Diodo de avalancha de fotón único

Un diodo de avalancha de fotón único ( SPAD ), también llamado fotodiodo de avalancha de modo Geiger ^[1] ( G-APD o GM-APD ^{[2] ), es un} fotodetector de estado sólido dentro de la misma familia que los fotodiodos y los fotodiodos de avalancha (APD), aunque también está fundamentalmente vinculado con los comportamientos básicos de los diodos . Al igual que con los fotodiodos y los APD, un SPAD se basa en una unión pn semiconductora que puede iluminarse con radiación ionizante , como rayos gamma, rayos X, partículas beta y alfa, junto con una amplia porción del espectro electromagnético desde el ultravioleta (UV) hasta las longitudes de onda visibles y el infrarrojo (IR).

En un fotodiodo, con un voltaje de polarización inversa bajo , la corriente de fuga cambia linealmente con la absorción de fotones, es decir, la liberación de portadores de corriente (electrones y/o huecos) debido al efecto fotoeléctrico interno . Sin embargo, en un SPAD, ^{[3] [4]} la polarización inversa es tan alta que ocurre un fenómeno llamado ionización por impacto que es capaz de provocar que se desarrolle una corriente de avalancha. Simplemente, un portador fotogenerado es acelerado por el campo eléctrico en el dispositivo a una energía cinética que es suficiente para superar la energía de ionización del material a granel, sacando electrones de un átomo. Una gran avalancha de portadores de corriente crece exponencialmente y puede activarse a partir de tan solo un portador iniciado por un fotón. Un SPAD puede detectar fotones individuales proporcionando pulsos de activación de corta duración que pueden contarse. Sin embargo, también se pueden utilizar para obtener el tiempo de llegada del fotón incidente debido a la alta velocidad que acumula la avalancha y al bajo jitter de tiempo del dispositivo .

La diferencia fundamental entre los SPAD y los APD o fotodiodos es que un SPAD está polarizado muy por encima de su voltaje de ruptura de polarización inversa y tiene una estructura que permite su funcionamiento sin daños ni ruidos indebidos. Si bien un APD puede actuar como un amplificador lineal, el nivel de ionización por impacto y avalancha dentro del SPAD ha llevado a los investigadores a comparar el dispositivo con un contador Geiger en el que los pulsos de salida indican un evento de activación o "clic". La región de polarización del diodo que da lugar a este comportamiento de tipo "clic" se denomina, por lo tanto, región de " modo Geiger ".

Al igual que con los fotodiodos, la región de longitud de onda en la que es más sensible es un producto de sus propiedades materiales, en particular la banda prohibida de energía dentro del semiconductor . Se han utilizado muchos materiales, incluidos silicio , germanio y otros elementos III-V para fabricar SPAD para la gran variedad de aplicaciones que ahora utilizan el proceso de avalancha descontrolada. Hay mucha investigación en este tema con actividad de implementación de sistemas basados ​​en SPAD en tecnologías de fabricación CMOS , ^[5] e investigación y uso de combinaciones de materiales III-V ^[6] para la detección de fotones individuales en longitudes de onda dedicadas.

Desde la década de 1970, las aplicaciones de los SPAD han aumentado significativamente. Entre los ejemplos recientes de su uso se incluyen el LIDAR , la obtención de imágenes 3D mediante tiempo de vuelo (ToF), el escaneo PET , la experimentación con fotones individuales en física, la microscopía de tiempo de vida de fluorescencia y las comunicaciones ópticas (en particular, la distribución de claves cuánticas ).

