Conception, caractérisation et optimisation de SPAD en technologie Dalsa HV CMOS 0.8 μm pour intégration dans un 3D-SiPM

Texte intégral

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(3) UNIVERSITÉ DE SHERBROOKE Faculté de génie Département de génie électrique et de génie informatique. Conception, caractérisation et optimisation de SPAD en technologie DALSA HV CMOS 0.8 µm pour intégration dans un 3D-SiPM Mémoire de maîtrise Spécialité : génie électrique. Samuel Parent. Jury : Jean-François PRATTE (directeur) Serge CHARLEBOIS (directeur) Denis Morris (Rapporteur) Henri DAUTET. Sherbrooke (Québec) Canada. mai 2016.

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(5) À mon grand-père, Lucien Parent.

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(7) RÉSUMÉ Single Photon Avalanche Diodes (SPAD) generate much interest in applications which require single photon detection and excellent timing resolution, such as high energy physics and medical imaging. In fact, SPAD arrays such as Silicon PhotoMultipliers (SiPM) are gradually replacing PhotoMultiplier Tubes (PMT) and Avalanche PhotoDiodes (APD). There is now a trend moving towards SPAD arrays in CMOS technologies with smart pixels control for high timing demanding applications. Making SPAD in commercial CMOS technologies provides several advantages over optoelectronic processes such as lower costs, higher production capabilities, easier electronics integration and system miniaturization. However, the major drawback is the lack of exibility when designing the SPAD architecture because all fabrication steps are xed by the CMOS technology used. Another drawback of CMOS SPAD arrays is the loss of photosensitive areas caused by the CMOS circuits integration. This document presents SPAD design, characterization and optimization made in a commercial CMOS technology (Teledyne DALSA 0.8 µm HV CMOS TDSI CMOSP8G). Custom process variations have been performed in partnership with the CMOS foundry to optimize the SPAD while keeping the CMOS line compatibility. The realized SPAD and SPAD arrays are dedicated to 3D integration with either low-cost TDSI CMOS electronics or advanced deep sub-micron CMOS electronics to perform a 3D digital SiPM (3D-SiPM). The novel 3D-SiPM is intended to replace PMT, APD and commercially available SiPM in timing demanding applications. The group main objective is to develop a 10 ps timing resolution 3D-SiPM for use in high energy physics and medical imaging applications. Those applications require reliable technologies with a certied production capability, which justies the actual eort to use commercial CMOS line to develop our 3D-SiPM. This dissertation focuses on SPAD design, characterization and optimization made in the TDSI-CMOSP8G technology. Les photodiodes à avalanche monophotonique (SPAD) sont d'intérêts pour les applications requérant la détection de photons uniques avec une grande résolution temporelle, comme en physique des hautes énergies et en imagerie médicale. En fait, les matrices de SPAD, souvent appelés photomultiplicateurs sur silicium (SiPM), remplacent graduellement les tubes photomultiplicateurs (PMT) et les photodiodes à avalanche (APD). De plus, il y a une tendance à utiliser les matrices de SPAD en technologie CMOS an d'obtenir des pixels intelligents optimisés pour la résolution temporelle. La fabrication de SPAD en technologie CMOS commerciale apporte plusieurs avantages par rapport aux procédés optoélectroniques comme le faible coût, la capacité de production, l'intégration d'électronique et la miniaturisation des systèmes. Cependant, le défaut principal du CMOS est le manque de exibilité de conception au niveau de l'architecture du SPAD, causé par le caractère xe et standardisé des étapes de fabrication en technologie CMOS. Un autre inconvénient des matrices de SPAD CMOS est la perte de surface photosensible amenée par la présence de circuits CMOS. Ce document présente la conception, la caractérisation et l'optimisation de SPAD fabriqués dans une technologie CMOS commerciale (Teledyne i.

(8) ii. DALSA 0.8. µm HV CMOS - TDSI CMOSP8G). Des modications de procédé sur mesure. ont été introduites en collaboration avec l'entreprise CMOS pour optimiser les SPAD tout en gardant la compatibilité CMOS. Les matrices de SPAD produites sont dédiées à être intégrées en 3D avec de l'électronique CMOS économique (TDSI) ou avec de l'électronique CMOS submicronique avancée, produisant ainsi un SiPM 3D numérique. Ce SiPM 3D innovateur vise à remplacer les PMT, les APD et les SiPM commerciaux dans les applications à haute résolution temporelle. L'ob jectif principal du groupe de recherche est de développer un SiPM 3D avec une résolution temporelle de 10 ps pour usage en physique des hautes énergies et en imagerie médicale. Ces applications demandent des procédés ables avec une capacité de production certiée, ce qui justie la volonté de produire le SiPM 3D avec des technologies CMOS commerciales. Ce mémoire étudie la conception, la caractérisation et l'optimisation de SPAD fabriqués en technologie TDSI-CMOSP8G.. Mots-clés :. Photodétecteurs, photodiodes à avalanche monophotonique, SPAD, tomo-. graphie d'émission par positron, imagerie par temps de vol, physique des hautes énergies, détection de photon unique, résolution temporelle.

(9) REMERCIEMENTS Je remercie Teledyne DALSA Bromont, en particulier Stéphane Martel et Benoit-Louis Bérubé pour leur temps et leur support au projet. Je remercie notre groupe de recherche, le GRAMS, de m'avoir accueillis pour mes études graduées. Très bon groupe, excellent. Performant tout en étant chaleureux. Les membres étudiants, professionnels et professoraux du groupe sont des personnes très appréciables. Pour en nommer quelques-uns : Marc-André Tétrault, Audrey Corbeil Therrien, Frédéric Nolet, Luc Maurais, Nicolas Roy, Marc-Olivier Mercier, Frédérik Dubois, Xavier Bernard, Réjean Fontaine, Caroline Paulin, Konin Koua, Nadia Jurgensen, Mohamed Seydou Traore, Jonathan Charest et Jon. Un merci particulier à mes deux directeurs, Jean-François Pratte et Serge Charlebois, ainsi qu'à Henri Dautet, nouvellement professeur associé avec le GRAMS. Un deuxième merci particulier à Benoit-Louis Bérubé et Vincent-Philippe Rhéaume, avec qui j'ai notablement apprécié travailler. Merci à ma famille. Mes parents, Louise et Claude Parent.. iii.

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(11) TABLE DES MATIÈRES 1 INTRODUCTION 1.1. 1.2. 1.3 1.4. 1.5 1.6. Motivations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.1.1 Comptage de photon et résolution temporelle . . . . . . . . . . . . 1.1.2 PET : résolution temporelle de coïncidence . . . . . . . . . . . . . . 1.1.3 Grands détecteurs en HEP : CMS et nEXO . . . . . . . . . . . . . 1.1.4 Caméra 3D par temps de vol : résolution millimétrique en environnement réel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.1.5 Perspectives pour les SPAD, les SiPM et les 3D-SiPM . . . . . . . . Comptage de photon : chronologie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2.1 L'époque des tubes à vide et l'invention du PMT . . . . . . . . . . 1.2.2 Les semiconducteurs et l'électronique moderne . . . . . . . . . . . . 1.2.3 La photodiode avalanche : l'équivalent du PMT en semiconducteur Qu'est-ce qu'un SPAD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . SPAD : état de l'art . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.4.1 Ecacité de photodétection (PDE) . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.4.2 Résolution temporelle à photon unique (SPTR) . . . . . . . . . . . 1.4.3 Avalanches indésirables (bruit) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Les SPAD en matrice . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Les SPAD au GRAMS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 2 CONCEPTION 2.1. 2.2. 2.3. Objectifs spéciques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.1.1 Optimisation des SPAD du GRAMS par des modications de procédé technologique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.1.2 Optimisation des SPAD du GRAMS par des méthodes de conception . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.1.3 (Optimisation des SPAD du GRAMS par des méthodes post-fabrication) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.1.4 Étude des SPAD du GRAMS en matrice . . . . . . . 2.1.5 Implémentation de matrices de SPAD pour le projet d'intégration 3D . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.1.6 (Étudier l'ecacité de photodétection des SPAD en mode pulsé versus en mode continu) . . . . . . . . . . . . . . . . . Architecture du circuit intégré . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.2.1 Procédé HV CMOS et technologie TDSI-cmosp8g . . . . . . . . . . 2.2.2 Circuit intégré ICKSHGM3 : vue d'ensemble . . . . . . . . . . . . . 2.2.3 ICKSHGM3 : Modications de procédé technologique pour SPAD . 2.2.4 ICKSHGM3 : Méthodes de conception pour SPAD . . . . . . . . . 2.2.5 ICKSHGM3 : Structure de test pour SPAD en matrice . . . . . . . Banc de test . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.3.1 Circuits imprimés pour ICKSHGM . . . . . . . . . . . . . . . . . .. Objectif 1 : Objectif 2 : Objectif 3 : Objectif 4 : Objectif 5 : Objectif 6 :. v. 1 1 1 2 4. 8 10 11 11 13 15 19 25 25 29 33 41 47. 51 51. 51 52 53 54 55 55 56 56 56 61 67 73 74 74.

(12) vi. TABLE DES MATIÈRES 2.3.2 2.3.3 2.3.4 2.3.5 2.3.6. Montage Montage Montage Montage Montage. pour pour pour pour pour. courbe IV . . . . . . . . . . . . . . . . . . la mesure du DCR et de l'AP d'un SPAD la mesure du PDE d'un SPAD . . . . . . le test d'émission de lumière . . . . . . . . la mesure du SPTR d'un SPAD . . . . .. . . . . .. . . . . .. . . . . .. . . . . .. . . . . .. . . . . .. 3 CARACTÉRISATION. 3.1 SPAD avec modications de procédé technologique . . . . . . . . . . . . . 3.1.1 Courbes courant-tension IV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.1.2 Taux de comptage dans le noir (DCR) et et bruit post-impusionnel AP . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.1.3 Ecacité de photodétection (PDE) et résolution temporelle à un photon (SPTR) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2 SPAD avec concentration du puits n modiée par modulation . . . . . . . 3.2.1 Courbes courant-tension IV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2.2 Taux de comptage dans le noir (DCR) et et bruit post-impusionnel AP . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2.3 Ecacité de photodétection (PDE) et résolution temporelle à un photon (SPTR) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.3 dSiPM 2D . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.4 SiPM 2D . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.5 Matrices de SPAD pour 3D-SiPM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 75 75 78 80 81. 87. 87 87 90 94 96 96 98. 101 105 106 108. 4 ANALYSE. 111. 5 CONCLUSION. 119. ANNEXES. 121. 4.1 Résumé des performances des SPAD en technologie TDSI cmosp8g . . . . . 111 4.2 Discussion des SPAD en technologie TDSI cmosp8g . . . . . . . . . . . . . 114. A B C D. Régime photon unique . . . . . . . . . . . . . DCR et statistique de Poisson . . . . . . . . . DCR et régression linéaire robuste . . . . . . . Résultats préliminaires du DCR en fonction de. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . la température. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. 121 126 130 134.

(13) LISTE DES FIGURES 1.1 1.2 1.3 1.4 1.5 1.6 1.7 1.8 1.9 1.10 1.11 1.12 1.13 1.14 1.15 1.16 1.17 1.18 1.19 1.20 1.21 1.22 1.23 1.24 1.25 1.26 1.27 1.28 1.29 1.30 1.31 1.32 1.33 1.34. Bloc détecteur tomographie d'émission par positron . . . . . . . . . . . . . Grands détecteurs au CERN . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Le CMS au CERN . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . L'expérience EXO-200 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Circuit intégré d'une caméra 3D à base de SPAD optimisée pour le domaine automobile . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Exemple d'un SiPM 3D numérique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Superikonoskop . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Tube photomultiplicateur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Zworykin et Kubetsky . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Karl Ferdinand Braun, Jagadish Chandra Bose et Greenleaf Whittier Pickard Radio à cristal . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Alan Herries Wilson, Walter Hermann Schottky et Hans Albrecht Bethe . . Le premier transistor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Russell Shoemaker Ohl, Roland Haitz et Robert John McIntyre . . . . . . Exemple de prol de jonction d'un SPAD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Caractéristique IV et courbe de gain G d'un SPAD polarisée en inverse . . Schéma d'étouement passif d'un SPAD et modèle électrique équivalent . . Dynamique d'un SPAD étoué par une résistance . . . . . . . . . . . . . . Signal mesuré en courant et en tension d'un SPAD . . . . . . . . . . . . . Exemple de PDE d'un SPAD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Représentation schématique du QE pour une jonction p−n . . . . . . . . . La diusion des trous et des électrons augmente le photocourant dans une junction p−n . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Probabilité de déclenchement avalanche en fonction de la position à l'intérieur de la jonction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Eet typique des diélectriques inter-métaux des procédés CMOS sur le PDE Exemple d'histogramme de résolution temporelle à un photon . . . . . . . Exemple du SPTR d'un SPAD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Eet du seuil de détection de l'avalanche sur le SPTR . . . . . . . . . . . . Exemple de taux de comptage en obscurité d'un SPAD . . . . . . . . . . . Schéma décrivant le nombre d'électrons qui se retrouvent dans la bande de conduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Schéma décrivant la courbe IV d'une diode . . . . . . . . . . . . . . . . . . Diagramme de bande et génération de porteur dans un SPAD . . . . . . . Taux de comptage dans le noir (DCR + AP) d'un SPAD instrumenté avec un circuit d'étouement à temps mort variable . . . . . . . . . . . . . . . . Distribution temporelle des délais de temps entre chaque avalanche d'un SPAD dans le noir . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Nombre d'articles et de comptes-rendus de conférence pour l'expression Silicon Photomultiplier en fonction des années . . . . . . . . . . . . . . . . vii. 4 5 6 7 9 11 11 12 13 14 15 16 16 17 19 20 21 23 24 26 28 29 30 31 32 33 34 34 35 36 37 39 40 42.

(14) viii. LISTE DES FIGURES 1.35 Schéma décrivant la diaphonie optique entre deux SPAD . . . . . . . . . . 44 1.36 Vue de coupe d'un procédé avec tranchées d'isolation optique entre les SPAD 45 2.1 2.2 2.3 2.4 2.5 2.6 2.7 2.8 2.9 2.10 2.11 2.12 2.13 2.14 2.15 2.16 2.17 2.18 2.19 2.20 2.21 2.22 2.23 2.24 2.25 2.26 2.27. Le circuit ICKSHGM3 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57 Logo du projet ICKSHGM3 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58 ICKSHGM3A . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58 ICKSHGM3B . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59 ICKSHGM3C . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60 ICKSHGM3F . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60 ICKSHGM3H . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61 Prols de concentration du puits n simulés en fonction de la dose d'implantation au phosphore . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63 Courbes IV simulées en fonction de de la concentration du puits n . . . . . 64 Prols p+ simulés pour du BF2 et du bore . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65 Prols p+ simulés pour du BF2 à diérentes énergies d'implantation . . . . 65 Prol d'absorption calculé avec l'équation 1.4 pour deux couples {z1 , z2 } . . 66 Diagramme décrivant la modulation de puits. . . . . . . . . . . . . . . . . 68 Simulation TSUPREM4 montant le masque qui permet de créer des régions non dopées (vue en coupe) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69 Concentrations simulées pour diérents espacements P et remplissages F . 70 Vue du dessus de la matrice contenant les SPAD à puits modulés . . . . . 70 SPAD de formes diérentes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71 SPAD de diamètres diérents . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72 Prol de jonction du SPAD alternatif . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72 Exemple de structure pour l'étude de l'OCT . . . . . . . . . . . . . . . . . 73 Photographies des circuits imprimés utilisés et d'un ASIC pour les projets ICKSHGM1-2-3 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74 Photographie du montage IV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75 Exemple d'une acquisition DCR/AP (distribution temporelle des délais de temps entre avalanches) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77 Montage optique (laser ou monochromateur) . . . . . . . . . . . . . . . . . 83 Exemple d'un spectre en nombre de photons de la source halogène traversant le montage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 84 Intérieur de l'oscillateur paramétrique optique en fonctionnement . . . . . 84 Exemple d'acquisition SPTR sur l'oscilloscope LeCroy . . . . . . . . . . . . 85. 3.1 Courbes IV 0-30 V en inverse pour la même architecture de SPAD sur les diérentes tranches . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2 Test d'émission de lumière du SPAD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.3 Congurations de lecture pour les SPAD (passif et actif . . . . . . . . . . . 3.4 AP des tranches avec modications de procédé à 25 o C. . . . . . . . . . . . 3.5 DCR des tranches avec modications de procédé à 25 o C. . . . . . . . . . . 3.6 PDE mesuré sur la même architecture SPAD de la tranche #1, 3, 4 et 6 . . 3.7 Test d'émission de lumière pour les SPAD à puits modulé . . . . . . . . . . 3.8 Vue de coupe du bord d'un SPAD prise avec un microscope électronique .. 88 89 91 92 94 96 97 98.

