Terzo Capitolo

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Terzo Capitolo

Tipologie dei dispositivi ottici utilizzati

In questa sezione, verranno descritte le caratteristiche generali e le

funzionalità dei dispositivi ottici utilizzati per l’implementazione del

sistema sperimentale.

In particolare, per l’operazione di indagine termica senza contatto è

stata sfruttata la radiazione luminosa emessa da un laser a diodo,

mentre per la funzionalità di sensore ottico sono stati adoperati due

fotodiodi pin, uno di riferimento, l’altro di rivelazione della frazione

del segnale riflesso.

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61 Terzo Capitolo: Tipologie dei dispositivi ottici utilizzati

3.1 LASER

Il LASER è un dispositivo in grado di emettere un fascio di luce coerente, monocromatico, concentrato in un raggio rettilineo unidirezionale, estremamente collimato e di elevata brillanza.

Si tratta di un oscillatore ottico, la cui funzionalità viene ottenuta reazionando

positivamente il mezzo amplificatore, ovvero confinando il segnale ottico

amplificato per emissione stimolata in una porzione definita del materiale, soddisfacendo opportune condizioni di coerenza temporale. Un modo per ottenere quanto detto è l'uso di una "cavità" ottica, ricavata dotando di facce riflettenti i lati contrapposti del mezzo amplificatore.

La proprietà di unidirezionalità del fascio emesso è legata alla coerenza spaziale ed è una conseguenza della struttura della cavità risonante del laser delimitata da specchi che creano in uscita un fascio di fotoni con direzione esattamente perpendicolare alla loro superficie. La monocromaticità è invece legata alla coerenza temporale ed è dovuta al meccanismo di emissione stimolata da cui proviene la radiazione.

3.1.1 Il meccanisco di emissione stimolata

Normalmente gli elettroni in un atomo posseggono l'energia più bassa possibile e lo stato energetico viene definito fondamentale. Ma un elettrone può anche trovarsi a un'energia superiore per cui si dice che l'atomo è in uno stato eccitato. La tendenza naturale degli atomi è quella di ritornare nello stato fondamentale dopo un certo intervallo di tempo e per fare questo possono emettere un fotone di energia ΔE, corrispondente al gap energetico tra lo stato eccitato e quello fondamentale. L'energia E dei fotoni e la frequenza ν della radiazione corrispondente sono proporzionali tra loro, in base alla relazione E = hν, dove h è

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Secondo l’analisi di Einstein, irradiando gli atomi eccitati con fotoni di energia

ΔE, l'emissione di fotoni viene stimolata. I fotoni emessi hanno le medesime

caratteristiche dei fotoni incidenti in direzione e frequenza e viaggiano in fase coi fotoni stimolatori, ovvero, non c'è sfasamento tra le onde che stimolano l'emissione e le onde emesse. Questo fenomeno prende il nome di emissione stimolata.

Figura 3.1: Meccanismo di emissione stimolata

La caratteristica principale dell'emissione stimolata è che il fotone secondario ha la stessa energia e la stessa direzione del fotone primario. Al campo elettromagnetico, dovuto ai fotoni primari, si aggiungono i contributi dei fotoni secondari che, per quanto detto, possono considerarsi in fase con i fotoni primari dando luogo all'emissione coerente, caratterizzata da un'unica frequenza di emissione. L'emissione stimolata viene amplificata e convogliata all'esterno ottenendo un alto grado di coerenza temporale ovvero un raggio monocromatico. Gli atomi costituenti il mezzo attivo sono racchiusi in una cavità, delimitata da due specchi paralleli di cui uno perfettamente riflettente. Durante il loro moto, i fotoni colpiscono altri atomi eccitati che a loro volta emettono nuovi fotoni e contemporaneamente una parte di essi filtra all'esterno attraverso lo specchio semitrasparente creando così il fascio laser. In pratica la cavità serve ad intrappolare quasi tutti i fotoni al suo interno, in modo che i fotoni interagiscano continuamente col materiale attivo.

