護環結構

Chynoweth 等人 [31] 於 1956 年發現，PN 矽二極體在高逆偏時所發生的雪崩 效應，並非均勻地發生在 PN 接面上，反而是發生在許多個微小的亮點上，此現 象在當時被稱為微電漿現象（microplasma）。而之所以會有亮點，是因為該元件 有顯著的輻射復合效應（radiative recombination effect）。在 1958 年，Chynoweth 與 Pearson [32] 解釋了上述這些崩潰亮點通常發生在刃差排（edge dislocation）

上，並且發現到，即便 PN 接面處並沒有任何的差排，那麼崩潰效應也不會發 生在均勻接面上，而是會發生在接面的邊緣。而只有當 PN 接面不僅沒有刃差 排，也沒有邊緣區時，元件才會均勻地在 PN 接面處發生崩潰。隨後，Bartdorf 與 Chynoweth [33] 於 1960 年利用低摻雜區作出了具有護環（Guard ring）的二極體結 構，以去除邊緣崩潰現象，如圖（2.3）所示，其中的 π 區域即為低摻雜區。

Figure 2.3: Bartdorf 與 Chynoweth 設計的護環結構 [33]

對於雪崩光電二極體而言，之所以希望崩潰效應發生在中央區，是由於邊緣 崩潰會使元件在提高偏壓時，光電流增益最多不超過 6，使得雪崩光電二極體沒 辦法顯著放大光電流 [30]。因此倘若要使雪崩光電二極體發揮其放大光訊號的功 能，那麼就一定得設計護環以降低邊緣區電場。一個理想的情況是，邊緣崩潰電 壓比中央崩潰電壓還要高，如此一來我們就不需擔心邊緣崩潰，也就不需要設計 護環。

然而在 1965 年，Gibbons 與 Kocsis [34] 即提到平面結構崩潰電壓往往都比塔 台結構來得小，其中一個可能就是平面結構的邊緣崩潰電壓比中央崩潰電壓來得 小，而塔台結構之崩潰電壓即平面結構之中央區崩潰電壓，所以平面結構在中央 區發生崩潰之前，其邊緣區就已經先崩潰了。對此，Armstrong、Gibbons、Kocsis 與 Sze 等人也陸續討論了邊緣擴散輪廓的曲率半徑與摻質濃度對崩潰電壓的影 響 [34][35][36]。他們假設擴散輪廓為理想的平面—圓弧形，如圖（2.4）所示。並 假設在陡接面（abrupt junction）情形下，求出偏壓對中央與邊緣電場的分佈，再 求出崩潰電壓隨擴散深度（邊緣區之圓弧半徑）或摻雜濃度的關係，最後得到了 與實驗一致的結果。Leistiko [37] 進一步設計了兩種特殊結構用以研究曲率半徑對 崩潰電壓的影響，如圖（2.5）所示。用以探討中央區擴散深度不同，但邊緣曲率 半徑相同的情況下，崩潰電壓是否會有所不同，實驗結果顯示確實是邊緣曲率半 徑決定了崩潰電壓。

Figure 2.4: 平面—圓弧形擴散輪廓示意圖 [34]

上述諸多分析讓我們確定邊緣崩潰的存在，因此倘若要使 APD 元件正常運 作，那麼就一定得設計護環以改變邊緣區電場分佈，降低邊緣區電場，提高增

(a) 深護環結構 (b) 蝕刻面結構

Figure 2.5: 用以研究邊緣曲率半徑對崩潰電壓之影響所設計的特殊結構 [37]

益。對此，Donnelly 於 1979 年設計了特殊 p⁺− n − n⁻接面的護環結構以提升元 件增益 [38]，Ando 於 1981 年提出應該設計護環已抑制使得增益只有 5.5 的邊緣崩 潰 [30]，Shirai 於 1982 年藉由線性漸變 PN 接面護環（linearly-graded junction）與 電荷層結構，將元件增益提升到 20 [39]。Liu 與 Forrest [40][41] 提出了雙懸護環 結構（double floating guard ring），如圖（2.6）所示。他們發現到沒有護環的元件 在崩潰時，電流爬升得比較緩（soft breakdown），由此可見護環的功用 [40]。此外 他們在 [41] 進一步說明了護環原理，他們認為因為護環能夠擴展空乏區，所以才 使得等電位線變得更稀疏，邊緣電場更小。然而，即便設計了兩個懸護環，其邊 緣電場 E₂ 似乎也沒有比中央電場 E_m來得小，詳見 [41] 中之圖十，因此護環設計 仍不明確。綜上所述，無論如何，護環結構都是使平面結構之雪崩光電二極體正 常運作的關鍵，所以本研究也設計了幾種護環結構加以分析，將在第4、5章進一 步說明之。

Figure 2.6: 雙懸護環結構示意圖 [41]