(15) LISTE DES FIGURES. ix. 3.9 Taux de comptage total dans le noir (TCR) pour les SPAD à puits modulé en fonction de la tension d'excès VE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 99 3.10 Données de la gure 3.9 normalisées à 2 V de tension d'excès . . . . . . . . 100 3.11 DCR pour les SPAD a10 et a11 avec même échantillonnage qu'en gure 3.9 101 3.12 AP pour les SPAD a10 et a11 avec même échantillonnage qu'en gure 3.9 . 102 3.13 PDE mesuré sur les deux SPAD pour diérentes tensions d'excès VE . . . . 102 3.14 Comparaison entre PDE et DCR pour les SPAD a10 et a11 . . . . . . . . . 103 3.15 SPTR pour les SPAD a10 et a11 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104 3.16 SPTR pour des SPAD de diérentes surfaces mesurés en 2012 sur ICKSHGM1104 3.17 Vue du dessus d'ICKSHGM3 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106 3.18 Étude IV pour le SiPM ICKSHGM3D . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107 3.19 Étude IV pour le SiPM ICKSHGM3D découpé . . . . . . . . . . . . . . . 108 5.1 5.2 5.3 5.4 5.5 5.6 5.7 5.8 5.9 5.10. Signaux utilisés pour la mesure de SPTR . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122 Histogramme typique des délais entre les avalanches d'un SPAD dans le noir 126 Avalanches d'un SPAD dans le noir causées par le DCR . . . . . . . . . . . 127 Histogramme typique des délais entre les avalanches d'un SPAD dans le noir 130 Régression linéaire robuste . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 130 Exemple de fonction poids . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131 État de la régression pour diérentes valeurs itératives . . . . . . . . . . . 132 Convergence de la régression linéaire robuste . . . . . . . . . . . . . . . . . 133 DCR versus température des SPAD développés par B.-L. Bérubé . . . . . . 134 DCR versus température de diérents SPAD du projet ICKSHGM3 . . . . 135.

(16) x. LISTE DES FIGURES.

(17) LISTE DES TABLEAUX 1. LISTE DES ACRONYMES. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 1. 1.1 1.2. Les principales compagnies orant des SiPM commerciaux . . . . . . . . . SPAD : état de l'art . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 42 49. 2.1 2.2 2.3 2.4. Chronologie des SPAD en TDSI-cmosp8g . . . . . . . . . . . . . . . . Comparaison entre les VBD simulés et ceux prévus par l'équation 1.10 Paramètres associées aux tranches avec modications de procédé . . . Paramètres associées aux SPAD à puits modulés . . . . . . . . . . . .. . . . .. 57 64 66 71. 3.1 3.2 3.3. Rappel du tableau 2.3 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Étude des courbes IV pour les SPAD modiés . . . . . . . . . . . . . . . . Étude des courbes IV pour les SPAD à puits modulé . . . . . . . . . . . .. 87 90 97. 4.1. Résumé des résultats . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111. 5.1 5.2 5.3. Exemple typique d'un SPAD en régime photon unique . . . . . . . . . . . 125 Exemple d'un SPAD bruyant en régime photon unique . . . . . . . . . . . 125 Description des SPAD utilisés pour l'étude du DCR en température . . . . 136. xi. . . . .. . . . ..

(18) xii. LISTE DES TABLEAUX.

(19) Tableau 1 LISTE DES ACRONYMES 3IT. Institut Interdisciplinaire d'Innovation Technologique. AP. AfterPulsing. bruit post-impulsionnel. APD. Avalanche PhotoDiodes. photodiodes à avalanche (mode linéaire). AQC. Active Quenching Circuit. circuit d'étouement actif. ASIC. Application Specied Integrated Circuit. BTBT. Band-To-Band Tunneling. CERN. eet tunnel bande à bande Organisation européenne pour la recherche nucléaire. CMC. Canadian Microelectronics Corporation. cmosp8g. TDSI HV CMOS 800 nm. CMS. Compact Muon Solenoid. CTR. Coincidence Timing Resolution. résolution temporelle de coïncidence. DCR. Dark Count Rate. taux de comptage en obscurité. EDA. Electronic Design Automation. EHP. Electron-Hole Pairs. paires électron-trou. FET. Field Eect Transistor. transistor à eet de champ. FF. Filling Factor. facteur de remplissage. FLIM. Fluorescence-Lifetime Imaging Microscopy. microscopie par temps de uorescence. FWHM. Full Width at Half Maximum. largeur à mi-hauteur. GAPD. Geiger mode Avalanche Photodiode. photodiode à avalanche en mode Geiger. GRAMS. Groupe de Recherche en Appareillage Médical de Sherbrooke. HCAL. Hadronic Calorimeter. HEP. High Energy Physics. physique des hautes énergies. HPD. Hybride PhotoDetectors. photodétecteurs hybrides. IR. Infra Red. infrarouge. LCSM. Laboratoire de Caractérisation et Synthèse des Matériaux. LET. Light Emission Test. LHC. Large Hadron Collider. test de luminescence. LIDAR. LIght Detection And Ranging. MOSFET. Metal-Oxide-Semiconductor Field-Eect Transistor. MRI. Magnetic Resonance Imaging. nEXO. next Enriched Xenon Observatory. NIR. Near Infra Red. proche-infrarouge. OCT. optical cross talk. diaphonie optique. PDE. Photon Detection Eciency. ecacité de photodétection. PET. Positron Emission Tomography. tomographie d'émission par positron. PMT. PhotoMultiplier Tube. tube photomultiplicateur. QE. Quantum Eciency. ecacuté quantique. RTA. Rapid Thermal Annealing. SiPM. Silicon PhotoMultiplier. SMU. Source Measurement Unit. SNR. Signal to Noise Ratio. ratio signal sur bruit. SPAD. Single Photon Avalanche Diode. photodiode à avalanche monophotonique (même chose que GAPD). SPTR. Single-Photon Timing Resolution. résolution temporelle à photon unique. SRH. Shockley Read Hall. TCR. Total dark Count Rate. TCSPC. Time Correlated Single Photon Counting. TDC. Time-to-Digital Converter. TDSI. Teledyne Dalsa Semiconductor Inc. ToF. Time of Flight. temps de vol. TPC. Time Projection Chamber. chambre de propagation temporelle. TSV. Throught Silicon Vias. interconnexions silicium. UV. UltraViolet. ultraviolet. VIS. Visible spectrum. spectre visible. VUV. Vacuum UltraViolet. ultraviolet à vide. imagerie par résonance magnétique. matrice de SPAD. taux de comptage en obscurité total convertisseur temps-numérique.

(20) 2. LISTE DES TABLEAUX.

(21) CHAPITRE 1 INTRODUCTION 1.1 Motivations 1.1.1 Comptage de photon et résolution temporelle Les photodiodes à avalanche monophotonique (SPAD 1 ) se démarquent des autres photodétecteurs pour deux raisons : leur capacité de détection (photon unique) et leur résolution temporelle. Par exemple, un SPAD typique en silicium est apte à détecter des photons uniques du spectre visible ( ∼. 400 − 900. nm) avec une précision temporelle de l'ordre de. ∼ 10−100 ps [1]. Par conséquent, les SPAD sont pertinents lorsqu'il faut détecter de faibles signaux lumineux (comptage de photons) et lorsqu'il faut connaître le temps d'arrivée de ces photons. Néanmoins, il existe d'autres photodétecteurs aux performances comparables à celles des SPAD et, dans plusieurs applications, le tube photomultiplicateur (PMT 2 ) demeure le photodétecteur de choix pour diverses raisons (technologie mature, niveau de bruit, surface photosensible, résolution temporelle et ecacité de photodétection). Les caractéristiques du SPAD sont exploitées dans plusieurs domaines : microscopie confocale, uorescence, TCSPC 3 , télémétrie optique, cryptographie quantique. Par exemple, la compagnie Excelitas ore depuis les années 1990 des détecteurs à base de SPAD [2]. Dans le cas qui précède, le détecteur possède un seul SPAD, de diamètre. ∼ 100 µm, ce qui limite. les champs d'application. Il existe des composants où les SPAD sont placés en matrice pour former un photodétecteur à plusieurs pixels. Le terme SiPM 4 est généralement utilisé pour désigner de tels photodétecteurs. Le terme microcellule est préféré à pixel 5 . La microcellule contient un SPAD et éventuellement d'autres composants (résistance, circuit analogique ou numérique, microlentille, etc.). Le SiPM analogique est l'architecture la plus répandue [3]. Les SPAD du SiPM analogique sont étoués individuellement par des résistances (une par microcellule). Ces résistances 1 Single. Photon Avalanche Diode Tube 3 Time Correlated Single Photon Counting 4 Silicon PhotoMultiplier 5 Le terme pixel est souvent déjà déni par l'application et dière d'une application à l'autre 2 PhotoMultiplier. 1.

