些脉冲计数, 而反馈端将把这个脉冲信号反馈到APD的电源端,使APD两端电压迅速降低到 雪崩电压以下,抑制雪崩。当雪崩停止后,APD两端的电压又迅速恢复到雪娥前 的状态,以便接收下一个光子信号。

图4-4有源抑制原理框图
Fig.4-4 The schematic diagram of active quenching

4.3.3

f-1控工作方式

在光子到达时间已知的情况下,可以使探测器工作在门控方式,即当没有光 予到达时,APD两端的电压低于雪崩电压,相当于门关闭;在有光子到达的时候, APD两端的电压高于雪崩电压,相当于门打开,这样将会大大地提高光子计数的 性能。门控工作方式要求门信号和光子信号之间完全同步,否则会降低计数率。 但是在量子密钥分发系统(QKD)中,这一点是完全可以做到的,因而它是QKD系 统中的一种理想的选择。

第四章单光子探测外围抑制电路设汁

4.3.3.1无源抑制门电路 1.直流耦合门 如图4.5(a),门脉冲直接与直流偏置n串联,这种电路的上升和下降时间比 较慢,一般为几百皮秒,甚至到数微秒量级,因此在实际应用中不常用‘71。 2.交流耦合门

如图4-5(b),门脉冲通过电容q耦合到APD上,这样,耦合电容Cg,APD
的结电容Cd和电路的分布电容C,组成了电容分压器,加到O点的实际门电压% 的大小为:

Vg’=Vg瓦丽Cg(4-1)

可见,当Ca+Cs和cg相近时,%的衰减就会很大,且由于cd和G的电容不
好确定,因而%’的大小以至加在APD两端的电压乃+%’的大小也就不能很好地 确定。为了最小化脉冲幅度的相对损失,一般要求Cg≥100(Cd+C。J,这样,f%一%,
≤O.01

K,所产生的衰减可以忽略,近似为%t%。

对于无源抑制门电路的分析,要考虑到门脉冲的终止也会导致雪崩电流的终 lE。因此,无源抑制门电路要考虑雪崩自熄灭和由门脉冲的终止熄灭雪崩两种情 况1241。



T暑

无源抑制门电路原理图 (a)直流耦合门电路 (b)交流耦合门电路
Fig.4-5 Passive gated circuit

(a)dc

coupled gate input;

(b)ac

coupled gate input

4.3.3.1有源抑制门电路 有源抑制门电路是由有源抑制电路和门电路结合而成,在没有光子信号时, APD两端的电压低于雪崩电压。当有光子信号到达时,门信号电压加到APD上

41

华南理丁大学硕卜学位论文

使其发生雪崩。随后,雪崩脉冲信号被反馈到有源抑制电路,使雪崩迅速抑制。 门脉冲的后沿也可以对雪崩脉冲进行抑制。与被动抑制门电路工作方式相比,这 种:[作方式下APD具有更窄的脉宽,从而减小了后脉冲的影响,提高了光子计数
率。

门控电路与无源抑制,有源抑制电路相比,具有更高的计数率,更低的暗计 数率和更低的后脉冲影响。同时,门控工作方式F,APD只在短时间内工作于盖 革模式下,使APD工作于更安全的状态,提高了APD的使用寿命。但门控工作 方式要求门脉冲和光子的到达同步,这对驱动控制技术提出了更高的要求。随着 同步技术和短脉冲技术的发展,门控技术已经在量子密钥分发系统中取得了广泛 的使用。

4.4带门控的无源一有源抑制方式

-VJ蛭011 图4.6无源一有源混合抑制集成电路原理框图
Fig.4-6 Schematic block diagram of the passive—active quenching integrate circuit

图4-6所示为无源一有源混合抑制方式的电路原理框图。在这种方式中,APD

由一个幅度为一圪~+%的电压所偏置,即总偏压幅度为%.(一圪)。在操作中,一 般使圪略小于雪崩电压%,%则根据所需要的过偏压VE=Vn一(.妩).%的大小来
决定。APD和一个大电阻Ro串联,这时APD处于探测光子的准备阶段。当有光 子到达并触发雪崩时,电路中的电容(包括APD结电容和分布电容)开始放电, 无源抑制过程开始。快感应级迅速地探测到RD两端的电压降,并通过外围电路 使SQUENCH开关闭合,进而使IN节点的电压降到低电位,雪崩熄灭,从而实现了 有源抑制。控制逻辑电路块输出一个标准的TTL输出脉冲,作为光子计数和光子

第四章单光子探测外围抑制电路设计

到达时间的测量之用。在控制逻辑电路中还引入了可选的门控功能,通过门信号 对雪崩进行抑制和恢复。 输出触发脉冲经过一个延迟时间可变的延时电路进行延时,以使工作电压在 一段时间内维持在熄灭水平。接着,脉冲通过复位电路,使开关SREsET闭合。最

后,当IN节点的电压恢复到%的水平时,开关souENcH断开,sREsET断丌,电
路准备好进行下一次光子探测。雪崩抑制过程完成。 通过将无源抑制扩展为有源抑制,获得了更短的死时间,更小的暗计数和更 高的计数率。而结合无源抑制和有源抑制的混合电路,充分利用了两种电路的优 点,在单光子探测实验中取得了广泛的应用。在这旱,我们设计了一种带呵选门 控功能的无源一有源混合抑制电路,现已开发出简单紧凑,性能优良的抑制电路 集成芯片。 4.4.1电压驱动级



图4-7

电压驱动级电路原理图

Fig.4-7 Circuit diagram of the voltage driver

电压驱动级电路原理图如图4—7所示, 它的作用是为SPAD提供偏压,并控 制其工作状态,在光子到达并触发雪崩后, 驱动级能迅速抑制雪崩并使SPAD恢 复到等待探测的状态。NPN管和PNP管分别为上面所述的抑制丌关SouENcH和恢

复开关SRESET,QUENCH和面丽亍分别为快感应级/控制逻辑电路和延时电路送来
43

华南理工大学硕十学位论文

的信号,QUENCH为高电平时souENcH闭合,RESET为低电平时SRESE r闭合,从而 实现对加在APD两端的电压的控制。静态时,肖特基二极管z2优先导通,z1 截止,比较器AD9696的输入端为高电平,这时NPN、PNP管均截止,比较器的 输入静态电平为:


Vlup,口z

D…--IA..2.×0.2=O.8V(IN5819管两端的导通压降为O.2V)
l十U.上





为了使静态时比较器的输入电平被判别为高电平,比较器的阈值电平必须设 置为吃,<0.8V,否则,比较器输出会不断翻转,稳态则无法保持。当雪崩脉冲到

来时,比较器输入端电压下降,当输入端电压低于设定的%r值时,比较器AD9696
输出端状态翻转,负输出端输出高电平,使QUENCH信号有效,从而导通NPN 型抑制晶体管(souENcH关闭),使NPN管的集电极电压F降,zl导通,从而APD 上的电压降低,雪崩得到抑制。这时,比较器输入通过Z2与APD隔离丌来。另

一一方面,比较器正输出端输出低电平,经过延时电路DSl000后得到有效的面巨ii于
信号(或出负输出端输出信号经过控制逻辑和延时电路后得到有效的RESET信 号),导通PNP晶体管(SRESE—r关闭),使比较器的正输入端电平上升到雪崩发生 前的水平,这时比较器输出状态又恢复到雪崩发生前的状态,使两个晶体管都截 I}!=,Z1截止,这时雪崩抑制过程完成,电路准备好进行下一次的光子探测。

4.4.2快感应级/控制逻辑电路

图4-8快感应级懈蝴电路原理图
Fig,4-8 Circuit diagram ofthe fast sensing stage and the control logic block

快感应级和控制逻辑电路的原理图如图4-8所示。快感应级由快速TrL比较 器AD9696组成,它的作用是感应雪崩信号的丌始。静态时2脚输入高电位,当雪 崩到来使2脚的输入电位下降时,比较器输出状态反转,经过控制逻辑和延时电

第四章单光子探测外围抑制电路设计

路后反馈到电压驱动级,改变SouENcH和Sv,岱zr的开关状态。3脚为鉴别电平哳
它由低参考电压芯片MCl403提供,根据不同型号APD的计数率分布来选择。为 了保证电路的稳定工作,比较器的阈值电平必须设置为吃,<O.8V。 控制逻辑电路由或门74LS32和非门74LS04组成,它的作用是产牛SPAD所 需的QUENCH和RESET信号,并提供可选的门控功能。QUENCH信号为高电平 有效,它可以由比较器AD9696的负输出端产生,为SPAD提供有源抑制;也可 以由GATE门输入信号产生,GATE端输入一个超短门脉冲信号,脉冲在极短的 时间间隔内为低电平,当门脉冲回到高电平时,门脉冲后沿对雪崩脉冲进行抑制。 当比较器负输出端输出高电平或门脉冲终止时,QUENCH信号有效,使SouENcH 关闭,雪崩熄灭。RESET信号为低电平有效,所以或门74LS32的输出再经过一

