LED光通信半导体相关文献阅读报告.docx

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LED光通信半导体相关文献阅读报告

文献阅读一：

High-GainAlGaNSolar-Blind

本论文研究的背景是：

Ⅲ族氮化物紫外（λ>290nm）日盲雪崩光电二极管具有低压、低功耗、小尺寸、无须冷却、日盲的诸多优势，使其在航空航天、卫星和一些军工领域有巨大的应用前景。

但是，大于40%的高Al组份对器件结构的影响（如高的位错、低的p型掺杂效率等）、远低于光电倍增二极管的增益（104-107）以及高的噪声使其应用推广受到极大的限制。

本论文的主要成果是：

公布了一个已知的世界上最高增益的日盲雪崩光电二极管，常见的增益从700到4000，而本论文实现的增益达到了12000。

本论文所采用的主要方法是：

采用了创新的背照式SAM（吸收和倍增分离）结构结合光电化学腐蚀的工艺，其实现原理是使电子和空穴分离，实现了近乎纯的空穴注入到倍增层，得益于空穴的高离化率以实现了高增益及低噪声，而光电化学腐蚀进一步有效的降低了器件的漏电流，提高了器件性能。

本论文所采取的器件结构如图所示：

与传统的p-i-n结构不同，本结构采用了p-i-n-i-n结构，中间60nm的n型薄层将2个本征层分离，使其电场在此位置也发生分离，电场分布模拟如下：

在电场的驱使下，电子和空穴分离，空穴继续向上（背照式）运动至倍增层，而电子向下运动，形成了近似纯的空穴注入。

本论文所测试的数据分析：

光电化学腐蚀前后对比图，采用SEM进行表面形貌表征，a）图是腐蚀前，b）图是腐蚀后，采用的腐蚀溶液为KOH，浓度1mol/L，工作电极、对电极和参考电极分别采用铂丝、Ag/AgCl，采用循环伏安法从0V扫到10V，在500W氙气灯光照条件下循环2个周期，扫描速率设置为100mV/s（扫描速率越高，总电流会增加）

从I-V特性图中也可以看出，腐蚀以及腐蚀方法的不同对于暗电流的影响很大，光电化学腐蚀比单单采用KOH腐蚀（腐蚀时间3min）的暗电流下降了1个数量级，比未采用腐蚀的暗电流下降达到了2个数量级，因为光电化学腐蚀有效的减少了晶须和金字塔形态。

I-V特性测试图显示，在50V以下的光生电流基本不变，在75.5V时发生了雪崩，光生电流和暗电流急剧增加，其增益也相应的发生了变化，当处于盖革模式下的84V反向电压时，增益达到了1.2*104，而这个增益还可以进一步得到提高，因为在这个实验中的电流被设备限制在了1*10-5A。

左图是进一步研究了器件在采用不同反压并在氙弧灯背照条件下（采用单色校准光源）的光谱响应，可以看出，280nm是截止波长并且该峰很尖，说明了AlGaNAPD的日盲特性。

当反压从0V到-15V变化时，280nm处的峰值响应从0.075A/W增加到0.15A/W，外量子效率从35%增加到50%。

为了进一步验证光增益是一个雪崩倍增过程，论文进一步验证了暗电流对温度的敏感度。

从左图可以看出，暗电流和反向击穿点随温度影响很大，当温度从298K增加到348K时，击穿电压也相应增加了大约3V，呈现了0.06V/K的正温度系数变化，这个正温度系数变化恰恰证明了是雪崩碰撞离化过程，而不是齐纳机制。

这个正温度系数既不同于GaNpn结的0.02V/K，也极大的不同于AlGaN/GaN异质结场效应晶体管的0.33V/K，一个可能的原因是GaNpn结和本论文均采用的是直接观察法，而AlGaN/GaN异质结场效应晶体管采用的是间接法去测量门极电流的显著变化而导致了空穴的进一步碰撞离化。

因而，这种间接的方法不能区分是门极总电流还是门极漏电流和空穴离化电流，而增加温度时会增加门极漏电流（总门极电流显著改变了）将延缓雪崩电压点的判断，因而会导致更高温度下的雪崩电压被过高估计，从而获得了更高的温度系数。

