Allgemeine Informationen

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1 Allgemeine Informationen Dozent: Prof. Dr.-Ing. Wolfgang Heering, Geb , Raum 210 Tel.: , Fax: Vorlesungspräsentationen: herunterladbar vom LTI-Homepage Ergänzungen: in der Vorlesung ausgeteilt Prüfung: mündlich, Termin nach Vereinbarung Vorkenntnisse: Elektrophysik bzw. Festkörperelektronik hilfreich: Optoelektronik I, Halbleiterbauelemente Studienplan: festes Modellfach, 3 SWS, ab SS 2003 im Studienmodell Optische Technologien, Nebenfach für Physiker,...

2 Optoelektronik Verknüpfung von Optik mit Elektronik

3 Optische Technologien insbesondere photoelektronische Sensoren Stand: : ca. 500 Mrd. EUR Photoelektronische Sensoren als optoelektronische Bauelemente eingesetzt u.a. für CD und DVD Abtastung, digitale Kameras und Camcorder, Bildverstärker, Nachtsichtgeräte, Monitoring von Lampen, Leuchten und Bestrahlungsgeräten, optische Mess- und Analysetechnik, Faseroptik, opt. Nachrichtenübertragung etc.

4 Inhalte Photoeffekte: Erzeugung von Photosignalen, Klassifizierung von photoelektronischen Sensoren Optische und elektrische Eigenschaften von Halbleitern Dispersionstheorie Detektorkenngrößen Quantendetektoren Thermische Detektoren Ersatzschaltbilder Nachweisgrenzen und Rauschen Elektronische Beschaltung von optoelektronischen Bauelementen, einfache Photosignalverarbeitung Bildsensoren Signalerfassung mit Halbleiterbildsensoren

5 Literatur 1. R. J. Keyes, Editor: Optical and Infrared Detectors, Springer, Berlin, Y. Talmi, Editor: Multichannel Image Detectors, ACS, Washington M. Bleicher: Halbleiter-Optoelektronik, Hüthig, Heidelberg Burle Ind., Inc.: Photomultiplier Handbook, TP 136, Lancaster (USA) R. Paul: Optoelektronische Halbleiterbauelemente, Teubner, Stuttgart W. Bludau: Halbleiter-Optoelektronik, Hanser, München, J.G. Graeme: Photodiode amplifiers, McGraw-Hill, Boston, P. Bhattacharya: Semiconductor Optoelectronic Devices, Prentice Hall H.-G. Wagemann,.:Grundlagen der optoelektronischen Halbleiterbauelemente, Teubner, Stuttgart M. Reisch: Elektronische Bauelemente, Springer, Berlin, A.J.P. Theuwissen: Solid-State Imaging with Charge-Coupled Devices, Kluwer Academic Publishers, Dordrecht, J. Jahns: Photonik, Oldenbourg, München, Wien 2001

6 Photodetektoren Quantendetektoren Thermische Detektoren Photonen generieren Elektronen und/oder Löcher - Einfallende Photonen erhöhen die Detektortemperatur - Photosignal proportional der Photonenrate Photosignal proportional der Strahlungsleistung Detektor empfindlich, schnell und selektiv Detektor relativ unempfindlich, träge, aselektiv Äußerer Photoeffekt: Photonen lösen freie Bolometer-Effekt: Widerstandsänderung mit Elektronen (außerhalb des Materials) aus. Temperaturerhöhung Photoströme in Phototube und Photomultiplier Metall-, Halbleiter-, Kryobolometer Innerer Photoeffekt: Photonen generieren im Inneren des Materials zusätzliche Ladungsträger. im ungepolten Volumen: erhöhte Leitfähigkeit in Photoleitern - Photoleitung an Sperrschichten (p-n-übergang, Schottky- Barriere): Photospannung bzw. Photostrom in Photoelementen (ohne Vorspannung, u.a. Solarzellen), PIN-, Avalanche-und Schottky-Dioden - Photovoltaik Mehrschicht-Sensoren: Phototransistor, Photothyristor, Photofet Thermoelektrischer (Seebeck-) Effekt: Spannung über zwei ungleichen, einseitig kontaktierten Halbleitern mit höherer Temperatur am Kontakt Strahlungsthermoelement, - säule Pyroelektrischer Effekt: mit Temperaturanstieg Änderung der spontanen Polarisation Verschiebungstrom im pyroelektrischen Detektor Thermopneumatischer Effekt: Druckänderung mit der Temperatur in geschlossener Gaszelle Golay-Zelle