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La forte amplificazione in uscita si ottiene attraverso l'inversione di popolazione nel materiale attivo in cui viene fatta incidere la radiazione. Normalmente, negli atomi il numero di elettroni che si trovano nei livelli energetici superiori è minore di quello degli elettroni sui livelli inferiori. Se E1 ed E2 sono due livelli energetici

(con E2 > E1) e N1 e N2 le rispettive popolazioni con quell'energia, in condizioni di

equilibrio, N1 è sempre maggiore di N2, perché le popolazioni dei due livelli sono

descritte dalla distribuzione di Boltzmann:

KT E E e N N₂ _ ₁ ( 2 1)/

Le probabilità che avvengano i fenomeni di emissione stimolata e assorbimento sono date dalla percentuale di atomi eccitati a fronte di quella di atomi nello stato energetico base:

Pes = BN2ρ(ν12)

Pass = BN1ρ(ν12)

dove B è il coefficiente di Einstein e dipende dal mezzo attivo, N1 è la

popolazione dello stato a energia E1, N2 è la popolazione dello stato a energia E2,

e ρ(ν12) è la densità del campo di radiazione alla frequenza ν12 = (E2 - E1)/h.

Se si riesce ad ottenere la condizione di inversione di popolazione, cioè se ci sono più atomi eccitati che atomi nello stato fondamentale, la luce che attraversa il materiale guadagna potenza invece di perderla: viene amplificata dall'emissione stimolata degli atomi.

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3.1.2 Pompaggio

In base a quanto detto, per ottenere la prevalenza dell’emissione stimolata è necessario mantenere il sistema lontano dall'equilibrio termico, ovvero N2 deve

essere costantemente maggiore di N1. Quest'ultima condizione può ottenersi

eccitando il materiale con una sorgente di energia esterna, effettuando il cosiddetto pompaggio. Così facendo, tuttavia, si può ottenere al massimo una equipartizione e non una vera inversione della popolazione dei due livelli energetici. Per risolvere questo problema si deve ricorrere ad un sistema a più livelli; si può usare, ad esempio, un sistema a tre livelli (figura 3.2), che è la configurazione di un laser a cristallo di rubino, in cui gli atomi vengono pompati dallo stato base E1 ad un livello E3, instabile, più elevato del livello metastabile

E2.

In E3 gli atomi restano per un tempo breve decadendo velocemente, con un

decadimento non radiativo, sul livello E2, metastabile perchè il tempo di

permanenza è elevato, consentendo di avere tempo sufficiente affinchè vi sia un accumulo degli atomi su E2 tale da realizzare l'inversione di popolazione. Tra i

livelli E2 ed E1 si realizza l'emissione stimolata.

E’ necessario, tuttavia, prendere in considerazione schemi a quattro livelli (figura 3.3), tipici dei laser a semiconduttore, nei casi in cui si voglia ottenere l'inversione con meno energia di pompaggio tra i due livelli intermedi.

In questi sistemi, si ha un livello base stabile E0 minore di E1, instabile, a partire

dal quale gli atomi vengono pompati direttamente sul livello instabile E3: si ha

prima la transizione non radiativa da E3 ad E2, e poi la transizione radiativa da E2

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Figura 3.2: Laser, sistema a 3 livelli energetici

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3.1.3 La cavità ottica

Nella figura seguente è mostrato uno schema di principio che mostri qualitativamente il funzionamento generale di un laser a cavità ottica.

Figura 3.4: Schema di principio del Laser a cavità

Il segnale all'interno della cavità subisce riflessioni multiple e viene contestualmente amplificato in modo da autosostenere un’oscillazione: all’interno del mezzo amplificatore si stabilisce un’onda stazionaria. Quando il guadagno ottico, all'interno del materiale, bilancia esattamente le perdite interne per assorbimento e la parte di segnale trasmesso all'esterno, si ottiene la condizione di stabilità dell'oscillazione e, quindi, quando il pompaggio è sufficiente a ottenere l'inversione della popolazione, la cavità comincia ad oscillare spontaneamente ed ad autosostenersi. È intuibile che il segnale, durante le ripetute propagazioni nel materiale, deve poter mantenere la caratteristica di coerenza temporale dell'emissione stimolata, per cui l'oscillazione si può avere solo quando la lunghezza d'onda λ è in relazione ben precisa con la distanza L tra le facce.

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3.1.4 Il Laser a semiconduttore

Quanto esposto sui laser a cavità può essere applicato anche per i laser allo stato a semiconduttore. La struttura di principio è mostrata di seguito.

Figura 3.5: Schema di principio di un Laser a semiconduttore

La giunzione viene polarizzata direttamente, per cui le lacune provenienti dalla regione p vengono iniettate nella regione n, dove gli elettroni sono i portatori

maggioritari di carica; analogamente, gli elettroni dalla regione n sono iniettati

nella regione p, dove le lacune sono i portatori maggioritari. Quando un elettrone e una lacuna sono presenti nella stessa regione, possono ricombinarsi spontaneamente, cioè l'elettrone può occupare lo stato energetico della lacuna, emettendo un fotone con un'energia uguale alla differenza tra gli stati dell'elettrone e della lacuna coinvolti.

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Questi elettroni e lacune iniettati rappresentano la corrente di iniezione, e l'emissione spontanea conferisce alla giunzione, sotto la soglia laser, proprietà simili a un LED.

L'emissione spontanea è necessaria per innescare l'oscillazione laser, ma è causa di inefficienza una volta che il laser è in oscillazione.

Il processo di ricombinazione delle cariche può essere radiativo e non radiativo. Nel primo caso, la ricombinazione dà luogo all'emissione di un fotone contribuendo all'intensità della radiazione prodotta; nel secondo caso, la ricombinazione avviene in modo tale che l'energia di gap non venga ceduta come fotone, ma trasferita ad altri portatori come energia cinetica, o dissipata in fononi di vibrazione del reticolo, oppure, ancora, assorbita da impurità del materiale. È evidente che l'intensità della radiazione in corrispondenza di una data corrente I di polarizzazione, dato che il meccanismo di ricombinazione è il medesimo per tutti i materiali, dipende dalla probabilità che all'interno del semiconduttore si verifichino ricombinazioni non radiative; il silicio presenta una elevata probabilità di ricombinazione non radiativa, mentre l'arseniuro di gallio, GaAs, presenta una bassa probabilità che il fenomeno avvenga.

È evidente che la differenza principale, rispetto alla struttura generale già esposta, è il meccanismo di pompaggio per ottenere l'inversione della popolazione. Per capirne il funzionamento si consideri il diagramma degli stati energetici, funzione del numero d'onda, per un semiconduttore intrinseco, mostrato nella figura 3.6.

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Figura 3.6: Diagramma e probabilità di occupazione degli stati in un semiconduttore polarizzato a 0 K.

Per T = 0 K, in assenza di polarizzazione esterna, la banda di valenza è piena e quella di conduzione è, invece, vuota. La distanza tra le due bande è, ovviamente, l'energia di gap. Se il semiconduttore viene polarizzato con una forte corrente di conduzione, in modo da avere forte iniezione di portatori, la banda di conduzione viene parzialmente riempita mentre quella di valenza viene parzialmente svuotata. Ciò avviene fino al raggiungimento dei quasi-livelli di Fermi EFc ed EFv nella

situazione di quasi-equilibrio, mostrato nella figura precedente. Nella situazione descritta, un fotone con energia pari a Eg = hν0 non può essere assorbito, in quanto

la minima energia necessaria per l'assorbimento è EFc - EFv > Eg. L'emissione

stimolata è, però, nella condizione di prevalere sull'assorbimento, perchè, se hν0 <

(EFc - EFv), il fotone può ugualmente stimolare una transazione dalla banda di

conduzione alla banda di valenza con emissione di un fotone avente energia Eg.

