Фотодиоды

Работа фотодиода основана на контактных явлениях, т.е. явлениях, возникающих в области контакта материалов с различными электрофизическими свойствами. Наиболее распространенным контактом такого рода является контакт донорного и акцепторного полупроводников, приводящий к появлению p-n перехода. В фотодиодах используют такие материалы как германий, кремний, соединения галлия и др,

P^_ n переход в равновесном состоянии

P -n переход можно получить высокотемпературной диффузией из газовой фазы вначале доноров, а затем акцепторов (или наоборот), а также сплавлением, эпитаксиальным наращиванием, ионной бомбардировкой. Как следствие, в монокристалле появляются области с электронной и дырочной проводимостями, а между ними - некая переходная область, называемая p-n переходом. Контакт между р - и n -областями полупроводников изображен на рис. 11 для случая неравной концентрации примеси (концентрация доноров больше). Пунктирной линией показана условная – так называемая металлургическая – граница между областями монокристалла с разным типом проводимости. Таким образом, кристалл фотодиода имеет неоднородную структуру. Если p-n переход создается в полупроводнике одного вида, т.е. p - и n области получены на основе материала, с одинаковой шириной запрещенной зоны, то такие контакты называют гомопереходами, а если приконтактные области созданы на основе материалов с разными по ширине запрещенными зонами – то гетеропереходами.

Возникновение такого контакта, если предполагать, что он осуществился мгновенно, приводит к неравновесному состоянию. Это связано с тем, что в n -области концентрация электронов на порядки больше, чем в p -области, а в p -области концентрация дырок на порядки больше, чем в n -области. Как следствие, начинается процесс диффузии основных носителей в соседние области. В результате приграничные области кристалла теряют свою электрическую нейтральность, поскольку заряды неподвижных ионов не компенсируются зарядами противоположного знака, которые имеют подвижные носители – дырки и электроны.

Действительно, когда валентный электрон по-

кидает свой атом-донор и диффундирует в р -область, то в узле решетки вместо нейтрального атома остается его положительно заряженный ион. Аналогично, при уходе дырки от акцептора в узле решетки возникает отрицательно заряженный ион. В итоге, в приграничной р -области образуется объемный отрицательный некомпенсированный заряд ионов акцепторов, а в приграничной n -области – объемный положительный

заряд ионов доноров (ионы обозначены кружками на рис.11). Следовательно, в области контакта появляется разность потенциалов, называемая контактной разностью U_к и возникает внутреннее электрическое поле ٤ _{к .} Контактная разность потенциалов увеличивается с каждым актом диффузии, приводящей к росту числа ионов примеси.

Как следует из анализа рис.11, внутреннее поле препятствует процессу диффузии основных носителей, являясь для них потенциальным барьером. По мере роста потенциального барьера ток диффузии уменьшается, а значит, уменьшается и концентрация основных носителей в приграничных областях объемного заряда. Неосновные же носители, расположенные по обе стороны металлургической границы и находящиеся в области действия сил внутреннего электрического поля, перебрасываются им в соседние области, где они меняют свой статус, становясь основными носителями. Таким образом, ток неосновных носителей является током дрейфа, ибо причиной его возникновения является электрическое поле p-n перехода. При встрече в области перехода, при условии достаточного сближения, основные и неосновные носители могут рекомбинировать, а следовательно, восстанавливать ионы примеси до нейтральных атомов, что вызовет снижение потенциального барьера. Указанное обстоятельство, в свою очередь, приведет к росту тока диффузии, следствием которого вновь произойдет повышение потенциального барьера. Таким образом, неизбежно наступит состояние равновесия, при котором токи дрейфа и диффузии уравновесят друг друга. Следовательно, результирующий ток через переход будет равен нулю.

Поскольку в равновесном состоянии уровень Ферми должен быть единым для всего монокристалла (обозначен горизонтальной пунктирной линией на рис.11), то происходит искривление энергетических зон так, как показано на рис.11 внизу (сопоставьте с рис.7 Приложения).

В результате рекомбинационных процессов, области объемных некомпен- Рис.11.P-n переход в равновесном

сированных зарядов – ионов примеси имеют чрезвычайно состоянии

низкую проводимость из-за низкой концентрации в них носителей тока.

По этой причине их называют обедненными или высокоомными областями.

Если обозначить ширину p - и n - областей как l _p и l _n соответственно, то общая ширина обедненной области составит l= l _p +l _{n .} Поскольку проводимость ее чрезвычайно мала, подвижные носители в пределах обедненной области на рис.11 не показаны. Обозначены лишь (кружками) ионы примеси. Участки кристалла, расположенные за пределами обедненной области, имеют высокую проводимость и в целом электрически нейтральны, поэтому на рисунке заряды в этих областях никак не обозначены.

Обедненный слой шириной l в целом также электрически нейтрален: отрицательный заряд в p -области Q ^- = eN_аl_рS равен положительному заряду в n-области Q ⁺ = eN_дl_nS (N_а,.N_д – концентрации ионов акцепторов и доноров соответственно, S – площадь перехода). Из условия непрерывности на границе раздела (Q ^- = Q⁺) следует l _n/l _p=N_а/N_{д .} Если концентрация примеси в n - и p - областях одинакова, то N_а = N_д и l_p = l_{n .} Такой переход называют симметричным. Однако, на практике чаще всего используют несимметричные переходы. У несимметричных переходов концентрации примеси в p - и n -областях отличаются на несколько порядков. Если, к примеру, N_д ›› N_а, то l_p ›› L_n и l_p ≈ l, как это имеет место на рис.11, т.е. обедненный слой в основном сосредоточен в области с меньшей концентрацией примеси. Эту область называют базой, а область с большей концентрацией примеси – эмиттером.

На рис.11 схематически изображен кристалл примесного полупроводника с созданным в нем несимметричным переходом, причем, роль эмиттера играет n -область. Показан (сверху вниз) график изменения концентрации носителей и напряженности ٤ _к внутреннего электрического поля в переходе как функции x – n(x), p(x) и ٤ _к (x), а также потенциальные диаграммы для зоны проводимости и валентной зоны. Переход находится в равновесном состоянии, в обедненной области действует внутреннее поле, обусловленное контактной разностью потенциалов, а результирующий ток через переход равен нулю, т.к. ток диффузии равен току дрейфа, и оба тока имеют противоположное направление.

Если на n -область кристалла направить поток излучения с энергией квантов не меньшей энергии ионизации доноров, то поглощение фотона приведет к появлению неравновесной электронно-дырочной пары носителей. Возникший градиент концентрации заставит неравновесные (избыточные) носители диффундировать в область с меньшей их концентрацией, в том числе и в направлении к p-n переходу. При этом часть носителей может рекомбинировать, что, конечно же, нежелательно. Попадая в поле перехода, неравновесные фотоносители начнут дрейфовать в соответствии с направлением поля: дырки по полю, электроны против поля, т.е. произойдет процесс их разделения. В результате, в n -области будут накапливаться электроны, а в p - области – дырки. Поскольку их заряды по знаку противоположны зарядам некомпенсированных ионов примеси в приграничной области, то произойдет уменьшение потенциального барьера перехода на величину, называемую фотоЭДС – E_ф. Величина фотоЭДС не может быть больше контактной разности потенциалов, поскольку при этом эффект разделения неравновесных носителей в переходе исчезает. Её полярность – «плюс» на аноде (дырки накапливаются в p -области, с которой соединен вывод анода), «минус» на катоде (электроны накапливаются в n -области, с которой соединён вывод катода). Следовательно, потенциальная диаграмма на рис.11 изменится так, как если бы на фотодиод было бы подано прямое напряжение величиной E_ф. На самом же деле диод находится в режиме холостого хода, т.е. к его выводам ничего не подключено, и результирующий ток перехода I равен нулю, хотя составляющие этого тока отличны от нуля. В частности, понижение потенциального барьера приводит к появлению неравновесной составляющей тока диффузии (тока основных носителей) I_диф, теплового тока (тока неосновных носителей) I_{0 ­} и, наконец, фототока I_ф, который, учитывая его дрейфовый характер, совпадает по направлению с направлением теплового тока. С учетом направления этих составляющих, результирующая величина тока перехода составит:

(27)

В идеализированном переходе [2,3] ток диффузии и тепловой токи связаны следующей зависимостью:

(28)

где – напряжение холостого хода, оно же – фотоЭДС E_ф, - температурный потенциал. Учитывая (27),найдем величину составляющей полного тока перехода, обусловленную процессом поглощения фотонов, в режиме холостого хода:

(29)

Преобразуя (29) и логарифмируя, найдём выражение для напряжения холостого хода:

(30)

Надо полагать, что максимальное значение фототока – I_кз­ будет иметь место в режиме «короткого замыкания» выводов фотодиода. В этом случае все неравновесные носители будут выводится из кристалла и «циркулировать» по контуру - кристалл, выводы, короткозамкнутая перемычка, кристалл. Понятно, что никакого накопления неравновесных носителей в p и n областях не будет, следовательно, потенциальный барьер перехода будет иметь максимальную высоту – такую же, как и в состоянии термодинамического равновесия при отсутствии излучения (рис.11). Поскольку в данном режиме напряжение на выводах равно нулю, то контактная разность потенциалов – U_к будет уравновешиваться падением напряжения на сопротивлении p и n областей. Величина фототока короткого замыкания составит:

, (31)

где L(l на рис.11) – ширина p - n перехода, S – его площадь, L_n, L_p – диффузионные длины электронов и дырок соответственно (расстояние, которое носители проходят в процессе диффузии за время жизни, [2,3] + Приложение), е – заряд электрона, q – скорость генерации неравновесных носителей в соответствии с (18).

Вполне понятно, что рабочим режимом фотодиода является режим работы с нагрузкой. При подключении к диоду нагрузки (R_н) по ней начнет протекать ток нагрузки – I_н. Следовательно, при том же темпе генерации неравновесных носителей (18), их концентрация в p и n областях кристалла уменьшится, что приведет к росту потенциального барьера перехода и уменьшению – относительно напряжения на выводах диода, в данном случае – напряжения нагрузки U_н (рис.12). Таким образом, ток нагрузки всегда меньше фототока короткого замыкания, т.е. I_н < I_ф =I_кз. Для данного режима работы выражение (27) преобразуется к виду:

. (32)

Поскольку при подключении нагрузки потенциальный барьер снижается на величину U_н, то величина тока диффузии:

. (33)

Подставляя (33) в (32), преобразуя и логарифмируя обе части полученного выражения, имеем:

. (34)

Полученное выражение является вольтамперной характеристикой (ВАХ) освещенного идеализированного перехода и фотодиода на его основе.

Графики ВАХ освещенного и неосвещенного фотодиодов приведены на рис.12. Режимы холостого хода и нагрузки имеют место в IV-й четверти системы координат - участок графика 1, линия нагрузки R_н. Анализ графика показывает, что, если ставится задача усиления сигнала фотодиода, то необходимо, чтобы он работал в режиме холостого хода, т.е. усилитель должен иметь максимально высокое входное сопротивление, поскольку именно оно является нагрузкой фотодиода.

Режим работы, соответствующий участку 1 IV-й четверти называют гальваническим или генераторным, а также фотовольтаическим. Достоинством этого режима является отсутствие темнового тока и необходимости в источнике питания, недостатком – невысокая чувствительность и быстродействие, хотя и существенно большее, чем у фоторезистора. Данный режим положен в основу работы так называемых солнечных батарей, представляющих собой групповое соединение большого количества фотодиодов, работающих в гальваническом режиме работы.

Для увеличения чувствительности и быстродействия на фотодиод подают обратное напряжение (не превышающее, естественно, максимально допустимой величины). Поскольку внешнее поле совпадает с внутренним полем, результирующая напряженность внутреннего поля при этом возрастает, что вызывает рост энергии разделяемых носителей. При некотором ее значении взаимодействие (столкновение) носителей с атомами полупроводника может вызвать их ионизацию, следовательно, количество избыточных носителей возрастёт. В результате при том же потоке излучения получают большее значение фототока, и, следовательно, большее значение чувствительности фотодиода. Платой за более высокую чувствительность в данном режиме является появление темнового тока, являющегося, по сути, обратным током p-n перехода I₀, протекающем в отсутствие излучения при наличии обратного напряжения. Данный режим работы называют фотодиодным, ему соответствует участок 2 III-й четверти рис.12.

Надо полагать, что наибольшее значение фототока будет иметь место при поглощении квантов непосредственно в p-n переходе (отсутствует диффузия в приконтактных областях), поскольку скорость дрейфа на порядки больше скорости диффузии, но вероятность такого исхода у обычных диодов с p-n структурой кристалла невелика, поскольку переход имеет небольшую ширину. По этой же причине не так велико и быстродействие (хотя оно также много больше, чем у фоторезисторов), т.к. поле перехода ускоряет неравновесные носители короткое время.

Более высокие быстродействие и чувствительность имеют фотодиоды с p-i-n структурой кристалла, у которых между базой и эмиттером выполнена своего рода «вставка» из собственного полупроводника. Как следствие, во-первых, повышается вероятность поглощения фотонов в поле перехода, во-вторых, увеличивается расстояние, на котором носители получают ускорение, а значит, они за меньшее время достигают омических контактов фотодиода.

Рис. 13. Структура кристалла и внутреннего поля

p-n и p-i-n фотодиодов

На рис.13. приведены структуры кристаллов p-n и p-i-n фотодиодов и графики распределения напряженности поля переходов Ԑ по координате х. Косой штриховкой указаны омические контакты диодов. Как следует из рисунка, неравновесные носители при прохождении p-i-n структуры испытывают действие поля на значительно большем по длине участке кристалла, нежели это имеет место у структуры p-n типа. Быстродействие таких диодов, оцениваемое граничной частотой, составляет единицы – десятки гигагерц, поэтому такие диоды широко применяют в системах передачи информации.

Стремление получить высокую чувствительность привело к созданию фотодиодов, у которых создается электрический пробой перехода лавинного типа. При этом диод работает на участке 3 рис.12. За счет актов лавинного размножения оптически генерированных носителей при их взаимодействии с атомами полупроводника, его фототок на несколько порядков превышает ток всех вышерассмотренных приборов. Лавинные фотодиоды (ЛФД) имеют высокое быстродействие, обусловленное высокой скоростью пролета неравновесных носителей через переход. ЛФД, в основном, применяют для регистрации излучения ближнего и дальнего инфракрасных диапазонах. Для того, чтобы лавинный пробой не перешел в тепловой, необходима стабилизация напряжения источника питания и охлаждение кристалла до температуры порядка десятков Кельвин.

Фотодиоды имеют следующие параметры и характеристики. Длина волны, соответствующая максимуму спектральной чувствительности и область спектральной чувствительности, находимые по спектральной характеристике, темновой ток I_Т, рабочее напряжение U_Р (либо допустимое обратное постоянное напряжение), угол диаграммы направленности (плоский угол ввода излучения в фотодиод, при котором чувствительность фотодиода составляет не менее половины от её максимального значения), время нарастания и спада фотоответа (либо постоянная времени), интервал рабочих температур.

Схема включения фотодиода аналогична таковой фоторезистора (рис.8в), условное обозначения фотодиода получим, если в окружность вместо обозначения резистора впишем условное обозначение выпрямительного диода, смещённого в обратном направлении.

Поиск по сайту: