P-i-n-ФОТОДИОДЫ
p-i-n-ФОТОДИОДЫ
В фотодиоде необходимо совместить область поглощения света с обедненным слоем, чтобы одновременно удовлетворить требованиям быстродействия и высокого квантового выхода. Это реализуется в фотодиодах с p-i-n-структурой, которые являются наиболее распространенным типом фотодетекторов.
Структура и принцип действия p-i-n-фотодиода пояснены на рис. 11.15. Он состоит из низкоомной п+-подложки, слабо легированного (собственного) i-слоя и тонкого низкоомного p+-слоя толщиной до 0,3 мкм, через которые производится освещение. Низкоомные n+- и р+-области выполняют роль контактов (а). Наличие центрального высокоомного i-слоя приводит к увеличению ширины слоя объемного заряда (б) по сравнению с обычным p-n-переходом. Его толщина di, подбирается так, чтобы поглощение света происходило в этом i-слое (в), совпадающем со слоем объемного заряда. При приложении обратного смещения U обедненный слой распространяется на всю i-область. Это приводит к уменьшению емкости перехода, повышению чувствительности и быстродействия. Падающий свет, затухая по экспоненциальному закону с постоянной, определяемой показателем поглощения кш для данной длины волны, вызывает генерацию носителей заряда преимущественно в i-слое. Фотогенерированные носители ускоряются электрическим полем до скорости насыщения дрейфа (~ 105 м/с), поскольку напряженность электрического поля в обедненном слое обычно превышает 1 кВ/см. Эта скорость дрейфа примерно на три порядка превышает скорость диффузии. Поэтому p-i-n фотодиод конструктивно выполняется так, чтобы мак-
симально уменьшить долю поглощенного света вне i-слоя. С этой целью переход формируется у самой поверхности кристалла (как это реализуется в кремниевых фотодиодах), или используется эффект широкозонного окна (как в p-i-п-гетерофотодиодах).
В стационарном режиме плотность полного фототока, протекающего через обратносмещенный p-i-n-переход, можно разбить на две части:
где Jдр — плотность дрейфового тока, обусловленного генерацией носителей в i-слое толщиной d, а Jдифф — плотность диффузионного тока, обусловленного генерацией носителей в объеме полупроводника за пределами обедненного слоя и их последующей диффузией к области объемного заряда. Будем считать толщину приповерхностного слоя p+-типа существенно меньше
1/ kw Током термической генерации можно пренебречь. Тогда в соответствии с рис. 11.15, в скорость генерации электронно-дырочных naр:
где Go определяется потоком падающих фотонов Фw=Iw/hw, коэффициентом оптического отражения Rw и площадью окна А как:
При этих условиях дрейфовый ток:
Плотность диффузионного тока Jдифф определяется через концентрацию неосновных носителей (в нашем случае — дырки в n-области) и их коэффициент диффузии Dp как
В свою очередь концентрация неосновных носителей (дырок) находится из одномерного диффузионного уравнения, которое в нашем случае имеет вид:
Здесь tр — время жизни неравновесных носителей, а рn0 — равновесная концентрация дырок. Решая это уравнение с граничными условиями pn=pn0 при z®¥ и pn=0 при z=d, подставляя это решение в находим
где Lp=(Dptp )1/2— диффузионная длина.
Полная плотность фототока получается как
Обычно второе слагаемое, содержащее pn, значительно меньше первого и полный фототок Jф пропорционален потоку фотонов Фw. Получаем выражение для квантовой эффективности
Для достижения высокой эффективности фотодиода необходимо выполнить kwd>>1. Однако при увеличении d будет расти время пролета носителей, которое равно времени их дрейфа через
i-область. Это приведет к уменьшению быстродействия диода. При высокочастотной модуляции интенсивности света появится разность фаз между потоком фотонов и фототоком. Разумный компромисс между быстродействием и квантовой эффективностью достигается при значении ширины области поглощения dt от 1/кw до 2/кw. В кремниевых p-i-n фотодиодах, предназначенных для приема излучения арсенид-галлиевого лазера (l= 0,85...0,92 мкм), это соответствует толщине обедненного слоя d=20...50 мкм. Те же диоды, предназначенные для приема излучения твердотельных неодимовых лазеров (l=1,06 мхм), должны иметь толщину i-слоя d= 500 мкм.
Предельная рабочая частота, ограниченная временем дрейфа носителей через i-область и соответствующая уменьшению фототока на 3 дБ по сравнению со стационарным значением, примерно равна:
где vs — скорость насыщенного дрейфа.
Наибольшее распространение в оптической электронике получили p-i- n фотодиоды, изготовленные на основе высокоомного кремния n-типа. Типичная конструкция кремниевого p-i-n-фотoдиода приведена на рис. 11.16, а. Отметим, что эти диоды просты по своей структуре, обладают хорошей линейностью в широком динамическом диапазоне от десятков пиковатт до десятков милливатт. Они просты в эксплуатации и дешевы. Их спектр фоточувствительности хорошо согласуется со спектром излучения GaAs-лазеров. Все это, вместе взятое, определило широкое использование p-i-n-фотодиодов в оптической электронике для детектирования оптических сигналов, модулированных частотами до гигагерцового диапазона.
Естественно, что для реализации возможностей фотодиода как фотоприемника слабых оптических сигналов его электрические параметры должны быть согласованы с параметрами схемы, обеспечивающей дальнейшее усиление и регистрацию сигнала. Освещаемый фотодиод эквивалентен генератору тока. В простейшей схеме включения, изображенной на рис. 11.16, б, с нагрузочного сопротивления Rн снимается напряжение, пропорциональное фототоку, которое подается на усилитель напряжения. Отношение сигнала к шумовому току на входе будет тем больше, чем больше сопротивление Rн. В сочетании с полевым транзистором такая схема позволяет регистрировать световые мощности на уровне десягков пиковатт. Напомним, что при больших Rн, инерционность приемного тракта может быть ограничена постоянной времени RC.
Вместо обычного усилителя напряжения может быть выбран стандартный операционный усилитель с большим коэффициен-