个非门74LS04后得到露E距丁信号,经过后端的延时电路后反馈到电压驱动缴,
控制sREsET的开关状态。非门的输出也可作为输出信号(TTL)。

4.4.3延时电路
+5 C4

PR删
CONTROL

图4-9延时电路原理图
Fig.4-9 Circuit diagram of the delay block

延时电路由五输出的延时线集成块DSl000组成,如图4-9所示。它的作用 是对RESET信号进行延时,使开关晶体管SouENcH在一段时间内保持闭合状念。 为了灵活控制延迟时间,在延时片DSl000后加入了开关,这样延时片可以提供 !丘种不同的延时。延时后的RESET信号控制SREsET的开关状态,雪崩到来后, SQUENCH开关先关闭,使雪崩熄灭:且在RESET信号到达前,souENcH的开关状态 不变,从而使SPAD在一段时间内维持在被抑制的状态。这样,防止了被释放的 载流子再次触发雪崩,从而使高偏压下的暗计数率大大减少。随着sREs El的闭合, 快感应级输入状态变化,从而使SouENcH和sREsET先后断开,电路回到等待探测 阶段。

45

华南理上大学硕士学位论文

4.5带门控的无源.有源N,iJ集成电路

..量
i 2

图4.10带门控的无源.有源抑制集成电路原理图
Fig.4-1 0 Schematic circuit diagram of the integrated passive—active quenching circuit

第四章单光子探测外围抑制电路设计

结合以上思想,我们设计了带门控的无源一有源抑制集成电路,并开发了PCB 印刷电路板,其电路原理图见图4.10,PCB设计图和实物图见图4-11。抑制电路 的两个重要参数是抑制时间和死时间,在本章的电路中,抑制时间由比较器和或 门引入的时延决定,死时间由比较器和延时片子等器件决定。为了降低电路的响 应时间,要尽可能选用高速的器件。

图4-11带门控的无源.有源抑制集成电路PCB板设计图及实物图
Fig.4-l I PCB board design of the integrated passive-active quenching circuit with gate control

在电路中设置了门控可选功能,当不需要使用门控制功能时,可通过 (]ATE—SWl开关把或门和非门短路,以取得更小的抑制时间。此时比较器正输出

端输出的信号直接加到延时电路以提供菊霆西信号。目前开发的PCB板尺、j为:
12.5x 10

cm2。通过合理的设计布局,可以更好地实现器件的小型化和集成化。

4.6实验结果
我们用一个幅度为1.2V,频率为300kHz,脉宽为500ns的脉冲作为雪崩模 拟脉冲,对新开发的PCB电路板进行测试,测试的结果如图4—12所示。图fal、 (c)为在三极管2SC3355集电极上测得的APD雪崩抑制脉冲波形,(b)、(d)为比较 器输入端波形。雪崩到来时,比较器输入端电位下降,这在低于鉴别电平Vref时 导致比较器输出端状态翻转,产生雪崩抑制。抑制脉冲的下降沿使SPAD上的电 压降低从而实现抑制,这个抑制时间与晶体管的开关时间有关,在图(a)中大约为 25ns。抑制脉冲的宽度由延时电路的延迟时间决定,当延迟时间增大时,从图(a) 和图(c)可见,抑制脉冲的宽度增大,在这段时间内,SPAD维持在雪崩熄灭水平 以防止被释放的载流子再次触发雪崩,从而降低暗计数,但抑制脉冲宽度的增大 会使死时间增大。同时,比较器输出信号经过一段延时后,导通恢复晶体管

47

华南理工大学硕+学位论文

2N2907,使比较器输入端电压上升到5V附近,之后,在经历与抑制脉冲宽度相 等的延时后,恢复晶体管截止,使比较器输入端电压下降到静态电平O.8V。






.÷-}-!U

f。
。 。 . .



^附91Ⅻ^J_^。…I‘●
(a) (b)

.____l




。-≯睁o,一。
(c)



I I


I…l囊10_≯≯≯{


(d)

图4-12不同延时下抑制脉冲波形和比较器输入端波形测试结果
Fig.4-12 waveform ofthe quenching pulse and the comparator input

电路的死时间为从SPAD开始雪崩到接下来恢复到静态的时间间隔,它为比

较器输入端电压下降到低于鉴别电平%,所需的时间,比较器翻转时间,延时电
路引入的延迟时间和恢复晶体管的开关时间等所决定。这个时间要足够长,保证 SPAD两端电压的完全恢复,否则比较器会被再触发导致振荡,但是,死时间过 长会限制单光子计数率。 电路的雪崩抑制延迟由比较器输入端电压下降到低于鉴别电平所需时间,比 较器翻转时间和抑制晶体管的开关时间等组成。雪崩抑制延迟要尽量小,以限制 雪崩脉冲期间捕获的载流子数目,从而降低后脉冲的影响。 抑制脉冲的宽度由延迟电路的延时决定,设置为可变,使使用者r叮以在最小 死时间和最小后脉冲效应两者问权衡取值。 现在我们对无源抑制和有源抑制方式作一个大致的比较: 在无源抑制工作方式下,抑制时间常数乃可以表示为:

第四章单光子探测外同抑制电路殴计

L=(c。+c,){等}*(c。+c。)如
儿d1-儿L

(4-2)

而恢复时问常数乃可以表示为: r=R,(C。+C。)
(4—3)

其中cd为结电容,典型值为lpF(如C30644的结电容为O.6pF,C30644的结电容 为1.5pF);C。为分布电容,一般为几个皮法量级;Ra为APD等效内阻,一般为几

百到几千欧姆;吼为抑制电阻。对于抑制电阻为200kQ的抑制电路,我们假设
(0=lpF,G=3pF,Ra=2kQ,则乃=8ns,0=800ns。对于无源抑制方式,抑 制时间一般为几到几十纳秒,而恢复时间往往在几百纳秒到几微秒量级。 有源抑制方式通过外电路控制SPAD两端的工作电压,当雪崩脉冲到来时, 通过外电路产生一个反馈信号,从而降低SPAD的工作电压,并进而完成对工作 电压的重置。在这种工作方式下,雪崩持续时间乃。为环路反馈时间孔和抑制脉 冲的下降时间乃。之和(乃。=死+乃。),它就是电路的雪崩抑制延时时间,可以控制 到很短。在我们的无源有源混合抑制方式中,雪崩抑制延时由比较器输入端电压 下降到低于鉴别电平所需时间,比较器翻转时间和抑制晶体管的开关时间等组成, 它与鉴别电平的设置有关。考虑到AD9696的传输延时为4.5ns,电路的抑制延迟 时嵋】在30ns左右,通过采用高速的电路器件,能够进一步降低抑制延时。我们的 模拟实验中抑制延迟时间较大的原因在于模拟雪崩脉冲的幅值比较大,且下降沿 不够陡,而我们用APD得到的雪崩脉冲波形典型幅值为50mV,下降沿仅为1ns 左右。

另一方面,有源抑制电路的死时间%能很好地通过外围电路控制。它的最
小值(%力。,。=2死+死一死,,即为两倍的环路反馈时间死,抑制脉冲的下降时间L。 和上升时间死,之和,它随着过偏压%(即APD两端的电压和雪崩电压之筹)的 增加而增加。在我们的电路中,死时间的最小值可以控制在60ns左右,由于延时 片引入的延时可变,死时问可以根据实际需要延长。由于抑制脉冲的上升时I刊咒, 较短,恢复时间相比无源抑制大大减小,则APD在恢复过程中的后脉冲计数将大 为降低。图4—12中死时间较长的原因在于电路中使用了较大的延时,使环路反馈 时问延长。有源抑制最大的优点在于可以减少死时间,提高计数率。 后脉冲效应与雪崩脉冲的电荷量有关,为了减小后脉冲效应,要求雪崩脉冲 电荷景尽量小。在无源抑制和有源抑制工作方式下,雪崩脉冲的电荷量分别为

%:%(c。+C,)和如:簪:鲁(死+每),其中瓦:瓦+堡2为有源抑制情况
下雪崩脉冲的等效宽度,%为过偏压,奶为APD等效内阻,Cd和G分别为结电
71

容和分布电容。可见,当(疋+睾)>玛(c。+c,)时,Q。>O。。由于有源抑制中

华南理__L=人学硕士学位论文

抑制脉冲的下降时间乃。会随过偏压%的升高而升高,所以当过偏压太高时,反 而会使有源抑制的雪崩脉冲电荷量高于无源抑制。为了最小化雪崩期间被俘获的

电荷,对于如和。小的APD器件,在分布电容G足够小的情况下,使用无源 抑制可以取得较好的效果;而对于如和cd较大的APD器件,使用有源抑制才能
最大程度地减小雪崩脉冲的电荷量。无源.有源混合抑制电路是减小雪崩脉冲电荷 量的最好途径。为了提高抑制电路的效率,要尽可能使用高速响应的器件,并使 APD接近电路放置。