文献阅读二：

High-SpeedLight-EmittingDiodesEmittingat500nmwith463MHzmodulationbandwidth

本论文研究的背景是：

因可见光照明的普遍应用，而LED具有更高的响应带宽、更低功耗、更长寿命等诸多优势，因而LED可见光通信替代WiFi、GPS等在室内等小范围空间内具有极大的应用前景，已有的应用案例有韩国的超市产品定位和日本的水下通信。

但LED光通信目前的技术水平仍受限，带宽最高仅能达到420MHz，且尺寸仅为14μm，要想实现10GHz及以上的高速光通信还有相当大的距离。

本论文的主要成果是：

公布了一个已知的世界上最高光电响应带宽的LED器件，实现了75μm下463MHz的带宽，且该LED工作在2.8V/50mA下，光功率达到1.6mW。

本论文所采用的主要方法是：

在500nm绿光波长下采用8层多量子阱，并采用了环形电极限制电流注入，利用LED的自然特性达到高的调制带宽。

本论文所采取的器件结构如图所示：

该结构与传统的LED结构相近，不同的是，所采用多量子阱层数较多，使用了8层，而在每层厚度的处理细节上有所不同，首先是<2nm的AlN薄层浸润层，然后是500nm非掺杂GaN缓冲层，然后是2500nm浓度达1019的n型GaN接触层，然后是90nmGaN/InGaN多量子阱层（2.5nm阱层/14nm垒层），然后是30nm浓度达8*1016的电子限制层，然后是100nm浓度达1*1017的p型包覆层，然后是一层非常薄的10nm浓度达5*1017的p型接触层，最后是50nm厚的GZO层（最后一层在结构示意图中并未详细标示，根据描述，我想是黄色的环形透明电极区域）。

所采用的焊盘直径是100μm，芯片的总尺寸是380μm*380μm，蓝宝石的厚度通过研磨和抛光从425μm降到200μm，因为更薄的衬底更有利于散热，最后将芯片放置于TO46管座上（不进行环氧树脂灌封）进行各种测试。

需要指出的是，该器件的电流密度达到了0.05A/75μm/75μm≈890A/cm2。

理论分析：

要达到高频率响应，最简单的办法就是要确保双分子复合机制以及最小的尺寸。

，其中B是双分子系数（复合系数），J是注入电流密度，q是电荷，t是有源层厚度，B和t是难以变化很大的，因而，要提升fc就要提升J，本论文在焊盘下制备了SiO2层，它能够保证电流通过焊盘传给环形电极并传输给MQWs进行复合，这是达到高注入电流密度的一个重要环节，也是获得高频率响应的重要原因。

本论文所测试的数据分析：

左边四个图分别可以看出：

器件尺寸越大其等效阻抗越小，因为接触面积越小，导致阻抗增加、压降增加，注意的是，当电流较小时，该影响较小；器件尺寸越大，接触面积越大，结电容就越大；器件工作电流在一定范围内越大，光强越高，其光功率就越大且电流增大后略有蓝移，因为量子限制斯坦克效应；

在通过将参量填入等效电路模型后获得少子寿命在50mA、75μm平台尺寸下为0.55ns，计算得到-3dB的频率响应为500MHz，另外，计算得到双分子系数B=1.98*10-9cm3/s。

左边便是对应的光电响应图，可以看出电流增大，带宽增大，而尺寸越小，带宽也越大，也即是说，电流密度越大，带宽越大。

文献阅读三：

DesignParametersofFrequencyResponseofGaAs-（Ga,Al）AsDoubleHeterostructureLED’sforOpticalCommunications（及10Gbit/s850nmpin光电二极管）

