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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。于是在低能态留下一个空位——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λ或频率ν，这是因为光子能量E只和ν有关： E=hν（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hν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能级中，而是处于能带中，一个能带有许多个能级。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hν后被激发到导带中去，于是在导带中产生一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 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π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π区的p-n结耗尽层上。由于π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π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光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的快速响应。π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π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光生空穴很少。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