4.7门控方案设计
在光量子密钥分发系统中,要求光探测器具有很高的探测灵敏度和很低的暗 计数,在红外光通信波段,一般选用的是吸收和倍增分区的InGaAs/lnP雪崩光电 二二极管。而且为了开发其极限灵敏度,必须使APD工作在盖革模式。这就对外围 电路提出了要求,使APD在雪崩击穿之后,自持的雪崩能够迅速被抑制,以保证 APD不被损坏,同时,APD要尽快恢复到等待状态,准备下一次测量。在SPAD 的三种工作方式中,门控工作方式比无源抑制和有源抑制能更有效地减小暗计数 和误码率。通常的门控方式中,控制电压由两部分组成,一部分是低于雪崩电压 的直流电压,另一部分是与光子到达时间同步的脉冲电压,两部分迭加以后大于 雪崩电压,这种方式称为T_偏压。这就要求光脉冲和电脉冲之间精密的同步控制 和高质量的偏压脉冲。在本节里,我们利用第三章中C30645E的特性数据,提出 了一种门控制方案。这种门控方案的理想门控脉冲波形如图4.1 3所示。

图4-13针对EG&G的C30645E提出的理想门脉冲波形
Fig.4-1 3 The idealized gated pulse for EG&G C30645E

我们提出的理想的门控制脉冲波形由偏置电压,门脉冲电压和雪崩抑制电压

50

第四章单光子探测外网抑制电路设计

三部分组成。通常情况下,要求偏置电压尽量接近雪崩电压,这样APD能以最快

的速度达到雪崩击穿,且需要迭加的门脉冲幅度较小。理论上,这个偏置电压值
应低于拉通电压,因为吸收区窄带隙半导体(InGaAs的带隙仅为O.75eV)的热 载流子是噪声的主要来源。实际应用中由于雪崩击穿电压和拉通电压不相等,对 rJ控脉冲还要进行更合理的设计。对于C30645E,在常温下其雪崩电压为51.6V, 我们设置其偏置电压为50V。另一方面,偏置电压还要起到能清除雪崩时被半导 体材料缺陷捕获的载流子的作用,以减少由这些载流子释放所产生的后脉冲效应。 设置一定的偏置电压能加速这些载流子的释放,从而产生易于用鉴别器消除的较 小幅度的脉冲。因此,偏置电压持续时间应大于被捕获载流子的寿命,这里我们 设置偏置电压,门脉冲电压和雪崩抑制电压的时间比例为8:l:1。 门脉冲的理想波形为方波脉冲,门脉冲的前沿触发雪崩。性能良好的单光予 探测器要求前沿很陡,持续时间很短的门脉冲波形,且同步时间抖动要小。由于 雪崩的建立需要时间(大约lns),门脉冲宽度设置为lns。考虑到产生高幅度窄 脉冲的技术难度,门脉冲电压幅度设置为不大于5V的值,且同步时间抖动设置 为小于500ps,以满足同步技术指标。 理想的雪崩抑制脉冲应使加在APD上的电压为零,或者小于被加速的载流子 能产生二次碰撞电离的电压。实际上,当倍增因子下降到使倍增区产生的载流子 数量小于维持自持雪崩所需的载流子数量时,雪崩就会迅速被终止。这里抑制脉 冲使APD两端的电压降低到5V,可以满足对雪崩抑制的要求。由于InP中的电 二f迁移率很高,PN结区的自由载流子很快重新分布,形成新的耗尽区。所以, 设置APD上的电压在2ns后恢复到偏置电压值,准备下一次探测。

4.8本章小结
本章首先对单光子计数技术及在长波长范围广泛使用的APD单光予探测器 件(SPAD)进行了简单介绍,并详述了SPAD的几种常用的工作方式。然后,主要 介绍了我们设计的一种实用的带门控的无源。有源抑制集成电路,详细论述了各个 部分的原理和功能,并对我们开发的PCB印刷电路板进行测试,给出了部分测试 结果。最后,以C30645EAPD的特性数据为依据,设计了一种SPAD门控方案。

51

华南理』-人学硕士学位论文

第五章APD制冷系统设计
为了适应对极微弱光探测的需要,必须尽可能的降低暗噪声水平。无论在低 偏压还是高偏压下,暗电流的大小都和APD所处的环境温度有很大的关系。在常 温下,暗电流较大,这样微弱的单光子能量就很容易被暗电流和热噪声淹没,使 单光子探测难以进行。而热激发暗电流和热噪声的大小是随着温度的降低而减小 的,因此,为了减少暗电流和暗计数,需要降低温度来改善探测器的性能。 早期的单光子探测器采用液氮制冷系统,这种方法制冷效率高,能够达到液 氮温度(77K),但这种系统需要附带盛放液氮的桂瓦瓶,使用起来很不方便,温度 也不易控制。因此,在实际的应用中,更多采用的是半导体制冷的方式。这种制 冷方式体积小,温度容易控制,不必添加其它的辅助材料,只要接上电源就可以 :[作。虽然半导体制冷的降温范围远不及液氮制冷,但考虑到APD在过低的温度 下会产生严重的后脉冲效应,从而增加系统的噪声,而性能良好的半导体制冷器 已能满足单光子探测的降温需要,因此,半导体制冷技术在单光子探测技术中得 到了广泛的应用。

5.1半导体制冷的原理
1834年,法国科学家珀尔帖发现,当直流电通过两种不同的导电材料所构成 的网路时,结点上将产生吸热或放热现象<具体视电流方向而定),这种现象被 称为珀尔帖效应。半导体制冷是珀尔帖效应在工程技术上的具体应用。可供制冷 用的半导体材料有很多,如PbTe、ZnSb、SiGe、AgSbTez等。衡量半导体材料

制冷效率高低的一个重要参数为优值系数z,Z越大,则效率越高。Z=口.2/如,
式中口为温差电动势,k为热导率,P为电阻率。目前研究使用最多的半导体材

料是P—Bi2Te3.Sb2Te3、N—Bi2Te3.Bi2Se3准三元合金,它们具有较好的优值系数。
要使半导体制冷的经济性达到与机械压缩式制冷相当的水平,则要开发优值系数 较大的制冷材料。当前,世界各国都投入了大量的人力财力致力予开发新型制冷 材料。 珀尔帖效应是电子冷却元件在通电后吸热的现象。在异种金属的接触面上通 以电流,其接触面会产生热或吸收热,这种产生热和吸收热还会因电流方向的逆 转而翻转,而且在单位时问内发生或吸收热与电流值成正比。半导体制冷器的原 理如图5.1所示。金属片A和B之间分别焊有P型和N型两块半导体材料,这样 就组成了制冷器的一个热电偶。材料主要是用碲化铋、碲化锑、硒化铋等。当电 路通电,在电流的作用下,由于珀尔帖效应,金属片A吸热,金属片B放热,热

第五章APD制冷系统设计

量从A传向B,使A端温度降低,成为冷端,B端温度升高,成为热端。借助于 散热器等各种传热手段,使热端B的热量不断散发,将冷端A置于工作室中去吸 热降温,即形成制冷。当电流方向改变,冷热端也将互换。由于每组热电偶所产 ,l三的电.热效应较小,所以实际上都是将数十个这样的热电偶并联起来,将冷端和 热端分别放在一起组成电热堆。其结构如图5.2所示。它由许多N型和P型半导 体之颗粒互相排列而成,而N P之间以一般的导体相连接而成一完整线路,通常 是铜、铝或其他金属导体,最後在两端用两片绝缘且导热良好的陶瓷片夹起来, 这就是常用的半导体制冷片,也称热电制冷片舯l。

图5-1

半导体制冷器的工作原理

Fig.5-1 Principle ofthe thermoelectricity cooler

N撼和P型



直流电源

图5-2半导体制冷器的结构
Fig,5-2 Structure of the thermoelectricity cooler

半导体制冷器具有以下特点:(1)利用特种半导体材料组成PN结进行制冷, 体积小、重量轻、寿命长、无噪音、可靠性高。(2)无机械运动,制冷迅速,便于 组成各种结构和形状的制冷器。(3)带lJ冷量可在mw级至kW级间变化,制冷温差 可达20~150℃范围。(4)可以通过使用闭环温控电路精确调整温度,温度最高可 以精确到0.1度。(5)由于无气体工质,不会污染环境,是一种真正的绿色制冷器。 (6)用于制冷时,其效率较低;但用于制热时,其效率相当高,因此综合起来评估 时,其效率还是较高的。(7)目前成本较高,但随着技术的发展及生产工艺的改进, 成本会进一步下降。

53

华南理:【大学硕士学位论文

考虑到制冷功率的需要,厂家提供的半导体制冷片还有一级和二级之分,在

同等条件F二级半导体制冷片比一级半导体制冷片的制冷功率要大。在我们的制
冷器中选择的半导体制冷片及其参数如表5-1和表5-2。 1.一级制冷片:杭州建华半导体制冷器有限公司生产的TECl?12706犁一级 二#导体制冷片,其参数见下表: 表5.1 TECl—12706型半导体制冷片的性能参数
Table5—1 The parameters of the thermoelectric cooler TEC 1—1 2706

性能参数(Th=27 4C)
型号

外犁尺寸(mm) 对数

,m。(爿)
。rECl—12706 6.O

P二。(矿)
15.4

A丁k(。c)
65

Qc一(∥)
51.4


40


40


4.1 127

2.二级制冷片:秦皇岛富连京电子有限公司生产的FPKl9808型一:级半导体 制冷片,其参数见下表: 表5-2 FPK2.19808型半导体制冷片的性能参数
Table5—2 The parameters of the thermoelectric cooler FPK2—1 9808

性能参数(Th=27。C)
型号

外型尺寸(mm)
对数 三
40

L。(4) %。(矿) △ro(。c) Q一(矿)
FPK2.19808 8.5 14.9 86 50.0


40


6.8 7l+127

其中,。(彳)为最大工作电流,‰(矿)为最大的工作电压;△乙(。c)为最大的
温差,Q~(∥)为最大吸热功率,三为器件的长度;缈为器件的宽度;H为器件 的高度。

5。2半导体制冷腔的制作
为了使APD工作在一个恒定低温的环境中,我们对制冷腔结构进行了设计。 在进行设计时需要考虑的几个问题为: (1)APD要置于清洁的密封腔内,以保证APD的表面绝对洁净,防止尘粒对 光信号的阻塞,衰减;(2)密封腔的体积要尽可能小,以提高制冷系统的效率;(3) 制冷片的热端要采取良好的散热措施。在设计中我们采用了水冷和风冷两种散热 方式来实现。(4)为了加速冷端冷量的传递,内腔要选择传热性能良好的材料,并 采取良好的隔热措施减少冷量向外空间的传递。(51腔体中要为APD及热电制冷 器的电源线预留出线孔。

第五章APD制冷系统设计

5.2.1水冷型半导体制冷腔
用热电制冷片,我们自制了APD用低温恒温装置。第一套系统为水冷型半导

体制冷腔。其密封腔结构如图5.3所示。密封腔的内腔体(冷胆)采用传热性能
较好的紫铜材料,中间隔热层选用10%EVA发泡板,外腔也采用铝合金包层以减 少外界的辐射,外腔外为保险起见再加多一层10%EVA发泡板来作保护层。其中 铝合金外腔的长宽高尺寸为1lOx
70

X110(单位为mm),紫铜冷胆内腔的长宽高

尺寸为75x32x65(单位为mm)。为了提高制冷功率,使用两片FPKl9808半导体 制冷片直接对称紧贴在密封腔的内胆的两面。APD固定在冷胆的底端。在密封腔 的另外两个面分别开进线口和出线口(包括光纤出入口和测温元件的出入口),抽 真空后用耐低温的密封胶密封。半导体热端与水箱的接触面加上导热硅脂以充分 降低接触热阻。密封腔内放置一些硅胶干燥剂以防止霜冻。



图5-3水冷密封腔结构图
Fig.5-3 Structure of the water-cooled airproof cavity

对半导体制冷片的热端采用水冷技术来散热。如图5—3所示,在两片半导体 热端处紧贴两个水箱,水箱与自来水连接实现自然水冷却循环系统,这样能比风 冷更好地降低半导体制冷片热端的温度从而降低冷胆的温度。经过实验验证,这 套系统使用水冷技术比风冷技术可使内腔的温度降低10℃~20 9C,最低温度可降 到一35℃D 41。

5.2.2风冷型半导体制冷腔
水冷系统的散热效果虽然优于风冷系统,但水冷散热器所需的外围支持系统 非常庞大,必须连接出入水管,且要放置在自来水源附近,这给实验带来了很大 的不便,也不利于产品的小型化。而风冷散热法与其他散热方法相比,具有结构 简单,价格低廉,安全可靠,技术成熟的优点,尽管风冷散热的效果稍逊,但配 合热电制冷器并对制冷腔进行良好的设计,仍然能够满足我们的需要。为此,我 们开发了两套风冷型制冷系统。

55

华南理上大学硕十学位论文

5.2.2.1第一套风冷型半导体制冷腔 第一套风冷制冷系统设计结构见图5-4。密封腔的内腔,外腔夹板及散热器采 用铝导热板,外腔端面及中间隔热层选用聚四氟乙烯硬塑料。风冷散热片设计为 二二层结构,并在两端增加锯齿以增大散热面积。制冷方式为三级制冷,在密封腔 的内腔两面分别使用一片FPK2-19808二级制冷片和两片TECl-12706一级制冷 片。内腔绝热干燥充填气密封装,以求达到最高制冷效率。制冷腔的总尺寸为1 34 ×94×105(单位为mm),内腔尺寸较小,为1 8X14×10(单位为mm)。APD固 定在内腔中央。密封腔两端留进线口和出线口。

图5—4第一套风冷密封腔结构图
Fig.5-4 Structure of the first wind—cooled airproof cavity

这套系统的特点在于抽热方向增加了热传导,非抽热方向尽量用绝热材料填 充,减少了空气填充的空间,同时,利用干燥技术去潮,然后进行气密封装。我 们在这套系统的散热片两端加上风扇进行测试,能降温的范围达到,13℃,降温效 果未能达到预期值。 5.2.2.2第二套风冷型半导体制冷腔 经分析,造成第一套风冷系统制冷效果不佳的原因以及存在的问题有: 1)散件多,由于各散件尺寸在机械加工上必然存在误差,导致制冷腔各部件 接合不紧密,产生漏冷,从而降低制冷效果。同时,外腔端面两边没有任何力使 之压紧,会在制冷器中形成空隙。 2)采用的硬塑料聚四氟乙烯不能压缩,由于加工不精确等问题在制冷器内容 易形成空隙,可考虑采用软塑料以使各部件间紧密接合。

第五章APD制冷系统设计

3)散热片实体部分面积太大,影响热量发散,散热器设计有待改进。 41不利安装和拆卸。外腔夹板与散热片之间须紧密套合,以减少制冷腔内的 空隙,但这种结构给APD的安装和拆卸带来麻烦。 5)需要的开关电源数目多,不利于器件的小型化。 同时,在第一套系统的测试过程中我们发现,热电制冷片利用半导体热电效 应可以得到大于100度的温差。但是,随着温差加大,级数增多,效率降低,产 生的热量也增多了。APD的工作温度要根据探测灵敏度和噪声特性随温度的变化 来确定。我们认识到,对于APD温度控制的应用,最大温差或最低温度的获得, 最大的问题在散热器。热端没有良好的散热,则产生的热量会在末级形成热积累, 从而降低制冷效果。由于第一套风冷系统的散热片设计欠佳,我们考虑选用市面 卜I容易买到的CPU散热片及风扇,根据它的尺寸重新设计制冷腔结构。 考虑到散热片的性能与制冷效果的密切关系,我们对散热片的结构进行了重 点考虑。现在市场上性能较好的散热设备为采用热管技术的散热器。所渭热管技 术,就是在密闭的铜管内利用一些液态介质的蒸发和冷凝过程传递热量。由于液 态/气态相变的热容很大,所以热管传递热量的效率很高,导热系数比单一材质要 高几个数量级。这可以通过图5.5得到说明。热管两端产生温差的时候,蒸发端 (图中所示的左端)的液体就会迅速沸腾气化。由于气化后蒸气压力较火,在压 力差的作用F,产生的蒸气上升到冷却层(图中所示的右端)后冷凝成液体,液 化释放热量,以实现把热量从蒸发端带向冷凝端。利用液态和气态之间相变反应 的高速度,热管的热传导效率比普通的纯铜高数十倍,甚至上百倍。因此,应用 热管技术可以在极短的时问内用散热片的各个鳍将热量从热管的热端传导到热管 的冷端而不会在发热部位堆积,热量均匀地分布到片j二,极大的提高了散热片的 导热性能。液体在冷凝端凝结液化以后,通过毛细作用,流回蒸发端。如此循环 往复,不断地将热量带向温度低的一端。另外,铜的导热系数比铝合会高将近一

倍,因此我们选择了带热管的铜质散热器,以求达到最佳的散热效果。

图5-5热管原理图
Fig.5-5 Principle of the cannular conductor of heat energy

57

华南理T大学硕士学位论文

这套风冷制冷腔系统设计结构如图5-6。密封腔的结构相当简单,在制冷内 腔两端各使用一片FPK2.19808二级制冷片,APD和测温探头直接放在两制冷片 冷端之间的空腔内。为了充分利用制冷片的冷量,把内腔做得和制冷片同样大小。 制冷片热端和市售的散热性能良好的带热管的铜质散热片相连,散热片两端用风 扇降温。制冷腔外壳使用成本较低的铝材料进行保护,外壳和内腔间填入泡沫塑 料作为中间隔热层。制冷腔的总尺寸(连风扇)为180×90×90(单位为mm), 内腔尺寸为40×40x 16《单位为mm)。密封腔出入口用于取放APD和测温探头, 并嘲出入线口。
制冷内腔 制冷片 散热片 (带热管和风扇) 二级制冷片 泡沫塑料 出入口 、铝外壳

图5-6第二套风冷密封腔结构图 (a)jEn。0面图 (b)侧剖面图

Fig.5-6 Structure of the second wind cooled airproof cavity

这套系统的优点在于:结构简单,成本低廉,降温效果好。所使用的基本上 是市面上容易买到且价格较低的材料,它们的组合十分简单,改善了第一套系统 中散件多,组装麻烦,容易损失冷量的弊端。采用的泡沫塑料质地较软,与其他 部件间能紧密接触,且具有良好的保温性能。制冷内腔两端各使用一片二级制冷 片,不易造成热量累积。最重要的是,带热管的铜质散热片对于制冷片的热端散 热作出了重要的贡献,从而带来了更低的冷端温度。实验证明,这套系统最低能 降温到.28℃。

5.3本章小结
本章对APD的制冷系统进行了设计。首先介绍了半导体制冷的原理,然后制 作了使用市售的半导体制冷片进行制冷的腔体结构,在原有的水冷制冷腔的基础 上进行改进,设计出更具有实用价值的风冷制冷腔,最低降温达到一28。C。

58

结论


课题小结



量子信息科学是一个正在兴起和迅速发展的新领域。在量予通信系统中,量 子信息的载体是单光子。要实现量子保密通信,就要求单光子在光纤中传输。由 于光在1550nm具有最小损耗,因此实现在1 550nm波长上的量子通信具有重要 的现实意义。本毕业设计是为量子密钥分发实验而设计的,是属于国家973计划 “量子通信与量子信息技术”中“量子密钥分发”实验的红外单光子探测的一个子

项目。本文主要是对单光子探测系统中的探测器一一雪崩光电二极管进行特性研
究,进而对单光子探测外围抑制电路和制冷设备进行初步的设计。考虑到温度会 对前置放大器的特性产生难以检测的影响,从而导致APD探测性能的变坏,本文 中所研究的APD均为不带前放的SAM雪崩光电二极管,用无源抑制方法对i种 不同厂家或不同型号的APD在1550nm的工作波长下进行了特性测量,主要分析 它们在不同光功率,不同偏置电压和温度条件下的电流和倍增,拉通电压及雪崩 电压特性,并对它们进行了比较。在此基础上,使用性能优良的Epitaxy APD完 成了单光子计数实验。主要得出以下结论: 1.雪崩电压必须大于拉通电压,APD才能取得有效的倍增过程,拉通电压随 着温度的降低略微增大。雪崩电压随着温度的降低而降低。因此,温度的升高会 使APD拉通的程度增大。 2.通过对耗尽层拉通到吸收层的深度进行合理的设计,能使APD器件获得更 好的信噪比性能。如对掺杂浓度为101 5cm一,厚度为4fan的吸收层来说,应使这 个拉通深度小于吸收区宽度的1/4。 3.在同一偏置电压下,降温会使光电流和倍增因子增大,暗电流降低,凶此 给APD带来更高的信嗓比和灵敏度。由于暗电流雪崩后净光电流降低,光电流和 光增益都会有一个最大值。 4.在无源抑制中,到达雪崩点后,APD两端的电压基本维持不变。利用这个 特性可以准确地确定APD的雪崩电压值。
5.Epitaxy

APD的噪声性能远远优于C30644E和C30645E APD,更适合作为

单光子探测器件。利用EpitaxyAPD进行单光子计数实验,在平均光子数为“=O.1 和∥=O.03时的光子探测效率分别为1.29%和2,09%。暗计数率为3.13×10一/ns。 其次,本毕业设计设计了进行单光子探测的外围抑制电路,结合了无源、有 源抑制和可选的门控功能,抑制延迟时间在30ns左右,最小死时间可以控制在

华南理1大学硕士学位论文

60ns左右,通过采用高速的响应器件,能够迸’步降低抑制延迟和死时间。最后, 改进了原有的水冷制冷腔,开发了更小型便利的风冷制冷腔,降温能达到零下28 度,基本能满足实验要求。

进一步的研究工作及改进建议
本文对单光子探测技术进行了一定的研究,为实现单光子探测作了必要的准 备,并取得了一些成果。然而,我们距离单光子探测器的实用化还有较大的距离, 加上时间和实验条件的限制,我们的研究工作还存在很多有待解决的问题。建议 下一步的研究工作从以下几个方面进行改进和深入: 1.对现有APD的特性研究着重于模拟区的特性研究,下一步工作应加强对单 光子计数特性的研究。对更多的市售APD进行研究比较,提出测量鉴定。个APD 能开发成为单光子探测器所必须的基本数据,并设计APD参数测量装置,作为 APD检测的简单手段。 2,根据雪崩电压和门控脉冲参数,设计脉冲驱动源,进行门控APD实验。研 究在脉冲工作状态下APD的工作特性,优化工作性能,实现与光脉冲的同步操作。 考虑从时间和空间两方面降低暗噪声,在时间上通过缩短门脉冲宽度降低噪声, 空间上则根据耗尽层中吸收和损耗的空间分布来选择门脉冲的高度。 3.继续研究低噪声高效率获得低温的方法。由于水冷系统体积庞大,使用不 方便,下一步应继续改进风冷系统。可使用无腔制冷结构,APD直接固定在制冷 片冷端上.四周由保温材料包裹。为了加强密封和保温性能,可采用单边制冷结 构,一端通过风冷散热,另一端由加厚的保温塑料密封。要合理设计密封腔结构 使APD能易于取出。另外,由于水冷和风冷结构会给系统带来电的或机械的抖动, 可考虑开发自然冷却技术,利用热电制冷片在制冷过程中产生的热量作为加速热 对流和热传导的动力,从而降低探测器的结构复杂度。

参考文献

参考文献
(1】

s.Wiesner.Conjugate

coding.SIGACT News.1983,15:78-88 cryptography:Public—key distribution and
on

12】

C.H.Bennett.G.Brassard.Quantum

coin tossing.In proceedings of the IEEE International Conference and Signal Processing,Babgalore,India.1984:175?179

Computer

113]

C.H.Bennett.Quantum cryptography using any two non—orthogonal states.Phys.
Rev.Lett..1992.68:3121?3123

【4]

P,Townsend.Optical

encryption makes networks more

secure.Fiber systems

international.2000.1:30—32.

【15]

A.Muller,H.Zbinden

and

N.Gisin.Quantum

cryptography

over

23

km

in

installed under-lake telecom fibre.Europhys.Lett..1996.30:335—339

116】

R.J.Hughes.G.L.Morgan and C.G.Perterson.Quantum key distribution 48km optical fibre network。JournaI of Modern Optics.2000,47:533-547

over



【7】

W.T.Buttler

et a1.Daylight quantum key di stribution

over

1.6km.Phy.Rev.Lett..

2000,84:5652—5655

[8]

M.Bourennane

et a1.Experiments on long

wavelength(1 550nm)“plug

and play”

quantum cryptography systems.Optics

Express.1999,4(10):383?387

【9】

Philip,A.Hiskett,Gabriele Bonfrate、Gerald S.Buller and Paul D。Townsebd. Eighty kilometer transmission experiment using
u an

InGaAs/InP SPAD—based

quantum cryptography receiver operating at 1.55 2001,48:1957-1966

m.Journal of Modern Optics.

