Фотодиоды

Принципдействия. Фотодиод — это фотоприем­ник, принцип действия которого основан на фотогальваническом эффекте и фоточувствительный элемент которого содержит структуру полупроводникового диода. Упрощен­ная структура фотодиода изображена на рис. 2.7.

ф

Рис. 2.7. Структура фотодиода при воздействии излучения

Пусть излучение воз­действует в направлении, перпендикулярном пло­скости р-п перехода. В ре­зультате поглощения фотонов с энергией большей, чем ширина запрещенной зоны, в п-базе на глубине примерно χо от поверхно­сти полупроводника воз­никают электронно-ды­рочные пары (фотоноси­тели) .

Фотоносители диффундируют вглубь n-области. Шири­на п-области w такова, что основная доля созданных излу­чением фотоносителей не успевает рекомбинировать в п- области и доходит до границы: р-п перехода {х=w). Элек­троны и дырки разделяются электрическим полем р-п перехода Е₀. При этом дырки переходят в р-область, а электроны не могут преодолеть поле перехода Е₀ и скапли­ваются у границы р-п перехода в п-области (рис. 2.7), Таким образом, ток фотоносителей через р-п переход обусловлен дрейфом неосновных носителей — дырок.

Рис. 2.8. Внутренний фотоэффект в р-п переходе:

а—р-ппереход в равновесном состоянии;б—р-ппереход при воздействии из­лучения

Качество фотодиода определяется прежде всего эф­фективностью управления фототоком с помощью излуче­ния.

Именно оптическое управление током фотодиода определяет особенности его режимов работы. Сравним с этих позиций принцип действия обычного (выпрямитель­ного) диода и фотодиода.

В равновесном состоянии, когда поток излучения отсутствует (Ф = 0), зонные диаграммы диода и фотодиода полностью совпадают. При этом уровень Ферми одинаков для обеих областей и диффузионная составляющая тока через р-п переход — тока основных носителей — равна дрейфовой составляющей тока неосновных носителей (рис. 2.8,а). В обычном диоде равновесие в структуре нарушается при приложении к р-п переходу прямого на­пряжения (плюс к р-области, минус к n-области) — внут­ренний потенциальный барьер снижается. Равновесие в потоках носителей через переход нарушается в пользу диффузной составляющей тока, которая при достаточ­но большом прямом напряжении определяет значение тока через р-п переход. Дрейфовая составляющая тока через p- п переход в выпрямительном диоде является фактически паразитной и должна быть минимально возможной.

В фотодиоде р-п переход разделяет созданные излучением фотоносители (рис. 2.8,6). Это приводит к снижению внутреннего потенциального барьера в фотодиоде (анало­гично приложению прямого напряжения в обычном дио­де) ; уровни Ферми в структуре по обе стороны от р-п перехода уже не совпадают, а смещаются один относи­тельно другого. Важно подчеркнуть, что в фотодиоде равновесие под действием излучения нарушается в «поль­зу» дрейфовой составляющей тока через р-п переход, т. е. для эффек­тивного управления током с по­мощью излучения диффузионную составляющую в фотодиоде необхо­димо подавлять. В фотодиоде она— паразитная составляющая тока че­рез р-п переход.

Рис. 2.9. Возникновение фото-ЭДС в приповерх­ностном слое полупро­водника

Дрейфовый поток фотоносителей называется фототоком — I_ф. Фотоносители-дырки заряжают р-об­ласть положительно относительнo n-области, а фотоно­сители-электроны n-область отрицательно по отношению к р-области. Возникшая таким образом разность потенциа­лов — называемая фото-ЭДС Еф — снижает внутренний по­тенциальный барьер до значения ΔЕ (рис. 2.7, 2.8,6).

Накопление фотоносителей в соответствующих обла­стях имеет ограничение: одновременно с накоплением ды­рок в р-области и электронов в n-области происходит по­нижение потенциального бапьера Ео на значение возник­шей фото-ЭДС Еф. Очевидно, что Еф должно быть меньше Е₀, так как разделение фотоносителей возможно только при наличии потенциального барьера. Уменьшение высоты потенциального барьера и соответственно напряженности электрического поля в р-п переходе ухудшает «раздели­тельные свойства» р-п перехода.

Кроме составляющей фото-ЭДС, которая возникает из-за разделения носителей заряда полем р-п перехода или другого потенциального барьера и которая является основной, могут быть и другие составляющие. Одна из них — составляющая, которая называется фото-ЭДС Дембера. В поверхностном слое освещаемого полупроводника возникают фотоносители — дополнительные дырки и элек­троны (рис. 2.9). Коэффициент диффузии электронов боль­ше коэффициента диффузии дырок. Поэтому при диффу­зии из места генерации фотоносителей электроны опере­жают дырки, происходит некоторое разделение зарядов — поверхность полупроводника приобретает положительный заряд по отношению к объему. Возникает дополнительная составляющая фото-ЭДС. Кроме того, при наличии на по­верхности ловушек захвата носителей одного знака (толь­ко дырок или только электронов) возникает составляющая фото-ЭДС как итог диффузии в глубь полупроводника но­сителей заряда другого знака.

Режимы работы. Для обеспечения высокой чув­ствительности к излучению необходимо, чтобы в фотодио­де диффузионная составляющая тока была минималь­ной. Поэтому фотодиод работает или вообще без внешне­го напряжения (фотогальванический режим), или при об­ратном внешнем напряжении (фотодиодный режим),

Фотогальванический режим характеризуется отсутстви­ем источника внешнего напряжения в цепи фотодиода, т. е. фотодиод работает генератором фото- ЭДС. При этом выражение для тока фотодиода Iф_Д мож­но получить из схемы замещения фотодиода в фотогальваническом режиме (рис. 2.10,6):

U/φt

I _фд=U/R=I _ф-I_pn= I _ф( Ф ) - I_o(e - 1 ), (2.10)

где I ф — ток фотоносителей (фототок); R — сопротивление нагрузки; I_рп — ток р-п перехода; U — напряжение на диоде; Iо — тепловой ток р-п перехода; φ_т — температур

U/φt

Пы потенциал; I_o(e — 1) —уравнение вольт-амперной характеристики р-п перехода.

При разомкнутой внешней цепи (R — ∞) из схемы за­мещения имеем Iф=Iр_п. Тогда из выражения (2.10) легко получить напряжение на переходе при холостом ходе, ко­торое равно фото-ЭДС:

u_х= φ_т lп(1+I_ф/I_о). (2.11)

При коротком замыкании в нагрузке (R = 0) напряже­ние на фотодиоде U = 0, а ток фотодиода I_к=I_ф, т. е. создан потоком фотоносителей.

и фотодиодном режиме работы последовательно с фо­тодиодом включается источник обратного напряжения E_обр (рис. 2.11).

В этом режиме потенциальный барьер возрастает и ток через переход 1_рп будет определяться током Iо, который протекает в отсутствие излучения. Ток фотодиода при этом

I Фд = Iф— Ipn = Iф— I_o ≈ I_ф (2.12)

Рис.2.11. Фотодиод в фотодиодном режиме

Рис. 2.12. Семейство вольт-амперных характеристик фотодиода

Вольт-амперная характеристика. В общем случае (при любой полярности V) ток фотодиода описывается выражением (2.10). Это выражение представляет собой зависимость тока фотодиода I_фД от напряжения на фото­диоде Uпри разных значениях потока излучения Ф, т. е. является уравнением семей­ства вольт-амперных характе­ристик фотодиода. Графики вольт-амперных характеристик приведены на рис. 2.12.

Семейство вольт-амперных характеристик фотодиода расположено в квадрантах I, III и IV. Квадрант I — это не рабочая область для фотодиода: в этом квадранте к р-п переходу прикладывается прямое напряжение и диф­фузионная составляющая тока полностью подавляет фо­тоток (Iрп»Iф). Фотоуправление током через диод стано­вится невозможным.

Квадрант III — это фотодиодная область работы фото­диода. К р-п переходу прикладывается обратное напряже­ние. Следует подчеркнуть, что в рабочем диапазоне об­ратных напряжений фототок практически не зависит от об­ратного напряжения и сопротивления нагрузки. Вольт- амперная характеристика нагрузочного резистора R пред­ставляет собой прямую линию, уравнение которой имеет вид

Е_обр—I_ф R=U, (2.13)

где Е_обр — напряжение источника обратного напряжения; U — обратное напряжение на фотодиоде; I_ф — фототок (ток нагрузки).

Фотодиод и нагрузочный резистор соединены последо­вательно, т. е. через них протекает один и тот же ток I_ф.

Рис. 2.13. Вольт-амперные характе­ристики фотодиода

в фотогальвани- ческом режиме

Этот ток I_ф можно определить по точке пересечения вольт-амперных характеристик фотодиода и нагру­зочного резистора (рис. 2.12, квадрант III). Таким образом, в фотодиодном режиме при заданном потоке излучения фотодиод является источником тока I_ф по отношению к внешней цепи. Значе­ние токa I_ф от параметров внешней цепи (Е_0бР, R) практически не зависит.

Квадрант IV семейства вольт-амперных характеристик

фотодиода соответствует фотогальваническому режиму работы фотодиода. Точки пересечения вольт-амперных характеристик с осью напряжении соответствуют значениям фото-ЭДС или напрежениям холостого хода (R = ∞) при разных потках Ф. У кремниевых фотодиодов значение фото ЭДС 0,5- 0,55 В. Точки пересечения вольт-амперных характеристик с осью токов соответствуют значениям токов короткого замыкания (R = 0). Промежуточные значения сопротивления нагрузки определяются линиями на­грузки, которые для разных значений R выходят из нача­ла координат, под разным углом. При заданном значении тока по вольт-амперным характеристикам фотодиода можно выбрать оптимальный режим работы фотодиода в фотогальваническом режиме. Под оптимальным режимом в данном случае понимают выбор такого сопротивления нагрузки, при котором в R будет передаваться наиболь­шая электрическая мощность.

Оптимальному режиму соответствует для потока Ф1 линия нагрузки R₁ (площадь заштрихованного прямоуголь­ника с вершиной в точке А, где пересекаются линии Ф₁ п R₁, будет наибольшей — рис. 2.13). Для кремниевых фо­тодиодов при оптимальной нагрузке напряжение на фо­тодиоде (нагрузке) U=0,35…0,4 В.

Энергетическая характеристика.Рассмотрим связь тока I_ф с потоком Ф, падающим на поверхность фо­тодиода (энергетическую характеристику).

Поток излучения Ф — мощность излучения, приходя­щаяся на всю поверхность n-области полупроводника. По­этому число фотонов, приходящих в единицу времени на всю поверхность, равно Ф/hу. Очевидно, что I_ф пропорционален числу фотонов, поглощаемых в полупроводнике в единицу времени, т. е.

I_ф = qηγ_б Ф/hν , (2.14)

где η — внутренний квантовый выход, т. е. число элек­тронно-дырочных пар, образуемых одним фотоном; γ_б — коэффициент переноса, учитывающий долю непрорекомбинировавших носителей заряда от общего количества но­сителей, возникающих под действием излучения.

В фотодиодном режиме энергетическая характеристика описывается выражением (2.14) и в рабочем диапазоне значений потоков излучения линейна.

фотодиодный режим

Рис. 2.14. Световые ха­рактеристики фотодио­да в фотогальваниче­ском

и фотодиодном ре­жимах

Это говорит о том, что практически все фотоносители доходят до р-п перехода и прини­мают участие в образовании фото­тока. Во всяком случае потери не­основных носителей на рекомбина­цию не зависят от потока излуче­ния, так как исходный материал содержит малое количество приме­сей, могущих выполнять роль рекомбинационных центров.

В фотогальваническом режиме энергетические характеристики представляются зависимостями ли­бо тока короткого замыкания I_к, либо фото-ЭДС Е_ф = U_ф от потока излучения. При больших потоках Ф закон изменения этих зависимостей существенно отклоняется от линейного (рис. 2.14). Для функции I_к=f(Ф) появление нелиней­ности связано прежде всего с ростом .падения напряжения на объемном сопротивлении базы полупроводника r_б (см. рис. 2.10,6). Снижение фото-ЭДС объясняется уменьше­нием высоты потенциального барьера при накоплении из­быточного заряда электронов в n-области и дырок в р- области; как следствие этого процесса поле р-п перехода хуже разделяет фотоносители и рост фото-ЭДС при уве­личении потока излучения замедляется.

Спектральная характеристика.

Из выражения (2.14), воспользовавшись известным соотношением ν= со/λ, можно получить зависимость чувствительности Sф от длины волны λ, т. е. спектральную характеристику

S_ф = I_ф /Ф = qηγ_бλ/hco, (2.15)

где со — скорость света.

Отсюда следует, что спектральная характеристика, во-первых, линейна, во-вторых, проходит через начало коор­динат (см. рис. 2.6). Реальная спектральная характеристи­ка изображена на рис. 2.6 пунктиром.

Снижение чувствительности в области коротких волн связано с тем, что при уменьшении длины волны энергия излучения поглощается в тонком приповерхностном слое, где скорость рекомбинации за счет ловушек значительно больше, чем в глубине материала. Таким образом, корот­коволновая граница чувствительности фотодиода зависит от толщины базы и от скорости поверхностной рекомбина­ции. Уменьшая эти параметры — толщину базы и скорость рекомбинации — можно сдвигать коротковолновую границу чувствительности фотодиода в сторону уменьшения длины волны. Спад чувствительности в области длинных воли соответствует краю собственного поглощения — длинновол­новой границе спектральной чувствительности материала.

Положение максимума на спектральной характеристике фотодиода сильно зависит от спектральной характеристики коэффициента поглощения материала фотодиода.. Если глубина поглощения χ₀ резко уменьшается с уменьшением длины волны падающего света, как, например в германии (см. рис. 2.4), то положение максимума определяется ши­риной запрещенной волны (λ max=1,55 мкм для Gе) и от толщины базы практически не зависит. Если же зависи­мость глубины поглощения хо от длины волны слабая, как, например, в кремнии, то максимум спектральной ха­рактеристики может смещаться при изменении толщины базы и скорости поверхностной рекомбинации. Так, мак­симум спекральной характеристики кремниевого фотодио­да можно изменять в диапазоне от 0,6 до 1 мкм.

Быстродействие фотодиода. Быстродействие фо­тодиода определяется, с одной стороны, процессами раз­деления носителей, возникающих при поглощении света, полем р-п перехода, с другой стороны — емкостью р-п пе­рехода Сбар. Разделение фотоносителей полем р-п перехо­да происходит после того, как соответствующий фотоно­ситель (дырка или электрон) из места возникновения (ге­нерации) продиффундирует к р-п переходу. Время проле­та носителей через р-п переход

t_пр ≈ δ /υ_тах

где δ — толщина р-п перехода;- υ_тах— максимальная ско­рость дрейфа носителей заряда.

В германии и кремнии υ_тах ≈5•10⁴ м/с. Толщина р-п перехода, которая зависит от обратного напряжения и концентрации примесей в базе, обычно меньше 5 мкм. Сле­довательно, время пролета носителей через р-п переход t _пр ≤ 0,1 нс.

Длительность перезаряда барьерной емкости фотодио­да при малом сопротивлении нагрузки определяется по­стоянной времени С_барr_б, где r_б — сопротивление базы дио­да. Постоянная времени С_барr_б для обычных фотодиодов около 1 нс.

Как показывают расчеты, быстродействие фотодиодов определяется в основном длительностью диффузии фото­носителей к р-п переходу. Учитывая этот факт, рассмот­рим переходные процессы в фотодиодном режиме.

Чтобы найти закон изменения тока нагрузки во време­ни, необходимо решить одномерное нестационарное урав­нение диффузии для дырок в n-области:

D_p ∂²(Δp)/∂х²− Δp∕τ_p= ∂(Δp)/∂t (2.16)

где Δр=р—рпо — неравновесная концентрация дырок в n-базе;

τp — время жизни дырок в п-базе; D_р — коэффи­циент диффузии дырок.

Будем считать, что в момент t=0 концентрация избы­точных дырок во всей n-области Δр = 0. При освещении л-области в тонком приповерхностном слое на расстоянии w от р-п перехода возникают неравновесные дырки. Ток, созданный этими дырками, определяется выражением (2.14). Поэтому граничное условие при х = 0 можно запи­сать в вид

∂(Δp)/∂х│_х=0=−I_ф ∕ q D_p (2.17 А )

К фотодиоду приложено обратное напряжение, поэтому второе граничное условие при х=w запишется следующим образом:

Δр │_х=w = 0. (2.176)

Решение уравнения диффузии при заданных граничных условиях имеет вид:

i_ф = I_ф( 1 – е^{−t∕ τпp} ) (2.18)

где τ_пр=w²/ (2 D_р) —время пролета неосновных носителей в п-базе.

При выключении света процесс исчезновения неоснов­ных носителей определяется уходом через р-п переход и ток спадает по закону

i_ф = I_ф е^{−t∕ τ}пp (2.19)

Диаграммы изменения фототока в фотодиодном режи­ме приведены на рис. 2.15.

Рассмотрим переходные процессы в фотогальваническом режиме и определим характер изменения

фото-ЭДС во времени при разомкнутой внешней цепи.

Пусть в момент t=0 (рис. 2.16) на фотодиод подан прямоугольный световой импульс. В п-области прибора на­чинается генерация неравновесных носителей, концентра­ция которых будет увеличиваться во времени. Соответст­венно будет увеличиваться дырочный ток через р-п пере­ход и р-область диода будет заряжаться положительно по отношению к n-области. С ростом концентрации избыточ­ных носителей будет увеличиваться скорость их рекомби­нации. При некотором значении концентрации рекомбина­ция и генерация носителей будут уравновешивать друг друга, а фото-ЭДС достигнет установившегося значения. После окончания светового импульса избыточные носители в n-области рекомбинируют, концентрация их уменьшает­ся и уменьшается ток I_ф через р-п переход. Будет умень­шаться и фото-ЭДС [см. выражение (2.11)]. Таким обра­зом, процесс изменения фото-ЭДС и фототока в фотогальваническом режиме определяется генерацией и рекомбина­цией (накоплением и рассасыванием) избыточных носи­телей, скорость которых характеризуется постоянной вре­мени жизни τ_р, т. е. нарастание фототока происходит по закону

-t/τ_p

i_ф =I _ф (1-e ) , (2.20)

а спад

-t/τ_p

i_ф =I _ф e , (2.21)

что иллюстрирует рис. 2.16.

Закон нарастания и спада фото-ЭДС можно получить из выражения (2.11) подстановкой выражений (2.20) и(2.21);

 

 

На рис. 2.16 приведены кривые, построенные по форму­лам (2.22) для разных интенсивностей освещения: видно, что с увеличением интенсивности света уменьшается время нарастания и увеличивается время спада фото-ЭДС.

Итак, в фотодиодном режиме τ_nр = w²_б/2D_р, где w_б толщина базы, D_р — коэффициент диффузии неосновных носителей, определяет время диффузии носителей от зоны их генерации до р-п перехода. Для уменьшения τ_nр нужно уменьшить w_б . Для кремния D_р = 0,01 м²/с; w_б = 10 мкм, т. е. τ_пp≈100 нс.

Дальнейшее уменьшение wб нецелесообразно, так как снижается чувствительность, а максимум чувствительности сдвигается в коротковолновую область, что затрудняет согласование фотодиода с излучателем. Кроме того, при малых w_б влияние Сбар становится значительным. Повыше­ние быстродействия фотодиода при сохранении высокой чувствительности стало возможным при переходе к более сложным полупроводниковым структурам.

 

Разновидности фотодиодов

 

Фотодиоды с р-i-пструктурой. Расширение ча­стотного диапазона фотодиода без снижения его чувстви­тельности возможно в структурах типа р-i-п (рис. 2.17).

В р-i-п структуре средняя i-область заключена между двумя областями противоположного знака электропровод­ности. При достаточно больших обратных напряжениях сильное и почти однородное электрическое поле распро­страняется на всю i-область собственной проводимости. Поскольку эта средняя область может быть сделана достаточно широкой, такая структура создает основу для по­лучения очень быстродействующего и чувствительного приемника. Свободные носители, появившиеся в промежу­точной области i за счет поглощения фотонов, быстро ускоряются электрическим полем к переходу.

 

 

Энергетиче­ская диаграмма р-i-п диода при обратном смещении пред­ставлена на рис. 2.18,

 

 

Рис. 2.17. Фотодиод с р-i-п структурой

Рис. 2.18. Энергетиче­ская диаграмма р-i-п фотодиода

с р-i-п структурой

 

где i — индекс, относящийся к соб­ственному полупроводнику;

i-область имеет удельное сопротивление в 10⁶—10⁷ раз большее, чем

сопротивление легированных областей п- и р-типов. Это обусловливает большую толщину области объемного заряда w. В резуль­тате излучение поглощается непосредственно в области пространственного заряда, в котором внешним смещением создано сильное электрическое поле. Время пролета при этом

 

t_np = w /υ• w /μE (2.23)

где Е — напряженность электрического поля; (μ — подвиж­ность носителей; υ = μE — скорость дрейфа носителей в электрическом поле.

При напряженности электрического поля примерно 2•10⁶ В/м достигается максимальная скорость дрейфа но­сителей υ= (6—8) • 10⁴ м/с.

В этом случае при w =10‾² см получим t_np =10^-9… 10^-10с. Большие w и малые w_б(рис. 2.17) обеспечивают произведение С_барr_б= 10‾¹¹… 10^—12 с. Полоса воспроизво­димых частот для этого диода ∆f ≈ 10⁹ Гц. Это быстродей­ствующие кремниевые фотодиоды.

Таким образом, повышение быстродействия р-i-п фото­диода обусловлено тем, что процесс диффузии фотоноси­телей в р-i-п структуре заменяется дрейфом в сильном электрическом поле р-п перехода.

Эффективность дрейфового процесса разделения гене­рируемых светом носителей в р-i-п структуре по сравнению с диффузионным (характерным для р-п фотодиода) видна из сравнения времени пролета через базу толщиной w:

 

t_пр (р-i-п) = w²/μ_p U_обр = 2кТ/q ≈ 0,05В _(2.24)

t_пр (р-п) w²/2D_р U_обр U_обр

 

 

так как D_p/μ_p ═ кТ/q.

Следовательно, уже начиная с U_обр=0,1…0,2 В р-i-п фотодиоды имеют преимущество в быстродействии.

Таким образом, фотодиоды с р-i-п структурой имеют следующие основные достоинства:

1. Сочетание высокой фоточувствительности (на длине волны λ≈0,9 мкм практически достигнут теоретический пре­дел фоточувствительности S_ф≈0,7 А/Вт) и высокого быст­родействия.

2. Возможность обеспечения высокой чувствительности в длинноволновой области спектра при увеличении ширины i-области.

3. Малая барьерная емкость.

4. Малые рабочие напряжения в фотодиодном режиме, что обеспечивает электрическую совместимость р-i-п фото­диодов с интегральными микросхемами.

К недостаткам р-i-п структуры следует отнести требо­вание высокой чистоты i-базы и плохую технологическую совместимость с тонкими легированными слоями интег­ральных схем.