本论文研究的背景是：

同文献2，该论文做的是光电探测器，也是应用于LED光通信中的重要一环，其原理与LED光通信中的LED器件颇有相似。

本论文的主要成果是：

建立了截止频率的数学模型并以此做验证。

理论分析：

一般情况，在热平衡时，复合率R可以表示为空穴浓度P0、电子浓度N0、过剩载流子浓度Δn和复合常量B的表示式（包括一个跃迁矩阵）（载流子浓度可采用霍尔效应测量）：

R=B（N0+Δn）（P0+Δn）-BN0P0=B（N0+P0+Δn）Δn，当在p型层时，P0>>N0，则

R=B（P0+Δn）Δn，那么，注入载流子的寿命τ=Δn/R=1/B（P0+Δn）

换句话说，假设在有源复合区的注入载流子的复合是均匀的，那么，注入载流子浓度Δn就可以表示为电流密度J和有源层厚度d的表达式，即Δn=J*τ/q*d，

因而，

，这就意味着，载流子寿命随着有源层厚度d的降低而降低，而随着空穴载流子浓度以及电流密度J的上升而上升。

当有源层厚度高于载流子扩散长度时，被限制在有源层的注入载流子浓度Δn相比于多子浓度P0可忽略，此时可简化：

τ2=1/BP0。

截止频率fc=1/（2*π*τ）（τ取决于τ1和τ2）

本论文所测试的数据分析：

左图一可以看出，P0越高fc越高，理论计算的曲线与实际的曲线在B=1.1*10-10时很好的对应了，同时，该曲线也表明了，降低有源层厚度也一样能够得到更高的fc。

而左图二可以看出，P0越高，量子效率发生下降，因而，在开关速度和量子效率间将有一个折中，左图三便是优化的图示（当有源层厚度为1.5μm时），可以看出，当空穴浓度为3*1017时是最佳的浓度值，此时fc约为50MHz。

当有源层厚度在0.5~2μm时，有源层的空穴浓度可达1*1018，假设有源层厚度不影响量子效率就能发现降低有源层的厚度并不影响界面的非辐射复合，也就是说，fc的影响来源于辐射复合而不是非辐射复合，左图的曲线表明，实验值和理论值也是接近的。

左图表明fc同样随着电流浓度升高而增加，图中的实验值与理论值相符度并不好，原因可能是因为空间电荷区的结电容导致的，该实际值的变化曲线表明fc受限于该电容。

文献阅读四：

AHigh-SpeedLEDDriverThatSweepsOuttheRemainingCarriersforVisibleLightCommunications

作者：

ToshikiKishi，发表刊物是JLT，发布时间是2014年6月，影响因子2.862。

本论文研究的背景是：

对于LED光通信中，对于LED器件的测试也是非常关键的一环，储存在耗尽区结电容的LED的剩余载流子极大的限制了调制速率，而外部的驱动控制电路能够辅助提升LED器件的调制速率。

1-参考论文7和15采用前均衡器，16颗灯珠100mA，单个LED串联电感为33nH，阻抗为0.9Ω，高速buffer型号是BUF634T，串联电容取值从10uF到150pF不等

2-参考论文8中采用后均衡器，即串联一个一阶RC并联电路，它的传递函数是：

其中k=（R+RL）/RL，k实际上是ω=0时的一个直流均衡系数，T=RC，因而：

，该论文采用R=750Ω，C=15pF，示波器输入阻抗为50Ω，由此可以推算出k=16，T=11.25μ，ω3dB=9KHz。

简单的说，前、后均衡器就是加入了一个串联电容实现了加速开启和关闭功能，从而实现了更陡的上升和下降沿，会形成一个负的关断过冲和高的开通过冲，但这两个过冲量难以控制，有使LED过电流工作的风险。

如果一味的去增加载流子浓度又会引起量子效率的下降，所以需要一个更优的驱动电路。

本论文的主要成果是：

公布了一种新型的CMOS集成驱动控制电路，最终使得最大无错位率从27.5Mb/s上升到51.8Mb/s（提升了88%），并降低了驱动的功耗、减小了控制的尺寸。

本论文所采用的主要方法是：

设计了一种新型的驱动控制电路，她通过一个分立的GaAs场效应管和一些无源器件实现对LED剩余载流子的泄放。

通过该方法，使得最大无错位率从69Mb/s上升到95Mb/s（提升了38%）。

同时，为了进一步降低功耗，引入了0.18μm的CMOS工艺将分立器件集成化，使得最大无错位率从27.5Mb/s上升到51.8Mb/s（提升了88%），这比未集成化前又提升了20%。

