基于InGaAs/InP雪崩光电二极管的高速光子数可分辨探测

喻 敏, 梁 焰

(上海理工大学 光电信息与计算机工程学院, 上海 200093)

引 言

近年来,光子数可分辨技术已经在量子编码、量子通信、军事遥感等领域得到了较大的发展。目前,实现光子数可分辨的探测器很少。其中,可见光光子数计时器具有一定的光子数可分辨的能力,但使用范围小[1]。超导临界温度跃迁单光子探测器具有极佳的光子数可分辨能力,但时间抖动大、结构复杂、工作条件苛刻且价格昂贵[2]。光电倍增管[3]和雪崩光电二极管[4]在一定增益范围内可分辨光子数,但效率低。本文主要研究的是基于InGaAs/InP APD高速单光子探测器的多通道光子数分辨探测,用多个InGaAs/InP APD在探测光子信号的同时分辨光子数,从而实现光子数可分辨。

1 基于InGaAs/InP APD的高速光子数可分辨探测方案

1.1 基于InGaAs/InP APD单光子探测器的原理

InGaAs/InP APD的应用波段是900～1 700 nm,而且在1 550 nm通信窗口具有较大的优势。基于InGaAs/InP APD的单光子探测器(SPAD)的探测原理是基于APD的结构。APD工作在反向偏压下时,当一个光子到达APD时,APD吸收后产生1对光生电子空穴对。然后,这对光生电子空穴对在内部电场的作用下,不断加速运动发生碰撞,电离出新的电子空穴对。新的电子空穴对又在电场的作用下,持续产生更多的电子空穴对。这样反复碰撞电离后最终形成雪崩电流[5]。

APD的工作模式分为线性模式和盖革模式。线性模式,即反向偏压小于雪崩电压,APD工作在线性增益区,最大增益为103。盖革模式,即反向偏压大于雪崩电压,APD工作在非线性增益区,增益通常超过106[6]。所以当APD工作在盖革模式[7]下,APD会持续产生很多的电子空穴对,最终形成雪崩倍增效应[8]。而这种雪崩是自持式,无法自然停止,因此需要抑制电路来淬灭雪崩[9],否则长时间雪崩APD会造成永久击穿[10]。

本文研究使用的是基于InGaAs/InP APD的高速近红外单光子探测器,该探测器选用正弦门低通滤波方案,原理图如图1所示。图1中正弦门信号的重复频率为1.25 GHz,不仅用来淬灭雪崩保护APD不被损坏还可以连续探测,而且其有效门宽窄,有利于提高探测效率。在正弦门信号和APD之间有一个中心频率为1.25 GHz,带宽30 M,带外抑制比大于30 dB的带通滤波器,其作用是滤除门信号模块产生的增益噪声和边带噪声[11]。在APD阴极的直流偏压加至雪崩电压情况下,若有光子到达APD且加载在APD上的门脉冲到达时,APD反向导通,发生雪崩并产生雪崩信号;其他时候雪崩被淬灭,APD处于断开状态,这样就大大降低了暗计数率和后脉冲概率[12]。但APD具有容性,当门脉冲加载在APD上时,APD会通过充放电产生尖峰噪声。又因为尖峰噪声的幅值随门脉冲的重复频率增大而增大,该正弦门的重复频率为1.25 GHz,所以尖峰噪声幅值很大以至于淹没雪崩信号。

图1 正弦门低通滤波方案原理Fig.1 Schematic diagram of sinusoidal gating and low pass filtering scheme

由于正弦门信号的重复频率是1.25 GHz,所以尖峰噪声会出现在1.25 GHz正弦门的谐波上。但雪崩信号主要集中在1.25 GHz门信号的基频以下,且频率越大分布越小。所以图1中低通滤波器选用上限截止频率为700 MHz,带外抑制比大于35 dB的低通滤波器,将分布在正弦门的谐波上的尖峰噪声滤除,保护了低频雪崩信号的完整性[13]。但经过低通滤波器后的雪崩信号幅值较小,峰峰值约20 mV,不适宜采集。所以在低通滤波器后接入放大器,将雪崩信号放大后再接入示波器便于实验采集处理。这样就能甄别出被尖峰噪声淹没的雪崩信号,实现高速单光子探测。

1.2 多通道光子数可分辨探测方案原理

本文研究的是基于InGaAs/InP SPAD的多通道光子数可分辨探测,通过空间分束的方法对1 550 nm的相干光进行探测。单个InGaAs/InP SPAD只可以探测到是否有光子入射,不能分辨出有多少个光子入射。若将入射光进行空域等分成若干路,使得每一路出现多光子的概率非常小,甚至可以忽略,再将其接入相应的若干个高速探测器进行探测[14],原理如图2所示。最后将若干个高速探测器探测到的雪崩信号叠加,根据雪崩信号的幅值大小就可以知道有多少个光子入射,从而实现了光子数可分辨。

图2 利用空间分束技术进行光子数可分辨探测Fig.2 The photon number can be detected by using the space beam technique

多通道光子数可分辨方案原理图如图3所示。图3中SG为射频信号发生器,LD为激光器,VOA为光衰减器,OC为光分束器,SPD为单光子探测器,PD为电合束器,OSC为高速数字示波器。图3中射频信号发生器不但给激光器和4个高速单光子探测器分别提供重复频率为10 MHz的触发信号,还给示波器提供了重复频率为10 MHz的同步参考信号。这样不但确保了4路雪崩信号是同步的,而且还确保了雪崩信号和同步参考信号是同步的。从激光器输出的相干光经2个光衰减器衰减后,再由3个50∶50光分束器等分4路输入到4个高速单光子探测器中。再将4个高速单光子探测器输出的4路雪崩信号经过3个电合束器合束成1路雪崩信号接入示波器上[15]。最后,用MATLAB采集并处理雪崩信号和同步参考信号,根据雪崩幅值区分光子数,从而实现光子数可分辨。

1.3 多通道光子数可分辨探测实验步骤

研究过程中使用的激光器的中心波长为1 550 nm,重复频率为10 MHz,脉宽为50 ps。从激光器输出的脉冲光经过2个光衰减器后,衰减成平均每脉冲光子数为0.1的脉冲光。再用该脉冲光分别来标定4个高速单光子探测器的探测效率都为10%。最后调节2个光衰减器,使得脉冲光的平均每脉冲光子数为0.959。

在调节完光衰减器后,待探测器稳定时,用示波器的余晖模式累积一段时间并记录1、2、3、≥4光子数的幅值。该幅值用于MATLAB中区分1、2、3、≥4光子数的阈值设定,如图4所示。图4中白色字体标注的是不同光子数对应的雪崩幅值。设定好光子数阈值后,用MATLAB从示波器上采集合束后的雪崩信号和同步参考信号。最后,用MATLAB处理示波器上的雪崩信号和同步参考信号,并分别统计出1、2、3、≥4光子数的个数。

图3 多通道光子数可分辨方案原理图Fig.3 Schematic diagram of multichannel photon number resolution

图4 示波器采集的APD雪崩幅值分布图样(余晖模式)Fig.4 Avalanche amplitude distribution pattern of APD collected by oscilloscope

根据MATLAB统计的1、2、3、≥4光子数的雪崩个数分别为C1、C2、C3、C4,i为程序循环的次数,示波器的每屏时间为T,脉冲光的重复频率为F,光子总计数C为

(1)

0光子数的雪崩个数C0为

C0=C-(C1+C2+C3+C4)

(2)

最后用0、1、2、3、≥4光子数的个数分别除以总个数就得到实际测到的相应光子数的概率P(0)、P(1)、P(2)、P(3)、P(4)分别为:

由示波器可读出4路雪崩信号和1路雪崩信号的有效计数,再根据Poisson分布公式可以计算出相应的实际测到的平均光子数μ。Poisson分布公式为

(8)

式中:λ为光子数;μ为实际测到的平均光子数。根据少数光子数服从Poisson分布,又已知μ,那么就可以将λ=0、λ=1、λ=2、λ=3分别代入式(8)中计算出0、1、2、3光子的理论值概率。而≥4光子的理论值概率等于1减去0、1、2、3光子的理论值概率之和的值。最后,通过比较0、1、2、3、≥4光子的实际值概率和理论值概率,若实际值概率和理论值概率近似相等,那么认为光子数可分辨,即该研究成功;若实际值概率和理论值概率相差很大,那么认为光子数不可分辨,即该研究失败。

2 多通道光子数可分辨探测实验结果

2.1 基于InGaAs/InP APD高速近红外单光子探测器的暗计数率和后脉冲率

由图3可知,加载在APD阴极的电压由正弦门交流电压和直流偏置电压组成。通过调节直流偏置电压的大小来改变高速单光子探测器的探测效率,使得探测效率分别为1%、5%、10%、15%、20%、25%。分别记录5组各个探测效率下的暗计数率和后脉冲率,再计算5组平均值作为各个探测效率下的暗计数率和后脉冲率并作图,如图5、图6所示。图5、图6是4个探测器中的任意2个探测器的暗计数率和后脉冲概率随探测效率变化而变化的折线图。

图5 SPD-1在不同探测效率下的暗计数率和后脉冲概率Fig.5 Dark count rate and after pulse probability of SPD-1’s different detection efficiency

由图5、图6可知,随着探测效率的增加,暗计数率和后脉冲概率都随之增加。而且暗计数率和后脉冲概率增加的幅度也较平滑,可以证明该高速单光子探测器的性能较稳定。在探测效率为10%时,暗计数率都小于1×10-6/门,后脉冲率都小于2%,表明在10%的探测效率下误计数很小,适宜于光子数可分辨探测。

2.2 光子数概率分布

在4个高速单光子探测器的探测效率都为10%时,调节光衰减器,使得整个系统实际测到平均光子数为0.959。用MATLAB采集并处理雪崩信号后,记录相应平均光子数为0、1、2、3、≥4光子的实际值概率和理论值概率,最后列出相应光子数概率及其误差,如表1所示。

由表1可以看出,当实际测到平均光子数为0.959时,0、1、2、3、≥4光子的实际值概率和理论值概率很接近,而且0和有光子分得很清晰,说明暗计数很小、探测器性能很稳定。由表1可知,实际值概率和理论值概率间的最大误差为2.285%。该误差来自于两方面:一方面,在雪崩信号叠加前,由于雪崩信号会发生一定的延时或者误计数,导致雪崩叠加时出现误差,从而使得光子数的概率存在误差;另一方面,结合图4可以看出雪崩信号经过电合束器后发生了变形,在确定光子幅值时会存在一定的误差,导致区分幅值边界的雪崩信号时出现误差,从而导致最后的结果出现误差。

3 结 论

研究使用了4个InGaAs/InP APD高速近红外单光子探测器来分辨0、1、2、3、≥4光子,通过对比10%探测效率下光子数的实际值概率和理论值概率,得到最大误差仅为2.285%,说明光子数分辨得较准确。该研究方法比基于多像素光子计数器的光子数可分辨探测方法简单、易集成化,而且在高速探测下,暗计数率和后脉冲概率都比较低,提升了系统器件的稳定性和集成度。但高速单光子探测器的误计数随探测效率的增加而增大,限制了高速单光子探测器的探测效率。若高速单光子探测器的性能更平稳,后续数据处理更准确,光子数可分辨技术将加快量子通信器件的实用化。