Affinché ciò si verifichi deve, allora, essere verificata la seguente relazione: )

(

0 Fc Fv

g h E E

E    

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Sostanzialmente si è ottenuto un sistema a quattro livelli, con E0 = EFv, E3 = EFc,

grazie al meccanismo di pompaggio adottato.

Quanto appena descritto, valido per T = 0 K e semiconduttore intrinseco, è applicabile, almeno approssimativamente, anche per un semiconduttore drogato con T diversa dallo zero assoluto.

Se la temperatura non è allo zero assoluto ed il semiconduttore è drogato, le curve della probabilità di occupazione degli stati hanno gli angoli di discontinuità smussati e, quindi, la condizione di inversione della popolazione resta valida ma il guadagno ottico dipende anche dal drogaggio e dalla corrente I di iniezione. La condizione di inversione di popolazione si può assicurare solo con un forte drogaggio sia del materiale p che di quello n che costituiscono la giunzione pn. Si parla, in queste condizioni, di giunzione degenere, in cui i livelli di Fermi sono così alterati dal drogaggio da risultare all'interno della banda di valenza, parte p, e della banda di conduzione, parte n, distando energeticamente tra loro più di Eg,come previsto dalla condizione precedente.

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Figura 3.7: Giunzione pn degenere in assenza (a) e in presenza (b) di polarizzazione diretta.

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La figura 3.7 mostra che, se la corrente di polarizzazione è di grande entità, ovvero l'iniezione è forte, nella zona di svuotamento esistono contemporaneamente popolazioni degenerate di elettroni e lacune. Questo assicura l’esistenza di una frequenza per cui si ha emissione stimolata e, quindi, guadagno ottico. Se il drogaggio non è consistente, la condizione di inversione non può verificarsi ed il semiconduttore emette per sola emissione spontanea: il dispositivo risulta essere un LED. Inoltre l'inversione di popolazione è tanto maggiore quanto maggiore è la corrente di conduzione diretta, ovvero la densità di portatori iniettati.

La figura 3.8 riporta, per un Laser a semiconduttore a λ=1.3µm, l'andamento del guadagno per unità di lunghezza al variare della lunghezza d'onda e per diverse concentrazioni dei portatori; al di sotto di una certa concentrazione dei portatori il guadagno è in ogni caso negativo e, quindi, non si ha amplificazione ottica. L'amplificazione si verifica solo per un ben determinato intervallo di lunghezze d'onda, per le quali vale la relazione della condizione di inversione. La minima corrente Ith, che determina il minimo valore della concentrazione di portatori

necessaria alla realizzazione della condizione di innesco, è detta corrente di

soglia. Applicando un valore della corrente di pilotaggio maggiore della corrente

di soglia nel semiconduttore si ha una oscillazione di ampiezza crescente al crescere della corrente di iniezione.

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Figura 3.8: Guadagno per unità di lunghezza in un Laser a semiconduttore

Figura 3.9: Caratteristiche P ottica emessa/I di pilotaggio in un laser a semiconduttore

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Per lo stesso tipo di laser si ricavano le caratteristiche Potenza ottica emessa/corrente di pilotaggio, riportate in figura 3.9.

Da queste caratteristiche si nota la dipendenza di Pe dalla corrente I di conduzione

ed, in particolare, è evidente il fenomeno della soglia e la forte dipendenza dalla temperatura a cui si trova il Laser. È possibile, inoltre, dimostrare che la corrente di soglia dipende esponenzialmente dalla temperatura. Per evitare l’instabilità nelle caratteristiche di emissione, si prevede generalmente un sistema di termostatazione mediante sistemi di controllo in reazione basati sull'effetto termoelettrico Peltier.

Per caratterizzare qualitativamente i tipi di laser a diodo si introduce un parametro di efficienza. Considerando i tassi di ricombinazione radiativa, RR, e non radiativa,

RNR, si definisce efficienza quantica interna la quantità

NR R R I R R R   

Valori tipici di  per GaAs ed InP sono intorno a 0.5. _I

Se q è la carica dell'elettrone ed I la corrente che attraversa il dispositivo, allora la potenza luminosa generata all'interno della zona attiva è:

0   h q I PI  I

La potenza effettivamente emessa all’esterno è, però, limitata dall'assorbimento della radiazione nel tratto tra zona attiva e superficie esterna e da fenomeni di riflessione all'interfaccia semiconduttore/aria. Poiché l'indice di rifrazione di un semiconduttore è elevato, l'angolo critico è piuttosto piccolo e, quindi, per tenere conto di una riflessione anche rilevante, si deve introdurre il nuovo parametro di

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differenziale , che caratterizza la maggiore o minore efficienza con cui la corrente di iniezione viene trasformata in potenza ottica.

d th EXT EXT I I q I h P             1 / / ₀

dove PEXT è la potenza ottica disponibile esternamente.

Quest’ultimo parametro viene inglobato nella efficienza quantica totale, come segue: I V P q V h _EXT EXT TOT 0 0 0 _   

dove V0 è la tensione applicata ai capi del dispositivo e V0I è la potenza elettrica

dissipata sullo stesso.

Si introduce, poi, un ulteriore parametro, detto responsivity, che lega la potenza ottica disponibile alla corrente di pilotaggio I:

q h I P EXT EXT 0    

Altre importanti proprietà sono determinate dalla geometria della cavità ottica. In generale, lungo la direzione verticale, la luce è contenuta in uno strato estremamente sottile e la struttura offre un solo modo di propagazione ottico nella direzione perpendicolare agli strati. Nella direzione laterale, se la guida d'onda è ampia in confronto alla lunghezza d'onda della luce può offrire diversi modi ottici laterali, e il laser è definito multimodale. Questi laser con molti modi laterali sono indicati nei casi in cui sia richiesta una notevole potenza, ma non un raggio ristretto. Nelle applicazioni dove è richiesto un raggio finemente focalizzato, la guida d'onda deve essere stretta, dell'ordine della lunghezza d'onda.

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Dal punto di vista strutturale, si sfrutta la configurazione a doppia eterogiunzione, mostrata qualitativamente nella figura 3.10.

L'emissione avviene entro il sottile strato di GaAs, che ha un gap di banda, Eg = 1,43eV, inferiore a quello di AlGaAs, Eg = 1,95 e V; ciò consente di raggiungere un'efficienza quantica interna prossima all'unità. Inoltre, avendo lo strato attivo di GaAs un indice di rifrazione maggiore di quello degli strati confinanti, la doppia eterogiunzione possiede proprietà guidanti per la radiazione, che tende a rimanere confinata nel piano della giunzione.

Per le applicazioni specifiche, è stata utilizzata la configurazione con geometria a striscia, come mostrato nella figura 3.10.

Tale geometria costituisce un accorgimento per confinare l'iniezione di corrente solo in corrispondenza di una sottile sezione del dispositivo, su una striscia parallela al piano di giunzione, consentendo così una buona densità di iniezione dei portatori, con limitata intensità della corrente operativa e quindi con limitata dissipazione termica. La tecnologia comunemente adottata per realizzare il confinamento della corrente nella striscia fa uso di una mascheratura di SiO2 in

cui viene aperta una finestra con tecniche litografiche. Il contatto a striscia si estende per tutta la cavità risonante.

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Figura3.10: Doppia eterogiunzione, esempio qualitativo

Inoltre, lo strato intermedio viene costruito abbastanza sottile, per cui agisce come un pozzo quantico. Questo significa che la variazione verticale della funzione d'onda dell'elettrone, quindi una componente della sua energia, è quantizzata. L'efficienza di un laser a pozzo quantico è maggiore di quella laser semplice dato che la funzione della densità di stati degli elettroni nel sistema a pozzo quantico possiede una brusca variazione che concentra gli elettroni in stati di energia che contribuiscono all'azione laser. La riduzione dello spessore dello strato attivo porta come risultato macroscopico a una drastica diminuzione della corrente di soglia ed, inoltre, una banda di modulazione più larga. La particolare distribuzione degli stati energetici in sottobande determina una modifica della curva del guadagno ottico conducendo ad una maggiore selettività e garantisce maggiore purezza spettrale di emissione e minore numero di modi di oscillazione. Per ottenere un laser a singolo modo longitudinale e quindi soddisfare l’esigenza di monocromaticità di emissione e di assenza di dispersione temporale, si realizza un filtro selettivo in frequenza, che selezioni solo la potenza del modo principale, organizzando l’area attiva in una struttura a pozzi quantici multipli; si parla, in

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questo particolare caso di Laser multi-quantum well (MQW), che è la configurazione adottata per l’implementazione sperimentale qui presentata.

In particolare, per il diodo laser MQW, si utilizza il modello ELD85NPT50 fornito dalla ROITHNER LASERTECHNIK, [20], mostrato in fig.3.11, le cui caratteristiche di emissione, alla temperatura di esercizio di 25°C, sono:

 Pottica massima=60mW, cui corrisponde una I operativa pari a 90mA

 λ operativa = 850nm

Dai datasheet a disposizione si ricavano i seguenti parametri:  Ith=20mA

 ηd=0,7

Pilotando, dunque, il Laser con una corrente di iniezione pari a:

I=28mA

è possibile, dai dati disponibili, ricavare l’efficienza quantica esterna:

6944 , 0 1          th _d EXT I I  

E’ immediato risalire alla potenza ottica emessa, come segue:

EXT EXT I q h P _ 0  In cui c 14Hz 0 0  3,5310  

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Per cui, si ricava:

mW I

q h

P_EXT _ 0 __EXT _28

In realtà il valore di potenza ottica disponibile all’esterno è leggermente minore, perché bisogna tener conto delle eventuali dispersioni attraverso la faccia opposta a quella emittente, per quanto trattata e rivestita di uno strato quasi perfettamente riflettente.

Per via della diffrazione, il raggio diverge rapidamente dopo avere lasciato la cavità, con un angolo di 35 gradi verticalmente e 10 gradi lateralmente: si rende quindi necessario l’uso di un collimatore, posto in prossimità dell’area di emissione.

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3.1.5 Fenomeni parassiti dei Laser a semiconduttore

Un Laser è un oscillatore ideale a frequenza ed ampiezza fissate, ma, in realtà, produce un segnale non esattamente sinusoidale, caratterizzato da una densità spettrale di potenza differente da quella ideale a riga singola. Infatti, presenta fluttuazioni non trascurabili della frequenza, della fase e dell'ampiezza del segnale generato, sia a breve che a lungo termine. Sul lungo termine la frequenza di oscillazione varia per effetto del rumore flicker, provocando lente fluttuazioni della frequenza nominale caratterizzate da una densità spettrale del tipo 1/(f)α con α compreso tra 1 e 2.

L'instabilità termica è un'altra causa di queste variazioni di frequenza e può essere minimizzata termostatando il Laser.

La fonte principale di disturbo resta, in ogni caso, l'emissione spontanea che contribuisce al campo utile, prodotto dalla emissione stimolata, con una molteplicità di componenti di fase e di ampiezza aleatorie.

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3.2 FOTORIVELATORI

Per le operazioni di fotorivelazione, è stata sfruttata l’efficacia, come sensore ottico, del fotodiodo, che è un particolare tipo di diodo a giunzione, in grado di riconoscere una determinata lunghezza d'onda e di trasformare la radiazione luminosa ad essa associata in un segnale elettrico di corrente.

La corrente ID che attraversa il fotodiodo ad una data tensione VD, applicata ai

suoi capi, è la somma di due contributi:

 Corrente del diodo, espressa dalla legge di Shockley per la giunzione pn

) 1 (   KT qV S D e I I

in cui IS è la corrente inversa di saturazione, dark current, e η è il fattore di

idealità della giunzione

 Corrente Iν fotogenerata nella regione di svuotamento e dipendente dalla potenza ottica incidente

ottica P h q I    

in cui η esprime l’efficienza quantica del dispositivo

Dalla sovrapposizione dei contributi, si ottiene l’equazione caratteristica di funzionamento del fotodiodo:

  I e I I KT qV S D D    ( 1)

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Figura 3.12: Fotodiodo, caratteristica I/V

La giunzione pn è drogata asimmetricamente. La zona p, cioè la zona drogata con

NA accettori, è molto più drogata rispetto alla zona n, caratterizzata dalla presenza

di atomi ND donatori. La zona p è a sua volta rivestita da uno strato antiriflesso e

corredata da due elettrodi in SiO2. Sopra lo strato antiriflesso è in genere inserita

una lente che ha lo scopo di rendere perpendicolari i raggi luminosi incidenti sulla superficie.

Il materiale con cui è prodotto il fotodiodo è di importanza critica per il suo funzionamento, in quanto stabilisce l'energia minima che il fotone dovrà possedere per poter generare la fotocorrente.

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I materiali più comunemente utilizzati per produrre fotodiodi sono:

Materiale λ (nm)

Silicio 190-1100

Germanio 800-1700

Arseniuro di Indio Gallio 800-2600

Solfuro di Piombo < 1000-3500

Il circuito equivalente di un fotodiodo comprende: il diodo ideale, la capacità di giunzione Cd, la resistenza di buio Rd, il generatore di corrente fotogenerata Iν, ed

una resistenza, trascurabile, del materiale semiconduttore e dei contatti.

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3.2.1 Polarizzazione

Il fotodiodo, se polarizzato in diretta si comporta come un comune diodo. La corrente che esso è in grado di condurre segue, in prima approssimazione, la legge esponenziale del diodo. Non essendo tuttavia progettato per la polarizzazione diretta, esso non avrà una capacità di corrente tale da suggerirne un simile utilizzo in quanto il surriscaldamento dovuto al passaggio di corrente potrebbe danneggiare gli elementi ottici.

Opera, invece, correttamente se polarizzato in inversa, secondo il funzionamento fotoconduttivo (figura 3.14).

Figura 3.14: Fotodiodo, polarizzazione inversa, rivelazione fotoconduttiva

In questo caso, il campo elettrico di built-in, presente in tutti i dispositivi a giunzione, tenderà ad aumentare di intensità favorendo l’incremento della zona di svuotamento. Nel momento in cui un fotone incide sulla superficie del fotodiodo, se la sua energia, hν, è maggiore del bandgap tra banda di valenza e banda di conduzione del dispositivo, si crea una coppia elettrone-lacuna. Questa generazione consiste nella formazione di un elettrone eccitato in banda di conduzione e di lacuna in banda di valenza. Una volta generata la coppia, essa sarà soggetta al campo elettrico prodotto dalla differenza di potenziale applicata.

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L'elettrone sarà quindi spontaneamente attratto verso la zona n, mentre la lacuna verso la zona p. A causa della assenza di una coppia elettrone-lacuna nella zona svuotata, la regione non è più neutra. Questa situazione di non neutralità viene compensata con un movimento di elettroni-lacune prelevati dal generatore di tensione di polarizzazione. Il fotodiodo eroga una corrente proporzionale alla Pottica incidente con, sovrapposta, la corrente di buio.



I I I_D  _S 

E’ quindi presente un contributo di rumore elettrico nel segnale di uscita. Tuttavia, l’utilizzo del fotodiodo in montaggio fotoconduttivo garantisce una buona velocità di risposta. Infatti, per effetto della polarizzazione inversa, si allarga la zona di svuotamento e diminuisce la capacità della giunzione Cd. Ciò comporta la

diminuzione della costante di tempo associata. Inoltre, il campo elettrico ai capi della giunzione è elevato e diminuisce il tempo di transito delle cariche.

Quando il fotodiodo non è sottoposto ad alcuna polarizzazione (figura 3.15), esso agisce, se opportunamente connesso ad un carico, RL << Rd, come generatore di

corrente Iν.

Figura 3.15: Fotodiodo non polarizzato, rivelazione fotovoltaica

La condizione RL << Rd, ovvero uscita del fotodiodo su bassa impedenza, è

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tensione ai capi del fotodiodo varia logaritmicamente con l’illuminazione, e il montaggio risulta poco efficace dal punto di vista dell’utilità sperimentale.

Questo utilizzo è detto fotovoltaico. La corrente erogata, nella condizione di bassa impedenza, è proporzionale alla Pottica incidente ed è assente il contributo della

corrente di buio.



I I_D 

In questo caso, non è presente nessun effetto di rumore elettrico nel segnale di uscita. La velocità di risposta, però, è limitata dall’incremento dell’effetto capacitivo di giunzione e dal maggior tempo di transito per le cariche, sottoposte ad un campo elettrico minore.

3.2.2 Prestazioni

Le prestazioni si valutano in base al valore di due parametri: l'efficienza quantica η e la responsività .

La Responsività è il rapporto tra la fotocorrente generata e la potenza ottica incidente, secondo l’equazione

L’efficienza quantica tiene conto del numero di coppie generate e rivelate agli elettrodi per numero di fotoni incidenti. E’ la media di un processo stocastico, e il suo valore teorico è al più unitario.

  hv q P I ottica   

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L'equazione che rappresenta questo parametro è

   h P q I ottica 

Nella figura 3.16, sono riportati gli andamenti dell’efficienza quantica rispetto alla lunghezza d’onda di radiazione incidente, per alcuni materiali di realizzazione.

Figura 3.16: Efficienza quantica di rivelazione

Si nota che il silicio garantisce la migliore efficienza di foto rivelazione, in particolare per radiazioni incidenti l’area sensibile con lunghezza d’onda intorno agli 800nm il parametro risulta massimo e pari a 0,8.

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3.2.3 Il fotodiodo pin

Osservando la distribuzione del campo elettrico in un tipico fotodiodo con giunzione pn, si intuisce come alcune coppie elettrone-lacuna possano essere generate, dai fotoni incidenti, nella zona in cui non vi è campo elettrico.

Figura 3.17: Fotodiodo pn, distribuzione di campo elettrico

Queste cariche si ricombinano, perché non vengono immediatamente separate dal campo elettrico, e non danno contributo alla fotocorrente. Se ne deduce una bassa efficienza quantica. Per aumentarla, si interpone un strato di semiconduttore intrinseco, in maniera tale che la zona di svuotamento si estenda oltre quella di assorbimento e che il campo elettrico separi immediatamente le coppie generate. Si ottiene un fotodiodo PIN, di cui la figura 3.18 mostra la distribuzione di campo elettrico.

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Figura 3.18: Fotodiodo pin, distribuzione di campo elettrico

Il setup sperimentale prevede l’uso, in funzionamento fotovoltaico, di due fotodiodi PIN al Silicio, uno di riferimento e l’altro di misura delle variazioni del coefficiente di riflessione a seguito del cambiamento di temperatura del campione sotto esame.

Dai datasheet a disposizione, [17], si ricava un valore di Responsività, corrispondente a λ=850 nm, pari a 0.4 A/W, e un valore di Efficienza quantica pari a circa 0,7.