本论文所采取的电路如图所示：

本电路采用了同步关断法，在LED关断时时同步短路LED泄放过剩载流子

理论分析：

从左图可以看出LED开关时的传输机制，当LED开通时，载流子复合发光，当LED关断时，残余的过剩载流子仍然继续复合发光，使得LED在此时不能立刻关断（完全熄灭）

这两个电气图可以看出，当LED不能及时熄灭时，下降沿变得很斜，甚至来不及跌落就迎来了下一个周期，导致0101信号无法判别

本论文所测试的数据分析：

从上面的5幅图和3个表格的详细对比不难看出，该电路的确取得了性能上的改善。

文献阅读五：

High-SpeedLEDDriverforns-PulseSwitchingofHigh-CurrentLEDs：

2014

作者：

HubertHalbritter，发表刊物是PTL，发布时间是2014年9月，影响因子2.176。

本论文研究的背景是：

如同文献阅读四，对于LED光通信中，LED器件的驱动是关乎成败的一环，她为LED器件提供了外部注入条件，因而，通过不同的驱动控制可以极大的辅助改善LED器件的性能。

本论文的主要成果是：

通过分析一个高功率、多量子阱的红外LED的本征光开关响应，进而提出一个新型的高速开关驱动电路并达到ns级别的速度，该电路极大的缩短了LED光信号的上升和下降沿，在2A峰值电流情况下从通常的10/15ns缩短至2.6ns。

本论文所采用的主要方法是：

设计了一种新型的驱动控制电路，采用了创新的峰值电流技术，其特点在于通过对开通时并联电容进行加速，并在关断时通过一个储能电感实现反向注入，因而达到了开通、关断均过冲的效果，极大的缩短了开关时的上升、下降时间。

理论分析：

n是注入载流子浓度，输出光功率Popt由辐射复合率Rrec决定，而工作电流Ipulse由多量子阱的载流子注入率Rin决定。

Rin取决于量子阱厚度dQW和量子阱面积AQW，注入电流密度

J=Ipulse/AQW，e0是电荷基元

Rrec取决于双分子复合系数B（常量），P0是有源层掺杂浓度

如果多量子阱各层载流子浓度相等，并且载流子输运时间可忽略，同时假设没有光子循环，那么，就相当于假设有源层中没有掺杂，即P0=0。

LED开始工作时，耗尽电容Cdepl开始充电，之后多量子阱充满载流子并开始辐射复合发光，那么，从开始充电到发光的时间与光功率的关系可表示为（P0=0）：

，

可得光功率从10%到90%的上升时间

LED关闭时，LED没有外部泄放路径而呈现高阻抗特性，假设载流子浓度在一关断时即达到稳态，也即边界条件设置为

（t=0时），那么，当t>0时有，

可得下降时间

可以看出，关断时的下降时间更长，而且上升、下降时间均取决于电流和电流密度。

论文首先进行实际实验采用FDG1024NMOSFET（经查是Fairchild的，20V/1.2A，Rdson=160mΩ，Crs=20pF，Ciss=115pF，Coss=25pF，tr=1.7ns，tf=1.5ns）和BLF573S功率晶体管（经查是NXP的300W110V/42A射频晶体管，带宽可达500MHz，Rdson=90mΩ，Crs=2.3pF，Ciss=300pF，Coss=103pF）和ISL55110高速驱动器（经查是intersil的，6ns最小脉宽），MOSFET的漏电流使得LED的开通延迟时间大大减小了。

通过该实际测试的数据结果，结合计算公式，进而推导出

，结果表明，理论与实际结果匹配得非常完美。

（补充：

Large-Signal-ModulationofHigh-EfficiencyLight-EmittingDiodesforOpticalCommunication：

QuantumElectronics,Factor2.113,2000/12）

本论文所采取的电路如图所示：

从上图可以看出，当LED开通时，电阻R上的并联电容C起到了开启加速功能，从而加速了开通过程，但它对关断时没有任何效果，在大电流情况下，多量子阱结构不能实现在<3ns时间内关断，是由于RC常数限制了泄放速度（1mm2的多量子阱LED的结电容Cj0大约为450pF）。

那么，如何打破该限制，本论文引入了有源解决方案，通过一个电感产生一个反向电流IR来达到在关断时泄放载流子的目的。

试验结果表明，光功率实现了更高的分辨率，上升、下降时间被极大的缩短

文献阅读六：

Pd/In/Ni/AuOhmicContacttoN-Polarn-typeGaN

byLaserLift-off

作者：

JianMa，发表刊物是波兰会议，发布时间是2014年83月，影响因子无。

本论文研究的背景是：

n型欧姆接触材料都基于Al，对于Ga面GaN，退火后形成AlN层，金属/GaN界面处形成2DEG，从而得到优良的欧姆接触。

但在N面GaN中，AlN的宽带隙和反向极化导致了AlN/GaN界面处能带向上弯曲，阻止了电子输运，削弱了欧姆接触。

本论文的主要成果是：

研究N面GaN的n型欧姆接触，并通过Pd/In的引入得到了好的n型欧姆接触，其电阻率低至2.0*10-4Ωcm2。

本论文所采用的主要方法是：

In有非常低的功函数，InN带隙很小且极化方向指向N面GaN，因此，二维电子气能够在界面处形成。

而Chor等人报道了Pd能够催化N面GaN形成AlN，也就是说Pd能够有效的在界面处形成InN，因而可以预期采用Pd/In就能在N面GaN得到好的欧姆接触，因而该论文采用了Pd/In/Ni/Au的方法。

该方法中至关重要的一个步骤是将Pd/In产生共熔。

本论文所采取的结构及数据分析：

Pd/In/Ni/Au（20/60/50/200nm），采用两步退火法，第一步采用低温退火（250℃600s），第二步采用更高的温度进行快速热退火（450℃20s）。

第一步退火温度在160~250℃时，温度越高，欧姆接触越好，但是温度太高样品就变粗糙，低温使得Pd和In发生共熔并阻止了在第二步退火时与金属的互扩散。

从不同的退火曲线可以看出，退火温度超过400℃时才呈现出明显的欧姆特性，退火温度越高，欧姆接触越好，这表明原子扩散形成了InGaN层或点，从而在InGaN/GaN表面形成了二维电子气。

然后，当温度高过500℃时，样品表面变粗糙，因而后续采用450℃的退火温度，尽管在500℃以上可以获得4.0*10-5Ωcm2的低电阻率。

同样地，在400℃和不同退火时间条件下可以得到，30s时是最佳退火时间，这表明Ga原子扩散而产生了Ga空位，补偿了N空位，而30s时间足以让In扩散，如果时间再长，Ga进一步扩散导致了更多的Ga空位，载流子浓度下降。

文献阅读七：

BandBendinginSemiconductors:

ChemicalandPhysical

ConsequencesatSurfacesandInterfaces

作者：

ZhenZhangandJohnT.Yates,Jr.，发表刊物是ChemicalReviews，类似教程

本文重点揭示金-半能带弯曲和肖特基结的机制及原理

接触（功函数的差异）会导致能带的弯曲，如下图所示：

当金-半接触时，由于功函数的差异，自由电子将在金-半间输运，电子由功函数低的向功函数高的运动。

如果金属的功函数大于半导体，即φm>φs，电子将从半导体流向金属，直到金属和半导体的费米能级拉平。

在平均状态下将在金-半界面处建立起Helmholtz双层，在这个界面处，靠金属侧为负电荷，而在靠半导体侧为正电荷，这是由于静电感应产生的。

由于半导体的自由载流子浓度低，金-半界面处的电场不能起到有效的屏蔽作用，这将导致“耗尽”，因而这个区域被称为“空间电荷区”。

在n型半导体中（电子是多数载流子），若φm>φs，电子将在这个空间电荷区内被“耗尽”，因而称为“耗尽层”。

如果金属的功函数小于半导体，即φm<φs，电子将在这个空间电荷区内“累积”，因而称为“累积层”，一般来说，金属的费米能级如果低于半导体的费米能级，电荷就会流向金属导致费米能级下降，反之亦然。

在这个空间电荷区，由于电场驱使，半导体的能带边缘发生了连续位移，称为“能带弯曲”，当φm>φs时，能带朝上弯曲，当φm<φs时，能带朝下弯曲。

当半导体中的电子从带负电荷的Helmholtz层中被静电场排斥出来导致其势能上升，从而产生向上的能带弯曲，反之亦然。

能带弯曲下降或上升的量

对于n型半导体，当φm>φs时，在金半界面处产生一个肖特基势垒

，而当

φm<φs时，这个势垒就不存在，取而代之的是欧姆接触。

外加的电场也一样会导致能带的弯曲，如图所示：

为了简化，假设该n型半导体无界面态且金属-半导体具有相同的费米能级，那么，当外加电场为0时的能带应该是平的。

当外加电场时，由于半导体的自由载流子浓度低，没有有效屏蔽效果，电场就会穿透半导体的表面。

当电压V>0时，电场导致电子累积而能带向下弯曲，反之亦然。

界面态也一样会导致能带的弯曲，如图所示：

由于晶格周期的波动，即便是非常好的半导体界面也是存在界面态的，这个界面态也会导致能带弯曲。

界面处的悬挂键中没有配对的电子相互影响并在半导体带隙中形成一个窄能带电子态。

假设界面态在半导体带隙正中央（即一半态被电子填充）并且这个半导体是本征的，那么她的费米能级也应该在带隙中央，并且等于界面态的费米能级，因而界面处没有电荷输运，能带就是平的。

如果半导体是n型的，半导体的费米能级接近导带底，高于界面态的费米能级，那么电子就会向界面输运，最终半导体费米能级下降而界面态费米能级上升直到平衡，因而能带朝上弯曲。

p型半导体则相反。

一般来说，界面态都非常大，甚至高于掺杂浓度，造成半导体的费米能级不随掺杂浓度变化而变化，称为费米能级钉扎效应。

另外，高的界面态会屏蔽金-半接触的能带弯曲和场致能带弯曲的效果。

一般离化半导体（如ZnO、TiO2等）在带隙中的界面态比共价半导体（如Si、GaAs等）低，而GaN等宽带隙的界面态更高。

因而在金属-离化半导体异质结中，接触导致的能带弯曲和肖特基势垒更加与半导体功函数的差异无关。

很明显，界面态取决于半导体界面的原子结构，因而，界面态导致的能带弯曲不同于那种有着不同界面结构的相同半导体。

界面吸收也一样会导致能带的弯曲，如图所示：

图中显示了n型半导体界面吸收了一个受主分子，当这个分子到达界面时，分子轨道相互影响导致半导体向下的位移，这个扩大的分子轨道（因为电子的位置和能量都不确定而产生了这个扩大的分子轨道，也即杂化过程）从半导体中俘获电子，从而在半导体界面形成Helmholtz层，产生内建电场，使得半导体能带在界面处向上弯曲。

如果吸收的是施主分子，则电子从分子到半导体中去，致使半导体能带向下弯曲。

综上所述，半导体中的能带弯曲归结于低的自由载流子浓度，它的界面电场的屏蔽效果很差。

对于金属来说，自由载流子浓度达到1022cm-3，它有一个短的屏蔽长度达到原子尺寸的数个量级，而半导体的屏蔽长度仅约数百埃，它的自由载流子浓度仅约1017cm-3，这样一来，就在靠近半导体侧产生了一个空间电荷区，能带结构、自由载流子浓度和局域的电导率在这个区域都将发生改变。

下图演示了n型半导体（多子是电子，自由电子数量比自由空穴多）中产生的三种不同的空间电荷区：

能带为平带的，没有空间电荷；能带向下弯曲的，界面处有正电荷，电子在半导体侧累积，导致电子数量增加，空穴数量减少，称为累积层；能带向上弯曲的正好相反，称为耗尽层，但当电子耗尽至低于本征态时，半导体在界面处可改变为p型，也即ne

注意：

空间电荷区中的电荷数等于