【10】 廖静等.基于光量子的真随机源.物理学报.2001,50:467.472 f11】 张涌.量子保密通信研究.华东师大博士学位论文.1997 [12] 梁创等.850nm光纤中1.1km量子密钥分发实验.物理学报.2001.50:
1429一1433

【13】 余金中.半导体光电子技术.化学工业出版社,2003:106.124 [14】 黄静.单光子探测器APD的低温控制系统的研制及其温度特性研究.华南理工 大学硕士论文.2004 [15] 邱昆.光纤通信导论.电子科技大学出版社,1995:71.81 [16】 张鹏飞.InGaAs-APD特性研究及1310nm单光子探测.广东工业大学硕士论 文.2005 [171J 黄德修.半导体光电子学.电子科技大学出版社,1994:184—198

61

华南理工人学硕+学位论文

118】余金中,王杏华.半导体异质结光电探测器.物理.2002(8):527.533 【1 9I李承祖等.量子通信与量子计算.国防科技大学出版社,2000 120】R.Gw.Brown,R.Jones,et
for Photon a1.Characterization of Silicon Avalanche Photodiodes Optics.

Correlation Measurements.2:Active Quenching.Applied

1987,26(12):2383-2398 【21 l光电信号检测.华南理工大学教材供应中心.2001

f22】w.T.TSANG编,杜宝勋译.半导体光检测器.电子工业出版社,1992:195—230 [23】梁创.量子密钥分发的光纤实验系统.清华大学硕士论文.2000:47—58 [241 S,Cova,M.Ghioni,et
at,Avalanche photodiodes and quenching circuits for

single?photon detection.Applied

Optics.1996.35(12):1956—1973
a1.Characterization of Silicon Avalanche

[25】R,Gw。Brown,K.D.Ridley,et
Photodiodes Applied

for

Photon

Correlation

Measurements.1:Passive

Quenching.

Optics。1987,26(12):2383?2398
quenched operation of InGaAs/InP
at a

【26 J

Ivan Prochazka.Peltier-cooled and actively

avalanche photodiodes

as

photon

counters

1.5.u m wavelength.Applied

Optics.2001,40(33):6012?6017 【27】J.G.Rarity,T.E.Wall,et
by
use

a1.Single—photon counting for the l 300一l 600.nm range

of Peltier-cooled and passively quenched InGaAs avalanche photodiodes.

Applied

Optics.2000,39(36):6746—6753
a1.Single—photon detection beyond 1 InGaAs/InP detectors,


[28】A.Lacaita,F.Zappa.et
commercially

m:performance of Optics,

available

Applied

1996,35(16):2986-2995 【29】PA.Hiskett,G.S.Buller,et
photodiodes a1.Performance counting at and 1.55


design

of

InGaAs/InP Optics.

for

single—photon

m.Applied

2000,39(36):6818-6829 [30]A.Laeaita,P.A.Francese,et
al,Single—photon detection beyond 1


m:

performance of commercially available germanium photodiodes.Applied Optics.

1994,33(30):6902—6917 [311丁国庆.光通信用高速长波长APD结构优化与最佳光倍增.光通信研 究,2000(5) 【32】程昱.精通Protel DXP电路设计.清华大学出版社,2004:1.251 f33】M.Ghioni,S.Cova,et
counting with avalanche a1.Compact active quenching circuit for fast photon

photodiodes.Rev.Sci.Instrum..1996,67(10):3440.3448
a1.An integrated active.quenching
on

[341

F.Zappa,M.Ghioni,et
single—photon avalanche

circuit

for and

diodes.IEEE

Transactions

instrumentation

参考文献 measurement.2000,49(6):1 167—1 1 74

[35】L.Duraffourg,J.M.Merolla,et
region with


a1.Photon couting in the 1 540’nm wavelength Journal of

germanium avalenche photodiode.IEEE

Quantum

Electronics.200l,37(1):75?79 l 36]T.Maruyama,F.Narusawa,et a1.Development
system using
an

of



near—infrared photon-counting

InGaAs avalanche

photodiode.Opt.Eng..2002,41(2):395—402
Hua,et a1.Single photon detection at telecom
on

1137】Changjun

Liao,Jindong

Wang,Lu

wavelengths by InGaAs/InP APD based

gated—mode operation.

f38】刘云,郭光灿.红外单光子探测器.量子光学学报.2002 139】徐德胜.半导体制冷与应用技术.第二版,上海交通大学出版社,1999

63

华南理T大学硕士学位论文

供读学位期间发表的与学位论文相关的学术论文
相当于 作者(全 序号 按顺序 排列) 体作者, 题


发表或投 稿刊物名 称、级别

发表的卷 期、年月、 页码 文的哪 一部分 (章、 节) 2004年第

学位论 被索引 收录情 况

冯金垣,


用于单光子探测 的APD的低温特 性

半导体光 电核心期


吕华,黄 静

25卷第3 期P174—
176

第三章

收录

V01.17 2

吕华

光网络中的波分 复用

华南理工 大学研究 生学报
No.4,2003

年7月,
P84.90

收录

廖常俊。


工作于盖革模式 下APD中电场贯 穿深度的研究 科学通报 第三章 已录用

吕华,彭 孝东等

致谢





本文的整个研究过程都是在导师冯金垣老师和华南师范大学廖常俊老师的悉 心指导下进行和完成的。在论文的选题、研究方案的拟定、乃至论文的润色,两 位老师都给予了精心的指导。他们高深的学术造诣、严谨的治学态度、丰富的实 践经验及诲人不倦的育人精神使我受益匪浅,并将使我终生受益。在此,谨向冯 老师和廖老师致以崇高的敬意和衷心的感谢! 此外,我要感谢参与本项目组的所有老师和同学,特别是曾经合作的师姐黄 静,广东工业大学的彭孝东同学和华南师范大学的王金东同学等。他们对我的实验 给予了无私的帮助,特向他们表达我最诚挚的谢意。 最后感谢在供读硕士期间所有关心和帮助过我的老师和同学,尤其感谢仲海 涛同学对我论文工作的指导和帮助。感谢我的父母和姐姐,他们的默默奉献和支 持永远是我前进的力量源泉。

华南理工大学硕士学位论文





电流抑制模式电路原理图

雪崩光电二极管APD的特性与单光子探测研究
作者: 学位授予单位: 吕华 华南理工大学

参考文献(39条) 1.S Wiesner Conjugate coding 1983 2.C H Bennett.G Brassard Quantum cryptography:Public-key distribution and coin tossing 1984 3.C H Bennett Quantum cryptography using any two non-orthogonal states 1992 4.P Townsend Optical encryption makes networks more secure 2000(01) 5.A Muller.H Zbinden.N Gisin Quantum cryptography over 23 km in installed under-lake telecom fibre 1996 6.R J Hughes.G L Morgan.C G Perterson Quantum key distribution over a48km optical fibre network 2000 7.W T Buttler Daylight quantum key distribution over 1.6km 2000 8.M Bourennane Experiments on long wavelength(1550nm) "plug and play" quantum cryptography systems 1999(10) 9.Philip A Hiskett.Gabriele Bonfrate.Gerald S Buller.Paul D. Townsebd Eighty kilometer transmission experiment using an InGaAs/InP SPAD-based quantum cryptography receiver operating at 1.55 μ m 2001 10.廖静.梁创.魏亚军.吴令安.潘少华.姚德成 基于光量子的真随机源[期刊论文]-物理学报 2001(3) 11.张涌 量子保密通信研究 1997 12.梁创.符东浩.梁冰.廖静.吴令安.姚德成.吕述望 850nm光纤中1.1km量子密钥分发实验[期刊论文]-物理学报 2001(8) 13.余金中 半导体光电子技术 2003 14.黄静 单光子探测器APD的低温控制系统的研制及其温度特性研究[学位论文]硕士 2004 15.邱昆 光纤通信导论 1995 16.张鹏飞 InGaAs-APD特性研究及1310nm单光子探测[学位论文]硕士 2005 17.黄德修 半导体光电子学 1994 18.余金中.王杏华 半导体量子器件物理讲座第七讲半导体异质结光电探测器[期刊论文]-物理 2002(8) 19.李承祖 量子通信与量子计算 2000 20.R G W Brown.R Jones Characterization of Silicon Avalanche Photodiodes for Photon Correlation Measurements.2:Active Quenching 1987(12) 21.光电信号检测 2001 22.W T TSANG.杜宝勋 半导体光检测器 1992 23.梁创 量子密钥分发的光纤实验系统[学位论文]硕士 2000 24.S Cova.M Ghioni Avalanche photodiodes and quenching circuits for single-photon detection 1996(12) 25.R G W Brown.K D Ridley Characterization of Silicon Avalanche Photodiodes for Photon Correlation Measurements.1:Passive Quenching 1987(12) 26.Ivan Prochazka Peltier-cooled and actively quenched operation of InGaAs/InP avalanche photodiodes as photon counters at a 1.5-μm wavelength 2001(33) 27.J G Rarity.T E Wall Single-photon counting for the 1300-1600-nm range by use of Peltier-cooled

and passively quenched InGaAs avalanche photodiodes 2000(36) 28.A Lacaita.F Zappa Single-photon detection beyond 1 μ m:performance of commercially available InGaAs/InP detectors 1996(16) 29.P A Hiskett.G S Buller Performance and design of InGaAs/InP photodiodes for single-photon counting at 1.55 μ m 2000(36) 30.A Lacaita.P A Francese Single-photon detection beyond 1 μ m:performance of commercially available germanium photodiodes 1994(30) 31.丁国庆 光通信用高速长波长APD结构优化与最佳光倍增[期刊论文]-光通信研究 2000(5) 32.程昱 精通Protel DXP电路设计 2004 33.M Ghioni.S Cova Compact active quenching circuit for fast photon counting with avalanche photodiodes 1996(10) 34.F Zappa.M Ghioni An integrated active-quenching circuit for single-photon avalanche diodes 2000(06) 35.L Duraffourg.J M Merolla Photon couting in the 1540-nm wavelength region with a germanium avalenche photodiode 2001(01) 36.T Maruyama.F Narusawa Development of a near-infrared photon-counting system using an InGaAs avalanche photodiode 2002(02) 37.Changjun Liao.Jindong Wang.Lu Hua Single photon detection at telecom wavelengths by InGaAs/InP APD based on gated-mode operation 38.刘云.韩正甫.郭光灿 红外单光子探测器[期刊论文]-量子光学学报 2002(z1) 39.徐德胜.刘贻苓.何颋文 半导体制冷与应用技术 1999

相似文献(10条) 1.期刊论文 郭健平.廖常俊.王金东.魏正军.刘颂豪.Guo Jianping.Liao Changjun.Wang Jindong.WEI Zhengjun. LIU Songhao 用InGaAs/InP APD的红外单光子探测技术 -激光与光电子学进展2005,42(6)
由于在量子信息技术特别是量子密钥分配系统中的应用,以InGaAs/InP雪崩二极管为基础的红外单光子探测技术,近年来成为研究的热点之一.主要介 绍了单光子探测用InGaAs/InP APD的选择和实现红外单光子探测器的关键技术:半导体制冷精密温控技术和APD的驱动控制技术,重点介绍了门控电路.

2.期刊论文 韩宇宏.杨树.马海强 量子通信中单光子探测器的实验研究 -应用光学2010,31(2)
为了提高单光子探测系统的灵敏度,实验采用InGaAs/InP雪崩光电二极管作为量子通信中的单光子探测器件,以门控脉冲模式实现了更高精度的单光 子探测器的偏压生成电路、单光子信号放大电路、单光子信号检测电路和温度控制模块,并通过选用高精度前置放大器OP37和精密比较器AD8561,将量子 效率提高到18.3%,暗计数控制小于4.1%×10~(-6)/ns.

3.学位论文 黄静 单光子探测器APD的低温控制系统的研制及其温度特性研究 2004
量子通信是当今世界非常热门的一门前沿信息科学技术,实现量子通信将是人类通信技术领域的又一次革命.量子通信的基本要素主要包括单光子源 、量子编码与量子信息的传输、单光子探测技术.其中单光子探测技术中的单光子探测器雪崩光电二极管(APD)又要求有很高的灵敏度,通过降低APD工作 环境的温度可使它的暗电流噪声降低从而极大地提高单光子探测器的灵敏度,因此,对APD的低温控制系统的研制及对它的温度特性研究对研制单光子探测 系统起到关键性作用而且也是必备的前沿工作.该毕业设计首先介绍了对单光子探测系统中的光探测器雪崩光电二极管进行降温及温度特性研究的现状和 意义,然后针对单光子探测系统研制的要求及系统的特点,讨论了当今存在的几种制冷方案并重点介绍半导体制冷技术,并根据半导体制冷技术制作出控制 精度可达0.1℃的温控仪和利用水循环散热的制冷腔,达到降低APD的工作环境温度的目的,为下一步实验提供良好的条件.其次介绍了雪崩光电二极管的内 部结构、工作原理和表征它的性能的几项参数;最后为探讨APD的温度特性,在实验室搭建研究APD应用技术的实验平台,并通过实验探讨APD的温度特性,得 出APD的雪崩电压、暗电流与温度的关系,光电流与温度的关系,等效噪声功率与温度的关系,并对所得结果进行分析讨论,从而对所采用的两个生产厂家的 APD的性能进行比较,为下一步制作单光子探测系统中的光探测器的选择提供了依据.最后根据分析得到的APD的特性初步构造了无源抑制和门脉冲工作方 式的单光子探测系统,同时对无源抑制的单光子探测系统进行了初步的实验.该文所进行的理论分析及实验结果分析都表明,雪崩光电二极管的各项性能参 数都与温度有着极大的关系,说明了要提高雪崩光电二极管的探测灵敏度则必须降低它的工作温度但又不能无限降低,而是对每一个APD都存在一个最佳工 作温度使得它的综合性能最佳.这对最终研制单光子探测系统有着关键的指导意义.

4.期刊论文 冯雪冬.彭建.刘全龙.于丽.杨伯君.FENG Xue-dong.PENG Jian.LIU Quan-long.YU Li.YANG Bo-jun 红 外波段单光子探测器及其在量子通信领域中的应用 -光子技术2006(2)
本文简要介绍了红外波段单光子探测器的种类,分析了InGaAs/InP雪崩光电二极管(InGaAs/InP APD)与超快超导单光子探测器(SSPD)的相关性能,并 概述了二者在量子通信中的应用.

5.学位论文 韦啸 恒温控制下的硅雪崩光电二极管单光子探测器的研制 2005
量子信息是量子物理和信息科学交叉发展起来的新学科,由于具有经典信息学无法比拟的优势和前景,近年来得到了广泛的注意和发展,量子通信 是量子信息学中发展最快的一个方向。 本文对恒温控制下的硅雪崩光电二极管单光子探测器的研制进行了研究。文章采用有源抑制淬灭(QUENCH)电路,不仅降低了硅光电雪崩二极管自由 放电恢复的死时间,大幅改善了探测频率,而且对雪崩输出信号的整形也提高了电路的整体电器性能,单路的晃动达到了400ps。同时电子学系统还有效 的抑制了硅光电雪崩二极管单光子探测中常见的After-Pulse的现象。通过对两路信号晃动的测量,测得符合信号最大时间差为2ns,满足符合门的要求 。

6.期刊论文 彭建.冯雪冬.杨伯君.于丽.PENG Jian.FENG Xue-dong.YANG Bo-jun.YU Li 量子通信中SAGM型单光子 探测器性能分析 -半导体技术2006,31(11)
分析了InGaAs/InP光电雪崩二极管(SAGM-APD)在红外电信波段应用中的优良特性,阐述了在实际应用中一些关键参数和设计制造中的一些重要问题 .在800~1700 nm波段,为了实现单光子探测,SAGM-APD应采用"盖格"工作模式并且论述了其中面临的一些问题.论述了量子保密通信中的门模抑制电路的 工作原理及其工作过程中采用符合电路消除暂态信号的方法.