(22) 2. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. sont ensuite tous reliées au même noeud de sortie. Dans ce cas, chaque microcellule produit un pulse de courant lors d'une détection de photon unique et la somme de ces signaux en sortie est une fonction de l'amplitude de la lumière incidente (somme de photons uniques). Toute application employant des PMT comme photodétecteurs se révèle un domaine d'intérêt pour les SiPM. En imagerie médicale, dans le cas de la tomographie d'émission par positron (PET6 ), l'utilisation de SiPM promet des gains en résolution temporelle, d'où la recherche active dans ce domaine [4, 5]. Certains SiPM, de type numérique, permettent d'eectuer des acquisitions d'image en temps réel avec une précision temporelle élevée, telle que requis en imagerie 3D par temps de vol (ToF 7 ) ou en microscopie par temps de uorescence (FLIM 8 ) [6]. Les SiPM suscitent aussi de l'intérêt dans le domaine de la physique des hautes énergies (HEP 9 ) [7, 8]. Les prochaines sections vont mettre en évidence la pertinence des SPAD et des SiPM dans trois domaines d'applications, soit l'imagerie médicale, la physique des hautes énergies et l'imagerie 3D.. 1.1.2 PET : résolution temporelle de coïncidence Le fonctionnement de la tomographie d'émission par positron est décrit dans [9]. La résolution spatiale, la sensibilité et le contraste sont les trois principales caractéristiques d'un scanneur PET. La qualité d'une image reconstruite est liée à ces trois caractéristiques, qui dépendent de la taille des blocs détecteurs (scintillateur + photodétecteur) ainsi que leur capacité à résoudre en temps et en énergie les évènements PET (paire de rayons γ d'annihilation). En ce moment, les scanneurs PET utilisent principalement des PMT comme photodétecteur. Dans le domaine préclinique, il y a un intérêt à utiliser d'autres types de détecteurs pour diminuer leur taille et augmenter leur résolution temporelle [10]. Un des dés de recherche dans le développement de nouveaux scanneurs PET est d'atteindre une résolution temporelle de coïncidence (CTR 10 ) subnanoseconde. Dans ce contexte, l'utilisation des SiPM est apparue récemment comme photodétecteurs pour la PET [4, 11], notamment grâce à la disponibilité croissante de SiPM commerciaux (tableau 1.1). Par rap-. Positron Emission Tomography Time of Flight 8 Fluorescence-Lifetime Imaging Microscopy 9 High Energy Physics. Pour simplicité, dans ce document, aucune distinction n'est faite entre High Energy Physics et Particle Physics, car typiquement ces deux domaines se recoupent (High Energy Particle Physics). Historiquement, l'étude de la physique des particules s'est principalement déroulée à haute énergie (ex. accélérateur). Récemment, ce n'est plus vrai avec la recherche sur la matière sombre et les neutrinos (Low Energy Particle Physics) 10 Coincidence Timing Resolution 6 7.

(23) 1.1. MOTIVATIONS. 3. port au PMT, le SiPM présente plusieurs avantages : haute résolution temporelle à faible coût, tension d'opération plus faible, immunité au champ magnétique, dimension compacte et densité d'intégration élevée. Combiné avec un scintillateur à temps de montée ultra rapide, le SiPM permet d'atteindre des CTR de l'ordre de 100 ps [1214], ce qui ouvre la voie à la ToF-PET [4]. De plus, contrairement au PMT, le SiPM peut s'intégrer dans un scanneur bimodal PET/MRI 11 (gure 1.1), grâce à son immunité au champ magnétique. Finalement, la grande densité de canaux accessible avec les SiPM repousse la limite de résolution spatiale du scanneur à celle associée à la taille des cristaux. En fait, avec les SiPM comme photodétecteurs, la résolution en temps et en énergie ainsi que la taille des pixels du scanneur sont potentiellement limitées par les performances des cristaux scintillateurs utilisés, d'où la pertinence du domaine de recherche en scintillateurs ultras rapides [14, 15]. L'approche du groupe de. Lecoq et al.. en est un exemple. Leur recherche porte sur des. scintillateurs avec photons prompts ( prompt photons ). Ces photons marquent le moment d'interaction du rayon γ d'annihilation avec le cristal scintillateur de manière plus précise que la scintillation standard des cristaux. Dans ce contexte, il y a une motivation à développer un détecteur à haute résolution capable de marquer en temps les photons de scintillation :. The ideal condition would be a fully digital photon counting detector with a precise time stamp for each optical photon detected. [14] Une avenue qui adresse le dé lancé par. Lecoq et al. est l'intégration d'électronique pour. chaque microcellule (SiPM numérique). Aux SPAD est ajoutés diérents circuits pour le contrôle du SPAD, pour le marquage temporelle et pour la lecture [16]. L'objectif est d'extraire et de numériser l'information temporelle pour chaque photon incident sur chaque microcellule du SiPM. Cependant, l'ajout d'électronique mène à la perte de surface photosensible, ce qui réduit l'ecacité de photodétection (PDE 12 ) du SiPM. En PET, le PDE du SiPM importe pour la sensibilité du scanneur et pour le CTR [17]. L'utilisation d'électronique intégrée en 3D permet de s'aranchir du problème de réduction de la surface photosensible des SiPM numériques [18, 19]. En somme, l'utilisation de SiPM en PET permet une amélioration du CTR des blocs détecteurs, une plus grande densité de détecteurs ainsi qu'une immunité au champ magnétique. Ils sont autant photosensibles que les PMT et moins coûteux pour des performances temporelles similaires. Ceci se traduit par la capacité de faire du ToF-PET et du PET/MRI avec des scanneurs ayant une plus grande densité de canaux. En termes cliniques, il s'agit 11 imagerie 12 Photon. PET et imagerie par résonance magnétique (MRI) sur le même scanneur. Detection Eciency.

(24) 4. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. Figure 1.1 gauche : Exemple de bloc de cristaux scintillateurs de type LYSO. (matrice 10 × 10) utilisé en PET. Chaque cristal fait 1.2 × 1.2 × 6 mm. droite : Languette de détection comprenant des cristaux et des matrices de SiPM montés sur un circuit imprimé. Ces bloc-détecteurs sont assemblés pour un projet de scanneur PET/MRI préclinique [20]. de scanneurs plus rapides à acquérir les images, voire rapide au point d'être temps réel, avec un meilleur contraste et une résolution spatiale accrue. Ceci sans perte au niveau de la sensibilité et donc sans avoir à augmenter la dose injectée au patient. Finalement, l'intégration d'électronique par microcellule pousse les SiPM vers des applications avancées non réalisables à l'aide de détecteurs usuels comme le PMT.. 1.1.3 Grands détecteurs en HEP : CMS et nEXO En PET, le bloc détecteur mesure l'énergie, le temps d'arrivée et la position d'interaction des rayons γ émis par l'annihilation électron-positron, une interaction élémentaire en physique des particules. Par conséquent, les détecteurs en PET sont un cas spécique de la famille des instruments en HEP, qui détectent et identient les particules émergeant d'interactions élémentaires (rayonnement, proton, neutron, électron, muon, neutrino, etc.). Le CERN13 , où la physique des particules est étudiée avec le collisionneur LHC 14 , contient les détecteurs les plus célèbres et les plus impressionnants (gure 1.2). Le grand nombre d'interactions et de particules en HEP impose la mesure de plusieurs quantités, et ce sur plusieurs ordres de grandeurs, ce qui représente un dé pour l'instrumentation. En fait, une panoplie de détecteurs se retrouve en instrumentation HEP (détecteurs par scintillation, détecteurs à gaz, détecteurs semiconducteur, etc.) Depuis les années 2000, les SiPM intègrent le domaine de l'instrumentation HEP et, pour cer13 14. Organisation européenne pour la recherche nucléaire Large Hadron Collider.

