3.3. Фотоэффект в p-n переходе

Принцип действия большинства полупроводниковых фотоприемников с p-n переходом основан на пространственном разделении неравновесных электронов и дырок потенциальным барьером неоднородной полупроводниковой структуры. При образовании контакта по разные стороны перехода от полупроводника n-типа к полупроводнику p-типа возникает обедненный слой с недостатком свободных носителей. Состояние равновесия поддерживается электрическим полем Е, благодаря которому между двумя типами полупроводников устанавливается потенциальный барьер.

При освещении неоднородной полупроводниковой структуры фотонами с энергией hE_g происходит генерация электронно-дырочных пар. Поведение неравновесных носителей зависит от того, где они возникают, т.е. в каком месте структуры поглощается излучение. Для каждой области важным является поведение неосновных носителей, поскольку именно их плотность может изменяться при засветке в широких пределах. Плотность основных носителей с обеих сторон границы раздела полупроводников остается неизменной.

Если излучение поглощается в p-области, то электроны, находящиеся от p-n перехода на расстоянии меньшем длины диффузии L_n, смогут достигнуть его. Потенциальный барьер способствует переходу электронов в n-область. Аналогично, если излучение поглощается в n-полупроводнике, то через переход в p-область перебрасываются только дырки. Если же пары генерируются в области объемного заряда, то после перехода носители заряда расходятся таким образом, что они оказываются в той области структуры с p-n переходом, где они оказываются основными. Таким образом, сам p-n переход оказывается областью стока неосновных носителей заряда на пути их переноса в область, где они являются основными.

Результатом пространственного разделения неравновесных носителей заряда является уменьшение потенциального барьера перехода на величину смещения уровней Ферми в объеме полупроводниковой структуры на eU.

Разность потенциалов U, возникающая на контактах диода, зависит от сопротивления внешней цепи и достигает максимума при ее разрыве (режим холостого хода).

На рис. 3.5 представлена энергетическая схема и токи при термодинамическом равновесии (а) и при освещении (б, в).

Рис. 3.5. Энергетическая диаграмма и токи в p-n переходе при термодинамическом равновесии и освещении

В термодинамическом равновесии уровень Ферми во всей системе постоянен и существует потенциальный барьер e_к. Токи в этом случае (а) обусловлены свободными носителями за счет термического возбуждения. Суммарный ток равен нулю. Условие равновесия с учетом равенства нулю каждой пары токов электронов и дырок запишется в виде: -j_n⁽ⁿ⁾ +j_n^(p) – j_p^(p) +j_p⁽ⁿ⁾ = 0.

Уравнение учитывает направления токов в прямом и обратном направлениях при термодинамическом равновесии.

Потоки неосновных носителей из p и n областей являются электронной и дырочной составляющих тока насыщения в вольт-амперной характеристике диода с тонким p-n переходом.

J_s = j_ns + j_ps = . (3.25)

Созданные под действием света электронно-дырочные пары разделяются в поле p-n перехода и движутся электроны в «n», а дырки в «p» - области. Перешедшие p-n переход неравновесные носители создадут добавочную плотность тока j_f (рис. 3.5в). В результате в p-области уменьшается отрицательный объемный заряд p-n перехода, а в n-области уменьшается, соответственно, положительный объемный заряд. Разделение зарядов приводит к возникновению разности потенциалов U и понижению барьера на величину eU.

Возникшая в p-n переходе, фото-ЭДС носит название вентильной. Освещенный p-n переход действует как фотоэлемент.

Уравнение тока, текущего через p-n переход при освещении записывается: j = j_f – j_n⁽ⁿ⁾ +j_n^(p) – j_p^(p) +j_p⁽ⁿ⁾.

Токи неосновных носителей заряда при освещении равны своим значениям при равновесии p-n перехода.

j_n^(p) = j_ns; j_p⁽ⁿ⁾ = j_ps. (3.26)

Плотность тока основных носителей в результате понижения барьера увеличится:

j_n⁽ⁿ⁾ = j_nsехр(^eU/_kT), (3.27)

j_p^(p) = j_psехр(^eU/_kT). (3.28)

Суммарный полный ток будет

j = j_f – j_ns(ехр(^eU/_kT) – 1) - j_ps(ехр(^eU/_kT) – 1) (3.29)

или j_f– j =j_s(ехр(^eU/_kT) – 1),

откуда U= . (3.30)

Последнее уравнение является уравнением фотодиода для любого режима.

Вентильная фото-ЭДС определяется на зажимах разомкнутой цепи, когда j = 0 и равна - U = .

С учетом интенсивности света j_f = e ^I_h

U_вент = , (3.31)

где  - квантовый выход, I - интенсивность света,  доля непрорекомбинировавших пар носителей заряда, пришедших к p-n переходу.

При большом уровне освещения ^j_f_js >> 1, U_вент = .

При малом уровне возбуждения, слабой освещенности ^j_f_js<< 1, раскладывая «ехр» в ряд, получаем U_вент = ,

т.е. при малом уровне возбуждения вентильная фото-ЭДС пропорциональна интенсивности света.

Так как падающее излучение должно достигать обедненного слоя, проходя через освещенный полупроводниковый слой без заметного ослабления, то пластина освещаемого полупроводника должна быть очень тонкой, порядка 10³Å , а обедненный слой толстым, для максимального поглощения излучения. В связи с этим в качестве фотодиодов широко распространены p-i-n-диоды. i-слой с малой собственной проводимостью между n- и p-слоями.

В качестве материалов фотодиодов в видимой и ближней инфракрасной (ИК) области применяют кремний и германий, а для ИК области – GaAs, InAs, InSb, HgCdTe.