7.学位论文 彭建 量子通信实验系统中若干关键问题的研究 2009
量子通信是量子论与信息论相结合的产物,也是通信与信息领域研究的热点前沿。按量子通信的载体来分,可分为基于分立变量的量子通信和基于 连续变量的量子通信两大类。在分立变量量子通信中,基于光纤的单光子量子密钥分配已率先走向实用化。连续变量量子通信正成为目前的研究热点 ,且取得了许多重要成果。 本论文的第二章对量子通信中所涉及到的量子力学的基本概念和原理做出简单的概述,其中包括量子比特、态迭加原理,测不准原理、量子态不可 克隆定理、量子力学中的纠缠等。 第三章对基于光纤的单光子量子密钥分配实验系统中的有关问题进行了研究。首先阐述了量子密钥分配中的BB84、B92及Ekert91等三个基本协议的 偏振编码与相位编码的工作过程。其次介绍基于光纤的“PlugandPlay”单光子通信实验系统。然后对其中的关键器件的工作特性和系统工作时序进行了 论述,提出了系统工作电路的有关参数。安全性和码率是量子密钥分配系统中始终必须关注的两个重要问题。对于目前存在的几种EVe攻击策略进行了讨 论。最后指出量子密钥分配系统的安全性不仅依赖于量子力学的基本原理,还依赖于具体的技术手段。 第四章论述了量子密钥分配实验系统中的单光子探测器的有关问题。由于目前的单光子探测器必须采用“Geiger”工作模式,为了降低误计数,就 必须设置长达几微秒的不工作的“死时间”,因而从根本上限制了系统密钥分配的码率。本文提出了一种采用多端口分束器与多雪崩二极管(APD)结合构 成快速单光子探测器的新方法。这种探测器的每一端口均配置有APD,各端口时分工作,通过时钟信号与逻辑判决电路,将依次输入各端口的单光子脉冲 信号依次转换为电信号输出并计数。应用这种单光子探测器可以提高单光子探测器的探测速率,进而提高量子密钥分配的码率。在未来可将分束器、光 开关、控制电路甚至APD进行光电子集成构成快速单光子探测器模块。 由于上述的快速单光子探测器可以对脉冲包含的光子进行计数,因而我们提出了对Eve攻击的物理检测的新方法。如果Eve采用“PNS”攻击,将引起 平均光子数的改变;如果采用“截收-重发”攻击,则会扰动光子数的泊松分布。 第五章则重点论述了用于连续变量量子通信的光孤子脉冲源的研制的有关问题。以Cr4+:YAG晶体作为工作物质的飞秒脉冲激光器能产生光纤通信波 段的具有强相干性能的激光以满足连续变量量子通信的需要。 Cr4+:YAG是一种Kerr介质,其对光脉冲时域内的自相位调制(SPM)和腔内负群速度色散(N-GVD)效应达到平衡时,将会产生孤子锁模,输出几十飞秒 的光孤子脉冲。半导体可饱和吸收镜(SESAM)起到了启动这种过程并且稳定光孤子脉冲的作用,但其弛豫时间的长短对光孤子脉冲的宽度并无多大影响。 对1520nm波段的SESAM的结构进行了初步设计。也论述了激光晶体正色散的产生机制。在采用Sellmeier公式对熔融石英材料的各阶色散值进行数值计算 的基础上,得出了棱镜对色散补偿的公式。 依据理论分析和数值计算对Cr4+:YAG飞秒脉冲激光器光路结构的优化设计进行了研究。提出了在腔内插入一薄聚焦透镜代替另一折叠镜以降低光路 复杂性。为研究起色散补偿作用的棱镜对对腔的稳定性和像散带来的影响,导出了棱镜对的光传输矩阵。通过编程计算得出了连续运转和锁模运转两种 工作方式下的不同参数的谐振腔稳区图,对激光器工作点的选择做出了论述。定义了像散补偿失配因子F,做出了像散补偿区域分布图。指出F<0.05的区 域具有良好的像散补偿特性,也是激光器光路结构参数设计必须要考虑的重要方面。论证了改变泵浦光聚焦透镜的位置可实现泵浦光与腔内振荡光的匹 配。

8.学位论文 黄宇娴 提高量子保密通信安全性的研究 2009
本论文围绕量子保密系统展开,在充分讨论光源、探测器、差分编码的基础上,设计实验:在差分密钥分配通信系统中,嵌入时分复用单光子探测 装置,在每次量子密钥分配的同时计量发信者(Alice)用于密钥分配的单脉冲平均光子数,确保通信的安全程度。实现了90km稳定的量子保密通信,误码 率约为4%,有很好的实用价值。 本论文各章的主要研究目的及讨论结果如下: 1.论述目前信息安全形势的严峻性以及经典密码通信的特点,引出量子保密通信研究的重要性及迫切性;最后重着点出本论文的主要工作和价值; 2.介绍量子保密通信基本概念,包括其特点、安全性以及密钥分发过程,阐述量子密码术的发展成果及限制; 3.分析量子通信的几种光源,指出目前量子保密通信一般用脉冲功率和单光子能量来估算和调整脉冲的平均光子数,不能确保单光子发射,存在分 光子攻击和分束攻击的威胁,安全性得不到保证; 4.分析常用的单光子探测器,重点介绍雪崩光电二极管和时分复用光子探测器;由于时分复用光子探测器可以测量脉冲串的平均光子数分布,如果 把时分复用光子探测器应用于量子保密通信系统,可以测定光源的单光子程度,为系统的安全性提供可靠保障; 5.讨论本实验使用的差分编码方案,包括其原理、优点,并通过分析几种典型攻击方案说明其安全性;差分编码密钥生成率高,传输距离长,可有 效提高系统抵御分光子攻击的能力,其系统的安全性及有效通信的距离与光源平均光子数u密切相关; 6.交代本论文的实验工作和创造性成果,本实验在差分通信系统中,嵌入时分复用光子探测装置,充分利用两个延迟环的时分作用,在每次量子密 钥分配过程中同时计量发信者(Alice)发送的平均光子数,确保通信的安全程度;实验上实现了稳定的密钥分配和文档传输,与以往的方案相对照,安全 性稳定性好,成码效率高,有很好实用价值。

9.期刊论文 姚立.杨伯君.彭建.傅艺飞.于丽 量子通信中单光子探测器的研究 -光通信技术2007,31(1)
讨论了单光子探测器的工作模式、性能参数,并对实物进行了量子探测效率和暗计数的测试.理论分析和实验测量表明,单光子探测器的各项性能参数 都与温度、工作电压和工作模式有着极大的关系.

10.学位论文 魏正军 红外单光子探测器的研究 2008
随着信息时代的到来,人们对通信保密的要求越来越高。现有的保密方式虽然已经比较安全,但是随着计算机技术的发展,其破译难度也越来越低 。一种能够彻底防范第三者窃听的技术,已经越来越成为军事、外交、商贸等领域的迫切需要。量子保密通信是密码学和量子力学相结合的产物,它的 安全性由量子力学基本原理-测不准原理和单量子态不可克隆定理所保证,因而越来越受到人们的重视。量子通信的关键技术之一就是红外(1310nm、 1550nm)单光子探测技术。这是因为光量子密钥传输是采用单个光子来实现的,1310nm和1550nm波段是现在所使用的光纤通信中损耗最小的窗口,现有成 熟的单光子探测器工作波长都是在可见光波段,而红外光子因为能量小,信号非常微弱,极易被噪声淹没,因而非常难探测到。因此实用的红外单光子 探测器的研制成为量子保密通信的关键性问题。 在这方面的研究我们国内相对于国外来说还比较落后,为了实现在现行光纤通信波段的量子保密通信,本文对红外单光子探测进行了研究。 在本文第一章,我们介绍了量子保密通信的基本原理,以及

相关文章:
雪崩光电二极管的特性
(APD) 的数学模型,并利用计算机对其特性进行分析和研究成为 OEIC 设计 中的重要...雪崩光电二极管APD的特性... 75页 5下载券 硅雪崩光电二极管单光子... 6页 ...
实验五 APD光电二极管特性测试
特性测试实验 7、APD 光电二极管光谱特性测试实验 三、 实验器材 1、光电探测...当入射光照射时,由于雪崩 区较窄,不能充分吸收光子,相当多的光子进入了 I ...
课程报告《近红外单光子探测器》
所以单光子探测性能对量子通讯有着非常重要的 意义...以盖革模式的 APD为例,外围电路的关键 任务之一: ...[2] 3 常见探测器对比分析 3.1 雪崩光电二极管(...
焦平面APD探测器的国内外技术现状和发展趋势_图文
1、APD 雪崩光电二极管(APD)是一种具有内部增益的半导体光电转换器件,具有量子...(1)Geiger-mode APD 阵列的特点 优点: 1)极高的探测灵敏度,单个光子即可触发...
APD光电二极管特性测试实验
二极管雪崩电压测试实验 5、APD 光电二极管光电特性测试实验 6、APD 光电二极管时间响应特性测试实验 7、APD 光电二极管光谱特性测试实验 三、实验仪器 1、光电探测...
APD光电二极管综合实验
- 10 - -2- APD 光电二极管实验仪实验指导书 第一章 APD 光电二极管综合实验仪说明一、产品介绍雪崩光电二极管的特点是高速响应性和放大功能。 雪崩光电二极管(...
APD光电二极管的特性测试及应用研究1
APD 光电二极管的暗电流、光电流、伏安特性雪崩电压、光电特性、光谱特性等。 ...实验室发明了第一台光电倍增管并于 1936 年投入市场,从此以后单 光子探测成为...
APD和PMT比较
工作在盖革模式下的雪崩光电二极管(APD)具备单光子探测能力,与已经广泛使用的光电倍增管(PMT)相比, APD 具有全固态结构,量子效率高的特点,并可以在高增益下...
基于MAX5026单光子探测器直流偏压源设计
由于单光子探测是在高技术领域的重要地位, 他已经成为各发达国家光电子学重点研究...2 盖格模式下 APD 雪崩特性 雪崩光电二极管的雪崩增益 M 的大小与电子或空穴的...
APD实验指导书V1.01
产品介绍雪崩光电二极管的特点是高速响应性和放大功能...GCAPD-B 型 APD 雪崩光电二极管综合实验仪主要研究...当入射光照射时,由于雪崩区较窄,不能充分吸收光子...
更多相关标签: