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1、光电探测器原理光电探测器原理及应用光电探测器种类繁多，原则上讲，只要受到光照后其物理性质发生变化的 任何材料都可以用来制作光电探测器。现在广泛使用的光电探测器是利用光电 效应工作的，是变光信号为电信号的元件。光电效应分两类，内光电效应和外光电效应。他们的区别在于，内光电效 应的入射光子并不直接将光电子从光电材料 丁 内部轰击出来，而只是将光电材料内部的光 电子从低能态激发到高能态。于是在低能态it生电千电六财留下一个空位一一空穴，而高能态产生一个 自由移动的电子，如图二所示硅光电探测器是利用内光电效应的。由入射光子所激发产生的电子空穴对，称为光生电子空穴对，光生电子空 穴对虽然仍在材料内部，但
2、它改变了半导体光电材料的导电性能，如果设法检 测出这种性能的改变，就可以探测出光信号的变化。无论外光电效应或是内光电效应，它们的产生并不取决于入射光强，而取 决于入射光波的波长人或频率E ,这是因为光子能量 E只和V有关：E=hv (1)式中h为普朗克常数，要产生光电效应，每个光子的能量必须足够大，光波波 长越短，频率越高，每个光子所具有的能量 hv也就越大。光强只反映了光子数 量的多少，并不反映每个光子的能量大小。目前普遍使用的光电探测器有耗尽层光电二极管和雪崩光电二极管，是由 半导体材料制作的。半导体光电探测器是很好的固体元件， 主要有光导型，热电型和P N结型 但在许多应用中，特别是在近
3、几年发展的光纤系统中，光导型探测器处理弱信 号时噪声性能很差；热电型探测器不能获得很高的灵敏度。而硅光电探测器在 从可见光到近红外光区能有效地满足上述条件，是该波长区理想的光接收器件。 一、耗尽层光电二极管在半导体中，电子并不处于单个的分裂号”不能级中，而是处于能带中，一个能带有许多I个能级。如图三所示能带与能带间的能量间隙称为禁带，禁带中没有电子，电子从下往上填， 被电子全部填满的能带称为满带，最高的满带称为价带，紧靠在价带上面的能 带称为导带，导带只有部分被电子填充，或是全部空着内光电效应发生在导带与价带之间。 价带中的电子吸收了入射光子的能量 h 丫后被激发到导带中去，于是在导带中产生一
4、个能自由运动的电子，而在价带 中留下一个空穴，空穴可以看作是一个带正电的载流子。空穴可以在价带中自 由移动。因此，当入射光子在半导体的夹带和导带中激发产生光生电子空穴对 后，将改变半导体的导电性能。以半导体为材料制成的光电二极管， 其核心是P-N结。P-N结是由P型半导 体和N型半导体结合而成的。由于扩散作用始终是浓度高的向浓度低的运动，所以P型和N型合在一起时，P区的空穴会向N区移动，N区的电子会向P区移 动。结果会使P区变负，N区变正。电荷堆积在P-N结两侧形成自建电场，其方 向由N指向P。该自建电场阻止空穴和电子的进一步扩散并使之逐渐达到平衡， 于是在P-N结区形成了耗尽层。为了提高光电
5、二极管的响应速率，我们希望光生电子空穴对的产生尽量发生在耗尽层内，因为在这一区域内一旦产生电子空穴对，电子和空穴立即被P-N结内强烈的自建电场分开而各自向相反方向作漂移运动，如图4所示：由于自建电场很强，所以电子和空穴漂移 运动的速度很快，如果光生电子空穴对在耗尽 层外产生，由于耗尽层外没有自建电场，所以 电子和空穴只能靠扩散到达P-N结区，会慢上 许多，将影响探测器的响应速率。所以实际上 使用时，会将光电二极管反向偏置，即N接正, P接负，外加电场和自建电场方向相同。这使 得P-N结两侧的势垒进一步加大，耗尽层宽度 进一步加宽，允许更多的光生电子空穴对在高场强区产生，从而进一步提高光 电二极
6、管的性能。所以耗尽层光电二极管实质上是一个反向偏置工作的二极管，其反向工作电流受入射光调制、雪崩光电二极管K 1沱*二柳工/期”t,只 Ef产靠电看畀Mi电f町空穴雪崩光电二极管有内部增亦或放大作用，一个入射光子可以产生10-100对光生电子空穴，使光电流大大增加，明显提高了光电探测器的灵敏度。雪崩光电二极管内部增益如何产生 呢？如前所述，在反向偏置二极管的耗尽 层中，存在着一相当强的电场。反向偏置 电压越高，耗尽层中电场强度越大。如果耗尽层中的电场强度达到非常 高时，例如：对半导体硅雪崩光电二极管 来说，电场强度超过105V/cm时，在耗尽 层中的光生电子和空穴会被强电场加速 而获得巨大的动
7、能，他们将于其他的原子 发生碰撞而激发产生新的二次碰撞电离 的电子空穴对。这些新产生的电子空穴对 反过来又在耗尽层中被强电场加速而获 得足够的动能，再一次又与其他原子发生碰撞电离而激发产生更多的电子空穴 对。这样的碰撞电离一个接一个地不断发生，就形成所谓“雪崩”倍增现象， 使光电流放大，如图5所示。很明显，在半导体中，不仅电子可引起这种雪崩 倍增，空穴同样会造成雪崩倍增。所加的反向偏置电压低于某个确定电压时，即低于所谓雪崩电压时，由碰 撞电离而产生的电子空穴对的总数是有限的，平均说来是正比于入射光子数或 初始先生载流子数。一个载流子穿过单位距离时，由于碰撞电离所产生的电子空穴对的平均数， 称为
8、载流子的离化率。离化率和耗尽层内的电场强度密切相关。不同的半导体 材料，离化率不相同。即使在同一种半导体材料中，不同类型的载流子的离化 率也是各不相同的，即电子离化率和空穴离化率彼此不通。雪崩光电二极管的一个重要问题是噪声问题。除了 一般光电探测器所具有的噪声之外，由于雪崩光电二极管有内部增益， 因而还将引入附加噪声。这种附加噪声和雪崩管内的碰撞电离有关。理论证明，当只有一种载流子引起碰撞电离，那么雪崩光电二极管的噪声 就比较低，他的增益带宽积才比较大。也就是说，要么是由电子产生碰撞电离 而空穴不产生碰撞电离，要么是由空穴产生碰撞电离而电子不产生碰撞电离， 这样的雪崩光电二极管的性能才会比较好
9、。反之，弱电子和空穴这两种类型的 载流子同时引起碰撞电离，就会使附加噪声增加，增益带宽积减小，从而导致 整个雪崩光电二极管器件性能下降。要实现只有一种类型的载流子产生碰撞电离，就要求半导体材料电子离化 率和空穴离化率二者差值越大越好。由于半导体硅的电子离化率和空穴离化率 二者相差较大，因此硅是制作雪崩光电二极管较理想的材料之一。除了半导体材料本身特性性外，还可以在工艺结构上采取一1阡rr 些措施来尽量保证只有一种类型一丁一%、卜的载流子才能产生碰撞电离。例UVT偏塘区I潮.值一1一|拗如：可以设法将雪崩管中的耗尽1跖星 I层分为吸收漂移区和高场倍增.区。让入射光尽量在漂移区中被吸收而产生出光生
10、电子空穴对，?s t达孟里碇雪由比他二看然后只让其中一种类型的载流子培种示上 M 相应1/.的电物外布进入高场强区域产生倍增。图 6(a)所示的达通型硅雪崩光电二极管即此结构。图 6 (b)是它响应个区域的电 场分布。达通型硅雪崩光电二极管简称为 RAPD RAPE? n+-p- Lp+层组成，其 中n+, p+分别表示重掺杂的n型和p型半导体，冗表示p型高阻层。在X1到 X2之间为n+的接触层，X2到X3是P型倍增区，雪崩倍增主要发生在这个区域。 从X3到X4是九漂移区，入射光子大部分在该区域被吸收，因为冗区比P区宽的多。X4以后是P被触区，为雪崩管的衬底。从这种结构的雪崩管内的电场强 度分
11、布有图可以看出，在n+-p靠近P区一侧电场强度最高，在低压反向偏置时， 所加电压大部分降落在该p-n+结区上，当外加反向偏压增大时，P型倍增区将 随之加宽，在达通电压 V下，一直拉通达到近似于本征半导体的九区，正因为如此，所以称之为“达通型雪崩光电二极管”。当超过达通电压V后，外加电压 将降落在包括整个九区的p-n结耗尽层上。由于冗区比p区宽的多，所以此时P 型倍增区的电场随外加电压增大相对来说变化较慢，于是倍增因子的增加也相 对较慢。在正常工作时，虽然九区电场低于 p-n+结倍增区电场，但仍然相当高， 以便使在该区产生的先生载流子能以略低于产生二次碰撞电离的速度快速运 动，这样才能保证雪崩管
12、的快速响应。冗区相当宽，能保证入射光绝大部分在 该区被吸收，而且只有在该区产生的初始电子空穴对中的电子才能进入p-n+结高场倍增区去产生碰撞电离，获得增益。在冗区产生的空穴是向相反方向运动 的，不可能进入高场倍增区，从而抑制了空穴产生碰撞电离得可能性。虽然在 n+区和P区由入射光子所产生的空穴也可能在高场区中发生碰撞电离，但毕竟 n+和p区很窄，所以在该区产生的初始先生空穴很少。另外，硅的空穴离化率 比电子离化率小很多，因此，硅雪崩管的空穴在倍增过程中起的作用很小，在 倍增区主要靠一种载流子，即冗区来的电子产生碰撞电离，如前所述，当只有 一种载流子产生碰撞电离时，雪崩管的响应速度就比较快，而由倍增所引入的 过剩噪声也就较小。总结：硅光电探测器的应用十分广泛，在光通信、光纤传感、激光测距、跟踪、 制导、自动控制以及激光唱机、商品条码读出器、计算激光笔等方面都有很大 的应用。具有小型、坚固、可靠、低功耗等优良特点。在未来的生产生活中将 不可或缺。