Caractéristiques de fonctionnement en mode Geiger

L’effet Geiger :

Considérons une jonction pn, dans l’obscurité totale. Si on applique une tension de polarisation inverse à cette jonction, juste en dessous de la tension de claquage, on observe le passage d’un très faible courant : c’est le courant inverse de la photodiode (dark current) en mode statique classique. Maintenant, si on augmente rapidement cette tension de polarisation, à une valeur supérieure à la tension de claquage (>Vbr), on déserte la zone de charge d’espace.

Il ne se passe rien, tant qu’aucun porteur de charge ne circule, créé soit de façon thermique, soit de façon photoélectrique et la jonction « isolante » supporte la différence de potentiel. Lorsque la photodiode à avalanche, polarisée en mode Geiger, exposée à la lumière, absorbe un photon dans la région de multiplication, une paire électron-trou est alors créée, séparée, puis accélérée à très grande vitesse, par le champ électrique très important (plusieurs centaines de kV.cm-1). Une très importante quantité de nouvelles paires électron-trou est créée par impact ionisant dans le réseau cristallin de silicium. Cette avalanche génère une impulsion de courant qui permet de faire la détection d’un seul photon. Une façon très simple de réaliser l’extinction de l’avalanche, et de protéger le composant, est de placer une résistance de charge suffisamment élevée, appelée résistance d’extinction ou résistance de « quenching » comme le montre la Figure 2.3. L’effet de cette résistance est de réduire automatiquement la tension d’extinction, c’est la méthode la plus connue à ce jour dite : « quenching passif » [Réf 2. 1].

En mode Geiger, la photodiode est polarisée au-delà de la tension d’avalanche. On écrit : Vpol = Vbr + Vexc, où Vexc représente l’excès de tension, Vbr la tension d’avalanche

(breakdown) et Vpol la tension de polarisation de l’ensemble. A l’instant initial le courant qui

circule dans le circuit est négligeable, c’est le phénomène d’avalanche qui crée le courant et fait apparaître une tension aux bornes de la résistance en déchargeant la capacité de la jonction p-n et des capacités parasites vues du point A. Cet effet résistif réduit la tension qui s’applique à la photodiode, la protège et l’amène jusqu'à un niveau où le phénomène s’arrête automatiquement car VD (tension aux bornes de la photodiode) est inférieur à Vbr (tension de

claquage). Qualitativement plus la tension de polarisation initiale est importante, plus les amplitudes des impulsions sont importantes, et plus le gain de la photodiode est important.

L’effet résistif abaisse la tension aux bornes de la photodiode en dessous de la tension d’avalanche, l’effet d’avalanche s’éteint et le nombre de porteurs dans la zone de charge d’espace s’annule. La photodiode peut donc être repolarisée pour un autre cycle de mesure, le temps d’arrêt (recharge de la capacité) est appelé « temps mort » ou « Dead time ». Le phénomène que l’on observe est très rapide, de l’ordre de quelques dizaines de nanosecondes. Sur la Figure 2.4 on peut voir les caractéristiques électriques mesurées aux bornes de la photodiode et aux bornes de la résistance.

Figure 2.3 : Circuit de polarisation de base d'une APD-Geiger.

Figure 2.4 : M3: Tension aux bornes de la photodiode et Ch1: tension aux bornes de la résistance.

La visualisation expérimentale de l’impulsion Geiger :

La visualisation de l’impulsion Geiger (Figure 2.7) se fait aux bornes d’une résistance de lecture pour ne pas perturber le phénomène et avec un oscilloscope « rapide » bande passante : 1 GHz, fréquence d’échantillonnage : 5 Gech.s-1. La durée de l’avalanche τ, (très courte) est de l’ordre de la nanoseconde, correspondant au temps de transit d’un porteur à la vitesse limite dans l’épaisseur de la charge d’espace : τ = W/v = (10-12 s à 10-9 s). Le temps de réamorçage complet est défini par le délai de recharge de la capacité. La durée des impulsions peut être très courte si l’on évite les capacités parasites. Avec une résistance d’extinction (« quenching ») d’une valeur de 100 kΩ et une photodiode ayant une capacité de jonction de 40fF à la polarisation maximale, on aura des impulsions d’une durée de 4ns sans capacité parasite (τ = Rq * Cd = 100 kΩ * 40 fF = 4 ns) et 100 ns si on a une capacité parasite de 1pF

(τ = Rq * Cd = 100 kΩ * 1,04pF = 100 ns).

Avant l’avalanche, la tension aux bornes de la résistance de quenching est quasi nulle : VRq = 0 et la photodiode supporte toute la tension : VD = Vpol = Vbr + Vexc. Lorsque

l’avalanche se produit, le courant crée une tension aux bornes de la résistance et une chute de tension aux bornes de la photodiode. La tension aux bornes de la photodiode tombe à Vbr, le

courant qui circule s’écrit simplement : Vexc / Rq. La visualisation de l’impulsion de courant et

également son utilisation, se font aux bornes d’une résistance de lecture de 50 Ω. On peut sur cette résistance compter les impulsions en utilisant un comparateur et un seuil de détection programmable.

Figure 2.5: Modèle d’observation de l’impulsion Geiger et comptage avec comparateur.

Le Gain :

Dans la mesure où le phénomène résulte de la collecte d’un seul photon, le gain peut s’évaluer simplement à partir de l’Équation 2.2:

q C V G = ∆ . bd pol V V V = − ∆

C : la Capacité de la jonction et q la charge d’un électron.

Équation 2.2 : Expression simplifiée du gain en mode Geiger.

Avec C = 40 fF et ∆V = 6 V on obtient un gain de 2.106 e-/photon et l’on a, sur le Graphique 2.1, pour un dispositif expérimental, la vérification d’une loi linéaire des gains avec la tension appliquée.

Graphique 2.1 : Evaluation du gain avec une capacité C=50fF : (∆V.C)/q .

Expérimentalement on observe que ∆V baisse avec toute capacité placée aux bornes de la photodiode.