(25) 1.1. MOTIVATIONS. 5. Figure 1.2 haut : Le CERN opère le plus grand laboratoire de physique des. particules au monde, situé en banlieue de Genève, sur la frontière France-Suisse. bas, gauche : Le LHC au CERN est le plus grand accélérateur de particules de type collisionneur (enfoui 175 mètres dans le sol, avec 27 kilomètres de circonférence). bas, droite : Simulation d'une collision proton-proton haute énergie dans le détecteur CMS, pour l'observation du Boson de Higgs. Crédits : CERN taines expériences, représentent une alternative aux PMT, APD 15 et HPD16 . Les deux paragraphes suivants montrent la pertinence des SiPM dans deux applications en HEP : le calorimètre à hadrons (HCAL 17 ) du CMS18 (gure 1.3) et la chambre de propagation temporelle (TPC19 de l'expérience nEXO 20 . Dans un calorimètre tel le HCAL du CMS, les hadrons (ex : protons) interagissent avec des couches successives d'absorbeurs et de scintillateurs plastiques[23]. Les impulsions de lumière produites par les scintillateurs sont couplées à des phototodétecteurs. Pour HCAL, les SiPM se sont récemment révélés être une alternative aux photodétecteurs hybrides (HPD) [24]. Les HPD ont une ecacité de photodétection et une plage dynamique similaires aux PMT, mais sont des détecteurs relativement complexes opérant à très haute tension (∼ 104 V) et ils ont un gain plus faible ( ∼ 103 par rapport à ∼ 106−7 ) [25]. Cependant, ils sont peu sensibles au champ magnétique, ce qui les favorise par rapport aux PMT pour certaines applications comme le CMS. L'opération de CMS a montré que le HPD n'était pas optimal pour plusieurs raisons : vieillissement rapide à cause de la radiation, faible ratio signal sur bruit à cause du gain limité, tension d'opération limitée par les dé-. Avalanche PhotoDiodes Hybride PhotoDetectors 17 Hadronic Calorimeter 18 Compact Muon Solenoid 19 Time Propagation Chamber 20 next Enriched Xenon Observatory 15 16.

(26) 6. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. Figure 1.3 Le CMS est l'un des quatre grands détecteursEdu LHC (gure 1.2). En. parallèle avec ATLAS, il a permis l'observation du boson de Higgs en 2012 [21, 22]. La structure du CMS s'identie à celle d'un oignon cylindrique (diamètre : 15 m ; longueur : 29 m ; poids : 15 tonnes), dont chacune des couches absorbe diérents types de particules. Le CMS comprend un aimant géant de 4 teslas, nécessaire pour mesurer la quantité de mouvement des particules. Une des couches internes est le HCAL, le calorimètre à hadrons (ex. : proton, neutron, pion) [23].. charges favorisées par le champ magnétique [26]. Dans ce contexte, les SiPM ont été choisis comme nouvelle technologie, car ils sont pratiquement immunisés au champ magnétique [27] et ont un gain élevé ∼ 106 . De plus, les SiPM sont compacts et robustes, ce qui facilite leur installation en haute densité. Pour le HCAL, ces avantages mènent à une amélioration du ratio signal sur bruit ainsi qu'à un ranage de sa segmentation (résolution spatiale). Ceci permet d'augmenter le taux de rejet du bruit de fond et la résolution en énergie [28]. Les détecteurs à gaz rares liquides s'utilisent en HEP dans le domaine de la physique des astroparticules (neutrinos, matière sombre)[29], un domaine de recherche récent alliant physique des particules, cosmologie et astrophysique. Par exemple, les expériences EXO200 et nEXO (gure 1.4) portent sur la désintégration double-bêta sans neutrino 0νββ pour étudier la nature des neutrinos (validité du modèle standard en physique des particules) [30]. Les dés dans cette expérience sont : i) la détection de la scintillation des gaz rares dans le spectre ultraviolet à vide (VUV 21 ) ; ii) la détection du processus 0νββ excessivement rare (typiquement de l'ordre d'une désintégration 0νββ par semaine pour EXO-200 !). EXO-200 n'a pas été capable d'obtenir un signal 0νββ signicatif avec une acquisition étalée sur 2 ans [31]. Dans ce contexte, la future expérience nEXO cherche à augmenter la masse active de scintillation (volume de Xénon liquide), à réduire le bruit de fond (expérience sous terre, blindage et contrôle de la radio-pureté 22 de tous les composants du montage) et à améliorer la résolution en énergie et l'ecacité de détection du système. Certaines qualités des SiPM les rendent attrayants pour les expériences comme 21 22. Vacuum Ultraviolet. L'expression ultraviolet à vide est une traduction libre. les matériaux comprenant des composés radioactifs ne sont pas radio-purs et émettent des radiations.

(27) 0νββ. 0νββ.

(28) 8. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. détection et un gain comparable à celui des PMT. Relativement à l'application en PET, la haute résolution temporelle des SPAD n'est pas au premier plan en HEP. Néanmoins, elle peut être avantageuse pour certains aspects (identication et localisation des évènements, taux de répétition et limitation du phénomène d'empilement) [15].. 1.1.4 Caméra 3D par temps de vol : résolution millimétrique en environnement réel Une caméra 3D est une caméra capable d'acquérir des images décrivant la profondeur de la scène. Idéalement, chaque pixel mesure l'intensité de la lumière (image 2D) ainsi que la profondeur (composante 3D à l'image) [35]. La caméra 3D se caractérise par des critères de performances propres aux 3D comme la précision en profondeur et la porté maximale, en plus des caractéristiques habituelles d'un capteur photographique (nombre et taille des pixels, résolution spatiale, champ de vue, puissance consommée, taux d'acquisition, saturation du détecteur, etc.) [36]. Pour les courtes distances ( 100 m), les caméras 3D utilisent traditionnellement des techniques par triangulation, comme la vision stéréoscopique pour mesurer la profondeur des objets. L'une des caméras 3D modernes bien connue, la Microsoft Kinect, utilise un principe de patron de lumière projeté, qui revient ultimement à de la triangulation [37]. Pour des longues distances ( ∼ 1 km - 10 km), on parle de LIDAR 24. plutôt que de caméra 3D. Le LIDAR utilise le temps d'aller-retour de la lumière pour. calculer les distances, c'est le principe du temps de vol [38]. Les caméras à patron de lumière projeté présentent plusieurs avantages : précision en profondeur de l'ordre du cm, faible coût, taux d'acquisition élevé et nombre de pixels et champ de vue comparables aux caméras 2D standards. Ces caméras se retrouvent principalement dans le domaine de l'interaction humain-machine (jeux vidéo, reconnaissance faciale, contrôle d'interface sans contact). Néanmoins, leur portée est limitée à quelques mètres ( 10 m) et la technique à patron de lumière projeté résout dicilement les ombrages et les faibles contrastes [39]. De plus, les performances de la caméra se dégradent rapidement lorsqu'il y a une forte lumière ambiante. Récemment ( 2000), des caméras 3D utilisant la ToF à courtes distances ont été développées [39] et abordent certaines des lacunes des caméras à patron de lumière projeté. Ces nouvelles caméras ToF solid state utilisent des techniques de ToF dites indirectes avec des capteurs en technologie CMOS/CCD ou CMOS APS [39] et de la lumière modulée dans le proche-infrarouge (NIR25 ). 24 LIght 25 Near. RADar ou bien LIght Detection And Ranging InfraRed.

(29) 1.1. MOTIVATIONS. 9. En parallèle avec l'apparition de la caméra ToF solid state (qui sont en quelque sorte une version compacte et courte portée des LIDAR), certains groupes exploitent le potentiel d'utiliser des SPAD en technologie CMOS comme détecteur [40]. Premièrement, la résolution temporelle d'une matrice de SPAD est supérieure à celle des capteurs en technologie CMOS/CCD ou CMOS APS, ce qui permet potentiellement une résolution millimétrique en profondeur. Deuxièmement, la sensibilité élevée des SPAD diminue l'énergie lumineuse requise en éclairage NIR ou bien étends la portée de la caméra pour une puissance égale d'éclairage [41]. Le CMOS est nécessaire pour le traitement des SPAD en matrices (fonctionnalité électronique de contrôle et de lecture par pixel ou par colonne) [42]. Il s'agit alors de ( smart SPAD pixel [16]. La caméra 3D à base de SPAD CMOS se démarque notamment pour les dés technologiques imposés par les besoins dans le domaine des capteurs automobiles. Dans ce secteur, la faible portée des caméras 3D usuelle (3D CMOS/CCD ou CMOS APS)( 10 m) et la luminosité ambiante les rendent dicilement utilisables.. Zappa et al. ont démontré qu'une caméra 3D à SPAD CMOS permet de répondre aux exigences du domaine automobile (portée étendue, sensibilité élevée, environnement avec bruit de fond élevé, nécessité de la vitesse d'acquisition) (gure 1.5) [43].. Figure 1.5 haut : Circuit intégré d'une caméra 3D à base de SPAD optimisée pour le domaine automobile (matrice de smart SPAD pixel de 64 × 32 microcellules) [43]. bas : Résultats en environnement réel obtenus avec la caméra 3D. De plus, puisque l'imagerie 3D par TOF utilise entre autres le principe de la corrélation temporelle en mode comptage de photons (TCSPC), il advient que les détecteurs développés pour cette application présentent aussi des caractéristiques recherchées pour d'autres.

(30) 10. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. applications utilisant le TCSPC, comme la spectroscopie de corrélation de uorescence [44], la microscopie par temps de uorescence [45] et la tomographie optique diuse [46]. Plusieurs aspects restent néanmoins à améliorer ; la surface photosensible des caméras 3D à SPAD CMOS est pour l'instant très faible et la taille des microcellules ( ∼ 50-100 µm) limite le nombre de pixels (le mégapixel est dicile à atteindre). De plus, la résolution temporelle des SPAD n'est pas encore pleinement exploitée (limitée par l'électronique ou par l'architecture de la matrice). L'intégration 3D (étage de SPAD sur étage de CMOS) se penche sur le problème de surface photosensible et de taille de pixels. De plus, l'utilisation de technologies CMOS ultras denses ( 100 nm), qui habituellement ne sont pas compatibles avec la fabrication de SPAD performants, est accessible avec l'intégration 3D et rejoint le concept du smart SPAD pixel .. 1.1.5 Perspectives pour les SPAD, les SiPM et les 3D-SiPM Les sous-sections précédentes, portant sur l'utilisation des SPAD dans des applications en imagerie médicale, en physique des hautes énergies ainsi qu'en imagerie 3D démontrent l'intérêt à développer et concevoir des photodétecteurs à base de SPAD placés en matrice. La conguration simple du SiPM est susante dans certains cas, notamment lorsqu'une résolution temporelle de l'ordre de 100 ps est susante et lorsqu'un faible coût est nécessaire. Par contre, il est souvent bénéque, voire nécessaire, d'introduire de l'électronique pour chaque microcellule de la matrice de SPAD, ce qui mène au SiPM numérique. Dans ce contexte, l'utilisation de technologies CMOS permet de produire des SiPM numériques à faible coût. Par contre, habituellement les technologies CMOS ne sont pas optimisées pour la fabrication de SPAD et l'ajout d'électronique CMOS réduit la surface phototsensible du détecteur. C'est pourquoi l'intégration 3D, décrite par la gure 1.6, ressort comme solution pour plusieurs applications. Un SiPM 3D numérique (3D-SiPM) présente ultimement des bénéces à la fois en PET/HEP [14] ainsi qu'en imagerie 3D [42]. Très peu de 3D-SiPM sont disponibles pour le moment [18]. Dans ce contexte, le Groupe de Recherche en Appareillage Médical de Sherbrooke (GRAMS) s'aaire à développer un tel détecteur [19]. Le 3D-SiPM est particulièrement pertinent pour le GRAMS, qui conçoit des scanneurs PET précliniques. D'une part, le futur 3D-SiPM du GRAMS se veut être intégré dans les futures générations de scanneur PET du groupe et, d'autre part, il est développé en vue d'applications en instrumentation HEP grâce à des collaborations..

(31) 20e.

(32) 12. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. l'essor entre autres de la radio, de la télévision, du radar, de l'enregistrement sonore et des premiers ordinateurs. La recherche d'une technologie pratique pour les caméras de télévision, tel que la Superikonoskop (gure 1.7), mènera à l'invention du PMT. Le premier tube photomultiplicateur commercial est produit par. RCA26 laboratories en 1934, au. New Jersey [47]. Iams et Salzberg intègre en un seul phototube deux phénomènes : l'eet photoélectrique [48] et l'émission secondaire électronique :. A type of phototube is described in which the secondary electron emission from an auxiliary cathode (bombarded by the photo-electrons) is utilized to obtain amplification of the primary photocurrent. [47] Le titre de l'article est. The Secondary Emission Phototube . Également de RCA,. Zworykin et al. publie en 1936 un papier plus complet reconnu comme première analyse théorique et expérimentale portant sur les PMT [49] (gure 1.8). Une reconnaissance doit être attribuée à Kubetsky (URSS) qui serait le véritable inventeur du PMT. Il propose l'idée en 1930 dans le. Great Soviet Encyclopedia. (publié en langue russe) et conçoit le. premier prototype fonctionnel en 1934. En 1937, Kubetsky publie l'article. Amplifier . Multiple. dans lequel il indique notamment que Zworykin aurait assisté à une de ses. démonstrations en septembre 1934 à Leningrad [50]. Durant les années 1930, le personnel scientique de RCA a fait nombre de visite en Union soviétique, car à cette époque Joseph Stalin fait construire son réseau de radio utilisant des équipements manufacturés par RCA [51]. Il est donc vraisemblable que le développement des PMT chez RCA ait été directement inuencé par les travaux de Kubetsky.. Figure 1.8 Extrait de [49]. Une photocathode permet de générer un électron à partir d'un photon incident. Ensuite, de multiples dynodes amplient le nombre d'électrons par émission secondaire.. 26. Radio Corporation of America.

(33) p−n. 20e.

(34) e.

(35) e. e.

(36) p−n.

(37) ∼.

(38) 18. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. Ainsi, des SPAD et des PMT aux performances élevées sont maintenant disponibles commercialement (MCP-PMT, SPCM-AQRH et PDM dans le tableau 1.2, section 1.6). Par contre, ces détecteurs n'ont qu'une seule cellule photosensible (un seul pixel), ce qui limite leur domaine d'application. Dans les années 1990, le terme Silicon PhotoMultiplier apparaît dans la littérature et se dénit comme un photodétecteur comprenant plusieurs APD opérés en mode Geiger, placés en matrice et connectés ensemble [3, 25]. L'intérêt pour le SiPM se situe principalement en instrumentation de détection de radiation, dans les mêmes applications que le PMT, l'APD et les détecteurs hybrides (physique des hautes énergies et l'imagerie médicale) [74]. Finalement, la possibilité d'intégrer en matrice des SPAD dans un procédé CMOS est démontrée [75, 76]. La capacité d'intégration, la miniaturisation, le coût, la exibilité et l'électronique intégrable sont tous des raisons pour lesquelles les photodétecteurs en CMOS à base de SPAD sont intéressants. L'intégration d'électronique CMOS mène au SiPM numérique..

(39) p p+. p+. n. n. n+. p−. 10 10000.

(40) IV IV. G VBD G. |VBD |. ∼. ∼.

(41) ∼ ⇒ ∼ 10 1000. 105. 1000. RL VA > VBD. VA. p−n. id (t) RL Rd ∼ 1 kΩ. ⇒. Cd Rd. RL Rd ≈ Rd Cd Cp ∼ 1. Cp RL Rd ∼1 RL.

(42) 22. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. Ainsi, l'avalanche s'étoue à cause de RL , c'est-à-dire que id (t) décroît jusqu'à une valeur critique Iqu , sous laquelle la multiplication de charges est à un niveau insusant pour soutenir l'avalanche. À ce point, le SPAD est étoué (voir gure 1.18) et la tension aux bornes du SPAD est à son minimum : VBD + RL · Iqu ≈ VBD , car Iqu est très faible (< 100 µA, [1]). À ce moment, le commutateur est ouvert de nouveau (le SPAD ne conduit pratiquement plus). La diérence entre VA et VBD est VE , la tension d'excès. Finalement, le SPAD se recharge, c'est-à-dire que la tension au point D regagne la valeur. VA par un faible courant de l'ordre de RL /VE . Pour la recharge, la constante de temps est plus grande que pour l'étouement ( ∼ 100 ns, car RL ∼ 100 kΩ et Cd , Cp ∼ 1 pF). Le champ électrique dans la jonction revient à sa valeur initiale, permettant à de nouveaux déclenchements d'avoir lieu. Les capacités Cd et Cp (gure 1.17), en plus d'aecter les constantes de temps de l'avalanche, déterminent le nombre de charges par avalanche ( Qn ∼ (Cd + Cp ) VE ). Ce nombre de charges a un impact sur certaines caractéristiques du SPAD comme le bruit postimpulsionnel et la diaphonie optique (sections ultérieures). En somme, un SPAD a besoin d'être contrôlé par un circuit d'étouement. Le circuit d'étouement le plus simple est la résistance d'étouement (gure 1.17). Cette conguration permet d'obtenir une succession d'avalanche et donc de pratiquer du comptage de photons. Un signal typique est présenté dans la gure 1.19.. Cova et al. détaillent davantage la dynamique d'un SPAD conguré en mode passif [1]. Notamment, il est démontré que les constantes de temps d'étouement et de recharge dépendent de la capacité de jonction du SPAD Cd , de la capacité parasite vers la masse au point D (Cp )34 , de la résistance du SPAD en avalanche Rd et de la résistance d'étouement. RL :. τquench = Rd · (Cp + Cd ) τrecharge = RL · (Cp + Cd ). (1.1). Pour optimiser la plage dynamique et la résolution temporelle du SPAD, ces constantes de temps doivent être minimisées (thèmes abordés dans la section 1.4). Pour un SPAD donné (Cd et Rd xes), il semble donc avantageux de réduire Cp et RL . Idéalement la. Dans le cas d'une matrice de SPAD, il faut aussi considérer la capacité et l'inductance parasite associées à la grille de connection 34.

(43) I. rech.. X X. I. -VBD. Iqu. décl.. V. étouf.. X. id(t) Iqu. t3. t2. t1 prêt. étouf ouff.. rech ch h.. t prêt. V VA. VBD t3. t2. t1. t=0 t = t3. Cp. VA. Iqu RL VBD. t. t = t1. t = t2 IV. RL ΔV ∝ RL. id (t).

(44) 24. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. Figure 1.19 Signal mesuré en courant et en tension d'un SPAD observé par Cova et al. [1]. Remarque : certaines avalanches se déclenchent durant la recharge de l'avalanche précédente.. - tenir le SPAD étoué si nécessaire (réduction du bruit post-impulsionnel, section 1.4.3) ou le tenir fermé (SPAD bruyant d'une matrice de SPAD) - recharger rapidement le SPAD (polariser le SPAD à la tension d'opération VA ) En résumé, un SPAD est photosensible à un seul photon auquel est associée une avalanche, soit une impulsion de courant macroscopique ( ∼ 1 mA) et ultra-brève ( ∼ 1 ns), facilement détectable par de l'électronique. Le SPAD doit être contrôlé par un circuit d'étouement. Ce dernier aecte les performances du SPAD, notamment le bruit, l'ecacité de photodétection et la résolution temporelle. La caractérisation du SPAD (et de son circuit d'étouement) est le sujet de la prochaine section..

(45) 1.4. SPAD : ÉTAT DE L'ART. 25. 1.4 SPAD : état de l'art La présente section décline les caractéristiques notables des SPAD ainsi que leurs niveaux de performance à ce jour. Les sous-sections représentent ce que les concepteurs de SPAD cherchent à optimiser en fonction des diérents paramètres ajustables (taille du SPAD, géométrie, prol de jonction, technologie utilisée, température d'opération, type de substrat, défauts cristallins, etc.). À la n de cette section, le tableau 1.2 présente l'état de l'art pour les SPAD dans le domaine des photodétecteurs pour le comptage de photons avec résolution temporelle. Dans cette section, sauf indications contraires, un SPAD ou bien un SPAD typique désigne un SPAD en silicium, opéré à température de la pièce et de. taille de l'ordre de 10-100 µm (voir gure 1.15).. 1.4.1 Ecacité de photodétection (PDE) L'ecacité de photodétection du SPAD est la probabilité à détecter un photon incident. Il est admis que le PDE contient deux contributions fondamentales :. PDE ∝ QE(λ) × PBD (VE ). (1.2). où QE est l'ecacité quantique et PBD est la probabilité de claquage avalanche. La relation proportionnelle vient du fait que d'autres facteurs peuvent être ajoutés. Par exemple, la perte par réexion à l'interface air-silicium peut être incluse ou non dans la dénition du QE. Aussi, le facteur de remplissage (voir section 1.5) réduit le PDE des SPAD. Le QE d'une photodiode représente le ratio de conversion de photons incidents en photoporteurs (pair électron-trou) en mesure de mener à une avalanche. La conversion n'est détectable que si le photoporteur provoque une avalanche, d'où la présence de PBD dans l'équation 1.2. Le PDE varie selon la longueur d'onde λ des photons incidents (à cause de QE) et selon la tension d'excès VE (à cause de PBD ). Le graphique de la gure 1.20 illustre ces deux dépendances. Pour un SPAD typique, les meilleurs PDE rapportés sont de l'ordre de 70% dans le spectre visible (tableau 1.2). Pour optimiser le PDE il faut s'intéresser plus en détail à QE et à PBD . D'abord, la dépendance du PDE en λ est liée au QE, qui lui est limité par la bande d'énergie interdite du semiconducteur :.

(46) 26. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. Figure 1.20 Exemple du PDE(λ,VE ). Le SPAD est le modèle SlikTM (Wd = 25 µm ; VBD = 420 V ; diamètre= 250 µm), caractérisé par Cova et al. [1].. λmax ≈. hc Egap. (1.3). où h est la constante de Planck et c la vitesse de la lumière dans le vide. L'équation 1.3 indique que chaque photon doit avoir une énergie minimale de l'ordre du bandgap pour qu'une paire électron-trou soit générée : c'est l'eet photoélectrique [48, 81]. Pour un semiconducteur donné, le QE d'une jonction est inuencé par la taille de la zone de déplétion. Pour de la lumière à incidence normale sur un SPAD planaire, en considérant une transmission sans perte et sans réexion à l'interface semiconducteur-air, la fraction entre l'intensité lumineuse absorbée Iabs. (z1 , z2 , λ) dans la zone de déplétion de la jonction. p−n et l'intensité lumineuse incidente Iinc. est :. Iabs. (z1 , z2 , λ) = Iinc.. . z2. α(λ)e−α(λ)z dz [0, 1]. (1.4). z1. où z1 , z2 indiquent les bornes en profondeur de la zone de déplétion et α(λ) est le coecient d'absorption, qui varie d'un semiconducteur à l'autre. L'intégrale tends vers 1 si z1 → 0.

(47) 1.4. SPAD : ÉTAT DE L'ART. 27. et si z2 · α(λ) >> 1. À priori cela indique qu'il faut chercher à avoir z1 = 0 et z2 assez grand pour maximiser l'absorption. En pratique, α(λmax ) → 0, ce qui rend dicile la condition sur z2 lorsque λ ≈ λmax . Ainsi, pour une application donnée, on veut λapplication < λmax (gure 1.21). Par exemple, dans le cas où la détection dans l'infrarouge est importante, une jonction en silicium, même épaisse (z2 grand), n'est pas susante, car λSi max ≈ 1100 nm (équation 1.3). La condition z1 = 0 est elle aussi dicile à atteindre à cause des défauts de surface qui piègent les photoporteurs et favorisent leur recombinaison. Il en résulte une zone morte en surface (∼ 100 nm) :. The short-wavelength cutoff of the photoresponse comes about because the values of α are very large (2 × 105 cm−1 ), and the radiation is absorbed very near the surface where recombination is more likely. [77]36 En plus de la recombinaison en surface, la technologie de microfabrication peut inuencer la valeur de z1 . En eet, les puits de type p et n ont une certaine profondeur, ce qui implique une profondeur de jonction minimale ( z1 = 0). Ultimement, il faut aussi considérer la diusion (non considérée dans l'équation 1.4, considérée dans ces ouvrages : [82, 83]). Un porteur généré à l'extérieur de la jonction peut rejoindre la zone de champ par diusion et contribuer au signal, et, dans le cas d'un SPAD, générer une avalanche (gure 1.22). Ensuite, pour un SPAD, la paire électron-trou initiale générée par absorption doit mener à une avalanche pour considérer le photon incident comme détecté. C'est pourquoi PBD intervient dans l'équation 1.2. PBD dépend du prol de champ électrique dans la diode et donc de la position z . Il repose sur la probabilité qu'un trou Ph (z) ou qu'un électron Pe (z) provoque une avalanche (c'est-à-dire une chaîne de multiplication auto-soutenue) [85] :. PBD (z) = Pe (z) + Ph (z) − Pe (z) · Ph (z) dPe (z) = αe (E) (1 − Pe (z)) PBD (z) dz dPh (z) = −αh (E) (1 − Ph (z)) PBD (z) dz 36. Chapitre 13 : Photodetectors and solar cells. (1.5).

(48) 28. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. Figure 1.21 Représentation schématique du QE pour une jonction [84]. Les limitations décrites dans la présente section sont visibles sur le graphique. où les α(E) sont les coecients d'ionisation pour les électrons et les trous et représentent le nombre moyen de porteurs secondaires générés par unité de distance ([ α] = cm−1 ). Shockley démontre en 1961 la dépendance en champ électrique de α(E) [86]37 :. Lr qE Ei α(E) ≈ · Exp − Li E r qELr b ≈ a · Exp − E. (1.6). où Er est l'énergie moyenne entre deux collisions (avec des phonons), Ei l'énergie requise pour ioniser (Ei ∼ Egap ) et Lx la distance moyenne entre collisions ( r) ou entre ionisations (i). Ei , Er , Li et Lr varient selon le semiconducteur et selon le type de porteur. Les coecients d'ionisation empiriques sont disponibles dans la littérature, où les paramètres. a et b dépendent du semiconducteur et du type de porteur [83]. Augmenter le champ électrique par la tension accroît la probabilité de déclenchement avalanche (gure 1.23). et donc le PDE (équation 1.2).. α(E). est la quantité qui caractérise. Dans son modèle simple, les porteurs perdent leur énergie par collision (interaction avec phonons) ou par ionisation (multiplication et avalanche). Pour ioniser, l'électron doit être chanceux et éviter les collisions avec les phonons. 37.

(49) 1.4. SPAD : ÉTAT DE L'ART. 29. Figure 1.22 La diusion des trous et des électrons augmente le photocourant dans une junction p−n [77].. l'ionisation par impact (production de paires électrons-trous). Ce processus doit être dominant par rapport aux autres processus de relaxation de l'énergie des porteurs, comme l'émission de phonons (collisions avec la structure cristalline) et la recombinaison électrontrou. Les défauts dans la structure cristalline et la température favorisent ces autres pertes d'énergies, ce qui peut compromettre l'ionisation par impact. En résumé, la présente section introduit le PDE d'un SPAD (équation 1.2), en expose un exemple de l'état de l'art (gure 1.20) et détaille ses dépendances principales ( Egap , λ, VE ). Le PDE de plusieurs détecteurs est présenté dans le tableau 1.2. Le PDE repose sur l'efcacité quantique QE de la jonction p−n ainsi que sur la probabilité de déclenchement avalanche PBD . QE et PBD sont aectés d'une part par les choix de conception, comme le semiconducteur utilisé ( Egap , α(λ), αe (E) et αh (E)) et le prol de jonction ( z1 , z2 , dopage. n et p), et, d'autre part, par des phénomènes physiques nuisibles, comme les collisions avec les phonons, la recombinaison, les états de surface, les défauts cristallins et la température. Finalement, certaines considérations, comme l'optimisation de la transmission à l'interface air-semiconducteur et l'angle d'incidence de la lumière, n'ont pas été abordées. Ces considérations importent pour l'optimisation du PDE (gure 1.24).. 1.4.2 Résolution temporelle à photon unique (SPTR) La résolution temporelle à photon unique (SPTR 38 ) d'un SPAD qualie la variabilité qui existe entre le temps mesuré (lecture de l'avalanche) et le temps d'arrivée du photon (moment où le photon atteint la surface du détecteur). Puisqu'un SPAD possède toujours 38 Single-Photon. Timing Resolution.

(50) 30. CHAPITRE 1. INTRODUCTION. Figure 1.23 Exemple de. Pe et Ph pour une diode de type n+ -p en fonction de la position X/W à l'intérieur de la jonction, calculés en résolvant les équation 1.5 [85]. Pour une position donnée, augmenter le champ électrique favorise l'ionisation par impact et donc les probabilités de provoquer une avalanche.. un circuit d'étouement, le SPTR du SPAD seul est en pratique dicile à mesurer. Il faut donc caractériser la gigue temporelle du système de lecture (circuit d'étouement, électronique de lecture, système optique, etc.) pour isoler la contribution du SPAD. Un laser pulsé en mode photon unique (annexe A) permet d'évaluer le SPTR à l'aide de l'histogramme des délais temporels entre l'impulsion laser et la détection du SPAD (Fig. 1.25). La largeur à mi-hauteur (FWHM 39 ) de cette distribution est le critère utilisé pour quantier le SPTR d'un SPAD. Un SPAD avec un SPTR idéal présenterait un FWHM nul. Habituellement le SPTR se détériore lorsque le volume du SPAD augmente (surface photosensible et largeur de déplétion) [88]. Dans le cas du PDE, la dépendance en volume est inverse, ce qui mène à un compromis PDE/SPTR lors de la conception du SPAD. Comme 39. Full Width at Half Maximum.

(51) 1.4. SPAD : ÉTAT DE L'ART. 31. Figure 1.24 Eet typique des diélectriques inter-métaux des procédés CMOS sur le PDE [87].. pour le PDE, le SPTR s'améliore en fonction de VE (gure 1.26). Le SPTR du Slik TM (SPAD commercial à PDE élevé, gure 1.20) est ∼ 350 ps. Avec des SPAD plus petits et plus minces (diamètre 50 µm et Wd ∼1 µm), des SPTR sous 100 ps sont observés (tableau 1.2). Imaginons un porteur initial injecté à répétition, toujours au même endroit, dans la zone de champ élevé d'un SPAD. Soit tn le délai entre l'injection et le moment où la montée de courant avalanche est détectée. À cause de la nature statistique du processus d'ionisation et de multiplication, tn varie d'un évènement à l'autre : sa distribution présente une moyenne tn et une variance σt2n ≡. tn − tn 2 . Par conséquent, σtn est la contribution au SPTR intrinsèque due à l'établissement de l'avalanche ( avalanche built-up ). À ceci s'ajoutent d'autres contributions, qui peuvent être plus ou moins signicatives par rapport à la contribution intrinsèque. tn varie selon la profondeur d'absorption du photon ( tn → tn (z)), car le champ électrique varie en z (E → E(z)) [1]. La propagation latérale de l'avalanche, conséquence du positionnement des électrodes pour la collecte du signal, inuence aussi le SPTR ( tn → tn (x, y, z)) [89, 90]. Finalement, les porteurs initiaux injectés à l'extérieur de la zone de champ peuvent atteindre la zone de champ électrique et déclencher des avalanches en retard par diusion(gure 1.22). Ce mécanisme est responsable de la queue de la distribution du SPTR (gure 1.25). En plus des contributions présentées dans le paragraphe précédent, la lecture de l'avalanche eectuée par l'électronique détériore davantage le SPTR. En pratique, le seuil de détection est souvent une tension Vth ∈ [VBD , VA ] (voir section 1.3, gure 1.18). Dans ce cas, la variation temporelle causée par la lecture de l'avalanche est :.

(52) σt = ⇒. Cp. σV dV dt. σV. dQ 1 Cp +Cd dt. dV dt. Cd Cp. Vth. dQ/dt VE. dQ/dt α(E). Vth. E. Cd. →∞.