7 Grundgleichung der Quantendetektoren iph = e η( λ) G h ν λ= i ph c Φ( λ) ν iph e s( λ ) = = η( λ) λ G Φ h c Photostrom Φ Strahlungsleistung G s η λ Quantenausbeute int erneverstärkung Wellenlänge Strahlungsempfindlichkeit 7 0< G< 10 s η( λ ) = const λ gr λ

8 Empfindlichkeitsparameter der Quantendetektoren Quantenausbeute Rate generierter Ladungsträger η( λ ) = 1 einf allende Photonenrate Zur Erzeugung eines Ladungsträgers (paares) ist eine Mindestphotonenenergie erforderlich: h ν E gr 0 Überschüssige Photonenenergien liefern in der Regel keinen größeren Photostrom! Innere Verstärkung 7 0< G< 10

9 Prinzip thermischer Strahlungssensoren Φ C J K Temperatursensor Temperaturänderung T elektrisches Signal Wärmekapazität Wärmeleitwert G W K Wärmesenke

10 Leistungsbilanz des thermischen Detektors d( T) C + G T=α Φ dt j ω t Φ=Φ +Φ e 0 ω T = ( T) cos( ω t +ϕ) ω α Φω 1 ( T) ω = = G +ω C 1+ω τ ω C ϕ= ctan G C τ T = G T Bilanzgleichung modulierte Strahlungsleistung Lösung der Differentialgleichung α Φ G ω Phasenverschiebung Thermische Zeitkonstante Temperaturamplitude

11 Optimierung thermischer Empfänger Eine große Temperaturamplitude ergibt sich für einen kleinen Wärmeleitwert bzw. ω C G eine niedrige Frequenz, so dass einen großen Absorptionsgrad Ergänze: Ist die Frequenz so groß, dass ω C fällt die Temperaturamplitude umgekehrt proportional zur Frequenz ω thermischer Empfänger wirkt als Tiefpass! G Um eine kleine thermische Zeitkonstante zu erhalten, ist die Wärmekapazität klein der Wärmeleitwert aber groß zu wählen.

12 Absorption optischer Strahlung Absorption ist die notwendige Voraussetzung für ein Empfangssignal! de = a E(x)dx E(x) ax = E(0)e Lambert-Beersches Gesetz a heißt Absorptionskoeffizient und ist frequenzabhängig. Für ein atomares System zweier Energieniveaus mit Besetzungsdichten n 1 und n 2, statistischer Entartung g 1 und g 2 und Abstand E 2 E 1 = h ν 21 g B n h ν a = (n n ) g2 c h υ 21 E 2 E 1 n Brechzahl, c Vakuumlichtgeschwindigkeit, B 12 Einstein-Koeffizient für normale Absorption

13 Fundamentalabsorption absorbierender Band-Bandübergang Zusammenhang zwischen erlaubter Energie und Impuls eines Elektrons im Halbleiter Übergang im Halbleiter, bei dem durch Absorption eines Photons ein Elektron vom Valenzband über die Bandlücke ins Leitungsband gehoben wird E = E + hν 2 1 N,N M C V Zustandsdichte des Leitungsbzw. Valenzbandes Gemitteltes Interband- Matrixelement proportional der Übergangswahrscheinlichkeit f(e) E G Besetzungswahrscheinlichkeit nach Fermi Bandabstand 2 πe 2 a( ν ) = N (E ) N (E + h ν) [ f(e ) f (E + h ν) ] M de ε m c n E g V 1 C

14 Direkte Übergänge zwischen parabolischen Bändern 5/2 3/2 2 mn N C(E) = (E E 2 3 C) (2 π) 2 m N V(E) = (E E) (2 π) 1 1 f(e) = = E E F 1+ exp( ) 0 kt 2 2 m0 EG M = 6mn 0 ad = 1/2 A(h d ν E G) mm 2 n p 3/2 e(2 ) mn + mp Ad = 2 12πε n c m 1/2 5/2 3/2 p 1/2 2 3 V 0 n für für Zustandsdichte des Leitungs- bzw. Valenzbandes für E<E V für E>E C hν E hν> E G G Annahme: volles Valenzband, leeres Leitungsband für kubische Kristallstruktur und direkte Bandübergänge Frequenzabhängigkeit resultiert aus dem Verlauf der Zustandsdichte! Absorptionskoeffizient groß, bis zu 10 5 cm -1, bei direktem Bandübergang

15 Realer Verlauf der Absorptionskante bei GaAs (T=300K) Absorption an der Kante weniger steil und bereits für ν <, weil h E G Excitonen angeregt werden bandnahe Störstellen vorhanden sind Kristallfehler auftreten

16 Absorption bei indirekten Bandübergängen Photonenimpuls << Elektronenimpuls; optischer Übergang unter k-erhaltung! Beim Übergang vom Maximum des Valenzbandes ins absolute Minimum des Leitungsbandes muss zur Impulserhaltung ein Phonon der Energie E p mitwirken! hν 1,2 = E2 E1 ± Ep 2 G p ai = Ai exp(e p / kt) 1 (hν E + E ) E E < hν E + E für G p G p Absorption unter Phononenvernichtung bzw. -erzeugung

17 Absorptionskante von GaP (T=300K) GaP indirekter Halbleiter mit E G =2,2 ev, A i = 3, cm -1 ev -2, E p = 26 mev Wegen der zusätzlich erforderlichen Beteiligung von Phononen ist die Absorption bei indirekten Halbleitern schwächer als bei direkten Halbleitern (weniger wahrscheinlicher Dreierstoß!) steigt sie mit der Temperatur an (bei direkten Halbleitern ist sie temperaturunabhängig) die Absorptionskante weniger scharf und steil

18 Eigenschaften von Detektormaterialien

19 Band-Störstellenabsorption E C hν E D E C E V E V hν E A Ionisierung von Störstellen, Donatoren bzw. Akzeptoren, durch Strahlungsabsorption Störstellen nur mev von den Bandkanten entfernt. Absorption im Infraroten Absorption nur, wenn Donatoren (Akzeptoren) mit Elektronen noch besetzt (unbesetzt) sind adc = σ D( N D n) Absorptionskoeffizient, relativ klein wegen geringer ava = σ A( N A p) Störstellenkonzentrationen σ = 8, cm 2 m eff m E 0 I ε r EI ( ) hν 8/ 3 Absorptionsquerschnitt der Donatoren bzw. Akzeptoren mit Ionisierungsenergie E I

20 Empirisch: URBACHsche Regel Bei vielen Halbleitern wie z.b. AgBr, ZnS, CdSe, CdS misst man einen exponentiellen Anstieg des Absorptionskoeffizienten a mit der Frequenz in der Umgebung von ν E 0 G / h. Die logarithmische Steigung von a über der Photonenenergie beträgt dabei 1/(kT) - URBACHsche Regel a a 1+ exp 0 kt = [ m( E hν ) /( )] Absorptionskante Wendepunkt: 2 d a d( hν ) 2 = 0 hν 0 = E0 E G

21 Absorptionverläufe verschiedener Halbleiter

22 Transmission verschiedener Gläser

23 Transmission verschiedener synthetischer Kristalle