Los SPAD son dispositivos semiconductores que se basan en una unión p–n que está polarizada inversamente a un voltaje de funcionamiento que excede el voltaje de ruptura de la unión ( Figura 1 ). ^[3] "En este sesgo, el campo eléctrico es tan alto [superior a 3×10 ⁵ V/cm] que un solo portador de carga inyectado en la capa de agotamiento puede desencadenar una avalancha autosostenida. La corriente aumenta rápidamente [tiempo de ascenso de subnanosegundo] a un nivel macroscópico constante en el rango de miliamperios. Si el portador primario es fotogenerado, el borde delantero del pulso de avalancha marca [con fluctuación de tiempo de picosegundos] el tiempo de llegada del fotón detectado ". ^[3] La corriente continúa hasta que la avalancha se extingue reduciendo el voltaje de polarización hasta o por debajo del voltaje de ruptura: ^[3] el campo eléctrico inferior ya no puede acelerar los portadores para que impacten-ionicen con los átomos de la red , por lo tanto, la corriente cesa. Para poder detectar otro fotón, el voltaje de polarización debe elevarse nuevamente por encima del nivel de ruptura. ^[3]

"Esta operación requiere un circuito adecuado, que debe:

1. Siente el borde delantero de la corriente de avalancha.
2. Generar un pulso de salida estándar sincrónico con la acumulación de avalancha.
3. Apague la avalancha reduciendo la polarización hasta el voltaje de ruptura.
4. Restaurar el fotodiodo al nivel operativo.

Este circuito se denomina habitualmente circuito de extinción". ^[3]

Una unión pn semiconductora puede polarizarse en varias regiones operativas según el voltaje aplicado. Para el funcionamiento normal de un diodo unidireccional , la región de polarización directa y el voltaje directo se utilizan durante la conducción, mientras que la región de polarización inversa evita la conducción. Cuando se opera con un voltaje de polarización inversa bajo, la unión pn puede funcionar como un fotodiodo de ganancia unitaria . A medida que aumenta la polarización inversa, puede producirse cierta ganancia interna a través de la multiplicación de portadoras, lo que permite que el fotodiodo funcione como un fotodiodo de avalancha (APD) con una ganancia estable y una respuesta lineal a la señal de entrada óptica. Sin embargo, a medida que el voltaje de polarización continúa aumentando, la unión pn se rompe cuando la intensidad del campo eléctrico a través de la unión pn alcanza un nivel crítico. Como este campo eléctrico es inducido por el voltaje de polarización sobre la unión, se denota como voltaje de ruptura, VBD. Un SPAD está polarizado inversamente con un exceso de voltaje de polarización, V _ex , por encima del voltaje de ruptura, pero por debajo de un segundo voltaje de ruptura más alto asociado con el anillo de protección del SPAD. Por lo tanto, el sesgo total (VBD+V _ex ) excede el voltaje de ruptura hasta tal punto que "Con este sesgo, el campo eléctrico es tan alto [superior a 3×10 ⁵ V/cm] que un solo portador de carga inyectado en la capa de agotamiento puede desencadenar una avalancha autosostenida. La corriente aumenta rápidamente [tiempo de ascenso de subnanosegundos] hasta un nivel macroscópico constante en el rango de miliamperios. Si el portador primario es fotogenerado, el borde delantero del pulso de avalancha marca [con fluctuación de tiempo de picosegundos] el tiempo de llegada del fotón detectado ". ^[3]

Como la característica de corriente frente a voltaje (IV) de una unión pn brinda información sobre el comportamiento de conducción del diodo, esto se mide a menudo utilizando un trazador de curvas analógico. Este barre el voltaje de polarización en pasos finos bajo condiciones de laboratorio estrictamente controladas. Para un SPAD, sin llegadas de fotones ni portadores generados térmicamente, la característica IV es similar a la característica inversa de un diodo semiconductor estándar, es decir, un bloqueo casi total del flujo de carga (corriente) sobre la unión, salvo una pequeña corriente de fuga (nanoamperios). Esta condición puede describirse como una "rama fuera de rama" de la característica.

Sin embargo, cuando se lleva a cabo este experimento, se puede observar un efecto de "parpadeo" y una segunda característica IV más allá de la ruptura. Esto ocurre cuando el SPAD ha experimentado un evento desencadenante (llegada de fotones o portador generado térmicamente) durante los barridos de voltaje que se aplican al dispositivo. El SPAD, durante estos barridos, mantiene una corriente de avalancha que se describe como la "rama activa" de la característica IV. A medida que el trazador de curvas aumenta la magnitud del voltaje de polarización con el tiempo, hay momentos en que el SPAD se activa durante el barrido de voltaje por encima de la ruptura. En este caso, se produce una transición desde la rama desactivada a la rama activa, con una corriente apreciable que comienza a fluir. Esto conduce al parpadeo de la característica IV que se observa y que los primeros investigadores en el campo denominaron "bifurcación" ^[4] (definición: la división de algo en dos ramas o partes). Para detectar fotones individuales con éxito, la unión pn debe tener niveles muy bajos de procesos de generación y recombinación internos. Para reducir la generación térmica, los dispositivos suelen enfriarse, mientras que fenómenos como la tunelización a través de las uniones pn también deben reducirse mediante un diseño cuidadoso de los dopantes semiconductores y los pasos de implantación. Por último, para reducir los mecanismos de ruido que se ven exacerbados por los centros de atrapamiento dentro de la estructura de banda prohibida de la unión pn, el diodo necesita tener un proceso "limpio" libre de dopantes erróneos.

El circuito de extinción más simple se denomina comúnmente circuito de extinción pasivo y comprende una sola resistencia en serie con el SPAD. Esta configuración experimental se ha empleado desde los primeros estudios sobre la ruptura por avalancha en las uniones . La corriente de avalancha se autoextingue simplemente porque desarrolla una caída de voltaje a través de una carga de balasto de alto valor R _L (aproximadamente 100 kΩ o más). Después de la extinción de la corriente de avalancha, la polarización del SPAD se recupera lentamente a la polarización de funcionamiento y, por lo tanto, el detector está listo para encenderse nuevamente. Por lo tanto, este modo de circuito se denomina reinicio pasivo de extinción pasiva (PQPR), aunque se puede utilizar un elemento de circuito activo para reiniciar formando un modo de circuito de reinicio activo de extinción pasiva (PQAR). Zappa et al. informan una descripción detallada del proceso de extinción. ^[3]

Un apagado más avanzado, que se exploró a partir de la década de 1970, es un esquema llamado apagado activo . En este caso, un discriminador rápido detecta el inicio abrupto de la corriente de avalancha a través de una resistencia de 50 Ω (o transistor integrado) y proporciona un pulso de salida digital ( CMOS , TTL , ECL , NIM ), sincrónico con el tiempo de llegada del fotón. Luego, el circuito reduce rápidamente el voltaje de polarización por debajo del voltaje de ruptura (apagado activo), luego regresa relativamente rápido la polarización por encima del voltaje de ruptura listo para detectar el siguiente fotón. Este modo se llama apagado activo reinicio activo (AQAR), sin embargo, dependiendo de los requisitos del circuito, el apagado activo reinicio pasivo (AQPR) puede ser más adecuado. Los circuitos AQAR a menudo permiten tiempos muertos más bajos y una variación de tiempo muerto significativamente reducida.

La intensidad de la señal de entrada se puede obtener contando ( conteo de fotones ) el número de pulsos de salida dentro de un período de tiempo de medición. Esto es útil para aplicaciones como imágenes con poca luz, escaneo PET y microscopía de vida útil de fluorescencia . Sin embargo, mientras el circuito de recuperación de avalancha está apagando la avalancha y restaurando el sesgo, el SPAD no puede detectar más llegadas de fotones. Cualquier fotón (o conteos oscuros o pulsos posteriores) que llegue al detector durante este breve período no se cuenta. A medida que aumenta el número de fotones de modo que el intervalo de tiempo (estadístico) entre fotones se acerca a un factor de diez o más del tiempo de recuperación de la avalancha, los conteos faltantes se vuelven estadísticamente significativos y la tasa de conteo comienza a alejarse de una relación lineal con el nivel de luz detectado. En este punto, el SPAD comienza a saturarse. Si el nivel de luz aumentara aún más, en última instancia hasta el punto en que el SPAD se avalancha inmediatamente en el momento en que el circuito de recuperación de avalancha restablece la polarización, la tasa de conteo alcanza un máximo definido puramente por el tiempo de recuperación de avalancha en el caso de extinción activa (cien millones de conteos por segundo o más ^[7] ). Esto puede ser perjudicial para el SPAD, ya que experimentará una corriente de avalancha casi continuamente. En el caso pasivo, la saturación puede provocar que la tasa de conteo disminuya una vez que se alcanza el máximo. Esto se llama parálisis, por la cual un fotón que llega mientras el SPAD se recarga pasivamente, tiene una probabilidad de detección menor, pero puede extender el tiempo muerto. Vale la pena señalar que la extinción pasiva, si bien es más simple de implementar en términos de circuitos, incurre en una reducción de 1/e en las tasas de conteo máximas.

Además de los portadores generados por fotones, los portadores generados térmicamente (a través de procesos de generación-recombinación dentro del semiconductor) también pueden activar el proceso de avalancha. Por lo tanto, es posible observar pulsos de salida cuando el SPAD está en completa oscuridad. El número promedio resultante de conteos por segundo se denomina tasa de conteo oscuro (DCR) y es el parámetro clave para definir el ruido del detector. Vale la pena señalar que el recíproco de la tasa de conteo oscuro define el tiempo medio que el SPAD permanece sesgado por encima de la ruptura antes de ser activado por una generación térmica no deseada. Por lo tanto, para funcionar como un detector de fotón único, el SPAD debe poder permanecer sesgado por encima de la ruptura durante un tiempo suficientemente largo (por ejemplo, unos pocos milisegundos, correspondientes a una tasa de conteo muy por debajo de mil conteos por segundo, cps).

Otro efecto que puede desencadenar una avalancha se conoce como postpulso. Cuando se produce una avalancha, la unión PN se inunda de portadores de carga y los niveles de trampa entre la banda de valencia y la banda de conducción se ocupan en un grado mucho mayor que el esperado en una distribución de equilibrio térmico de portadores de carga. Una vez que se ha extinguido el SPAD, existe cierta probabilidad de que un portador de carga en un nivel de trampa reciba suficiente energía para liberarlo de la trampa y promoverlo a la banda de conducción, lo que desencadena una nueva avalancha. Por lo tanto, dependiendo de la calidad del proceso y las capas e implantes exactos que se utilizaron para fabricar el SPAD, se puede desarrollar una cantidad significativa de pulsos adicionales a partir de un solo evento de generación térmica o fotogeneración de origen. El grado de postpulso se puede cuantificar midiendo la autocorrelación de los tiempos de llegada entre avalanchas cuando se establece una medición de recuento oscuro. La generación térmica produce estadísticas de Poisson con una autocorrelación de la función de impulso, y el postpulso produce estadísticas no de Poisson.

El borde de ataque de la ruptura de avalancha de un SPAD es particularmente útil para cronometrar la llegada de fotones. Este método es útil para imágenes 3D, LIDAR y se utiliza mucho en mediciones físicas que dependen del conteo de fotones individuales correlacionados en el tiempo (TCSPC). Sin embargo, para habilitar dicha funcionalidad se requieren circuitos dedicados, como convertidores de tiempo a digital (TDC) y circuitos de tiempo a analógico (TAC). La medición de la llegada de un fotón se complica por dos procesos generales. El primero es la fluctuación estadística en el tiempo de llegada del propio fotón, que es una propiedad fundamental de la luz. El segundo es la variación estadística en el mecanismo de detección dentro del SPAD debido a a) la profundidad de absorción del fotón, b) el tiempo de difusión a la unión pn activa, c) las estadísticas de acumulación de la avalancha y d) la fluctuación de los circuitos de detección y cronometraje.

Para un solo SPAD, la relación entre su área ópticamente sensible, A _act , y su área total, A _tot , se denomina factor de relleno , FF = (A _act / A _tot ) × 100% . Como los SPAD requieren un anillo de protección ^{[3] [4]} para evitar la ruptura prematura del borde, el factor de relleno óptico se convierte en un producto de la forma y el tamaño del diodo en relación con su anillo de protección. Si el área activa es grande y el anillo de protección exterior es delgado, el dispositivo tendrá un factor de relleno alto. Con un solo dispositivo, el método más eficiente para garantizar la utilización completa del área y la máxima sensibilidad es enfocar la señal óptica entrante para que esté dentro del área activa del dispositivo, es decir, todos los fotones incidentes se absorben dentro del área plana de la unión pn de modo que cualquier fotón dentro de esta área pueda desencadenar una avalancha.

El factor de relleno es más aplicable cuando consideramos matrices de dispositivos SPAD. ^{[5] [8]} Aquí el área activa del diodo puede ser pequeña o proporcional al área del anillo de protección. Asimismo, el proceso de fabricación de la matriz SPAD puede imponer restricciones a la separación de un anillo de protección a otro, es decir, la separación mínima de SPAD. Esto conduce a la situación en la que el área de la matriz se vuelve dominada por el anillo de protección y las regiones de separación en lugar de las uniones pn ópticamente receptivas. El factor de relleno empeora cuando se deben incluir circuitos dentro de la matriz, ya que esto agrega más separación entre las regiones ópticamente receptivas. Un método para mitigar este problema es aumentar el área activa de cada SPAD en la matriz de modo que los anillos de protección y la separación ya no sean dominantes, sin embargo, para los SPAD integrados CMOS, las detecciones erróneas causadas por los conteos oscuros aumentan a medida que aumenta el tamaño del diodo. ^[9]

Uno de los primeros métodos para aumentar los factores de relleno en matrices de SPAD circulares fue compensar la alineación de filas alternas de modo que la curva de una SPAD utilice parcialmente el área entre las dos SPAD en una fila adyacente. ^[10] Esto fue efectivo pero complicó el enrutamiento y el diseño de la matriz.

Para abordar las limitaciones del factor de relleno dentro de las matrices SPAD formadas por SPAD circulares, se utilizan otras formas, ya que se sabe que tienen valores de área máxima más altos dentro de un área de píxeles típicamente cuadrada y tienen relaciones de empaquetamiento más altas. Un SPAD cuadrado dentro de un píxel cuadrado logra el factor de relleno más alto, sin embargo, se sabe que las esquinas agudas de esta geometría causan una avería prematura del dispositivo, a pesar de un anillo de protección y, en consecuencia, producen SPAD con altas tasas de recuento oscuro. Para llegar a un compromiso, se han fabricado SPAD cuadrados con esquinas suficientemente redondeadas. ^[11] Estos se denominan SPAD con forma de Fermat , mientras que la forma en sí es una superelipse o una curva de Lamé. Esta nomenclatura es común en la literatura SPAD, sin embargo, la curva de Fermat se refiere a un caso especial de la superelipse que impone restricciones en la relación de la longitud de la forma, "a" y el ancho, "b" (deben ser iguales, a = b = 1) y restringe el grado de la curva "n" a ser números enteros pares (2, 4, 6, 8, etc.). El grado "n" controla la curvatura de las esquinas de la forma. Lo ideal es que, para optimizar la forma del diodo tanto para lograr un bajo nivel de ruido como para un alto factor de relleno, los parámetros de la forma no tengan estas restricciones.

Para minimizar el espaciado entre las áreas activas de los SPAD, los investigadores han eliminado todos los circuitos activos de las matrices ^[12] y también han explorado el uso de matrices SPAD CMOS solo NMOS para eliminar las reglas de espaciado de anillo de protección SPAD a pozo n PMOS. ^[13] Esto es beneficioso, pero está limitado por las distancias de enrutamiento y la congestión en los SPAD centrales para matrices más grandes. El concepto se ha extendido para desarrollar matrices que utilizan grupos de SPAD en los llamados arreglos mini-SiPM ^[12] mediante los cuales se proporciona una matriz más pequeña con su circuito activo en un borde, lo que permite que una segunda matriz pequeña se apoye en un borde diferente. Esto redujo las dificultades de enrutamiento al mantener manejable la cantidad de diodos en el grupo y crear la cantidad requerida de SPAD en total a partir de colecciones de esos grupos.

Se logró un salto significativo en el factor de llenado y el paso de píxeles de la matriz al compartir el pozo n profundo de los SPAD en procesos CMOS, ^{[14] [12]} y, más recientemente, también al compartir partes de la estructura del anillo de protección. ^[15] Esto eliminó una de las principales reglas de separación de anillo de protección a anillo de protección y permitió que el factor de llenado aumentara hacia 60 ^[16] o 70%. ^{[17] [18]} La idea de compartir el pozo n y el anillo de protección ha sido crucial en los esfuerzos por reducir el paso de píxeles y aumentar el número total de diodos en la matriz. Recientemente, los pasos de SPAD se han reducido a 3,0 um ^[19] y 2,2 um. ^[15]

Tomando como base un concepto de los fotodiodos y los APD, los investigadores también han investigado el uso de campos eléctricos de deriva dentro del sustrato CMOS para atraer portadores fotogenerados hacia la unión pn activa de un SPAD. ^[20] Al hacerlo, se puede lograr un área de recolección óptica grande con una región SPAD más pequeña.

Otro concepto que se ha trasladado de las tecnologías de sensores de imagen CMOS es la exploración de uniones pn apiladas similares a los sensores Foveon . La idea es que los fotones de mayor energía (azules) tienden a ser absorbidos a una profundidad de absorción corta, es decir, cerca de la superficie del silicio. ^[21] Los fotones rojos e infrarrojos (de menor energía) viajan más profundamente en el silicio. Si hay una unión a esa profundidad, se puede mejorar la sensibilidad al rojo y al infrarrojo. ^{[22] [23]}

Con el avance de las tecnologías de circuitos integrados 3D , es decir, el apilamiento de circuitos integrados, el factor de llenado podría mejorarse aún más al permitir que el chip superior se optimice para una matriz SPAD de alto factor de llenado, y el chip inferior para circuitos de lectura y procesamiento de señales. ^[24] Como los procesos de alta velocidad y pequeñas dimensiones para transistores pueden requerir optimizaciones diferentes a las de los diodos ópticamente sensibles, los circuitos integrados 3D permiten que las capas se optimicen por separado.

Al igual que con los sensores de imagen CMOS, se pueden fabricar microlentes en la matriz de píxeles SPAD para enfocar la luz en el centro del SPAD. ^[25] Al igual que con un solo SPAD, esto permite que la luz solo llegue a las regiones sensibles y evite tanto el anillo de protección como cualquier ruta que se necesite dentro de la matriz. Esto también ha incluido recientemente lentes de tipo Fresnel. ^[26]

Los métodos de mejora del factor de relleno anteriores, que se concentran principalmente en la geometría SPAD junto con otros avances, han llevado a que las matrices SPAD superen recientemente la barrera de 1 megapíxel. ^[27] Si bien esto está por detrás de los sensores de imagen CMOS (con pasos ahora por debajo de 0,8 um), esto es producto tanto de la juventud del campo de investigación (con los SPAD CMOS introducidos en 2003) como de las complicaciones de los altos voltajes, la multiplicación de avalanchas dentro del silicio y las reglas de espaciado requeridas.

Si bien tanto los APD como los SPAD son uniones pn semiconductoras que están fuertemente polarizadas en forma inversa, la principal diferencia en sus propiedades se deriva de sus diferentes puntos de polarización en la característica IV inversa, es decir, el voltaje inverso aplicado a su unión. ^[3] Un APD , en comparación con un SPAD, no está polarizado por encima de su voltaje de ruptura. Esto se debe a que se sabe que la multiplicación de portadores de carga ocurre antes de la ruptura del dispositivo y esto se utiliza para lograr una ganancia estable que varía con el voltaje aplicado. ^{[28] [29]} Para aplicaciones de detección óptica, la avalancha resultante y la corriente posterior en su circuito de polarización están relacionadas linealmente con la intensidad de la señal óptica. ^[21] Por lo tanto, el APD es útil para lograr una amplificación inicial moderada de señales ópticas de baja intensidad, pero a menudo se combina con un amplificador de transimpedancia (TIA) ya que la salida del APD es una corriente en lugar del voltaje de un amplificador típico. La señal resultante es una versión amplificada y no distorsionada de la entrada, lo que permite la medición de procesos complejos que modulan la amplitud de la luz incidente. Los factores de ganancia de multiplicación interna de los APD varían según la aplicación, sin embargo, los valores típicos son del orden de unos pocos cientos. La avalancha de portadoras no es divergente en esta región operativa, mientras que la avalancha presente en los SPAD se convierte rápidamente en una condición de descontrol (divergente). ^[4]

En comparación, los SPAD operan a un voltaje de polarización por encima del voltaje de ruptura. Este es un régimen por encima del voltaje de ruptura tan altamente inestable que un solo fotón o un solo electrón de corriente oscura puede desencadenar una avalancha significativa de portadores. ^[3] La unión pn del semiconductor se rompe por completo y se desarrolla una corriente significativa. Un solo fotón puede desencadenar un pico de corriente equivalente a miles de millones de miles de millones de electrones por segundo (y esto depende del tamaño físico del dispositivo y su voltaje de polarización). Esto permite que los circuitos electrónicos posteriores cuenten fácilmente dichos eventos de activación. ^[30] Como el dispositivo produce un evento de activación, el concepto de ganancia no es estrictamente compatible. Sin embargo, como la eficiencia de detección de fotones (PDE) de los SPAD varía con el voltaje de polarización inversa, ^{[4] [31]} la ganancia, en un sentido conceptual general, se puede utilizar para distinguir dispositivos que están muy polarizados y, por lo tanto, muy sensibles en comparación con los ligeramente polarizados y, por lo tanto, de menor sensibilidad. Mientras que los APD pueden amplificar una señal de entrada preservando cualquier cambio en la amplitud, los SPAD distorsionan la señal en una serie de eventos de activación o pulso. La salida todavía puede tratarse como proporcional a la intensidad de la señal de entrada, sin embargo ahora se transforma en la frecuencia de los eventos de activación, es decir, modulación de frecuencia de pulso (PFM). Los pulsos se pueden contar ^[7] dando una indicación de la intensidad óptica de la señal de entrada, mientras que los pulsos pueden activar circuitos de temporización para proporcionar mediciones precisas del tiempo de llegada. ^{[3] [4]}

Un problema crucial presente en los APD es el ruido de multiplicación inducido por la variación estadística del proceso de multiplicación de avalanchas. ^{[28] [4]} Esto conduce a un factor de ruido correspondiente en la corriente fotoeléctrica amplificada de salida. La variación estadística en la avalancha también está presente en los dispositivos SPAD, sin embargo, debido al proceso descontrolado, a menudo se manifiesta como fluctuación de tiempo en el evento de detección. ^[4]

Junto con su región de polarización, también existen diferencias estructurales entre los APD y los SPAD, principalmente debido a los mayores voltajes de polarización inversa requeridos y la necesidad de que los SPAD tengan un largo período de reposo entre eventos de activación de ruido para ser adecuados para las señales de nivel de fotón único que se van a medir.

La historia y el desarrollo de los SPAD y los APD comparten varios puntos importantes con el desarrollo de tecnologías de estado sólido como los diodos y los primeros transistores de unión p-n (particularmente los esfuerzos de guerra en los Laboratorios Bell). John Townsend en 1901 y 1903 investigó la ionización de gases traza dentro de tubos de vacío, descubriendo que a medida que aumentaba el potencial eléctrico, los átomos y moléculas gaseosos podían ionizarse por la energía cinética de los electrones libres acelerados a través del campo eléctrico. Los nuevos electrones liberados eran entonces acelerados por el campo, produciendo nuevas ionizaciones una vez que su energía cinética había alcanzado niveles suficientes. Esta teoría fue más tarde instrumental en el desarrollo del tiratrón y el tubo Geiger-Mueller . La descarga de Townsend también fue instrumental como teoría base para los fenómenos de multiplicación de electrones (tanto CC como CA), tanto dentro del silicio como del germanio. ^{[ cita requerida ]}

Sin embargo, los principales avances en el descubrimiento temprano y la utilización del mecanismo de ganancia de avalancha fueron un producto del estudio de la ruptura de Zener , mecanismos de ruptura relacionados (avalancha) y defectos estructurales en los primeros transistores de silicio y germanio y dispositivos de unión p-n. ^[32] Estos defectos se denominaron " microplasmas " y son críticos en la historia de los APD y SPAD. Asimismo, la investigación de las propiedades de detección de luz de las uniones p-n es crucial, especialmente los hallazgos de principios de la década de 1940 de Russel Ohl . La detección de luz en semiconductores y sólidos a través del efecto fotoeléctrico interno es más antigua, y Foster Nix ^[33] señala el trabajo de Gudden y Pohl en la década de 1920, ^{[ cita requerida ]} que usan la frase primario y secundario para distinguir los efectos fotoeléctricos internos y externos respectivamente. En las décadas de 1950 y 1960, se realizó un esfuerzo significativo para reducir el número de fuentes de ruido y ruptura de microplasma, y ​​se fabricaron microplasmas artificiales para su estudio. Quedó claro que el mecanismo de avalancha podría ser útil para la amplificación de señales dentro del propio diodo, ya que se utilizaron tanto partículas de luz como alfa para el estudio de estos dispositivos y mecanismos de ruptura. ^{[ cita requerida ]}

A principios de la década de 2000, se implementaron los SPAD en los procesos CMOS . Esto aumentó radicalmente su rendimiento (tasa de conteo oscuro, fluctuación, paso de píxeles de la matriz, etc.) y aprovechó los circuitos analógicos y digitales que se pueden implementar junto con estos dispositivos. Los circuitos notables incluyen el conteo de fotones utilizando contadores digitales rápidos, la temporización de fotones utilizando convertidores de tiempo a digital (TDC) y convertidores de tiempo a analógico (TAC), circuitos de extinción pasiva que utilizan transistores NMOS o PMOS en lugar de resistencias de polisilicio, circuitos de extinción y reinicio activos para altas tasas de conteo y muchos bloques de procesamiento de señales digitales en chip. Dichos dispositivos, que ahora alcanzan factores de llenado óptico de >70%, con >1024 SPAD, con DCR <10 Hz y valores de fluctuación en la región de 50 ps, ​​ahora están disponibles con tiempos muertos de 1-2 ns. ^{[ cita requerida ]} Los dispositivos recientes han dejado atrás las tecnologías de circuitos integrados tridimensionales, como las vías a través de silicio (TSV), para presentar una capa CMOS superior optimizada para SPAD con un alto factor de llenado (nodo de 90 nm o 65 nm) con una capa CMOS dedicada al procesamiento y lectura de señales (nodo de 45 nm). Se han obtenido avances significativos en los términos de ruido para SPAD mediante herramientas de modelado de procesos de silicio como TCAD, donde los anillos de protección, las profundidades de unión y las estructuras y formas de los dispositivos se pueden optimizar antes de la validación mediante estructuras SPAD experimentales.

• Fotodiodo de avalancha (APD)
• Sensor de imagen binaria sobremuestreado
• unión p–n
• Fotomultiplicador de silicio (SiPM)